авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 || 3 |

«ISSN 1563-034X Индекс 75877 Индекс 25877 ...»

-- [ Страница 2 ] --

Фрагмент рис. При построении радиальных волновых функций в каналах методом проектирования He p, 6 Li p, 6Li n и 6Be n исходные волновые функции ядер 7Li и 7Be выбирались в двухкластерных t - и -моделях соответственно [5]. Таким образом, при проектировании перестраивается трех-нуклонный кластер (ядро трития t или 3He). В работах [6-8] детально исследован вопрос о роли структурных особенностей волновых функций (ВФ) ядер t и.

Так, были использованы осцилляторные ВФ, т.е. 3-нуклонные кластеры выбирались симметричными по относительным переменным, но при этом в качестве варьируемого параметра выступает осцилляторный параметр r0 / m, который фактически определяет среднеквадратичный радиус этих систем. Если осцилляторный параметр мал, то кластер сжат, если r0 имеет большее значение, то система расширена, т.е. является диффузной.

Вариация размеров конституэнтного трех-нуклонного кластера несомненно отражается на асимптотике соответствующих радиальных функций. На рисунках 3 и 3а представлены результаты расчетов асимптотических констант в канале 6 Li p в зависимости от параметра r0 в пределах от 1, 4 до 2,2 фм. Хорошо видно, что в целом увеличение значения r0 приводит к увеличению 0. При этом наблюдается также функциональная зависимость 0 (r, r0 ), т.е. кривые 1-4 отличаются не на константу.

В табл. 3 приведены значения 0 (r, r0 ) для канала 6 Li p, соответствующие рис. 3 и 3а. Тенденция, которую мы обсудили выше, прослеживается при сравнении значений 0 по строке. Необходимо отметить, что из рис. 3а следует, что более мягкая асимптотика соответствует значениям r0 2, 0 фм и 2,2 фм.

Таблица 3. Зависимость 0 от осцилляторного параметра r Li p r, фм r0 1, 4 фм r0 1, 6 фм r0 2, 0 фм r0 2, 2 фм 0,62343 0,59705 0,48632 0, 1,42288 1,45243 1,32099 1, 1,84097 2,07404 2,1825 2, 1,6101 2,07892 2,63008 2, 1,05351 1,60032 2,5412 2, 0,56267 1,00385 2,07559 2, 0,26691 0,54063 1,47374 2, 0,12004 0,26302 0,92562 1, 4 C 2 4 5 6 7 8 r, фм Рис. 4 Зависимость асимптотической константы 0 в канале 6 He p для различных вариантов параметризации ВФ свободного ядра трития [8] В работах [6,8] приводится также другой вариант описания трехнуклонных виртуальных кластеров: используя данные по упругому рассеянию на ядре 3Н были подобраны параметры соответствующих радиальных ВФ, которые наиболее оптимально воспроизводят экспериментальный формфактор.

Таблица 4. Зависимость 0 от параметризации тритиевого кластера Следует отметить, что в таком He p r, подходе размеры тритиевого кластера фм №1 №2 №3 № 3,5 2,49079 2,47066 2,60112 2,47164 фиксированы и соответствуют среднеквадратичным размерам свободного 3,6 2,59006 2,56853 2,71847 2, ядра 3Н, которые соответствуют значениям 3,7 2,68352 2,66077 2,83069 2, осцилляторного параметра r0 1, 2 1, 4 фм.

3,8 2,77085 2,74708 2,93731 2, В то же время варианты 3,9 2,8518 2,82725 3,03796 2, параметризации, обозначенные в табл. 4 и 4 2,92616 2,9011 3,13232 2, 4,1 2,99384 2,96855 3,22021 2,96994 рис. 4 как №1-4, отличаются качественно 4,2 3,05478 3,02953 3,30148 3,03092 тем, что в отличие от осцилляторной 3,08541 модели кластер Н деформирован по 4,3 3,109 3,08405 3, 4,4 3,15656 3,13216 3,44406 3,13347 относительным переменным между 4,5 3,19759 3,17394 3,50546 3,17518 нейтрон-протонной парой rnp и дейтрон 4,6 3,23225 3,20952 3,56042 3,21068 нуклонной координатой rdN. Таким 4,7 3,26074 3,23905 3,60911 3,24013 образом, возникает дополнительная 4,8 3,28331 3,26272 3,65175 3,26374 возможность исследовать вопрос о 4,9 3,30023 3,28077 3,68856 3,28173 параметрах виртуальных кластеров в поле 3,31178 3,29343 3,71982 3,29436 компактного сильно связанного частичного остова и попытаться 5,1 3,31826 3,30098 3,74578 3, 5,2 3,31999 3,30371 3,76673 3,30464 предложить экспериментальную проверку 5,3 3,31728 3,30193 3,78293 3,30289 гипотезы о деформации кластеров в 5,4 3,31045 3,29597 3,79466 3,29697 связанном состоянии.

В таком контексте были 5,5 3,29982 3,28617 3,80218 3, исследованы ранее спектроскопические 5,6 3,28568 3,27286 3,80573 3, характеристики каналов виртуального 5,7 3,26832 3,25638 3,80556 3, 5,8 3,24801 3,23706 3,80187 3,23802 распада He p, Li p, Li n и Be n, 6 6 6 5,9 3,22501 3,21523 3,79487 3,21606 а также их динамические характеристики 3,78473 3,19182 на примере процессов фоторасщепления и 6 3,19955 3, 2,84692 2,88192 3,53743 2,87672 радиационного захвата [3,6]. Однако, 2,37827 2,52362 3,06905 2,51522 сравнение с имеющимися экспериментальными данными по этим процессам пока не позволяют сделать однозначный выбор в пользу того или иного (сжатие или растяжение) характера деформации виртуального кластера.

Итак, рис. 4 и соответствующая ему табл. 4 иллюстрируют зависимость асимптотической константы 0 в канале 6 He p в случае использования различных вариантов параметризации ВФ свободного трития. Сравнение с данными табл. (осцилляторная модель) показывает, что абсолютные значения 0 несколько отличаются от данных табл. 4. В этой связи актуально обсудить имеющиеся экспериментальные данные и результаты теоретических расчетов асимптотических констант в бинарных кластерных моделях – в настоящее время таких данных очень мало.

В работе [5] приводятся следующие значения по асимптотическим константам:

C6 Li p =1,6 0,1;

C6теор = 2,1 ± 0,1 и C6экспn 2 3. Для общности приведем данные по каналу теор Li n Li Li{ t} t : Ct 3,9. Сравнительный анализ численных данных табл. 2-4 показывает, теор что построенные в МКД радиальные функции в однонуклонных каналах в целом не превышают размеры 7 Li{ t} -системы. Заметим также, что согласно расчетам [5] C6теор C6теор, в то время как в настоящем пюодходе наблюдается обратное соотношение для Li p Li n этих каналов. Таким образом, представляется актуальным дальнейшее экспериментальное исследование асимптотических констант в однонуклонных каналах для ядер 7Li и 7Be.

Литература 1. Афанасьева Н.В., Буркова Н.А., Жаксыбекова К.А., Кабытаев Ч.З. Асимптотика мультикластерных волновых функций в бинарных сильно связанных каналах. 1. Элементы формализма // Вестник КазНУ. Сер. физ. 2008. № 2(26). С. 83-86.

2. Буркова Н.А., Жаксыбекова К.А., Жусупов М.А. Потенциальная теория кластерного фоторасщепления легких ядер // ЭЧАЯ. 2005. Т. 36, вып. 4. С. 801-868.

3. Burkova N.A., Zhaksybekova K.A., Zhusupov M.A. One-nucleon spectroscopy of light nuclei // Phys. of Part. and Nucl. 2009. Vol. 40, No. 2. P. 162-205.

4. Arfken G. Mathematical methods for Physicists. – NY and London: Academic press, 1967.

655 p.

5. Дубовиченко С.Б. Свойства легких атомных ядер в потенциальной кластерной модели. – Алматы: Данекер, 2004. 247 с.

6. Буркова Н.А., Жаксыбекова К.А Спектроскопия каналов 7 Li 6 Li n и Be 6 Li p в кластерных моделях // Вестник КазНУ. Сер. физ. 2006. № 2(22). С. 14-17.

7. Burkova N.A., Zhaksybekova K.A., Zhusupov M.A., Afanas’eva N.V. Review on the one nucleon A A 1 N fragmentation of nuclei with A 7 // Вестник КазНУ. Сер. физ. 2007. № 1(23). С. 178-180.

8. Жаксыбекова К.А Сравнительный анализ изобар-аналоговых и конфигураций в t модели ядра 7Li // Вестник КазНУ. Сер. физ. 2005. № 1(19). С. 158-164.

БИНАРЛЫ КШТІ БАЙЛАНЫСАН КАНАЛДАРДАЫ МУЛЬТИКЛАСТЕРЛІ ТОЛЫНДЫ ФУНКЦИЯЛАРДЫ АСИМПТОТИКАСЫ. 2. ЕСЕПТЕУ НТИЖЕЛЕРІ Н.В. Афанасьева, Н.А. Буркова, К.А. Жасыбекова, Ч.З. абытаев He p, Li p, Li n, Be n бинарлы изобар-аналогты кластерлік каналдардаы 6 6 6 радиалды толынды функцияларды асимптотикалы тратыларын есептеу нтижелері крсетілген.

ASYMPTOTICS OF THE MULTICLUSTER WAVE FUNCTIONS IN THE BINAR STRONG BIND CHANNELS. 2. RESULTS OF CACULATIONS N.V. Afanas’eva, N.A. Burkova, К.А. Zhaksybekova, Ch.Z. Kabytaev The results of calculation for the asymptotic constants of the radial wave functions in the binary isobar-analogous 6 He p, 6 Li p, 6Li n, 6Be n cluster channels are present.

ТРЕКООБРАЗОВАНИЕ ПРИ РЕГИСТРАЦИИ -ЧАСТИЦ ТВЕРДОТЕЛЬНО ТРЕКОВЫМИ ДЕТЕКТОРАМИ В.В. Дьячков, А.В. Юшков НИИЭТФ, Казахский национальный университет им. аль-Фараби, Алматы, Выполнен анализ ядерных и атомных механизмов взаимодействия налетающей -частицы с веществом твердотельных трековых детекторов на основе полиэтилентерефталата и его аналогов.

Построена геометрия первичного латентного трека, являющегося основой для детектирования продуктов ядерных реакций в области до 150 МэВ.

Современными методами регистрации заряженных частиц в области ядерной физики и физики высоких энергий являются, наряду с дорогостоящими и не долгоживущими полупроводниковыми детекторами, трековые методы регистрации. То есть регистрация исследуемой частицы осуществляется путем идентификации и интерпретации радиационных дефектов в твердотельно-трековом детекторе (ТТД), который, в основном, представляет собой аморфные пленки на основе полиэтилентерефталата (ПЭТФ) и его аналогов. Но главным преимуществом ТТД является возможность и относительная простота создания позиционно-чувствительных детекторов, которые одновременно измеряют сечения ядерных реакций в большом диапазоне углов, в нашем случае – от 00 до 900. Такая равноточность измерений угловых распределений сечений ядерных реакций позволяет обнаруживать различные аномалии связанные с их механизмами.

Химическая формула таких детекторов представлена на рис.1.

Рис.1. Химический состав полиэтилентерефталата Взаимодействие заряженных частиц с веществом вызвано потерями энергии последних. Эти потери происходят за счет следующих механизмов:

1. потери на ионизацию и возбуждение электронных оболочек атомов среды;

2. поляризация атомов среды;

3. радиационные потери, излучение Вавилова-Черенкова, переходное излучение;

4. ядерное торможение и перезарядка.

Рассмотрим более подробно каждый механизм взаимодействия и его вклад в общие потери энергии заряженных частиц (здесь – -частиц) распространяющихся в веществе полиэтилентерефталата.

Энергетическая область регистрируемых -частиц Предполагается использовать ТТД в двух областях исследований.

Радиоэкологическая область. Регистрация -частиц с энергиями не превышающими E 11 МэВ, где излучателями являются природные (естественные) радионуклиды. В таблице 1 представлен перечень основных природных радионуклидов, а на рисунке относительное число спектральных линий излучения -частиц с данной энергией.

Фундаментальная область (исследования структуры ядер на циклотронах, ускорителях тяжелых ионов). В этой области исследований энергии регистрируемых частиц порядка E 150 МэВ (до порога рождения мезонов). В таблице 2 приведен список некоторых ускорителей заряженных частиц.

Минимальная энергия -частиц равна нулю, так как ТТД являются толстостенными и регистрируемые частицы полностью поглощаются ими.

Таблица 1. Природные радионуклиды -излучения Ториевая серия Уран-радиевая серия Уран-актиниевая серия E, кэВ E, кэВ E, кэВ I, % I, % I, % 510-8 2,110- 4217 … … 8,610-4 … … 3,0710- 4863 0,001 4756 5076 0, 236 238 U U U 5021 0,084 4858 23,48 5105 11, 5123 27,1 4902 76,49 5144 17, 5168 72,8 5156 70, 4809 0, 4862 0, 1,110- 4925 11, … … 4168 0, 4940 0, 4332 0,15 5205 0, 232 234 Th U Pa 5008 4445 25,9 5357 0, 5025 4494 73,8 5456 28, 5051 1, 5499 70, 5100 0, 5108 1, 3,910- 4460 5167 0, 2,110-5 … … 0,710- 5,610- 4810 5383 5, 2,610- 4,810- 4931 5394 1, 410- 5,110- 228 230 Th 4948 Th Th 5404 21, 4603 0, 4997 0,00616 5443 0, 4722 28, 5139 0,3 5456 42, 4774 71, 5263 31,55 5471 27, 5320 68,15 5480 0, 4,710- 4448 5033 0, 4438 0, … … … … 4479 0, 224 226 Ra 5211 0,42 Ra Ra 5756 20, 4620 23, 5340 27,2 5977 23, 4687 76, 5423 72,2 6038 24, 5014 0, … … 5034 0,003 4160 0, 5051 0,0076 4191 0,001 5539 9, 220 222 Rn 5161 0,0073 Rn 4340 0,0065 Rn 5606 25, 5448 5,06 4601 5,55 5716 51, 5685 94,92 4784 94,45 5747 9, 5871 1, 5744 0, … … 5747 0,114 4986 0, 216 218 Po Po Po 6425 7, 6288 99,886 5489 99, 6552 12, 6819 79, 7240 0, … … 6531 0,127 7610 0, 212 214 Bi Po Bi 7689 1,4 7129 99,87 8026 99, 7802 97, 0, Po Относительное число спектральных линий 0, 0, 0, 0, 4,0 4,5 5,0 5,5 6,0 6,5 7,0 7,5 8,0 8,5 9,0 9,5 10,0 10,5 11, Энергия -частиц, E, МэВ Рис. 2. Гистограмма энергетического распределения -частиц от всех природных излучателей Таблица 2. Ускорители заряженных частиц Энергия ускоряемых Тип ускорителя Место расположения, год запуска -частиц, МэВ ФТИ им. А. Ф. ИОФФЕ АН СССР, Циклотрон ФТИ [1] 38, Ленинград, 1946 г.

Циклотрон НИИЯФ МГУ МГУ, Россия, Москва1958 г.

30, Циклотрон У-300 ОИЯИ, Россия, Дубна, 1960 г.

Циклотрон У-150М [2] ИЯФ, Казахстан, Алматы, 1965 г.

50, Ускоритель тяжелых ионов 2, ИЯФ, Казахстан, Алматы, 1987 г.

УКП-2-1 [2] Протоны 1, ФИАН, Физический институт имени Циклотрон Дейтроны 50, П.Н.Лебедева, Россия, 1940 г.

ЕНУ им. Л.Н. Гумилева, Казахстан, DC-60 [3] 6, Астана, 2007 г.

National Electrostatics Corporation, США 12UD Pelletron [4] 25, Согласно принципу неопределенности Гейзенберга, который подробно рассмотрен и применен к прохождению заряженных частиц через вещество для исследования механизмов взаимодействия заряженных частиц [5-9], необходимо определить влияние квантовых Zz v эффектов для двух предельных энергий -частиц. Выражение, где ;

c – 137 c скорость света;

Z, z – заряды вещества (ТТД) и заряженных частиц, должно принимать значения 1 (классические методы) и 1 (квантовые методы).

Проведем вычисления для двух исследовательских задач.

Радиоэкологическая область. Скорость -частиц E 11 МэВ скорость равна (см. рис.

2 111,60218921013 2.3 м 2 E 2,3 107 тогда 3) v 0,077.

4 1,66054021027 2.99 с m 1,E+08 скорость, v, м/с 1,E+ 1,E+06 0,1 1 10 100 1 10 Энергия -частиц, Е, МэВ Энергия -частиц, Е, МэВ Рис. 4. Зависимость от энергии -частиц Рис.3. Зависимость скорости от энергии частиц при прохождении в ТТД Зарядовое число вещества ТТД вычисляется по формуле (1). Формула расчета зарядового числа вещества приведена в общем виде n j,i j Z i i n C j (1) j j,i Z i, где n j,i j Z i – молекула, входящая в j –ю примесь и состоящая из i молекул в свою очередь состоящих из n атомов химического элемента с зарядовым числом jZi;

C j – процентное содержание j –й примести в веществе;

Согласно химической формуле ТТД (см. рис.1) состав O – 33,3%, С – 62,5%, H – 4,2% 2 6, то для ТТД Z=6,456. Тогда для E 11 МэВ 1,224 1, и начинают 137 0, сказываться квантовомеханические эффекты, которые учитываются в дальнейших расчетах.

6 м mv И при 10 0,009 v 2,69 10 E, что соответствует с E 0,15 МэВ и квантовые методы можно заменить классическими. На рис. 4 определены для -частиц в диапазоне энергий от 1 МэВ до 100 МэВ взаимодействующих с веществом ТТД.

Фундаментальная область. Согласно рис.3, 4 получим для E 50 МэВ м v 4,91 107 0,164 0,57.

с 1, Во всем заданном диапазоне энергий -частиц то есть является нерелятивистской областью.

Механизмы взаимодействия -частиц с веществом При указанных энергиях налетающих -частиц радиус цилиндрической области вокруг траектории частиц, где происходит возбуждение и ионизация атомов среды, увеличивается и потери возрастают. Однако атомы, расположенные вблизи траектории, поляризуются, что приводит к уменьшению электромагнитного поля, действующего на электроны, и к уменьшению крутизны возрастания потерь. Поскольку поляризация пропорциональна числу электронов в элементарном объеме, этот эффект зависит от плотности вещества. При энергиях налетающих -частиц до 1000 МэВ потери энергии затрачиваются, главным образом, на ионизацию и возбуждение электронных оболочек атомов вещества. С уменьшением скорости -частицы время ее пребывания вблизи атома увеличивается, вероятность ионизации и потери быстро растут. Радиационные потери на тормозное излучение для -частиц ничтожно малы. Когда скорость -частицы достигнет скорости м 1 Ze 2 электрона на K-оболочке атома вещества ( veK 1,31 107 для углерода (см.

40 n с рис.5)), ион начинает захватывать (и терять) электроны – эффект перезарядки. Наконец, когда скорость -частиц становится сравнимой со скоростью валентных электронов, начинают играть роль потери от упругого рассеяния с атомом как с целом – ядерное торможение. При этом ионизационные потери падают. Зависимость вероятности ионизационных потерь от скорости (энергии) -частиц представлена на рис.6.

1,E+ скорость атомных электронов на K, L, M-орбиталях, 1,E+08 К v, м/с.

L M 1,E+ 1,E+ 0 20 40 60 80 100 Порядковый номер химических элементов, Z, Рис. 5. Распределение скоростей электронов на Рис. 6. Кривая Брегга в углероде орбиталях химических элементов (зависимость ионизационных потерь от пробега E 5,5 МэВ ) Для частиц тяжелее электрона основой для расчета тормозных способностей является формула Бете dE 2e 4 nZz 2 2me c 2 2Wmax ln I 2 1 2 2 U, (2) me c dx где n – число атомов в элементарном объеме вещества;

Z – его атомный номер;

z – заряд налетающих частиц (z=2 для -частиц);

e – заряд электрона;

me – масса электрона;

с – скорость света;

I – ионизационный потенциал атома вещества;

Wmax – максимальная энергия, передаваемая частицей атомному электрону;

– поправка на эффект плотности;

U – поправка на энергию связи электронов на K-, L-орбиталях атомов вещества.

В области энергий 1-100 МэВ величиной можно пренебречь. В этой же области 2me c 2 величина Wmax может быть представлена в виде Wmax. Поправка 1 2C K 2C L 2C M U... становится заметной лишь при скоростях частицы порядка Z Z Z скорости электрона на K-орбитали, причем достаточно учесть только вклад энергии связи K электронов.

На рис. 7 приведена тормозная способность углерода для -частиц с E 5,5 МэВ.

2500 1,0E+ Тормозная способность, S, МэВ*см^2/г 1,0E+ Пробеги -частиц, R, г/см^ 1,0E+ 1,0E- 1,0E- 1,0E- 0 1,0E- 1,0E-02 1,0E-01 1,0E+00 1,0E+01 1,0E+02 1,0E+03 1,0E-02 1,0E-01 1,0E+00 1,0E+01 1,0E+02 1,0E+ E, МэВ E, МэВ Рис. 7. Тормозная способность углерода для - Рис. 8. Энергетическая зависимость частиц с E 5,5 МэВ пробегов -частиц в углероде Пробеги заряженных частиц с начальной энергией E определяются выражением dE R dE, (3) dx и соответствует кривой, приведенной на рис. 8. Табличные данные пробегов заимствованы из [10].

Геометрия трекообразования Эффективность ТТД к регистрации -частиц для РФ-3 (рентгеновская пленка) изучено в [13]. Это распределение представлено на рис. 9.

1, Эффективность регистрации 0, 0, 0,1 0,6 1,1 1,6 2,1 2,6 3, Энергия -частиц, Е, МэВ Рис. 9. Эффективность регистрации -частиц Рис. 10. Пробеги -частиц в углероде при детектором РФ-3 различных энергиях В данной работе эффективность регистрации задана в виде гауссоиды E0 E I I 2 e с E0=2 МэВ согласно [13]. В результате вычислений на рис. приведен профиль первичного латентного трека образованного ионизационными потерями от -частицы (для оптовизуализации латентных треков их диаметры в дальнейшем увеличиваются путем химического травления [9]).

Рис. 11. Формирование латентного трека в ТТД -частицами (оттенками серого показано уменьшение энергии -частиц по мере прохождения в веществе до полной остановки) Оценим вклад смещения атомов вещества от механизма упругого рассеяния -частиц.

Так как трек формируется за счет радиационных дефектов вдоль направления движения частицы, то необходимо учесть механизм упругого рассеяния на малые углы. Связь угла Z z e рассеяния от прицельного параметра имеет вид [11, 12] tg, где m – масса 2 m v2 b налетающей частицы;

v – ее скорость;

b – прицельный параметр. Тогда для малых углов 100 b2 фм (рис. 10). При выбранном диапазоне углов -частицы будут передавать энергию атомным ядрам (первично выбитым атомам (ПВА)) вещества m 2 M 2 2m M cos E 1, Eотд (4) m M где M – масса атомного ядра вещества, при E 50 МэВ E отд 0,3 МэВ. Пробег ПВА, а именно, атома углерода в матрице углерода с E отд равен RC 0,622 мкм.

На рис. 12 показана траектория -частицы при упругом рассеянии от атомных ядер вещества.

Рис. 12. Траектория -частицы при упругом рассеянии на малые углы Конечный вид латентного трека в ТТД представлен на рис. 13.

Рис. 13. Латентный трек образованный -частицей в ТТД Литература 1. Лемберг И.X., Найденов В.О., Френкель В.Я. Циклотрон физико технического института им. А. Ф. ИОФФЕ АН СССР // УФН, т. 153, вып. 3, 1987 г., 497-519 с.

2. http://www.inp.kz 3. http://www.enu.kz 4. http://www.pelletron.com/ 5. Вильямс Е. Дж. Прохождение заряженных частиц через материю // УФН, т. XVIII, вып. 4, 1937 г., 492-506 с.

6. Флейшер Р.Л., Прайс П.Б., Уокер Р.М. // Треки заряженных частиц в твердых телах.

Принципы и приложения. Часть1. Методы исследования треков. М.: Мир, 1981, 153 с.

7. Денисов С.П. Ионизационные потери энергии заряженных частиц // Соросовский образовательный журнал, №11, 1999, 90-96 с.

8. Дьячков В.В. Технология обработки треков альфа-частиц на твердотельных детекторах // 57-я Республиканская научная конференция молодых ученых, магистрантов и студентов, Алматы 2003., с. 80.

9. Третьякова С.П. Диэлектрические детекторы и их использование в экспериментальной ядерной физике // ЭЧАЯ, 1992. – Т. 23. – вып. 2. – С. 365-429.

10. Немец О.Ф., Гофман Ю.В.. Справочник по ядерной физике. Издательство "Наукова думка", Киев, 1975, с.416.

11. Физическая энциклопедия. М., «Советская энциклопедия», т.2, 1990, 703 с.

12. Физическая энциклопедия. М., «Советская энциклопедия», т.3, 1992, 671 с.

13. Жук И.В. Угловая и энергетическая зависимости эффективности регистрации частиц трековым детектором на основе РФ-3 // Известия АНБССР, Серия физическая, 1980, №4, с. 5-8.

- БЛШЕКТІ ТРЕКТІ-АТТЫ ДЕНЕЛІ ТІРКЕГІШТЕРІМЕН ТІРКЕГЕНДЕГІ ТРЕКТІ ПАЙДА БОЛУЫ В.В. Дьячков, А.В. Юшков шып келген -блшекті полиэтилентерефлат жне оны рамалары негізіндегі атты денелік тректік тіркегіш затпен ядролы жне атомды серлесу механизмдеріне талдау жасалды. МэВ дейінгі аралыта ядролы реакция німдерін тіркеуді негізі болып табылатын бірінші латентті тректі геометриясы рылан.

TRACK FORMATION BY -PARTICLES IN THE SOLID STATE TRACK DETECTORS V.V. D’yachkov, A.V. Yushkov The nuclear and atomic mechanisms interaction of the incident -particles with substance of the solid state track detectors that consist of polyethylene terephthalate and its analogs realized. The geometry of primary abeyance track was constructed as basic for detecting nuclear reactions products for range to MeV.

ЭНТРОПИЙНО-МЕТРИЧЕСКИЕ ДИАГРАММЫ АСТРОФИЗИЧЕСКИХ ОБЪЕКТОВ З.Ж. ЖАНАБАЕВ, Н.Ш. АЛИМГАЗИНОВА, А.С. БЕЙСЕБАЕВА, А.Ж.

НАУРЗБАЕВА КАЗАХСКИЙ НАЦИОНАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИМ. АЛЬ-ФАРАБИ, НИИЭТФ, Г.АЛМАТЫ Определены информационно-энтропийные и обобщенные метрические характеристики сигналов радиоизлучения Солнца и переменных звезд. Показано, что предлагаемый новый метод позволяет количественно классифицировать различные типы астрофизических сигналов.

Введение В современной физике огромное внимание уделяется астрофизическим исследованиям.

Особый интерес вызывают исследования звезд, так как материя в данных астрофизических объектах находится в экстремальных условиях, не достижимых при лабораторных экспериментах. К числу таких условий относятся сверхсильные электромагнитные и гравитационные поля, сверхвысокие и сверхнизкие плотности вещества, процессы мощного энерговыделения [1].

Достигнутый в последние годы прогресс в наблюдательной технике привел к качественно новому уровню исследований ближайшей к Земле звезды – Солнца, в частности солнечной активности. К числу таких проявлений активности можно отнести всплески в потоках радиоизлучения Солнца, в которых эффективно проявляются с различным энерговыделением нестационарные и быстропеременные процессы.

Большой интерес исследователей вызывают и переменные звезды, что связано с целым рядом факторов. Так, многие определения расстояний во Вселенной основываются на обнаруженных у переменных звезд закономерностях, связывающих их абсолютные величины с физическими характеристиками. Их изучение дает также неисчерпаемый материал для понимания природы строения звезд. При этом с течением времени проблемы, связанные с классификацией переменных звезд, становятся все сложнее: выясняется взаимосвязь различных типов переменности, в то же время нередко возникает необходимость отнесения одного и того же объекта сразу к нескольким типам переменности, поскольку они определяются разными физическими причинами [2].

Эффективность использования информации, содержащейся во временных потоках радиоизлучения Солнца и в кривых блеска переменных звезд, зависит от надлежащего уровня его интерпретации и методов анализа. Поскольку сигналы от радиовсплесков Солнца и кривых блеска переменных звезд являются перемежаемыми и хаотическими, новую интересную информацию об их физической природе может принести применение для их исследования методов нелинейной физики. Целью данной работы было установление закономерностей и классификация сигналов от радиовсплесков Солнца и переменных звезд с помощью новых методов теории динамического хаоса.

1 Теоретические основы исследований 1.1 Энтропии самоподобия и самоаффинности Ранее в наших работах [3, 4] были установлены информационно-энтропийные критерии масштабной инвариантности в виде неподвижных точек нормированных функций плотности распределения вероятности информации и энтропии – среднего значения информации:

e I1 I1, I1 0.567 ;

( I 2 1)e I I 2, I1 0.806. (1) Эти неподвижные точки являются единственными и устойчивыми, так как они являются также и пределами бесконечных отображений, соответствующим (1), при любых начальных значениях информации I 1.0, I 2.0 :

I 1, i 1 e I1.i, I 2, i 1 ( I 2,i 1 1)e I 2, i 0,1,2... (2) Смысл чисел I1, I 2 можно трактовать с различных точек зрения. Число I 1 является самоподобным значением нормированной информации: информация равна плотности вероятности своей реализации. По определению информации она рождается при нарушении симметрии (появление неоднородности) и вероятностном поведении процесса.

Следовательно, самоподобие информации означает наличие самоаффинности процесса, объекта.

Информационная энтропия S ( I ) (1 I )e I является средним значением информации I по плотности вероятности e I. Поэтому число I 2 является критерием самоподобия структурно-однородной хаотической системы. Более кратко мы назовем число I 1 критерием самоаффинности, I 2 критерием самоподобия. Самоаффинность (локальные свойства) проявляется при грубом разрешении, когда масштаб измерения физической величины сравним с характерными величинами для системы. Самоподобие проявляется при достаточно тонком разрешении.

Установим критерий перехода от самоподобия к самоаффинности. Условие для неподвижной точки энтропии (уравнение для I 2 ) при I 2 1 переходит в уравнение для I 1.

В промежуточном случае I 2 I 20 1, e I 2 1 I 2, имеем I 20 I 20 1 0, I 20 0.618.

(3) Общеизвестен факт о том, что при равенстве отношения частоты модуляции к собственной частоте системы именно к I 20 может произойти качественное изменение в характере движения: переход от квазипериодического к хаотическому движению. Таким образом, числа I1, I 2 расширяют применимость применения числа Фибоначчи I золотого среднего динамической меры для описания самоаффинности, самоподобия вероятностных (стохастических и хаотических) явлений.

Самоаффинность и самоподобие являются проявлением масштабной инвариантности – основного свойства процесса самоорганизации, появления порядка в хаосе. При самоорганизации энтропия уменьшается и ее нормированное на единицу значение для структурно-равновесной, однородной системы принадлежит интервалу [ I1, I 2 ].

Неоднородность, структурную неравновесность системы можно учесть, используя статистику Цаллиса [3]. Суть метода заключается в использовании для канонического распределения Гиббса функции q exp q 1 [ x ] (1 ( q 1) x ), 0 q 1, (4) которая при значении параметра неоднородности q 1 переходит в обычную экспоненту.

Через функцию (4) отображения (2) запишутся в виде 2 q q I1,i 1 1 q 1 I1,i, (5) 1 1 q 1I 2,i 1 q1 1 q 1I 2,i q q1, I 0 0, ;

i 0,1,2,...

I 2,i 1 (6) q 1 q q 1 I1,i 1 стремится к I 1, снизу ( I1,i 1 I1 ), а I 2,i 1 к I 2 - сверху ( I 2,i 1 I 2 ). С ростом В пределе неоднородности (внешнего возмущения) энтропия самоаффинной системы уменьшается, а у самоподобной системы – растет.

q Таким образом, необходимо знать способ определения параметра неоднородности из данных о системе. Результат не должен q) зависеть от масштаба измерения. Для этой цели заметим, что энтропия Реньи (с порядком мультифрактального момента ln Pi q P 1, S R,q, (7) q 1 i i i при условии (P Pi ) q (8) i i, Pi q Pi S R.q имеет вид (9) q 1 i т.е. совпадает по форме с энтропией Цаллиса, записанной для плотности вероятности f i.

При наличии самоподобия и самоаффинности можно принять Pi f i. Следовательно, при выполнении условия (8) значения параметров неоднородности и порядка мультифрактального момента совпадают, их можно обозначать одной буквой q.

Для неоднородного фрактала, имеющего мультипликативную меру, обобщенная размерность определена в работе [5]:

1 N ( )mi ( ) ln Pj q N ( ) i 1 j Dq, D0 (10), ln q где D0 фрактальная размерность Хаусдорфа, mi -число точек, попавших в одну ячейку i с вероятностью Pi. Из формулы (10) q можно найти через величину Dq,, которую нужно рассматривать как размерность самоаффинного фрактала. Если Dq, определить через подходящую фрактальную меру из экспериментальных данных (по временному ряду, сканированию и т.д.), то неоднородность учитывается автоматически.

На рис. 1 показана классификация хаотических систем (в терминах, принятых нами) по установленным критериям самоаффинности и самоподобия.

По экспериментальным значениям энтропию хаотических сигналов можно определить на основании мультифрактальной спектральной функции [6]:

* f (a (q = 1)) = a (q = 1) = Dq= 1 = S = I 2, (11) где q - порядок мультифрактального момента, (q) - фрактальная размерность ячейки (структуры с минимальным масштабом ), f((q)) - фрактальная размерность множества ячеек с характеристикой (q), Dq- обобщенная, мультифрактальная размерность. Отметим, что при определении энтропии непосредственно по формуле Шеннона остается проблематичной нормировка энтропии.

Энтропия S = I 2, определяемая по формуле (11), характеризует однородное множество * без перемежаемости (q=1), т.е. соответствует состоянию самоподобия. Для произвольных значений q запишем формулу (11) в виде:

f =a = S = I1*, (12) f max a max где mах - максимальное значение, I1*, I 2 - наблюдаемые значения энтропии, * соответствующие самоаффинным и самоподобным состояниям.

S I 0. II V 0. III 0. IV i* i Рис. 1. Эволюция энтропии с изменением обобщенной метрической характеристики системы S : I ]I 2, 1], II [ I 20, I 2 ], III ]I 20, I1 ], IV ]I1, I10 ], I10 0.466, V [ I1, I 2 ] i i*, i K xpi,,q j.

x Sm Процессы: I шумоподобные, II самоподобные, III самоаффинные, IV неоднородные, V самоорганизованные.

Режимы самоподобия и самоаффинности должны наблюдаться только в определенном интервале масштаба измерения d. Этот интервал можно оценить, зная размерность фазового пространства n, соответствующего рассматриваемой динамической системе:

d = ( I 2 - I 2* )n, d = ( I1 - I1* )n, (15) где I 2 = 0.806, I1 = 0.567 [2]. Размерность фазового пространства n можно определить по теореме Такенса [7].

1.2 Обобщенная метрическая характеристика Будем рассматривать изменения энтропии (топологической характеристики) в зависимости от чисто метрической характеристики. Интегральное неравенство Гельдера для двух произвольных функций xi t, x j t может быть записано в виде равенства через некоторый коэффициент, который может быть назван обобщенной метрической характеристикой [8]:

1q 1p x q p xj i K x,,q p 1. (13), x i j pq xi x j Формула (13) является следствием существования метрических характеристик мно жества значений xi(t), xj (t) и справедлива для целых, дробных значений p, q. Значения p q 2 соответствуют топологической размерности евклидовой поверхности. Можно использовать p = D 1, где D — фрактальная размерность кривой xi (t), которая может быть самоподобной или самоаффинной в определенных интервалах масштабов измерения. Размерности самоаффинных фракталов D n определены в работе [9].

В случае xi = x, xj = 1, p = q = 2 имеем K x 2, x2 / x коэффициент формы сигнала, используемый в радиофизике. Если принять xi = x(t), xj = t, то мы получим характеристику аффинности, неоднородности сигнала K xp,t,q. Эта величина также может служить отношением сигнал/шум в динамическом хаосе, мерой афинности, мерой p,q неравновесности, сложности и т.д. Поэтому в дальнейшем мы примем в качестве K xi,t j шаг итерации i.

p,q Покажем, что через взаимосвязь чисто метрической характеристики K xi,t j и метрико топологической характеристики информационно-энтропийных критериев самоподобия и самоаффинности можно количественно описать закономерности динамического хаоса.

2 Приложение теории к генератору динамического хаоса с фазовым управлением Для проверки теоретических выводов рассмотрим сигналы от разработанного нами генератора динамического хаоса с фазовым управлением (в развитие работы [10]). Динамика этого генератора описывается системой уравнений dx y dt (m - z )( x z ) (1 A cos ( )) H, (13) d dy dz - x, g ( x Hev( x) - z ), g sign( x) dt dt dt где x, y, z токи через селективный элемент, усилитель, нелинейный преобразователь, m, g параметры возбуждения и инерционности, параметр учета тока через нелинейный преобразователь, A, интенсивность и фаза флуктуаций технического шума, Н – показатель Херста. Такая динамическая система позволяет получать сверхширокополосные, сверхвысокочастотные, перемежаемые (неоднородные, аффинные), хаотические колебания. В отличие от других известных динамических систем именно эта система дает широкий интервал изменения характеристик хаоса и возможность проверить диаграмму, представленную на рис. 1. На рис. 2 представлена зависимость информационной энтропии сигналов, соответствующей состоянию самоподобия I 2 и соответствующей * состоянию самоаффинности I1*, рассчитанных по мультифрактальному спектру от обобщенной метрической характеристики. Видно, что при достаточной неравновесности 2, (большие значения K x,t ) точки более отчетливо группируются именно в области самоподобия (I I2).

* Рис. 2. Зависимость наблюдаемых самоаффинных значений I * K x2, I и самопободных значений информационной энтропии от обобщенной метрической характеристики для сигналов от генератора,t m, g, и H 1, A 0.98, 10 ;

103, I 2, I1.

динамического хаоса с фазовым управлением при различных 3 Результаты численного анализа временного ряда радиоизлучения Солнца В работе использовались данные временных потоков солнечного радиоизлучения на частотах от 245 до 15400 MГц по данным обсерваторий Sagamore Hill (Massachusetts), Palehua (Haaii), Learmonth (Australia), San Vito (Italy) для событий, имевших место с 2002 по 2008 годы [11]. В соответствии с общепринятой спектральной классификацией [12] из временного ряда секундных данных радиоизлучения Солнца были выделены по длительности и длине волны сигналы по типам I, II, III, IV и V. Вместе с тем, импульсы из временной последовательности (сигнала) были выбраны для каждого события (наблюдения) как имеющие максимальные значения обобщенной метрической характеристики K x2,2.,t На рис. 3 представлены зависимости информационной энтропии радиовсплесков (импульсов и группы импульсов), рассчитанные по мультифрактальному спектру от обобщенной метрической характеристики с использованием различных обозначений для всплесков разных типов качественной спектральной классификации [12].

Горизонтальными линиями ( I 2 0.806, I 20 0.618, I1 0.567 ) обозначены границы областей, характеризующих различные типы явлений. Вначале рассмотрим области при * * K x,t (K x2,2 ), где характеризует пороговое значение обобщенной метрической (K x2,2 ) 2,,t,t характеристики, при котором изменение энтропии становится предельно малым, в данном * случае (K x,t ) і 4. Стохастические или шумоподобные явления имеют значения энтропии в 2, интервале ]I 2,1], для событий самоподобных явлений энтропия лежит в интервале [ I 20, I 2 ], область значений энтропии ]I 20, I1 ] принадлежит самоаффинным явлениям, значения же энтропий для неоднородных явлений лежат в интервале ]I1, 0]. Энтропия * самоорганизованных процессов находится в интервале [ I1, I 2 ] при K x,t (K x,t ).

2,2 2, I =0. 0. I =0. 0.6 I =0. I * 0. 0. 2,2 * p,q Kx,t 2, (Kx,t ) K x,t 1 2 3 4 5 6 а) I =0. 0. I =0. 0.6 I =0. I * 0. 0. p,q Kx,t2, K x,t 1 2 3 4 5 6 б) Рис. 3. Энтропийно-метрические диаграммы солнечных радиовсплесков (* - І тип, + - ІІ тип, - ІІІ тип, • - IV тип, - V тип) Из рис. 3(а) видно, что энтропия I 2 для радиовсплесков типа I имеет максимальные * значения, а их аффинность мала, т.е. предлагаемый метод относит эти явления к шумоподобным, что и соответствует их физической природе. Так как всплески І типа наблюдаются в основном на метровых волнах ( ~ 2–4 м) и длятся несколько часов или суток их называют шумовыми бурями, состоящими в свою очередь из нескольких тысяч отдельных всплесков длительностью около одной секунды каждый и с полосой частот порядка нескольких Мегагерц [13].

Радиовсплески II типа, возникающие вследствие хромосферных вспышек (один раз в несколько суток), в основном лежат в области I 2 [ I 20, I 2 ] и являются самоподобными * явлениями. При особо сильных хромосферных вспышках всплески II типа имеют большие K x2,2 и относятся к самоорганизованным процессам.

,t Кратковременные всплески типа III происходят во время взрывной фазы хромосферных вспышек (даже очень слабых), поэтому ежедневно регистрируется несколько таких изолированных всплесков и группы всплесков [13]. В область шумоподобных явлений попадают всплески III типа объединенные в группы, а к самоподобным процессам относятся отдельные радиовсплески III типа.

По физической природе схожие всплески II и ІV типов имеют близкие к друг другу значения информационной энтропии, т.е. всплески ІV типа, возникающие при особо сильных хромосферных вспышках, также являются самоподобными и самоорганизованными явлениями.

Энтропия всплесков V типа, длительностью от 1 до 3 минут, находится в области неоднородных явлений ]I1,0], так как возникают на метровых волнах в верхних слоях короны, где напряженность магнитного поля H ~ 1 Гс [13].

На рис. 3(б) представлена зависимость энтропии самоаффинности от обобщенной метрической характеристики K x2,2. Как видно из рисунка энтропия I1* для радиовсплесков І,t типа лежит в основном в области самоподобия, в то время как изолированные по времени радиовсплески ІІ, ІІІ, ІV и V не имеют масштабно-инвариантной закономерности.

Таким образом, существующая спектральная качественная классификация количественно описывается предлагаемой нами методикой.

4 Результаты численного анализа сигналов от переменных звезд Для исследования использовались данные об изменении блеска переменных звезд различных типов, представленные на сайте [14]. Для кривых блеска переменных звезд различных типов были вычислены значения энтропии, соответствующей состоянию самоподобия I 2 и энтропии, соответствующей состоянию самоаффинности I1, а также * * обобщенная метрическая характеристика K x2,2.

,t На рис. 4(a) и 4(б) представлены соответствующие результаты. Кривыми на рисунках представлена эволюция энтропии с изменением обобщенной метрической характеристики системы согласно пункту 1. Видно, что кривые блеска переменных звезд характеризуются более аффинными (неоднородными) закономерностями, чем радиоизлучение Солнца. При этом значения обобщенной метрической характеристики для всех исследованных нами типов переменных звезд невелики, т.е. ни один из этих типов не попадает в область самоорганизации. Затменные переменные типа ЕА попадают в основном в область самоподобия, а долгопериодические переменные звезды типа Миры Кита и полуправильные переменные поздних спектральных классов имеют более низкие значения энтропии и попадают в область самоаффинности и неоднородности. В область самоаффинности попадают и эруптивные переменные, а также звезды типа In, находящиеся на ранних стадиях эволюции. Учитывая, что сигналы солнечного излучения, в особенности, во время сильных хромосферных вспышек, лежат в области самоорганизации, можно заключить, что, по всей видимости, самоорганизованными системами являются звезды только главной последовательности, практически не меняющие своего блеска и находящиеся на основной стадии своей эволюции. Видимо, радиоизлучение переменных звезд также обладает этими закономерностями.

Предлагаемая нами энтропийно-метрическая диаграмма для переменных звезд отличается от известной диаграммы Герцшпрунга-Рассела следующими особенностями:

- вместо зависимости светимости звезды (абсолютной звездной величины) от спектрального класса (температуры) строится зависимость энтропии от коэффициента аффинности (неоднородности, сложности);

- используется только временной ряд звездной величины вместо данных по определению двух величин (абсолютной звездной величины, температуры);

- наша диаграмма классифицирует звезды по количественным критериям стохастичности, самоподобия, самоаффинности, регулярности, самоорганизации;

Из нашей теории следует, что обобщенную метрическую характеристику можно сопоставить шагу итерации (времени), следовательно, имеется возможность прогнозирования состояния эволюции конкретной звезды, выбранной на энтропийно метрической диаграмме.

а) б) Рис. 4. Энтропийно-метрические диаграммы кривых блеска переменных звезд Заключение В настоящей работе показано, что на основании зависимости метрико топологической характеристики информационной энтропии самоподобия и p,q самоаффинности, от чисто метрической характеристики K x,t можно количественно описать закономерности динамического хаоса. Строя такую зависимость для сигналов различной природы, можно классифицировать их по количественным критериям стохастичности, самоподобия, самоаффинности, регулярности, самоорганизации, и на основании этого делать выводы о физической природе соответствующих процессов.

Литература Флейшман Г.Д., Мельников В.Ф. Солнечные миллисекундные радиоспайки // УФН, 1998. Т.168, №12, - С.1265-1301.

1.

2. http://heritage.sai.msu.ru/ucheb/Samus/index.html 3. Zhanabaev Z.Zh. Information properties of self-organizing systems // Rep.Nat.Acad of Science RK. 1996. - № 5. - P.14-19.

4. Жанабаев З.Ж. Квазиканоническое распределение Гиббса и масштабная инвариантность хаотических систем // Мат. 5-й межд.конф. «Хаос и структ. в нелин. сист.», 15-17 июня, 2006. Астана. – Ч.1. - С. 15-23.

5. Zhanabayev Z.Zh. Self-organization and multifractality in hydrodynamical turbulence // Dynamical systems and chaos. - Vol. 2. Tokyo, World Scientific. – 1994. - P. 222-225.

6. Федер Ф. Фракталы. – М.: Мир, 1991. – 254 с.

7. Schuster H.G. Deterministic chaos. Physic-Verlag, 1984.

8. Жанабаев З.Ж. Обобщенная метрическая характеристика динамического хаоса / Мат. VIII межд. школы «Хаотические автоколебания и образование структур». – Саратов, 2007. - С. 67-68.

9. Жанабаев З.Ж. Размерности самоаффинных фракталов // Фракталы и прикладная синергетика: Тр. ФиПС-03 / Под. ред. В.С.Ивановой и В.У.Новикова. – М.: МГОУ, 2003. – С.

198-201.

10. Жанабаев З.Ж., Тарасов С.Б. и др. Генератор сверхширокополосных хаотических сигналов с регулируемой базой / Радиолокация, навигация, связь. Сборник докладов межд. н.-т. конф. Воронеж, 2007. - С. 1954-1959.

11. http://www.ngdc.noaa.gov/stp/SOLAR/ftpsolarradio.html (National Geophysical Data Center) 12. Цимахович Н.П. Большие радиовсплески Солнца. Рига: Зинатне, 1968.

13. http://comet.sai.msu.ru/~gmr/course/ivdex.htm - Г.М.Рудницкий. Конспект лекций по курсу «Радиоастрономия» // Нижний Архыз. CYGvUS. 2001.

14. http://www.astronet.ru/variable star АСТРОФИЗИКАЛЫ ОБЪЕКТТЕРДІ ЭНТРОПИЯЛЫ-МЕТРИКАЛЫ ДИАГРАММАЛАРЫ З.Ж. ЖААБАЕВ, Н.Ш. ЛІМАЗИНОВА, А.С. БЕЙСЕБАЕВА, А.Ж. НАУРЗБАЕВА Кнні радиосулеленуі мен айнымалы жлдыздар сигналдарыны информациялы энтропиялы жне жалпылама метрикалы сипаттамалары аныталан. сынылан жаа діс р трлі астрофизикалы сигналдарды санды трде топтастыруа ммкіндік беретіні крсетілген.

ENTROPIC-METRIC DIAGRAMS OF ASTROPHYSICAL OBJECTS Z.ZH. ZHANABAEV, N.SH. ALIMGAZINOVA, A.S. BEISEBAYEVA, A.ZH. NAURZBAYEVA Informational - entropic and generalized metrical characteristics of solar radio-wave radiation and variable stars signals have been determined. It is shown, that suggested new method allows to classify different types of astrophysical signals quantitatively.

АНАЛИТИЧЕСКИЙ ПОДХОД К ПРОБЛЕМЕ ПРЯМЫХ СТОЛКНОВЕНИЙ В ЯДРАХ АКТИВНЫХ ГАЛАКТИК Ч.Т. Омаров Астрофизический институт им. В.Г. Фесенкова, г.Алматы В работе рассматривается модель звездной системы N-тел с физическими столкновениями е членов.

В центральных частях активных ядер галактик прямые физические столкновения звезд имеет важное значение в их динамической эволюции. В результате таких столкновений происходит либо разрушеие звезд, либо их слияние (слипание) в более массивные объекты.

В нашей модели мы рассматриваем случай, в котором подсистема с фиксированным числом частиц сталкивается с подсистемой частиц постоянной массы. Полагаем, что в результате столкновений этих двух подсистем происходит прилипание i -ых частиц постоянной массы m i на подсистему c фиксированным числом s -ых частиц переменной массы m s (t ). При этом принимаем, что с некоторого момента времени выполняется условие: m s (t ) m. Очевидно, что все объекты системы взаимодействуют посредством парных регулярных гравитационных сил и, кроме того, s -частицы могут дополнительно испытывать действие реактивных сил, вызванное анизотропным присоединением к ним i -ых частиц. Для упрощения пусть система сферически симметричная и характеризуется переменным радиусом R(t ). Таким образом, мы построили двухкомпонентную модель гравитирующей системы N-тел с подсистемой формирующихся массивных тел.

Условие самосогласованности данной системы по массе означает, что:

m t M t const M t mi m.

, (1) s s i Пусть подсистема i -ых частиц заполняет нашу систему радиуса R(t ) непрерывным образом.

Поэтому в первом приближении можно положить, что ее средняя плотность равна:

t 3M t / 4R 3 t. (2) В этом случае, мы можем записать следующее выражение для результирующей силы, действующей на s -ую частицу со стороны i -ых частиц.

F1S 4 G t msrs, (3) где G - гравитационная константа, rs - радиус-вектор s -го тела относительно центра системы (центр масс и центр системы совпадают) where G is a gravitational constant, rs is a radius vector of a body with respect to the globe’s center. Если за F2S обозначить гравитационную силу взаимодействия s -го тела с себе подобными телами, тогда уравнение движения для s -го тела будет иметь вид d 2 rs drs dms ms t 2 G t msrs F2S us, (3) dt dt dt где us - абсолютная скорость присоединающихся i -ых частиц.

В случае свободного сжатия сферической системы массы M (t ) и радиуса R t мы будем иметь соотношение (Антонов, Осипков, Чернин, 1975) 3 GM t dri m dt 5 R t (4) i В результате получаем выражение, связывающее мгновенные значения, d / dt, d 2 / dt подсистемы i -ых частиц с положениями и скоростями формирующихся s -ых частиц:

2/ drs dms 1 d ms drs dms d2 3 M rs 2 dt dt 2 rs dt 2 us dt dt.

5/ 3 2/ (5) 10 4 dt 2 s Полученное уравнение представляет интерес при использованиии численного подхода "N body simulation" для столкновений звезд в ядрах активных галактик.

Литература 1. Antonov, V.A., Ossipkov, L.P., Chernin, A.D. On the Motions in the non-steady gravitation Field of Primordial Protogalaxy //Astrophysica, 1975, V.11, P. 335-345.

2. Омаров Т.Б. Обобщенная теорема вириала для системы флуктуирующего состава //Астрофизика, 1985, 23, С. 77-90.

3.. Saslaw, W.C. Gravitational Physics of Stellar and Galactic Systems. 1987. Cambridge University Press, Cambridge.

АКТИВТІ ГАЛАКТИКАЛАР ЯДРОЛАРЫНДАЫ ТУРА СОТЫЫСТАР МСЕЛЕСІН АНАЛИТИКАЛЫ АРАСТЫРУ Ш.Т. Омаров Жмыста мшелері арасында физикалы сотыысулар болатын N-денелік жлдыздар жйесі жобасы арастырылады.

ANALYTICAL APPROACH TO THE DIRECT COLLISIONS PROBLEM IN ACTIVE GALAXY NUCLEUS Ch.T. Omarov A model of N- bodies stellar system with physical collisions of its components is considered in this paper.

ТЕПЛОФИЗИКА ВЛИЯНИЕ СОПРОТИВЛЕНИЯ ТРЕНИЯ ТОРЦОВЫХ ПЛАСТИН НА ЗАТУХАНИЕ ПЛОСКОЙ СТРУИ С.И. Исатаев, Г. Толеуов, М.С. Исатаев, М.К. Асембаева НИИЭТФ, Казахский национальный университет им. аль-Фараби, г. Алматы В работе экспериментально исследовано влияние сопротивления трения торцовых пластин на закономерности развития плоской свободной струи. Установлено, что может существовать на торцовых поверхностях ламинарный, турбулентный и переходный слои в зависимости от конкретных условий. Получены эмпирические выражения для изменения максимальной скорости струи.

Для расчета влияния сопротивления трения торцовых стенок на интенсивность затухания плоской свободной турбулентной струи, необходимо сначала экспериментально определить закономерности изменения сопротивления на стенке. До сих пор были исследованы закономерности изменения сопротивления трения на поверхности пластин при обтекании турбулентной пристенной струи [2] и при продольном обтекании цилиндрической и конической поверхностей турбулентными струями, истекающими из сопел с кольцевым выходным сечением [3,4]. При значениях 10 и относительно малой толщине пограничного слоя на поверхности торцовой стенки п h можно предположить о подобии пристенного пограничного слоя с пограничным слоем на пластине при обтекании однородным потоком. Измерения напряжения трения и коэффициента сопротивления на торцовой поверхности вдоль и поперек направления струи для некоторых значений приведены на рис.1-5.


Как известно, свободная струя становится турбулентной начиная с Re 50 и в U основном участке струи вдоль оси уровень турбулентности U m доходит до Um значений 20 30%.

Рис. 1.а. Изменение коэффициента Рис. 1.б.Изменение коэффициента сопротивления на торцовой стенке при сопротивления на торцовой стенке при гладком сочленении пластины с кромкой наличии турбулизатора у кромки сопла для 25 сопла для При продольном обтекании плоской поверхности однородным потоком ламинарный Ux пограничный слой может существовать до чисел Re x 0 5 105. Однако, благодаря высокому уровню турбулентности струи можно было ожидать, что пограничный слой на торцовых стенках должен быть турбулентным практически по всей поверхности торцовых пластинок.

Опыты показали, что на самом деле может существовать на торцовых поверхностях ламинарный, турбулентный и переходный слои в зависимости от конкретных условий.

Например, на торцовой поверхности струи при 16 и начальной скорости U 0 30,3 м/с (рис.2) по всей длине струи до 100 калибров изменение коэффициента сопротивления трения совпадает с теоретической зависимостью для обтекания пластины однородным потоком с ламинарным пограничным слоем:

0, Cf, (1) Re mx Umx где Re mx.

Рис. 2. Изменение осевой скорости и коэффициента Ub сопротивления при 16 и Re 0 0 Линия на рис.2 соответствует расчету по формуле (1). На рис.1.а и 1.б приведены результаты изменений коэффициента сопротивления трения вдоль торцовой пластины по оси течения для 25 при разных значениях начальной скорости. На рис.1.а видно, что при гладком сочленении торцовой пластины со стенками сопла вначале развивается ламинарный пограничный слой, который переходит в турбулентный в конце начального участка. Однако, при начальной скорости струи U 0 10 м/с коэффициент трения на стенке с удалением от сопла постепенно уменьшается, приближаясь к его значению при ламинарном пограничном слое.

При наличии турбулизирующего выступа, высотой ~0,4 мм на границе выходного сечения сопла и торцовой стенки с самого начала образуется турбулентный пограничный слой как при обтекании однородным потоком. На рис.1.б линии 1 и 2 построены по зависимости 0, Cf (2) 0, Umx для начальной скорости струи 30,9 и 19,0 м/с. Результаты опыта с зависимостью (2) удовлетворительно совпадают при U 0 19,1 и 30,9 м/с. Однако значения опытных данных при U 0 10 м/с также не соответствует этой зависимости. На рис.3 приведены результаты измерений коэффициента сопротивления трения на торцовой стенке при 4,U 0 30 м/с.

Здесь видно, что в начальном участке течения образуется ламинарный пограничный слой, который на большом протяжении постепенно переходит в развитый турбулентный пограничный слой. На этом рисунке также приведены линии 1 и 2, рассчитанные по формулам (1) и (2).

Таким образом, видно, что на торцовых стенках могут развиваться как ламинарный, так и турбулентный пограничные слои с сопротивлениями, описываемыми по зависимости (1) и (2). Интересно отметить, что на интенсивность сопротивления трения на торцовых стенках высокий уровень турбулентности струйного течения не оказывает заметного влияния.

y U f и На рис.4 приведены профили скорости по оси y при z 0 в координатах Um w коэффициента сопротивления трения C f на торцовой стенке на разных расстояниях U от сопла для 4, U 0 30 м/с. Видно, что профили скорости обладают аффинным подобием, но распределение коэффициента сопротивления не обладает такой закономерностью. Однако, профили распределения напряжения трения в различных y x сечениях основного участка при 30 в координатах w f, где - условная ширина wm b U струи при U m, обладает аффинным подобием (рис.5). Причем как видно, безразмерный профиль напряжения трения совпадает с безразмерным профилем скорости.

Рис. 3. Изменение коэффициента сопротивления трения на торцовой стенке при 4, U 0 30 м / с На рис.4 и 5 линии 1 соответствуют профилю скорости, впервые предложенный Г.

Шлихтингом [1] в виде полинома U 1 6 2 8 3 3 4, (3) Um y здесь, c - полная полуширина струи, равная расстоянию от оси до внешней границы c при U=0 и связанная с условной шириной с 2,59.

В связи с вышеизложенным необходимо рассчитать влияние сопротивления трения торцовых пластин на затухание струи как при ламинарном, так и при турбулентном пограничном слоях.

4,U 0 30 м / с.

Рис. 4. Распределение скорости в плоскости симметрии (z=0) и коэффициент трения на торцовых стенках Рис. 5. Распределение напряжения трения на торцовых стенках По этим данным был проведен расчет влияния сопротивления турбулентного пограничного слоя торцовых поверхностей на изменение максимальной скорости и в результате получена следующая формула:

0,1481 x 0,9 0,01372 x 1,8 0,00288 x 0, Um N exp, (4) b A b b 2 U0 A A x x0 bb h Ub где A Re 0, 2 N 0, 2,, Re 0 0. Расчеты по этой формуле показывает, что поправка на b уменьшение скорости составляет до 35 % для 10.

Сравнение результатов расчета по формуле (4) приведено на рис.6 при 3 и U 0 4,3 и 63,8 м/с.

Рис. 6. Изменение осевой скорости струи При этом следует учесть, что на рис.6 значение измеренной максимальной скорости соответствует осевой линии струи. В теоретических расчетах вычислены значения максимальной скорости, осредненные по оси z по всей высоте струи. Поэтому экспериментальные значения максимальной скорости должны быть несколько выше теоретически вычисленных значений.

Литература 1. Гиневский А.С. Теория турбулентных струй и следов. –М: 1969. – 400 с.

2. Sigalla A. Measurements of skin Friction in a Plane Turbulent Wall Jet. I. of the Royal Aeronaut. Soc., 1958, vol.62, Pt 576. p.872-877.

3. Исатаев С.И., Бердибаев М.С. Аэродинамика и теплообмен полуограниченной струи, распространяющейся вдоль конуса. Сб. «Вопросы тепломассообмена». Алма-Ата, 1989, - С.

86-88.

4. Исатаев С.И., Солтанбаев Ш.С. О влиянии поперечной кривизны на закономерности струи, распространяющейся вдоль цилиндрической поверхности. // Гидродинамика и диффузия. – Алма-Ата, 1982, с. 63-71.

ЖАЗЫ АЫНШАНЫ ШУІНЕ ШЕКТІК ПЛАСТИНАЛАРДАЫ ЙКЕЛІС КЕДЕРГІСІНІ СЕРІ С.И. Исатаев,.Тлеуов, М.С. Исатаев, М.К. сембаева Жмыста жазы еркін аыншаны даму задылыына шектік пластиналардаы йкеліс кедергісіні сері эксперименттік трде зерттелді. Наты шарттара байланысты шектік беттерде ламинар, турбулентті жне тпелі абаттарды болатыны крсетілген. Аыншаны максималды жылдамдыыны згерісі шін эмпирикалы рнектер алынды.

DEVELOPMENT OF VORTEX STRUCTURE OF FLAT TURBULENT JET LIMITED BY A FRONT S. Isatayev, G. Toleuov, M. Isatayev, M. Asembaeva It is found that there can exist three types of a large-scale vortex. In case of sufficient compression of the nozzle, the jet of current is, as a rule, laminar at the output from nozzle. Owing to unstable current in vacant frontier layer discontinuous vortexes are formed, axis of which are parallel to the nozzle edge. These vortexes either set against end plate or circled on themselves, forming vortex ring.

ВЛИЯНИЕ АКУСТИЧЕСКОГО ВОЗДЕЙСТВИЯ НА ДИНАМИКУ ТРЕХМЕРНОЙ ТУРБУЛЕНТНОЙ СТРУИ С.И. Исатаев, С.Б. Тарасов, Г. Толеуов, М.С. Исатаев, М.К. Асембаева НИИЭТФ, Казахский национальный университет им. аль-Фараби, г.Алматы Цель данной работы заключается в экспериментальном исследовании средних характеристик течения в трехмерной струе в широких пределах изменения соотношения сторон сопла и начальной скорости при наличии акустического воздействия и исследование когерентной структуры турбулентности в трехмерной струе и выяснение роли влияния таких структур на аэродинамику струи.

Очень важным свойством, присущим свободным турбулентным струям, является чувствительность ее к внешним воздействиям. Для плоских и круглых струй, где наличие когерентных структур на начальном и переходном участках делает их чувствительными к воздействию различного рода периодических и, в частности, акустических возмущений, проблемы, касающиеся внешних воздействий, довольно подробно исследованы. Что касается трехмерных струй, обладающих повышенной чувствительностью к низкочастотным воздействиям [1, 2 ], подобные экспериментальные исследования почти не производились.

Цель данной работы заключается в экспериментальном исследовании средних характеристик течения в трехмерной струе в широких пределах изменения соотношения сторон и начальной скорости при наличии акустического воздействия и исследование когерентной структуры турбулентности в трехмерной струе и выяснение роли влияния таких структур на динамику струи.

Эксперименты проводились на установке, схематично показанной на рисунке 1.

Воздух от вентилятора (1) поступал через вибpогасящий переход (2) в успокоительную камеру (3), затем через сетки (4) и (5) истекал из сопла (6) с прямоугольной формой выходного сечения.

1-вентилятор;

2-виброгасящий переход;

3-успокоительная камера;

4-выравнивающие сетки;

5-нагреваемая сетка;

6-сопло;

7-динамик;

8-трубка Пито;

9- микроманометр;

10-звуковой генератор Рис. 1. Схема экспериментальной установки Корневая часть стpуи pасполагалась в pабочей части теневого пpибоpа ИАБ-451, обоpудованного так, что можно было наблюдать теневую мгновенную каpтину течения.

Воздействие на стpую осуществлялось с помощью динамика (7) мощностью 50 Вт, pазмещенного в успокоительной камеpе фpонтально к выходному сечению стpуи. Пpи подаче на динамик синусоидального сигнала из звукового генеpатоpа (10) в выходном сечении стpуи создаются синусоидальные колебания скоpости выбpанной частоты.


Для измеpения сpедней скоpости и динамического давления пpименялись тpубка Пито (8) и микpоманометp (9) маpки ММН-240.

Пеpемещение тpубки Пито и датчиков по тpем осям симметpии сопла осуществлялось с помощью тpехмеpного кооpдинатника.

Для фоpмиpования тpехмеpных стpуй использовались сменные сопла с pазличными удлинениями. Удлинением сопла (в дальнейшем оно будет называться параметром соотношения сторон сопла) называют отношение длинной стоpоны a, к коpоткой стоpоне b на сpезе сопла (= а/b).

Спpофилиpованные по фоpмуле Витошинского четыpе стоpоны сопла сначала монтиpовались дpуг дpугу специальными зажимами, затем тщательно пpопаивались.

Пpямоугольные сопла имели одинаковую длину 90 мм, со степенями поджатия c 10 (с F1 / F2, где F1 - площадь входного сечения конфузоpа;

F2 - площадь выходного сечения конфузоpа), пpичем значения площадей сpеза выхода для всех сопел были пpимеpно одинаковы и pавновелики по площади кpуглому соплу, диаметp котоpого составлял бы dкр.=22,57 мм. В соответствии с этим эффективный диаметp каждого пpямоугольного сопла d э был пpиблизительно таким же, как диаметp кpуглого сопла. Здесь d э 2 ab /.

Основные измерения проведены для 2,66.

Скорость потока в процессе опыта изменялась от 2,78 до 6 м/с. Основные измерения проведены при скорости истечения на выходе из сопла U 0 =6 м/с, что соответствовало числу Рейнольдса Re ~0,97104, рассчитанного по эффективному диаметру.

Воздействия на струю осуществлялись излучателем звука, размещенным в успокоительной камере фронтально к выходному сечению сопла. Опыты в основном проводились как при отсутствии внешнего воздействия, так и при наличии воздействия, соответствующего числу Струхаля:

fb.b f a.a f d э.d э Sh 0,48, U0 U0 U где f b, f a и f d э - есть частоты, рассчитанные по короткой и длинной сторонам сопла и по эффективному диаметру этих сопел.

Экспериментальное исследование процессов теплопереноса в трехмерных струях проводилось на той же экспериментальной установке, схема которой была показана на рисунке 1. Воздух, поступающий в успокоительную камеру через выравнивающие сетки, истекал из прямоугольного сопла. Струя при этом нагревалась с помощью нагревателя, смонтированного во входном сечении сопла.

Для измерения распределения температуры струи использовалась медьконстантановая термопара, «горячий» спай которой размещался в потоке, а другой, так называемый «холодный» спай, находился при комнатной температуре. ЭДС термопары измерялась цифровым вольтметром. Сигнал от термопары подавался также на двухкоординатный самописец, где производились непрерывные записи изменения температуры вдоль оси струи и в поперечных сечениях.

На основе полученных результатов измерения пространственных профилей полного давления, на основе наблюдения и фотографирования теневой картины течения и из сравнения безразмерных профилей скорости и избыточной температуры трехмерной струи, можно представить упрощенную схему эволюции формы и размера вихревых структур на различных расстояниях от среза сопла. Дальше, как это показано на рисунке 2, на основе этой же схемы нам удалось объяснить природу возникновение немонотонности в профилях скорости и избыточной температуры струи. 0 - разность между температурой в начальном сечении струи и в окружающем пространстве 0 0.

На рисунке 2 показаны примеры распределения скорости и температуры в трехмерной струе при 2,66 на участке бифуркации вихревых возмущений, генерированных управляющим воздействием. Частота воздействующего сигнала соответствовали числу Струхаля:

f a.a Sh 0,48.

U На этих же рисунках приведены контуры периферийной части ядра вихревого возмущения с видом в направлении вдоль струи к выходному сечению сопла т.е. в плоскости Приблизительная форма их получена на основе сравнения двух yz.

взаимноперпендикулярных проекций мгновенной теневой картины течения со стороны длинной и короткой кромок сопла и визуального наблюдения поведения пространственных профилей полного давления. По расположению этих профилей строились также размеры вихрей по оси, параллельной длинной стороне сопла (z). По характерным особенностям (на рисунке 2 они выделены жирными точками), наблюдаемым в профилях температуры и скорости, подбирались размеры вихрей по оси, параллельной короткой стороне сопла (у).

Например, две крайние жирные точки на оси абсциссы, соответствующие внешней границе крупных вихрей, показывают, что эта граница по своему направлению вращения имеет максимальную отрицательную скорость (пробуксовка вихря) и при этом соприкасается с окружающим холодным слоем воздуха.

Из анализа результатов наблюдения и фотографирования теневой картинки течения следует, что происходит непрерывная деформация вихревого возмущения, сопровождающейся сложной траекторией сближения и перемыкания его частей, развивающихся со стороны коротких и длинных кромок сопла. Наличие минимума U /U 0 на участке 0,5y/b1 при x/b=4 (рисунок 2) связано с образованием локализованной области, в которой линейная скорость вихря после завершения процесса перемыкания вихревого шнура вблизи оси струи и окончательного формирования вихревого тора направлена против основного потока (две жирные точки на указанном участке). В конечном счете это и объясняет причину разрыва трехмерной струи на три части [3] при акустическим на нее воздействии. Пунктирной линией на рисунке обозначены контуры выходного сечения сопла для оценки размера и относительного расположения вихревых возмущений.

При поступательно-вращательном переносе инертной массы, как это происходит в крупных вихрях, близлежащие части неподвижной окружающей холодной жидкости циркуляцией переносятся во внутрь нагретой струи, и изменяет распределение температуры в поперечном направлении. При акустическом воздействии, вихри укрупняясь по размеру, еще больше усиливают такой процесс и в результате приводят к возникновению резких немонотонностей в профилях избыточной температуры.

Датчик температуры при перемещении поперек струи регистрирует более высокую температуру в центральной ее части, менее высокую в фокусах крупных вихрей, а между фокусами крайнего тора минимум ее значения (характерная жирная точка соответствующая y/b=1 для x/b=4, рисунок 2). Минимальная избыточная температура соответствует области струи, образуемой переносом более холодных слоев воздуха.

Следует иметь ввиду также, что на рисунке 2 приведены средние характеристики U /U и T / T0, однако сравнения проводится с теневой картиной течения, получаемой при импульсном освещении и соответствующей мгновенной форме вихревых возмущений в измеряемом сечении. Поэтому профили средних характеристик необходимо рассматривать как осредненное суммарное поле, создаваемое средним течением и движущимися вихревыми структурами, имеющими в каждом сечении вполне определенную форму с собственными внутренними полями скорости и температуры.

Рис. 2. Распределение безразмерной скорости и избыточной температуры в поперечном сечении трехмерной струи. Мгновенная картина бифуркации вихревых возмущений Таким образом, генерированные воздействием вихревые структуры в каждом сечении имеют типичную форму, связанную с собственным внутренним полем скорости.

Немонотонность в профилях средних характеристик обусловлены сложением среднего течения с осредненным полем, создаваемым движущимися вихревыми структурами.

Литература 1. Уханова Л. Н., Войтович Л. Н. Некоторые особенности развития когерентных структур течения на начальном участке трехмерных турбулентных струй //Инж. - физ.

журнал.–1984.–Т.47,N 4. –с. 537-543.

2. Ching-Ming Ho, Ephrain Gutmare. Vortex induction and mass Entraiment in a small– aspectretic elliptic jet//J. Fluid Mech.–1987, V. 179.–P.383-405.

3. Исатаев С.И., Тарасов С.Б., Толеуов Г. Использование теневого метода цветной визуализации при изучении вихревых структур в трехмерных струях //Тезисы докладов Всесоюзного семинара «Оптические методы исследования потоков». Новосибирск, ИТФ СО АН СССР,1989 г.

ШЛШЕМДІ ТУРБУЛЕНТТІК АЫНШАНЫ ДИНАМИКАСЫНА АКУСТИКАЛЫ РІСТІ СЕРІ С.И. Исатаев, С.Б. Тарасов,. Тлеуов, М.С. Исатаев, М.К. сембаева Берілген жмысты масаты сопло жатары атынастарыны згеруіні жне бастапы жылдамдыты ке диапазондарында сырты сер бар кезде шлшемді аыншаны орташа сипаттамаларын эксперименттік зерттеу жне аыншадаы турбуленттілікті когеренттік рылымдарын зерттеу мен осындай рылымдарды аыншаны аэродинамикасына серіні рлін тсіндіру болып табылады.

THE EXPERIMENTAL RESEARCH OF INITIAL AND TRANSITIONAL PARTS OF THREE DIMENSIONAL JETS S. Isatayev, S. Tarasov, G. Toleuov, M. Isatayev, M. Asembayeva The work represents the results of experimental research of aerodynamics of three-dimensional turbulent jets flowing from nozzles with rectangle outflow face. The results of measurements of middle and pulse flow characteristics of three-dimensional jets are given. The data on axis speed and turbulence intensity are given and an attempt to uncover their interrelation is made. The results of experimental data comparison on axis speed attenuation of three-dimensional jets with data for axis symmetric stream are presented.

О НЕКОТОРЫХ ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИХ СВОЙСТВАХ ПЕРЕХОДНОЙ ЗОНЫ ЖИДКОСТЬ-ГАЗ М.М. Ермеков, Ш.К. Коданова, К.Н. Ибрашев Атырауский институт нефти и газа, г. Атырау В работе проведены аналитические расчеты с учетом экспериментально установленных и справочных значений физико-химических параметров, участвующих в образовании переходной зоны при смешивающемся режиме вытеснения углеводородной жидкости взаиморастворимым с ней газом.

Рассмотрим случай вытеснения углеводородной жидкости взаиморастворимым с ней газом, когда в результате последовательного обмена компонентами образуется переходная зона, в которой постепенно меняется свойство флюида от жидкости до газа. Такая зона может образоваться при вытеснении оторочки из сжиженных углеводородных газов сжатым газом, а также при вытеснении нефти сжатым углеводородным газом, обогащенным пропан бутановой фракцией.

С учетом экспериментально установленных и справочных значений физико химических параметров, участвующих в образовании переходной зоны при смешивающемся режиме, были проведены следующие аналитические расчеты.

Используя формулы расчета коэффициента поверхностного натяжения для жидкости, находим = [p(ж - п)/М]4, где р - парахор [1];

ж - плотность жидкости, при которой вычисляется поверхностное натяжение, г/см3 при 20 °С;

М - молярная масса, г/моль;

п - плотность пара, г/см3, п = (роМ106)/[R - (T + 20)], где ро - абсолютное давление, атм;

R - молярная газовая постоянная, Дж/(мольК);

Т абсолютная температура, К, а также формулы расчета коэффициента поверхностного натяжения для сжиженного газа = [p(сж.г - кр)/М]4, где сж.г – плотность сжиженного газа, г/см3;

кр - критическая плотность газа, г/см3 [2];

М молярная масса, г/моль;

сж.г = ж.кип = кр(1,981 + 0,422 lgpкр), г/см3;

pкр - критическое давление, атм.

В таблице 1 приведены расчетные значения плотности сжиженного газа и поверхностные натяжения отдельных компонент газообразной фазы переходной зоны.

Таблица 1 - Плотность и поверхностное натяжение сжиженного газа сж.г10-3, г/см3 10-3, дин/см Вещество р М, г/моль СН4 70,8 16 434,46 2112, С2Н6 110,8 30 546,78 2599, С3Н8 150,8 44 599,85 2724, С4Н10 190,8 58 603,12 2318, СО2 87,2 44 1294,93 7213, N2 35 28 816,30 159, В таблице 2 и рис. 1 приведены расчетные значения плотности и поверхностного натяжения жидкости.

Таблица 2 - Плотность и поверхностное натяжение жидкости, дин/см (табл.

п10-5, г/см3, дин/см Вещество р М, г/моль данные) С5Н12 230,8 72 299,62 15,926 16, С6Н14 270,8 86 357,88 18,175 18, С7Н16 310,8 100 416,14 19,896 20, n – С8Н18 350,8 114 474,40 21,253 21, i – С8Н18 350,8 114 474,40 19,991 18, С9Н20 390,8 128 532,66 22,415 22, С10Н22 430,8 142 590,93 23,274 23, С6Н6 205,4 78 324,59 28,284 28, Рис. 1. Зависимость поверхностного натяжения от молярной массы углеводорода Коэффициент диффузии между различными газовыми компонентами, между газом и жидкостью, а также между различными жидкостями находим по формулам:

BT 3 / 2 (1/ M1 ) (1/ M 2 ) Dг, рr12 I D где Dг - коэффициент диффузии в газах, см2/сек;

В - безразмерный коэффициент;

M1, М2 молекулярный вес компонентов 1 и 2;

р - абсолютное давление, атм;

r12 - диаметр столкновения молекул, ;

ID - интеграл столкновений для диффузии (зависит от kТ/12) [92];

В 1,0 2, 46 (1/ M1 ) (1/ M 2 ) 104, r12 = [(ro)1 + (ro)2]/2;

ro – 1,18Vo1,3, ;

Vo = Vкип = М/ж.кип - мольный объем жидкости при температуре кипения в нормальных условиях, см3/моль;

ж.кип – плотность жидкости при нормальной температуре кипения, г/см3;

ж.кип = кр(1,981 + 0,422 lgркр), (1 / k )( 2 / k ), 12/k = где 12/k = 0,77Ткр, К;

12 - энергия молекулярного взаимодействия, эрг;

k - постоянная Больцмана, эрг/К, kT/12 = T/(12/k).

В таблице 3 и 4 приводятся расчетные значения коэффициента молекулярной диффузии для систем жидкость-газ и газ-газ в переходной зоне.

Таблица 3 - Коэффициент диффузии жидкость-газ Vo, см3/моль Компонент газа Компонент жидкости D10-3, м2/сек СН4 С5Н12 114,97 8487, С6Н14 130,44 8531, С7Н16 146,26 8574, n – С8Н18 162,27 8616, i – С8Н18 164,76 8622, С9Н20 178,27 8656, С10Н22 194,54 8696, С6Н6 88,73 8408, Таблица 4 - Параметры и коэффициент диффузии газ-газ r01, r02, R12, Vкип, см3/моль СН4 Вещество В М1 = 16 СН4 - 36,827 3,882 С2Н6 2384,588 54,866 4,418 4, С3Н8 2818,347 73,351 5,061 4, С4Н10 3053,325 96,167 5,406 4, СО2 2818,347 33,979 3,996 3, N2 2290,567 34,301 3,681 3, Таблица 4 (продолжение) 2,1/k, К 12/k, К Dг, см2/сек СН4 Вещество ID kТ/ М1 = 16 СН4 136,5 - - - С 2 Н6 230 177,186 1,654 0,570 339131, С 3 Н8 254 186,202 1,574 0,584 318003, С4Н10 328 211,600 1,385 0,617 292451, СО2 190 161,043 1,819 0,558 428668, N2 91,5 111,758 2,622 0,494 458465, Коэффициент диффузии жидкость-жидкость находим по формуле (справедлива при Т = 0100 С):

8Т ( ХМ )0, Vo0, Dж 7, 4 10, где Dж - коэффициент диффузии в разбавленных растворах, см2/сек;

- вязкость растворителя, сПз, (растворителем будет то вещество, вязкость которого из двух жидкостей меньшая);

Т – температура, К;

X - параметр ассоциации растворителя (растворитель жидкость с меньшей вязкостью);

М - молекулярный вес растворителя;

Vo - мольный объем растворенного вещества при нормальной температуре кипения, см3/моль.

Vo = Vкип = М/ж.кип, где ж.кип - плотность жидкости при нормальной температуре кипения, г/см3;

ж.кип = кр(1,981 + 0,422 lgpкр), 1,981 - критическая плотность, г/см3;

pкр - критическое давление, атм.

Коэффициент диффузии газ-жидкость находим по формуле:

8, 2 1012 Т ж г, D 1 3V / V 2/ Vг 1/ где - вязкость растворителя, мНс/м2 (растворитель - газ);

Vж - мольный объем жидкости, см3/моль;

Vг - мольный объем газа, см3/моль.

Вязкость является одним из определяющих факторов в экспериментальных исследованиях смешивающегося вытеснения. В связи с этим рассчитаем значения вязкости для различных фаз в зависимости от молярной массы.

Для расчета вязкости газа имеем:

27, 0М 1/ 2Т 3 / о, Vкип3 (Т 1, 47Т кип ) 2/ где Vкип - мольный объем жидкости при нормальной температуре кипения, см3/моль.

Для органических соединений Ткип вычисляется по формуле:

Ткип = Ткр Т/100, К, где Ткр - критическая температура, К;

Т - сумма атомных и структурных составляющих.

Для расчета вязкости жидкости имеем:

= 0,167ж0,510, мПас, где ж - плотность жидкости, при которой вычисляется вязкость, г/см3;

= В(1 – Тпр)/Тпр, где В - постоянная вязкости, определяемая путем суммирования атомных и структурных составляющих;

Тпр = Т/Ткр.

По результатам аналитических расчетов строим зависимость вязкости газа от молярной массы углеводорода (рис. 2).

Рис. 2. Зависимость вязкости газа от молярной массы углеводорода Таблица 5 - Вязкость жидкости Компонент o10-3, мПас Ткр, К Тпр, К В жидкости С5Н12 470,2 0,623 0,678 0,410 339, С6Н14 507,8 0,576 0,714 0,523 452, С7Н16 539,8 0,542 0,750 0,631 591, n – С8Н18 569,0 0,514 0,786 0,740 769, i – С8Н18 525,8 0,557 0,786 0,624 585, С9Н20 595,4 0,492 0,822 0,848 998, С10Н22 619,3 0,473 0,858 0,955 1287, С6Н6 561,5 0,521 0,634 0,580 596, По результатам аналитических расчетов (рис. 2) приводится зависимость вязкости газообразной фазы в переходной зоне от молекулярной массы углеводорода. В табл. 5 и рис.

3 показан характер изменения вязкости жидкости в переходной зоне от молярной массы углеводорода.

Таким образом, аналитические расчеты подтверждают установленные на капиллярной установке закономерности, однако они трудоемки и, в связи с использованием большого объема приближенных безразмерных коэффициентов, табличных значений для идеальных компонентов и номограмм, показывают только тенденцию изменения физико-химических параметров в переходной зоне между вытесняемым и вытесняющим агентами. Для более точного определения конкретных параметров необходимо теоретическое и экспериментальное изучение механизма образования переходной зоны с соблюдением всех критериев моделирования процесса.

Рис. 3. Зависимость вязкости жидкости от молярной массы углеводорода Литература 1. Гиматудинов Ш.К., Ширковский А.И. Физика нефтяного и газового пласта. - М.:

Недра, 1982. - 310 с.

2. Дж. Перри. Справочник инженера-химика / Пер. с англ. Под ред. П.М. Жаворонкова и П.Г. Романкова. - М.: Изд-во Химия, 1969. – 640 с.

СЙЫ-ГАЗ ТПЕЛІ АЙМАЫНЫ КЕЙБІР ЖЫЛУФИЗИКАЛЫ АСИЕТТЕРІ ТУРАЛЫ М.М. Ермеков, Ш.. оданова, К.Н. Ибрашев Бл жмыста сйытыта ерітілген газды ыыстыру кезінде пайда болатын біртіндеп ту аймаында тжірибе арылы табылан жне тиісті дебиеттерден алынан физикалы-химиялы крсеткіштерді пайдалана отырып жасалан аналитикалы есептеулер келтірілген.

ABOUT SOME THERMOPHYSICS PROPERTIES OF “LIQUID-GAS” CONNECTING ZONE М.М. Ermekov, Sh. K. Еrmekov, K.N. Ibrashev Analytical calculations are organized in work with provision for experimental installed and reference importances physico-chemical parameter, participating in forming the connecting zone under mixing mode of the displacing to hydrocarbon liquid dissolved friend in friend by gas with her.

ФИЗИКА КОНДЕНСИРОВАННОГО СОСТОЯНИЯ И ПРОБЛЕМЫ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЯ ОЦЕНКА ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ УСЛОВИЙ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ВТИПП НА ПОВЕРХНОСТЬ ЖЕЛЕЗА А.М. Жукешов, А.У. Амренова, Б.С. Конурбаева НИИЭТФ, Казахский национальный университет им. аль- Фараби, г. Алматы Проведена оценка температурного градиента и глубины плавления поверхности сплавов на основе железа при воздействии высокотемпературных импульсных плазменных потоков и сравнение с экспериментальными результатами. Показано, что в результате воздействия плазмы глубина модифицированного слоя составляет порядка 10 мкм, сделана оценка характерного размера микроструктуры.

Вопрос о температурно-фазовых изменениях в структуре конструкционных металлов и сплавов под действием импульсных пучков лазерного и корпускулярного излучений в последнее время привлекает внимание специалистов многих отраслей. В общих чертах воздействие сильноточных пучков сводится к интенсивному разогреву поверхности, ее плавлению на глубину порядка пробега частиц с последующим быстрым охлаждением. При этом иногда имеют место некоторые гидродинамические неустойчивости, которые приводят к образованию особого микрорельефа на поверхности [1]. Температурно-фазовые изменения здесь определяются кинетикой охлаждения расплава вблизи точки фазового перехода.



Pages:     | 1 || 3 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.