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 | 2 || 4 |

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

-- [ Страница 3 ] --

По результатам расчетов для радиационного распада мезонов получены численные зна чения, приведены в Таблице 1. В Таблице 1 также приведены результаты других теоретиче ских и экспериментальных работ.

Таблица 1 – Ширина радиационного распада (c c ), (b b ) и (bc ) мезонов E1, keV E1 (exp), keV k, MeV 13 P0 13 S 105.2 92.4± (cc ) [14] (cc ) [our ] 308.621 115. (bb ) [15] 391 29. (bb ) [our] 330.475 (bc) [16] 370. 357.621 43. (bc) [our] 3.2 Лептонный распад Теперь приступим к рассмотрению распада мезонов на электрон-позитронную пару.

Этот распад происходит через обмен виртуального фотона. Диагармма Фейнмана такого распада представлено на рисунке 1.

Рис.1. Диаграмма Фейнмана для V e+e распада. V - векторный потенциал, q - поле кварка, виртуальный фотон, e + e - электрон-позитронная пара В рамках КТП, прежде всего, вычисляют диаграмму Фейнмана кварка-антикварка для фермионной петли. Эта диаграмма диктует о возможности такого распада только для век торного мезона. Инвариантный матричный элемент выражается через gV константу перехода векторного мезона на фотон.

С другой стороны, эту константу можно выразить через ВФ, которая определяется из УШ. Этот вопрос хорошо изложен в [14] и ширина распада записывается в виде:

4 em (V e + e ) = Qq 0 (0). (3.20) mq Таким образом, если известна ВФ в начале координат, то можно опаределить ширину данного распада. Для этого, мы запишем УШ:

H = E. (3.21) В работах [15,16] с учетом спин-спинового и непертурбативного взаимодействия опре делены ВФ мезонов состоящих из легко-легких и тяжело-тяжелых кварков. Мы будем изу чать ВФ спин-триплетного состояния для основного состояния. В нашем подходе ВФ пред ставляется в виде:

r (r ) = Ylm (, )nl (r ), (3.22) где угловая и радиальная части ВФ нормированы по отдельности.

Тогда нормированная ВФ для основного состояния записывается следующим образом:

r (r ) = 0 (r ), (3.23) где 0 (r ) - радиальная ВФ состояния и удовлетворяет условию:

I = C N dr r 2 0 (r )0 (r ) = 1.

(3.24) Здесь C N -нормировочный коэффициент радиальной ВФ. В нашем подходе радиальная ВФ определена в d -мерном вспомогательном пространстве. Поэтому, для определения коэффи циента нормировки прежде всего переходим в d -мерное пространство. Проводим замену переменных:

r = q 2 ;

(r ) q 2l nr (q 2 ). (3.25) Подставим (3.25) в (3.24) после некоторых упрощений имеем:

I = C N 2 dq q d 1 nr (r )q 2(2 +1) nr (q 1 ) (3.26) где d = 2 + 2 + 4l.

Мы рассматриваем ВФ основного состояния. В этом состоянии ВФ в ОП равна:

(q 2 ) e q (3.27) Учитывая (3.27) из (3.26) получим:

d + 2 I = CN = 1. (3.28) d + 2 Из (3.28) определим C N и учитывая (3.23) для ВФ в начале координат получаем:

d + 2 1 (0) = (3.29) 4d + 2 2 В нашем подходе частота осциллятора параметризована в виде:

= Z (3.30) где -натяжение струны, а Z некоторый постоянный параметр для конкретного случая оп ределена в работах [16,17]. В нашем случае окончательно для основного состояния получим:

Z 2 3 / 0 (0) = (3.31) 4(3 ) Тогда ширина распада векторного мезона на электрон-позитронную пару записывается в ви де:

em 2 Z 3 3/ (V e e ) = 2 Q + (3.32) (3 ) mq Таблица 2 – Ширина лептонного распада (exp ), keV [17] (exp ), keV [18] (our ), keV Переход e e 4.72±0.35 5.54±1.96 4. + l +l 2.97±0.04 2.86±0.19 2. e+e 6.77±0.32 7.04±0.06 7. e+e 1.34±0.04 1.34±0.018 1. Заключение 1. Предложена схема вычисления ширины E1 и M 1 переходов. Ширина переходов E1 и M 1 определяется аналитически, в нашем подходе волновая функция связанной системы определяется с учетом релятивисткой поправки, поэтому в наших расчетах ширина перехода определяется с учетом релятивисткой поправки. Предложен метод определения радиального перехода, который обусловлен E1 и M 1 переходом. Также определен импульс фотона с уче том релятивистских поправок. Наши результаты показали, что импульс фотона для возбуж денного и основного состояния между собой отличаются. Полученные численные результа ты, для ширины E1 перехода, которые представлены в таблице 1, что свидетельствует удов летворительному согласию наших данных с экспериментальными и теоретическими данны ми других авторов.

2. Определена волновая функция в начале системы отчета. Волновая функция в на чале системы отчета, т.е. r = 0 определена для основного состояния. Вычислена ширина лептонного распада мезонов состоящего из легко – легких, тяжело –тяжелых кварков. Наши результаты согласуются с экспериментальными результатами и теоретическими данными других авторов.

Литература 1. G.T.Bodwin, S.J.Brodsky, and G.P.Lepage // Phys.Rev.Lett.47 (1981) 1799.

2. J.-w. Qiu and G.Sterman (private communication).

3. M.Banaka, I.Z.Rothstein, and M.B.Wise // Phys.Lett.B.408 (1997) 373 [hep-ph/9605023].

4. J.-w. Qiu and G.Sterman, Int.J.Mod.Phys.E 12 (2003) 149 [hep-ph/0111002].

5. N.Brambilla, M.Kramer, R.Mussa, A.Vairo. Heavy quarkonium physics. // GERN-2005 005, 20 June 2005.

6. Dineykhan M., S. A. Zhaugasheva S.A., Toinbaeva N.SH. //Jour. Phys.B: At.Mol.Opt.

Phys. 2010. V.43. P.015003. -7pp;

Динейхан M., Жаугашева C.A.//ЭЧАЯ,V.42, Вып.3 (в печа ти).

7. H.Jung, Comput. Phys. Commun. 143 (2002) 100 [hep-ph/0109102].

8. Salam A. Nonpolynomial Lagrangians. Renormalization and Gravity. New York: Gordon and Breach Science Publ 1971.

9. Dineykhan M., Efimov G.V., Ganbold G. and. Nedelko S.N., Oscillator representation in quantum physics, (Lecture Notes in Physics, Springer-Verlag, Berlin, 1995), V. 26.

10. Salam A. Nonpolynomial Lagrangians. Renormalization and Gravity. New York: Gordon and Breach Science Publ 1971.

11. Dineykhan M., Efimov G. V. // Rep. Math. Phys. 1995. V.36, P.287;

//Yad. Fiz. 1996.

V.59.

12. Dineykhan M., Efimov G. V. // Rep. Math. Phys. 1995. V.36, P.287;

//Yad. Fiz. 1996.

V.59, 862;

Dineykhan M.// Z. Phys. 1997. V. D41. P.77;

Dineykhan M., Nazmitdinov R. G.// Yad.

Fiz. 1999. V. 62. P.143;

Dineykhan M, Zhaugasheva, S. A., Nazmitdinov, R. G.// JETP. 2001.

V.119. P.1210.

13. Жаугашева С.А., Нурбакова Г.С. Вестник КазНПУ им.Абая. №3, (в печати).

14. Suraj N. Gupta and James M.Johnson. Physical Reviev D 49, №3 (1994).

15. Ebert D. Physical Reviev D 67, 014027 (2003) 16. Amsler C., et al., Physics Letters B 667, 1 (1998).

17. Amsler C., et al., Physics Letters B 667, 1 (2008).

МЕЗОНДАРДЫ РАДИАЦИЯЛЫ ЖНЕ ЛЕПТОНДЫ ЫДЫРАУЫ С.А. Жауашева, Г.С. Нрбаова, Г. Сайдуллаева Ауыр кварктардан тратын мезондарды радиациялы ыдыраулары арастырылан. Бастапы кйден соы кйге туді матрицалы элементіні ауысулары релятивистік тзетулерді ескере () () отырып аныталан. (c c ), b b жне cb мезондар шін Е1 жне ЕМ ауысуларыны енін есептеу жолдары келтірілген.

RADIATIVE AND LEPTONIC DECAY OF MESONS S.A. Zhaugasheva, G.S. Nurbakova, G. Saidullaeva Radiative and leptonic decay mesons consisting from heavy and light quarks are considered. The tran sition matrix element from an initial state to a final state taking into account the relativistic corrections are determined. The widths of Е1 transitions and leptonic decays of mesons consisting of light and heavy quarks is defined.

ДИФРАКЦИОННОЕ РАССЕЯНИЕ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ Е.И. Исматов, Ж.К. Убаев* Актюбинский государственный университет им. К.Жубанова, г.Актобе *Актюбинский государственный педагогический институт, г.Актобе Исследованы рассеяние нуклонов на нуклонах при высоких энергиях и угловая зависимость при упругом рассеянии адронов. Детально рассмотрено рассеяние нуклонов на дейтроне.

Представлено сечение неупругого рассеяние протонов на ядре 12С.

Взаимодействие между частицами при достаточно высоких энергиях носит дифракционный характер. Дифракционные явления имеют место, если длина волны относительного движения сталкивающих частиц мала по сравнения с характерными размерами области, в которой проявляется взаимодействие. Дифракционная природа столкновений частиц при высоких энергиях позволяет использовать для описания этих столкновений метод, основанный на аналогии с оптическими принципами Гюйгенса.

Дифракционный характер взаимодействия адронов друг с другом при высоких энергиях. Рассеяние нуклонов нуклонах при высоких энергиях (порядка ГэВ и выше в лабораторной системе координат) характеризуется рядом свойств, сходных со свойствами рассеяния нуклонов при небольших энергиях (порядка нескольких десятков МэВ) на ядрах.

Наличие при высоких энергиях неупругого рассеяния, сопровождающегося образованием мезонов, приводит к тому, что при высоких энергиях упругое рассеяния нуклонов друг на друге носит дифракционный характер. Так же, как и в случае рассеяния нуклонов при небольших энергиях на ядрах, в случае рассеяния нуклонов на нуклонах при высоких энергиях угловое распределение характеризуется острым максимумом в направлении вперед, а полные сечения упругого рассеяния и поглощения в хорошем приближении оказываются постоянными с изменением энергии. Ширина максимума в угловом распределении определяется размерами области взаимодействия. Такими же свойствами характеризуется рассеяние и других сильновзаимодействующих частиц - -мезонов, мезонов, антинуклонов и др. – друг на друге и на нуклонах.

Характер угловой зависимости при упругом рассеянии адронов высоких энергий друг на друга хорошо воспроизводится выбором амплитуды упругого рассеяния в виде гауссовской функции от передаваемого импульса k q f(q) = (i+ ) e, (1) где параметры, и определяются из данных опыта. В случае рассеяния нуклона на нуклоне при энергии Е = 1 ГэВ параметры, и согласно [3] равны 0, 3 2,7 (ГэВ/с)-2, = 44 тВ.

Значения этих параметров несколько различаются для различных адронов и несколько изменяются с энергией. В настоящее время амплитуда [1] не может быть получена теоретически ввиду отсутствия последовательной теории сильновзаимодействующих частиц.

В случае рассеяния адронов (-мезонов и нуклонов) высоких энергий на ядрах угловая зависимость характеризуется рядом дифракционных максимумов и минимумов. При таких высоких энергиях ядра становятся прозрачными по отношению к падающим частицам, поэтому модель черного или полупрозрачного ядра, использованная для описания рассеяния нуклонов небольшой энергии на ядрах, оказывается неприменимой. Дифракционная структура в угловом распределении может быть объяснена в терминах интерференции между однократным, двукратным и т.д. рассеянием падающей частицы на отдельных нуклонах ядра [1-5].

Рассеяние адронов на дейтронах при высоких энергиях. Рассмотрим детальнее рассеяние нуклона (или -мезона) высокой энергии на дейтроне. Амплитуда упругого рассеяния нуклона на дейтроне определяется общей формулой:

r' q q () 1 i F0 (q ) = { f n (q ) + f p (q ) }S q + dq f n + q ' f p q ' s q ', (2) 2 2 2k 2 I m F00 (0) нетрудно Используя эту формулу, с помощью оптического соотношения t = k получить для полного сечения взаимодействия нуклона с дейтроном следующее выражение:

2 rr r t = n + p + 2 dqf n (q )f p ( q )S(q ), (3) k где n и p – соответственно полные сечения взаимодействия падающей частицы со свободным нейтроном и протоном. Если амплитуды fn и fp чисто мнимы, то добавка в полном сечении (3), связанная с двукратным рассеянием, является отрицательной.

Предполагая, что размеры дейтрона значительно превосходят радиус области взаимодействия падающей частицы с отдельным нуклоном дейтрона, в (2) из-под знака интеграла можно вынести значения амплитуд в точке q = 0, и таким образом получим приближенную формулу Глаубера-Ситенко t =n +p n p. (4) 4 r На основе формул (3) и (4) из экспериментальных данных по взаимодействию частиц высоких энергий с дейтронами обычно определяются сечения взаимодействия частиц с нейтроном.

Используя представление (1) для однонуклонной амплитуды и выбирая волновую функцию основного состояния дейтрона в виде гауссовской функции, амплитуду нетрудно найти в неявном виде. На рис.1 представлена зависимость частей амплитуды, связанных с однократным и двукратным рассеянием, от передаваемого импульса в предположении, что fn = fp и = 0. При q = 0 часть амплитуды, связанная с двукратным рассеянием, значительно меньше части амплитуды, связанной с ростом q, амплитуда двукратного рассеяния при небольших значениях q оказывается значительно больше амплитуды однократного рассеяния.

Foo(q) Однократное рассеяние - Двукратное рассеяние - ГэВ 10-3 q 0 0,5 1 1,5 С Рис. 1. Вклад однократного и двукратного рассеяния в амплитуду упругого рассеяния протона на дейтроне В случае чисто мнимых амплитуд fn и fp части амплитуды [5], связанные с однократным и двукратным рассеянием, имеют противоположный знак, поэтому при определённом значении передаваемого импульса (q 0,7 ГэВ/с) амплитуда [5] в силу интерференции обращается в нуль. Так как в действительности амплитуды fn и fp имеют небольшие вещественные части, то сечение рассеяния на дейтроне не должно обращаться в нуль, однако должно иметь чётко выраженный интерференционный минимум. На рис.2 представлена угловая зависимость сечения рассеяния протона на дейтроне при энергии Е = 1 ГэВ, рассчитанная на основе [5], и экспериментальная угловая зависимость [3].

(q) 10- 10-2 q 0 0,5 Рис. 2. Дифференциальное сечение рассеяния протонов на дейтроне при энергии Е = 1 ГэВ в зависимости от квадрата переданного импульса q2. (Сечение выражено в единицах мбарн/стерад, а переданный импульс – в единицах ЕэВ/с).

Пунктирная кривая соответствует учёту в основном состоянии дейтрона только S-волны, сплошная кривая соответствует учёту D-волны с весом РD = 6,7% Рассчитанные и экспериментальные значения сечения хорошо согласуются в широкой области углов, за исключением области интерференционного минимума. Это расхождение связано с тем, что в области интерференционного минимума существенную роль играет несферичность дейтрона, обусловленная нецентральным характером ядерного взаимодействия. Учет несферичности дейтрона позволяет полностью объяснить указанное расхождение [1-3]. Величина сечения в области интерференционного минимума очень чувствительна к весу D-волны в основном состоянии дейтрона. Поэтому, располагая надежными значениями однонуклонных амплитуд, из данных по рассеянию нуклонов и мезонов на дейтроне оказалось возможным определить вес D-волны в основном состоянии дейтрона с наибольшей точностью (PD = 6,7%).

Литература 1. Арушанов Г.Г., Исматов Е.И. Упругие и неупругие дифракционные ядерные взаимодействия. – Ташкент: ФАН, 1988, 284 с.

2. Алхазов Г.Д. Анисович В.В. Дифракционное взаимодействие адронов с ядрами при высрких энергиях. - Ленинград: Наука, 1991 г., 157 с.

3. Ситенко А.Г. Теория ядерных реакций. – М.: Энергоатомиздат, 1983, 352 с.

4. Исматов Е.И., Джураев Ш.Х., Кутербеков К.А. Упругие и неупругие взаимодействия нуклонов при низких, средних и промежуточных энергиях. - Алматы, 2001.

311 с.

5. Clauber R. High Energy Physics and Nuclear Structure. // Plenum Press New York, 1970, p.207.

ЗАРЯДТАЛАН БЛШЕКТЕРДІ ДИФРАКЦИЯЛЫ ТАРАЛУЫ Е.И. Исматов, Ж.. Убаев Жоары энергия кезінде нуклондарды таралу крсеткіштері зерттелді. Адрондарды серпімді таралу кезінде брышты туелділігі арастырылды. Дейтрондаы нуклондарды таралуы жекелеп жіктеледі. Зерттеуде 12С ядросыны серпімсіз таралан протондарыны кескіні алынды.

DIFFRACTIVE SCATTERING OF CHARGED PARTICLES E.I. Ismatov, J.K. Ubaev Studied the scattering of nucleons on nucleons at high energies;

studied the angular dependence under the elastic scattering of hadrons. In details considered the scattering of nucleons by deuterons. Inelastic scattering cross section of protons in the nucleus 12С was presented.

ДИФРАКЦИОННОЕ ОПИСАНИЕ ЯДЕРНЫХ СТОЛКНОВЕНИЙ Е.И. Исматов, Ж.К. Убаев* Актюбинский государственный университет им. К.Жубанова *Актюбинский государственный педагогический институт Исследована дифракционная природа взаимодействия нейтронов высоких энергии с атомными ядрами, показано, что полученные данные могут использоваться как чувствительный тест современных ядерных моделей и дают возможность не только уточнять традиционные представления об ядре, но и выявлять роль нуклонных степеней свободы в ядерной материи.

Как известно, дифракционный метод используется для описания столкновений на аналогии с оптическим принципом Гюйгенса [1-3]. Именно благодаря использованию этого метода из данных по рассеянию нуклонов с энергией до 1ГэВ к настоящему времени мы имеем надежную информацию о распределении материи и о малых различиях в распределении нейтронов и протонов в атомных ядрах.

Обозначим волновое число относительного движения частиц через k (длина волны относительного движения связана с волновым числом k соотношением = 1/k), а характеристический радиус области взаимодействия через R. Тогда условие применимости дифракционного описания можно записать в виде R или kR 1. (1) При выполнении этого условия вклад в процесс рассеяния вносит большое число парциальных волн. Поэтому в выражении для амплитуды рассеяния i (2l + 1)(1 e )P1 (cos ), f ( ) = (2) 2 ll 2k l где – угол рассеяния и l – фаза рассеяния в состоянии с орбитальным моментом l, можно перейти от суммирования по l к интегрированию по прицельному параметру, определяемому соотношением = l.

Так как при выполнении условия (1) рассеяние происходит в области малых углов ( 1) и в сумме (2) эффективны большие значения l, то в (2) можно воспользоваться приближенным выражением для полиномов Лежандра Pl (cos ) J 0 (l ) (2а) (J0(x) – функция Бесселя). В результате амплитуду рассеяния (2а) можно представить в виде двумерного интеграла k r iqrp f (q ) = i d e ( ), r (3) r где с - радиус вектор, отсчитываемый от центра рассеивающей системы в плоскости, проходящей через центр и перпендикулярной импульсу падающей частицы (мы полагаем = r r 1), а q = k k - изменение импульса при рассеянии (q k). Взамен фаз рассеяния () в (3) для удобства введена величина ( ) 1 e 2 r ( ), (4) которая так же, как и фазы рассеяния, полностью характеризует рассеивающие свойства системы. Очевидно, величина () представляет собой двухчастичную амплитуду рассеяния r в с -представлении. Величины f(q) и () связаны между собой двумерным преобразованием Фурье:

( ) = dq e iqp f (q ).

rr (5) 2ik Выражение для амплитуды рассеяния (3) совпадает с оптической формулой, описывающей дифракцию Фраунгофера, и соответствует случаю, когда расстояние от источника до рассеивающей системы и от рассеивающей системы до детектора (~ D) велики по сравнению с характерными размерами системы D R.

И кроме того, выполняется условие kR·R/D 1. (6) Дифракционный характер взаимодействия ярко проявляется при рассеянии нейтронов, протонов, -частиц и других частиц с энергиями в несколько десятков МэВ на средних и тяжелых ядрах, а также при рассеянии адронов (-мезонов, нуклонов и т.д.) друг на друге и на легких ядрах при энергиях в несколько ГэВ. В случае рассеяния нуклона на тяжелом ядре величину R можно считать равной радиусу ядра R = R0A1/3, где R0 = 1,2·10-13 см и A – массовое число величиной радиуса нуклона можно пренебречь по сравнению с величиной радиуса ядра). Поэтому kR A1 3 (E 10 ), (6а) где Е – энергия падающего нуклона в лабораторной системе координат, выраженная в МэВ.

Очевидно, условие применимости дифракционного описания (1) будет хорошо выполнено при энергиях нуклонов в несколько десятков МэВ или больше. В случае рассеяния двух адронов величину R следует положить равной сумме их радиусов. Если сталкиваются два нуклона, то kR 5E1/2, где Е – энергия падающего нуклона в лабораторной системе координат, выраженная в ГэВ.

Условие (1) хорошо выполняется при энергиях нуклонов в несколько ГэВ и выше.

Величину D можно считать в обоих случаях равной 10 см или больше. Легко видеть, что условие (6) хорошо выполняется, т.е. в обоих случаях будет иметь место дифракция Фраунгофера.

Таким образом, под дифракционными процессами понимают такие реакции, которые характеризуются следующими свойствами:

1) полные сечения слабо зависят от энергии (квадрат энергии в системе центра инерции s может входить в эту зависимость как степень логарифма);

2) дифференциальное сечение как функция квадрата передачи импульса t имеет острый передний пик;

3) амплитуда в основном мнима;

4) выполняется эмпирическое правило Грибова-Моррисона Pf = Pi ( 1), (7) J где Pi, Pf – четность в начальном и конечном состоянии, а J = Jf - Ji – изменение спина в вершине дифракции;

5) выполняется соотношение факторизации, т.е. отношение амплитуд T (ab a b) T (cb cb) не зависит от b и b.

К таким реакциям относятся упругое рассеяние, эксклюзивная (дифракционная) диссоциация и инклюзивные дифференциальные процессы, в которых наблюдается эффект лидирующей частицы.

При теоретическом рассмотрении дифракционных явлений применяют два подхода: s канальный, в котором дифракция рассматривается как теневой эффект, обусловленный поглощением благодаря существованию большого числа неупругих каналов;

этот подход, имеющий аналогию с оптическим, называют оптическим или геометрическим;

t-канальный, в котором дифракционный процесс объясняется обменным механизмом. Оба подхода представлены на рис.1, а для реакции a + b a + b.

При рассмотрении теоретических вопросов в феноменологическом аспекте целесообразнее придерживаться оптико-геометрической точки зрения, с которой удобнее рассматривать t-зависимость амплитуды;

при изучении же энергетической зависимости удобнее исходить из обменного механизма.

Реакции, которые не удовлетворяют условиям [1-5], называют недифракционными:

типичный пример – перезарядка p p p0 n, сечение которой с ростом энергии быстро уменьшается как s-1.

Дифракционное рассеяние нейтронов ядрами. Впервые на дифракционный механизм рассеяния нейтронов ядрами было указано в работе Бете и Плачека [2]. В предположении, что ядро является абсолютно поглощающим по отношению к нейтронной волне, они смогли объяснить наблюдаемую угловую зависимость при рассеянии нейтронов с энергией 14 МэВ на ядрах Pb.

t-канал t б а t=(p - pa) а а a a' 1P s t-канал t=(pa - pb) в' в в в' a a a a a a a a 1P 1P 1P 1P в в в в в в в Ydd ysd ysd Рис. 1. Различные подходы к описанию дифракционных процессов: а – бинарная реакция;

б – обмен помероном в двухчастичной реакции;

в – связь сечения упругого процесса с одно- и двукратной дифракционной диссоциацией, обусловленной обменом одной частицей В случае абсолютного поглощающего ядра дифракционные ядерные явления можно рассмотреть по аналогии с дифракцией света при наличии черного тела, имеющего форму и размеры ядра. Ядро можно рассматривать как черное поглощающее тело, если длина свободного пробега частицы в ядерном веществе мала по сравнению с размерами ядра.

Наиболее сильное поглощение нейтронов ядрами соответствует энергии, примерно равной 15 МэВ. Уменьшение коэффициента поглощения при меньших энергиях связано с влиянием принципа Паули, которому подчиняются нуклоны;

уменьшение при больших энергиях обусловлено ослаблением нуклон-нуклонного взаимодействия с ростом энергии. Оценки показывают, что в области энергий падающих нуклонов от 10 до 100 МэВ ядро приближенно можно рассматривать как черное тело по отношению к нуклонной волне.

Рассмотрим детальнее картину дифракции при рассеянии незаряженной точечной частицы поглощающим сферическим ядром. Наличие абсолютно черного ядра приводит к тому, что все частицы, падающие с прицельными параметрами, большими радиуса ядра R, пролетают без взаимодействия. Это означает, что мнимая часть фазы рассеяния в случае поглощающего ядра равна бесконечности (lmd(c) ) при R, а при R фаза рассеяния полностью обращается в нуль () = 0. Следовательно, в случае черного ядра функция (14) принимает вид прямоугольной ступеньки 1, R, (8) ( ) = 0, R.

Подставляя это выражение в (3), нетрудно найти амплитуду упругого рассеяния в случае чёрного ядра J (kR ) f ( ) = iR 1 (9) Дифференциальное сечение упругого рассеяния определяется квадратом модуля амплитуды ( ) = f ( ).

(10) В случае дифракционного рассеяния (9) сечение характеризуется резкой асимметрией, частицы рассеиваются преимущественно вперед. Эффективный угол рассеяния по порядку величины равен /R. При больших углах имеют место вторичные максимумы, отличающиеся, однако, значительно меньшей интенсивностью, чем главный максимум (величина максимумов сечения убывает обратно пропорционально кубу угла рассеяния). Отметим, что сам факт наличия дифракционного рассеяния является прямым следствием поглощения частиц. На рис. 2 представлено угловое распределение, вычисленное по формулам (12.8) и (12.9) [4] с R = 8,7·10-13 см, и экспериментальные точки в случае рассеяния нейтронов с энергией 14 МэВ на ядре Pb [3].

барн y (v ) стерад R=8,7·10-13см 80 v 0 Рис. 2. Дифференциальное сечение дифракционного рассеяния нейтронов в энергией 14 МэВ на ядре Рb. Радиус ядра выбран равным R = 8,7·10-13 см и 10·10-13 см Полное сечение рассеяния так же, как и сечение поглощений, в случае дифракции на черном ядре непосредственно равно площади геометрического сечения ядра е = а = R2.

Экспериментальные данные по взаимодействию нейтронов с ядрами действительно указывают на постоянство полных сечений упругого рассеяния и поглощения с изменением энергии нейтронов.

С увеличением энергии падающей частицы длина свободного пробега в ядерном веществе может оказаться сравнимой с размерами ядра, в этом случае последнее уже нельзя считать абсолютно черным телом, а необходимо рассматривать как полупрозрачное тело. В случае взаимодействия нейтронов с легкими ядрами (А 40) прозрачность ядер начинает сказываться при энергиях 50 МэВ, в случае взаимодействия с тяжелыми ядрами (А 240) – при энергиях 100 МэВ. При рассмотрении рассеяния нейтронов полупрозрачными ядрами необходимо учитывать не только поглощение, но и преломление нуклонной волны в ядерном веществе, иными словами ядерному веществу следует приписать определенные оптические свойства (показатель преломления и коэффициент поглощения). Оптическая модель полупрозрачного ядра, описывающая рассеяние нейтронов в области высоких энергий ядрами, была предложена Фернбахом, Сербером и Тэйлором [4]. Так как плотность нуклонов в ядре уменьшается от центра к периферии ядра, то коэффициент поглощения так же будет зависеть от рассеяния до центра ядра. Особенно существенен учет изменения коэффициента поглощения в поверхностном слое ядра. Учет диффузности границы ядра приводит к размытию края ступенчатообразной функции (), входящей в амплитуду рассеяния (3). На рис. 3 схематически показано, в каком виде следует выбирать функцию (), чтобы учесть прозрачность ядра, а также диффузность его границы (параметр 1 характеризует прозрачность ядра, а параметр - диффузность его границы). Можно показать, что главный максимум в угловом распределении дифракционного рассеяния не зависит от диффузности границы ядра, в то время как вторичная структура углового распределения (вне первого дифракционного максимума) существенно зависит от характера диффузности границы ядра.

Дифракционное рассеяние заряженных частиц ядрами. В случае рассеяния заряженных частиц (протонов или –частиц) ядрами необходимо учитывать также взаимодействие частицы с кулоновским полем ядра. Учет кулоновского взаимодействия приводит к усложнению дифракционной картины. Теория дифракционного рассеяния заряженных частиц ядрами была впервые развита Ахиезером и Померанчуком [5] в предположении что ядра являются абсолютно поглощающими и имеют резкую границу.

() O R Рис. 3. Зависимость функции () от прицельного параметра в случае полупрозрачного ядра с размытой границей Очевидно, при учете кулоновского взаимодействия для возможности поглощения частиц, энергия которой Е превосходит высоту кулоновского барьера B = Zee R (e - заряд частицы), необходимо, чтобы кратчайшее расстояние b между ядром и частицей, движущейся по определенной траектории в кулоновском поле, не превосходило радиуса ядра R. Величину b можно связать с параметром столкновения. Из закона сохранения момента количества движения следует, что b = c 1 B E. Поэтому условие поглощения частицы ядром принимает вид EB (11) c 1 B E, Если же параметр столкновения больше 1 B E,, то частица рассеивается так же, как и в кулоновском поле точечного заряда. Таким образом, с учетом влияния кулоновского поля ядра функцию (), описывающую дифракцию, следует считать равной 1, R 1 B E, ( ) =, R 1 B E, 2 ( ) 1 e где () – кулоновская фаза рассеяния, равная при kR () = n ln k, n = Zee ( – скорость относительного движения). С ростом энергии Е величина 1 B E стремится к единице, поэтому при Е R (высота кулоновского барьера для протонов в случае средних и тяжелых ядер порядка 5-10 МэВ) условие поглощения заряженных частиц совпадает с условием поглощения для нейтральных частиц.

В случае n 1 при углах рассеяния n kR главную роль играет кулоновское рассеяние, а при углах n kR – дифракционное рассеяние. Величина 2n kR разграничивает область углов с разными законами рассеяния. Если n 1, то кулоновское рассеяние играет главную роль при углах 2n kR, при углах 2n kR рассеяние носит дифракционный характер. Амплитуды при 2n kR не совпадают, отношение амплитуд кулоновского и дифракционного рассеяния по порядку величины равно n. Поэтому при 2n kR происходит резкое уменьшение сечения по порядку величины в n раз.

Литература 1. Ахиезер А.И., Ситенко А.Г. Дифракционное явление ядерное столкновение. // УФЖ, 3, 16, 1958.

2. Алхазов Г.Д. Анисович В.В. Дифракционное взаимодействие адронов с ядрами при высрких энергиях. - Ленинград: Наука, 1991.

3. Ситенко А.Г. Теория ядерных реакций. – М.: Энергоатомиздат, 1983, 352 с.

4. Исматов Е.И., Джураев Ш.Х., Кутербеков К.А. Упругие и неупругие взаимодействия нуклонов при низких, средних и промежуточных энергиях. - Алматы, 2002.

5. Clauber R. High Energy Physics and Nuclear Structure // Plenum Press New York. 1870, p 207.

6. Исматов Е.И., Арушанов Г.Г. Упругие и неупругие ядерные дифракционные взаимодействия. - Ташкент, ФАН, 1988, 289 с.

7. Кендебаев К.К., Ismatov E.I., Tsay K.V. Small angle region diffraction scaffering theory forward diffraction Peak. Large angles scaffering diffraction theory. // The 3-rd Intenational “Conference” Current Problem in Nuclear Physics and Atomic Energy”. June 7 – 12, 2010 Kyiv, Ukraine.

8. Исматов Е.И, Шункеев К.Ш., Урусов Ж.К. Дифракционное описание ядерных столкновений // Вестник КГУ, 2010.

9. Ситенко В.Г., Тартаковский В.Н., Исматов Е.И., Шункеев К.Ш., Джураев Ш.Х.

Теория ядра и ядерных реакций. - Актобе 2004., том II, 249 с.

ЯДРОЛЫ СОТЫЫСУЛАРДЫ ДИФРАКЦИЯЛЫ СИПАТЫ Е.И. Исматов, Ж.. Убаев Жоары энергиялы нейтрондар атом ядросымен зара серіні дифракциялы табиаты зерттелінген. Алынан мліметтер ядро тсінігін танымал діспен беріп ана оймай, азіргі ядро моделін сипаттайтын сезімтал тест ретінде де олданады. Біра, ядро материясы кеістігінде нуклонды дреже ролін анытайды.

DIFFRACTIVE DESCRIPTION OF NUCLEAR COLLISIONS E.I. Ismatov, J.K. Ubaev Diffractive nature of interaction of high energy neutrons with atomic nucleus was studied. It was shown that the obtained data can be used as a sensitive test of modern nuclear models and provide an opportunity not only to refine the traditional understanding of the nucleus, but also to identify the role of nucleon degrees of freedom in nuclear matter.

ФИЗИКА КОНДЕНСИРОВАННОГО СОСТОЯНИЯ И ПРОБЛЕМЫ МАТЕРИАЛОВЕДЕНИЯ РАДИАЦИОННОЕ СОЗДАНИЕ V – ЦЕНТРОВ В КРИСТАЛЛАХ KCl, KBr И KI В ПОЛЕ ЛЕГКОГО КАТИОНА, ПЛАСТИЧЕСКОЙ И УПРУГОЙ ДЕФОРМАЦИИ К. Бижанова, К. Шункеев Каспийский государственный университет технологии и инжиниринга им. Ш. Есенова Актюбинский государственный педагогический институт В работе методом абсорбционной спектроскопии исследованы эффективности созданных рентгеновской радиации V – центров в кристаллах KCl, KBr и KI в полях легких катионов, пластической и упругой деформации. Установлено, что в поле легкого катиона эффективнее () () 0 + создаются V4A X 3 aca M A X i - центры, а в поле дивакансий ( a c ) - V2 X 3 aca - центры, + которые образуются при взаимодействии двух междоузельных атомов галогена в поле легкого катиона и дивакансий ( a c ), соответственно. В поле упругого напряжения эффективность + создания V – центров в кристаллах KCl не меняется, в кристаллах KBr - слегка уменьшается за счет увеличения эффективности создания Br2 -центров, в кристалле KI – резко уменьшается. Эффект уменьшения создания радиационных дефектов в кристаллах KI в поле упругого напряжения интерпретирован энергетической невыгодностью распада автолокализованных экситонов на первичные радиационные дефекты – F, Н – пары.

Введение В настоящее время процессы радиационного дефектообразования в щелочногалоидных кристаллов (ЩГК) принято интерпретировать как безызлучательную релаксацию автолокализованных экситонов в анионной подрешетке, ведущую к рождению междоузельных атомов галоида (Н-центров) и электронов, локализованных в поле анионной вакансии (F-центров).

Для ЩГК F-центры стабильны по крайней мере до 450500 К, а Н-центры уже выше К становятся подвижными и активно взаимодействуют между собой и с другими радиационными дефектами решетки. Поэтому эффективность радиационного дефектообразования в ЩГК при температурах, когда Н-центры подвижны (Т50 К), определяется эффективностью их стабилизации.

В чистых ЩГК, когда отсутствуют мелкие ловушки для стабилизации Н-центров, главными комплементарными радиационными дефектами к F-центрам являются X 3 -центры, которые образуются при взаимодействии Н-центров друг с другом:

(X ) + (X ) (X ) 0 0 0 + 3 aca............M i X i (1) 2a 2a (X ) + (X ) () 0 0 X 3 M i+ X i (2) 2a 2a aca В результате данных реакций в решетке образуется линейный трехгалоидный центр, занимающий один катионный (с) и два анионных (а) узла решетки.

Следует отметить, что когда ассоциация двух Н – центров происходит в регулярных (X ) узлах решетки могут образовываться - центры как пространственно разделенные 3 aca (реакция 1) с междоузельными диполями ( M i+ X i ), так и коррелированные (реакция 2) с парой междоузельников- ( X 3 )aca M i X i [1-4]. По классификации Дорендорфа [5] эти центры + () называют V2 (X 3 )aca и V4 X M i+ X i - центрами и они имеют полосы поглощения в aca области спектра соответствующих X 3 -молекулам. В кристаллах, активированных с легкими () M Ai X i + катионами-гомологами (например, KCl-Li, KBr-Li KI-Li), образуются V4A X 3 aca + центры. В этом случае взамен катиона собственной решетки ( M i ) в междоузлия выходит + примесный катион ( M Ai ).

Реакции (1, 2) могут осуществляться с большей эффективностью, если ассоциация Н центров будет происходить около легкого катиона (KCl-Li, KBr-Li и KI-Li) и т.д.) или в случае, если заранее созданы дивакансии ( a c ) (например, пластической деформацией) и + (X ) на их базе происходит перестройка кристаллической решетки с образованием aca центров.

В связи с этим в настоящей работе рассматриваются экспериментальные результаты абсорбционной спектроскопии по эффективности образования V – центров в ЩГК при понижении симметрии решетки легкими катионами, дивакансиями, созданными пластической деформацией и напряжением низкотемпературной упругой деформации.

Экспериментальные результаты В чистых кристаллах KCl при облучении рентгеновскими лучами при 80 К возникает неэлементарная полоса поглощения в области спектра 5,1-5,15 эВ, которая состоит по крайней мере их двух полос с максимумами 5,3 эВ и 4,95 эВ. Эти полосы поглощения были выделены путем импульсного термического отжига, предварительно облученного при 80 К рентгеновскими лучами кристалла KCl. Установлено, что полоса поглощения с максимумом 4,95 эВ термически разрушается в диапазоне температур 200-270 К, когда становятся подвижными одиночные катионные вакансии ( c ) и интерпретирована как обусловленная (Cl ) K i+ Cl i - центрам, т.е. V4 - центрам [1-4]. Полоса поглощения с максимумом 5,3 эВ 3 aca () максимально разрушается при 400 К и приписана Cl 3 aca - центрам, т.е. V2 - центрам [1-4].

При рентгеновском облучении чистого кристалла KCl в области температур выше 200 К доминирующей полосой является полоса поглощения с максимумом 5,3 эВ, которая смещается в коротковолновую сторону спектра с ростом дозы облучения. При этом полоса поглощения с максимумом 4,95 эВ практически не возникает.

В качестве факторов, понижающих симметрию решетки ЩГК, применялись метод активирования кристалла легкими примесными катионами-гомологами, метод пластической деформации, создающий в кристалле дивакансию и метод низкотемпературной деформации, создающий в кристалле упругое напряжение. В кристаллах KCl-Li, KBr-Li и KI-Li соотношение ионных радиусов катионов составляет почти 2 раза, и поэтому было обнаружено несимметричное положение лития в катионном узле решетки [6, 7].

Для сравнения эффективности образования X 3 - центров кристаллы были облучены в изодозовым режиме рентгеновскими лучами при одинаковой температуре (80 К).

На рисунке 1 представлены спектры поглощения в области спектра Cl3 - центров девственного (без воздействия возмущающих факторов решетки) кристалла KCl, KCl-Li, KCl после пластической деформации со степенью деформации 3,5 % при 300 К и KCl при постоянно действующей низкотемпературной упругой деформации со степенью деформации 1,3 % при 80 К.

Рис.1. Спектры поглощения кристаллов KCl при облучении рентгеновскими лучами в изодозовым режиме в течение 3 часов при 80 К.

1- KCl до деформации;

2- KCl-Li;

3- KCl после пластической деформации при 300 К (=2 %);

4- KCl при низкотемпературной (80 К) упругой деформации при (=1,3 %).

Анализ спектров поглощения кристаллов показывает, что эффективность образования Cl3 центров по сравнению с девственным кристаллом (кривая 1) при понижении симметрии решетки легкими литиями (KCl-Li) возрастает в два раза (кривая 2), после пластической деформации почти в три раза (кривая 3), а постоянно действующая низкотемпературная упругая деформация не приводила никаких изменений (кривая 4).

В кристалле KCl-Li по спектральному составу преимущественно создаются V4A () 0 + Cl3 aca Lii Cli - центры, имеющие максимум полосы поглощения при 5,1 эВ (кривая 2).

При этом учтены на длинноволновую сторону спектра влияние поглощения НА(Li) –центров.

Этот экспериментальный факт свидетельствует о том, что возможен облегченный вариант реакции взаимодействия междоузельных атомов галогена в поле частично вытолкнутого в междоузлия легкого лития ( Li ic c ) по сравнению с катионом собственной решетки.

+ Междоузельные диполи Lii+ Cl i возникают непосредственно в ходе реакции, которую, учитывая структуру НА(Li)-центров в KCl, можно представить следующим образом:

()() () 0 0 Liicc Cl2 a + Cl + Cl3 Lii+ Cli (3) a aca Этот процесс аналогичен ассоциации Н-центров в чистом кристалле (см. реакции 1 и 2), но энергетически более выгоден, так как ион лития уже до реакции частично вытолкнут из катионного узла решетки - ( Li ic c ). Поэтому Li занимает нецентральное положение в + катионном узле решетки, в результате этого смещен в соседнее тетраэдрическое междоузлие по направлению 111 [5, 6]). В кристалле KCl-Li структура НА(Li) - центра согласно экспериментальным данным электронно-парамагнитного резонанса по ориентации резко отличается от других НА – центров. Направление ориентации НА(Li) – центра в решетке KCl Li ближе к оси [100], чем [110] из-за существенного различия размеров (в 2 раза) калия и лития.

В экспериментах при пластической деформации особое внимание было сосредоточено на анализе спектров поглощения галогенных радиационных дефектов, которые являются индикаторами концентрации предварительно созданных вакансионных дефектов деформации (дивакансии - a c ).

+ Эксперименты были проведены в следующей последовательности: кристалл предварительно пластически деформировался (=4-5 %) одноосным сжатием в криостате при техническом вакууме (10-6 Торр) при комнатной температуре, затем высоком деформированный кристалл погружался до 80 К, и при этой температуре облучался рентгеновской радиацией, после чего происходила регистрация спектров поглощения при К.

Из рисунка 1 видно, что в пластический деформированном кристалле KCl при (Cl ) рентгеновском облучении при 80 К четко выделяются - центры с максимумом 3 aca () спектра поглощения при 5,3 эВ, характерный для V2 Cl 3 aca -центров (кривая 3). Следует отметить, что в спектре поглощения отсутствуют дополнительные полосы, характерные (Cl ) K i+ Cli - центрам. Это свидетельствует о том, что в пластический дипольным 3 aca () деформированном кристалле KCl преимущественно создаются V2 Cl3 aca -центры. Из рисунка 1 видно, что заметна полоса поглощения при 5,8 эВ, соответствующая сложным ассоциациям атомов галогена, так называемых V3 ([Cl 2 ]2 )acac -центрам. Возрастание () эффективности радиационного создания V2 Cl3 -центров, по-видимому, обусловлено aca концентрацией дивакансии ( a c ) в решетке, предварительно созданные пластической + деформацией, так как при взаимодействии дислокации энергетически более выгодно рождение вакансий парами, чем одиночных вакансий.

Таким образом, в кристаллах KCl предварительно созданные пластической деформацией дивакансии ( a c ) способствуют образованию галогенных радиационных + () дефектов преимущественно V2 Cl3 aca - центров при взаимодействии двух междоузельных атомов галогена, согласно следующей реакции:

ca + (Cl2 )a + (Cl2 )a (Cl3 )aca + Cla 0 0 + (4) Согласно реакции (4) абсолютно естественно эффективное создание одиночных (Cl ) - центров так, как взаимодействие междоузельных атомов галогена происходит в 3 aca поле дивакансии ( a c ).

+ В принципе аналогичные процессы происходят с кристаллом KBr, но имеются Br3 - семейств (V2,- V4,- V4А, V3 – центров), некоторые особенности в образовании центров Cl3 -центрами.

и они спектрально более разрешены по сравнению с На рисунке 2 представлены спектры поглощения в области спектра Br3 - центров недеформированного кристалла KBr, KBr-Li, KBr после пластической деформации со степенью деформации 3,5 % при 300 К и KBr при постоянно действующей низкотемпературной упругой деформации со степенью деформации 1,5 % при 80 К. В кристалле KBr-Li возрастают одновременно эффективность образования V2 (Br3 )aca,- и V4A () 0 + Br3 aca Lii Bri - центров (кривая 2), имеющие полосы поглощения при 4,6 эВ и 4,0 эВ, соответственно. Пластическая деформация (кривая 3) существенно увеличивает концентрации V2 (Br3 )aca - центров, а также отчетливо зарегистрирована полоса поглощения V3 ([Br2 ]2 )acac -центров при 5,3 эВ в кристаллах KBr. Эксперименты при низкотемпературной упругой деформации показали, что наблюдается некоторое перераспределение галогенных Br3 - и Br2 -центров: уменьшается концентрация радиационных дефектов между полосами Br3 -центров и растет эффективность создания Br2 -центров.

Рис.2. Спектры поглощения кристаллов KBr при облучении рентгеновскими лучами в изодозовым режиме в течение 3 часов при 80 К.

1- KBr до деформации;

2- KBr-Li;

3- KBr после пластической деформации при 300 К(=2 %);

4 - KBr при низкотемпературной (80 К) упругой деформации при (=1,3 %).

Таким образом, для кристаллов KCl и KBr упругая низкотемпературная деформация () X 3 aca -центров в отличие от приводит к уменьшению эффективности создания пластической деформации, где предварительно создаются ди,- и квартет вакансии.

По спектру поглощения кристаллов KCl и KBr видно, что при низкотемпературной упругой деформации отсутствуют дополнительные полосы поглощения, характерные примесным радиационным дефектам.

На рисунке 3 представлены спектры поглощения в области спектра I 3 - центров недеформированного кристалла KI, KI-Na, KI после пластической деформации со степенью деформации 3,5 % при 300 К и KI при постоянно действующей низкотемпературной упругой деформации со степенью деформации 1,5 % при 80 К.

Рис.3. Спектры поглощения кристаллов KI при облучении рентгеновскими лучами в изодозовым режиме в течение 3 часов при 80 К.

1- KI до деформации;

2- KI-Na;

3- KI после пластической деформации при 300 К (=2 %);

4 - KI при низкотемпературной (80 К) упругой деформации при (=1,3 %).

В отсутствии деформации (рис. 3 кривая 1) в спектре поглощения облученного рентгеновскими лучами кристалла KI при 80 К зарегистрированы полосы поглощения обусловленные -центров с максимумом 5,2 эВ, V2 -центром (I 3 ) с максимумом 3,6 эВ.

Также зарегистрорована полоса поглощения в области спектра (I 3 ) -центра с максимумом 4, эВ. В кристалле KI-Na возрастают одновременно эффективность образования V2 (I 3 )aca,- и ()0 + V4A I 3 aca Na i I i - центров (кривая 2), имеющие полосы поглощения при 3,6 эВ и 3,25 эВ, соответственно. В кристаллах KI пластическая деформация (кривая 3) существенно увеличивает концентрации V2 (I 3 )aca - центров, а также полосу поглощения при 4,3 эВ. В литературе[8] относительно полосы поглощения при 4,3 эВ обсуждается, что данная полоса обусловлена I 3 - центрам. Однако, тот факт, что полоса поглощения при 4,3 эВ в кристалле KI аналогична полосе при 5,3 эВ в кристалле KBr, эффективно создается после пластической деформации, когда создаются сложные вакансионые дефекты, позволяет интерпретировать данную полосу обусловленной V3 ([I 2 ]2 )acac -центрам [9]. В кристаллической решетке (I ), радиационному образованию димер типа относится которое по своему происхождению также как и (I ) -центр может образовываться при взаимодействии двух междоузельных атомов галогена в поле вакансионных дефектов.

Совершенно контрастно сказывается низкотемпературная упругая деформация на эффективности радиационного дефектообразования в кристалле KI (рисунок 3, кривая 4).

При понижении симметрии решетки низкотемпературной упругой деформацией кристалла KI (рис. 3, кривая 4) обнаружено резкое уменьшение концентрации всех ранее зарегистрированных радиационных дефектов (-, I 3 -, F-центров) более чем на порядок.

Уменьшение концентрации I 3 - и F-центров можно объяснить по крайне мере уменьшением вероятности при деформации распада АЛЭ на F,H-пары. В следствии этого является уменьшение -, I -центров, т.к. они являются результатом перезарядки F,H-пар. В температурном диапазоне нашего эксперимента междоузельный ион галогена обнаружить нельзя, т.к. они устойчив в районе 20 К. Причем уменьшается количество как комплементарных F- и I 3 -центров, так и -центров.

Как видно из рисунка 3 количество радиационных дефектов в напряженном кристалле более чем на порядок ниже по сравнению с тем, что образуется в ненапряженном кристалле.

Причем уменьшается количество как комплементарных F- и I 3 -центров, так и -центров.

К уменьшению эффективности создания устойчивых радиационных дефектов в ЩГК при понижении симметрии решетки могут приводить различные причины: либо канал распада экситонов на F, H-пары становится невыгодным, либо увеличиваются обратные рекомбинации из-за трудностей разделения первичных F, H дефектов.

Заключение • В кристаллах (KCl-Li, KBr-Li и KI-Na), активированные легкими примесными катионами, чем катион основной решетки, радиацией 2 раза эффективнее создается V4A () 0 + X 3 aca M A X i - центры при взаимодействии двух междоузельных атомов галогена в поле легкого катиона.

• В кристаллах (KCl, KBr и KI), предварительно пластической деформации созданные () дивакансий ( a c ), радиацией 3 раза эффективнее создается V2 X + - центры при aca взаимодействии двух междоузельных атомов галогена в поле дивакансий ( a c ).

+ Впервые в пластически деформированных кристаллах зарегистрированы полосы поглощения V3 ([X 2 ]2 )acac -центров, которых образуется при взаимодействии двух междоузельных атомов галогена в поле квартет вакансий - 2( a c ).

+ • В кристалле KI упругая деформация приводит к уменьшению эффективности создания радиационных дефектов - (I 3 )aca - центров, в кристаллах KBr происходить перераспределения галогенных радиационных дефектов, а кристалле KCl не влияет на эффективность радиационного (Cl ) создания - центров.

3 aca Литература 1. Лущик Ч.Б., Лущик А.Ч. Распад электронных возбуждений с образованием дефектов в твердых телах. - Москва, "Наука", 1989.

2. Lushchik Ch., Elango A., Gindina R., Pung L., Lushchik A., Maaroos A., Nurakhmetov T., Ploom L. Mechanisms of cаtion defects creation in alkali halides. // In Semicond. and Insulators.

1980, v.5, p. 133-158.

3. Лущик Ч. Б., Гиндина Р. И., Маароос А. А., Плоом Л. А., Лущик А. Ч., Пунг Л. А., Пыллусаар Ю. В., Совик Х. А. Радиационное создание катионных дефектов в кристаллах KCl. // ФТТ, 1977, т. 19, в. 12, с. 3625-3630.

4. Elango A.A., Nurakhmetov T.N. Structure and generation mechanism of Br 3 -centers in X-rayed KBr // Phys. Stat. Sol., (b). - 1976. - 78, 2. p. 529-536.

5. Dorendorf H. Ultraviolette Absorbtionsbanden und photochemision veranderten KCl und KBr kristallen // Z. Phys. - 1951. - 129. p. 317-326.

6. Schoemaker D., Yasaities E. Reorientation Motions of HA(Li+) – Center in KCl-Li+. // Phys. Rev., B., 1972, v. 5, p. 4970-4986.

7. Schoemaker D., Kolopus J.L., Electron Paramagnetic Resonance and Optical Absorbtion Studies of the V1(Li) Center in KCl-Li // Phys. Rev., B. - 1970. - 2, 4. p. 1148-1159.

8. Акилбеков А. А., Даулетбекова А. К., Эланго А. А., Создание и отжиг дефектов в кристаллах KI и KI-Na, облученных рентгеновскими лучами. // Труды ИФ АН Эстонской ССР, 1985, т. 57, с. 87-100.

9. К. Шункеев, А. Бармина, Л. Мясникова, К. Бижанова, С Шункеев. Релаксация автолокализованных экситонов в щелочно-галоидных кристаллах при понижении симметрии решетки низкотемпературной одноосной деформацией // Изв. вузов. Физика. - 2009.- № 8/2. С.212-215.


KCl, KBr ЖНЕ KI КРИСТАЛДАРЫНДА ЖЕІЛ КАТИОНДАР, ПЛАСТИКАЛЫ ЖНЕ СЕРПІМДІ ДЕФОРМАЦИЯЛАР РІСІНДЕ V – РАДИАЦИЯЛЫ ААУЛАРЫНЫ ПАЙДА БОЛУЫ. Бижанова,. Шкеев Бл жмыста абсорбциялы спектроскопия дісімен KCl, KBr жне KI кристалдарында жеіл катиондар, пластикалы жне серпімді деформациялар рісінде рентген сулелері серінен V – радиациялы аауларыны пайда болуы зерттелген.

Тйінаралы галоген атомдарыны зара серлесуі жеіл катиондар рісінде боланда V4A () () X 3 aca M A X i - аауларыны, ал дивакансия ( a c ) рісінде боланда V2 X 3 aca + + аауларыны пайда болатындыы таайындалды.

Серпімді деформация рісінде V – радиациялы ааулары KCl кристалында згеріссіз алады, KBr кристалында Br2 - аауыны суінен азана азаяды, ал KI кристалында млдем азайып кетеді.

Серпімді деформация серінен KI кристалында V – радиациялы аауларыны азаю былысы экситондарды алашы радиациялы ааулара - F, Н ыдырауыны энергетикалы тыйымсыз екендігімен длелденеді.

THE RADIATION CREATION OF V-CENTERS IN KCl, KBr AND KI CRYSTALS IN THE FIELDS OF LIGHT CATIONS, PLASTIC AND ELASTIC STRESS K. Bizhanova, K. Shunkeyev Using the absorption spectroscopy method the work researches the efficiency of X-ray created V-centers in KCl, KBr and KI crystals in the fields light cations, plastic and elastic stress.

It is established that the interaction of two interstitial halogen atoms in the field of light cation favors () () the efficiency of V4A X 3 aca M A X i - centers and in the field of divacancies - ( a c ) - V2 X 3 aca + + centers.

In the field of elastic stress the V-center creation efficiency in KCl crystal does no change, in KBr crystal – slightly decreases at the expense of increase of Br2 - center creation efficiency, in KI crystal sharply decreases. The effect of the radiation defect creation decrease in KI crystal in the field of elastic tension is explained with the energy unfavourableness of the self-trapped exciton decay into initial radiation defects – F, H –pairs.

МЕХАНИЗМЫ ОБРАЗОВАНИЯ Cl 3 - ЦЕНТРОВ В КРИСТАЛЛАХ KCl ПРИ ПОНИЖЕНИИ СИММЕТРИИ РЕШЕТКИ КАТИОНАМИ-ГОМОЛОГАМИ, ПЛАСТИЧЕСКОЙ И УПРУГОЙ ДЕФОРМАЦИЕЙ З. Аймаганбетова, К. Бижанова, К. Шункеев Актюбинский государственный педагогический институт Каспийский государственный университет технологии и инжиниринга им. Ш. Есенова В работе методом абсорбционной спектроскопии исследованы эффективности созданных рентгеновской радиацией Cl3 -центров в кристаллах KCl в поле катионов-гомологов, пластической и упругой деформации. Впервые зарегистрирована полоса поглощения в области спектра поглощения, характерная для междоузельного иона галогена - (Cli ) входящего в состав (Cl3 )aca Lii Cli, (Cl3 )aca Nai+Cli + и (Cl3 )aca Src+ Cli -центров в кристаллах KCl-Li, KCl-Na и KCl-Sr.

В кристаллах KCl-Li и KCl-Sr в поле катионной вакансии ( Liic c, c Src ) установлены + + V4 A = (Cl3 )aca Lii+Cli V2 A = (Cl3 )aca Src+ Cli - центров, соответственно, в механизмы образования и пластически деформированных кристаллах KCl в поле дивакансии ( c a ) – V2 = (Cl3 )aca - центров, а в + поле квартетов [2( c a )] вакансии – V3 = [(Cl 2 ) 2 ]acac - центров.

+ Введение Экспериментально установлено, что в кристалле KCl после рентгеновского облучения при температуре выше температуры делокализации ( 50 К) междоузельных атомов галогена в результате их взаимодействия между собой в регулярных узлах решетки образуются как изолированные (Cl3 )aca -центры, так и ассоциированные (Cl3 )aca Ki+Cli -центры с максимумами спектров поглощения при 5,3 эВ и 4,9 эВ, соответственно [1, 2]. (Cl3 )aca - и (Cl3 )aca Ki+Cli - центры имеют полосы поглощения в области спектра соответствующих Cl3 -молекулам и их по классификации Дорендорфа [3] называют V2 -и V4 -центрами, соответственно. По продуктам фотодиссоциации Cl3 - центров, которые являются H (Cl 2 )a,- и VF (X 2 )aca - центры 0 o установлено, что Cl3 занимает два анионных и одно катионное место кристаллической решетки [1, 2]. В связи с этим представляется целесообразным исследования механизмов образования и структуры Cl 3 - центров при понижении симметрии решетки катионами гомологами, пластической и упругой деформации.

В настоящей работе для детального исследования механизмов образования Cl3 центров в кристаллах KCl были применены различные внешние воздействия приводящие к понижению симметрии решетки. Механизмы радиационного создания Cl3 -центров в поле легкого катиона установлены на основе кристаллов KCl-Li, KCl-Na и KCl-Sr, в поле вакансионных дефектов на основе кристаллов KCl, пластически деформированных (=4-5%) при 300 К, в поле упругого напряжения (=0,9 %) на основе кристаллов KCl, упругодеформированных при 80 К.

Активированные KCl-Li, KCl-Na и KCl-Sr и чистые кристалллы KCl были приготовлены на основе высокотехнологичной методике, разработанной в Институте физики Тартуского университета (Эстония).

Экспериментальные результаты Спектры поглощения радиационных дефектов, наведенных радиацией, измерялись при 80 К на спектрофотометре "Specord UV VIS" в интервале спектра 1,66,2 эВ. Для расширения спектрального диапазона до 6,56,6 эВ, через оптическую систему спектрофотометра продувался прозрачный в этой области газообразный аргон. Удаление из области хода лучей кислорода, сильно поглощающего в районе спектра 6,26,6 эВ, позволило регистрировать спектр поглощения междоузельных ионов галогена, входящих в состав Cl3 - центров в кристаллах KCl-Li, KCl-Na и KCl-Sr.

Спектры поглощения кристаллов измерялись с помощью металлического криостата, внутри которого был помещен кварцевый криостат. Этот методический прием продиктован тем, что с помощью металлического криостата невозможно регистрировать спектры поглощения кристаллов из-за интенсивного выделения паров технического масла, абсорбированные на поверхность кристалла со стены криостата, особенно тогда, когда требуется измерения после отжигов, которые сопровождаются нагревом кристалла до определенных температур соответствующие термическому разрушению конкретных радиационных дефектов.

В качестве ионизирующего излучения применялись рентгеновские лучи от установки РУП-120, работающих в режиме 120 кВ, 5мА.

Понижение симметрии решетки кристалла KCl катионнами-гомологами На основе абсорбционной спектроскопии кристаллов с применением импульсных отжигов кристаллов были выделены спектры поглощения Cl3 - центров в кристаллах KCl-Li, KCl-Na и KCl-Sr (Рис.1).

Следует обратить внимание на тот факт, что зарегистрирована полоса поглощения в области спектра поглощения при 6,35-6,4 эВ, характерная для междоузельного иона галогена - (Cli ) входящего в состав (Cl3 )aca Lii Cli, (Cl3 )aca Nai+Cli и (Cl3 )aca Src Cli -центра в кристаллах KCl + + Li, KCl-Na и KCl-Sr.

В кристаллах KCl-Li и KCl-Na радиацией преимущественно создается вместо + + катион-гомолог - Lii Nai, основного катиона междоузельный примесный и ассоциированный междоузельным галогеном с образованием - (Cl3 )aca Lii Cli и (Cl3 )aca Nai+Cli + центров, соответственно. В кристалле KCl-Sr (из-за компенсации заряда) до рентгеновского облучения в решетке образуется комплекс Sr с и, поэтому, взаимодействия двух ++ междоузельных атомов галогена происходят практически в месте катионной вакансии слегка возмущенной зарядом стронция, занимающего катионный узел решетки, с образованием (Sr 2+ )c+ (Cl3 ) 0aca (Cli ) - центров.

+ Из рисунка 1 видно, что в зависимости от размера междоузельного катиона ( M Ai ) максимум спектра поглощения (Cl3 )aca M AiCli - центров смещается от положения чистого Cl3 0 + центра, т.е. чем больше размер катиона, тем больше смещается в сторону низких энергии.

Например, в чистом кристалле KCl (Cl3 )aca Ki+Cli - центры имеют максимум спектра поглощения при 4,9 эВ, в кристалле KCl-Na (Cl3 )aca Nai+Cli - центры имеют максимум спектра поглощения при 5,05 эВ, в кристалле KCl-Li (Cl3 )aca Lii+ Cli - центры имеют максимум спектра поглощения при 5,1 эВ. В кристалле KCl-Sr, где по структуре центров отсутствует междоузельный катион (Cl3 )aca (Sr + + ) c+ Cli - центры имеет максимум относительно Cl3 - центра со стороны высоких энергии при 5,6 эВ. Доказательством того, что в состав (Cl3 )aca M AiCli + центров входит междоузельный ион хлора ( Cli ) является спектр поглощения с максимумом при 6,35-6,4 эВ, характерный для междоузельного иона галогена в щелочногалоидном кристалле (ЩГК).

D 0,6 (Cl ) 3 aca - + (Cl ) Li Cl 3 aca i i - + (Cl ) Sr Cl 3 aca c i - + (Cl ) Na Cl 0,5 3 aca i i - + (Cl ) K Cl 3 aca i i 0, 0, Е, эВ 6,5 6,0 5,5 5,0 4, () центров (KCl), (Cl3 )aca Lii Cli - центров Cl3 aca - + Рисунок 1 - Нормированный спектр поглощения (KCl-Li), (Cl3 )aca Nai Cli - центров (KCl-Na) и (Cl3 )aca ( Sr ) c Cli - центров (KCl-Sr) ++ + + В спектре поглощения чистого Cl3 - центра имеется один максимум при 5,3 эВ без полосы поглощения при 6,4 эВ, характерной междоузельным ионам галогена, как в случае (Cl3 )0aca M AiCli - центров.

+ Критерием реализации механизма образования катионных френкелевских дефектов при ассоциации двух междоузельных атомов галогена в поле катиона-гомолога является тот факт, что в кристаллах KCl радиус примесного ( rLi ) или собственного ( rK ) катиона должен быть меньше радиусов тетраэдрической пустоты ( rLi r и rK r ) и «окна» ( rLi rx, rK rx ) в тетраэдрическую пустоту по направлению 111.

Согласно полученным расчетным данным исследуемые кристаллы можно условно разделить на три группы:

1) rc r и rc rx. В этот класс входит кристалл KCl для которого радиус собственного катиона ( rc ) превышает как радиус тетраэдрической пустоты ( r ), так и радиус "окна" ( rx ), т.е. r rc = 0, 8 4, rx rc = 0, 5 7. Поэтому в кристалле KCl процесс создания катионных френкелевских дефектов при ассоциации Н-НА взаимодействия должен быть затруднен.

2) rc r и rc rx. В этот класс входят кристаллы KCl-Na, где катион вполне может находиться в междоузельной пустоте решетки ( r rc = 1,15 ), однако для этого процесса существует определенный барьер, так как радиус катиона превышает радиус "окна", который он должен преодолеть ( rx rc = 0, 78 ).


3) rc r и rc rx. В кристалле KCl-Li ион лития беспрепятственно может попасть в междоузлие, так как его радиус меньше как радиуса "окна", так и радиуса тетраэдрической пустоты ( r rL i = 1, 66 и rx rL i = 1,12 ).

На основании вышесказанных расчетных данных можно предположить, что для чистого кристалла KCl образование катионных френкелевских дефектов требует больших затрат энергий для "проталкивания" катиона через "окно", состоящий из ближайших анионов в тетраэдрическую пустоту. Поэтому при взаимодействии двух H -центров около иона лития легко образуется (Cl3 )aca Lii+Cli - центры по аналогии (Cl3 )aca (Sr + + ) c+ Cli - центрами в кристалле KCl-Sr по схеме указанной на рисунке 4.

Понижение симметрии решетки кристалла KCl пластической и упругой деформацией Помимо катионов-гомологов возмущающим фактором кристаллической решетки может являться и пластическая, и упругая деформация, в результате которой точечная симметрия кубических кристаллов понижается с Оh до D4h.

Процесс деформирования ЩГК описывается в основном многостадийной кривой упрочнения, которая демонстрирует зависимость величины возникающей деформации от приложенного напряжения. Линейный участок кривой при значениях относительной деформации =1,0-1,2 %, где справедлив закон Гука, отражает упругую деформацию кристалла. При напряжениях выше предела упругости ( 1,2 %) деформация становится пластической, т.е. после снятия внешней нагрузки кристалл не возвращается в исходное состояние.

Пластическая деформация кристаллов (=4-5%) осуществлялась в условиях высокого вакуума в криостате при 300 К, упругая деформация (=0,8%) при 80 К. Пластически деформированные кристаллы KCl облучались рентгеновскими лучами в одинаковых экспозициях (в течение 3 часов) при двух температурах: при 300 К и при 80 К, и после чего кристалл охлаждался до 80 К для измерения спектров поглощения.

Главным индикатором влияния пластической и упругой деформации для кристаллов KCl были эффективности генерации галогенных радиационных дефектов максимумы спектров поглощения строго доказаны многочисленными экспериментами [2]. Поэтому все кристаллы как до деформации, так и после пластической или упругой деформации облучались рентгеновскими лучами в одинаковых экспозициях в течение 3 часов.

В качестве примера на рисунке 2 приведены спектры поглощения кристалла KCl.

Из рисунка 2 а, видно, что рентгеновское облучение при 300 К в предварительно пластически деформированных кристаллах KCl помимо элементарного (Cl 3 )aca -центра с максимумом при 5,3 эВ создает [(Cl2 ) 2 ]acac - центры с максимумом при 5,8 эВ. В таких же условиях в пластически деформированных кристаллах KCl рентгеновское облучение при К генерирует элементарный (Cl 3 )aca - центра с максимумом спектров поглощения при 5,3 эВ (рис. 2 б). Следует отметить, что, во-первых, отсутствуют дополнительные полосы поглощения, характерные дипольным (Cl3 )aca M i Cli - центрам, во-вторых, эффективность 0 + элементарных (Cl 3 )aca - центров возрастает более чем в 3 раза, по сравнению с не деформированным кристаллом KCl (сравните кривых 1 и 2, рис. 2).

Следует особо отметить, что после пластической деформации кристалла KCl отсутствует полоса поглощения при 6,35 эВ, зарегистрированная в кристаллах KCl-Li, KCl Na и KCl-Sr (рис.1). Это свидетельствует о том, что в процессе ассоциации междоузельных атомов галогена в пластически деформированных кристаллах KCl создается «чистый»

(Cl3 )0aca - центр. Как правило, междоузельный ион галогена ( Cli ) стабилизируется в поле междоузельного катиона ( M i+ ), в результате в решетке образуется диполь, состоящий из + междоузельного катиона и аниона ( M i Cli ). Отсутствие спектра поглощения характерного для междоузельного иона галогена ( Cl i ) доказывает, что в пластически деформированном кристалле KCl также не образуется междоузельный катион ( M i+ ).

По геометрическим соображением можно предположить, что если в решетке будут созданы вакансионные дефекты, то на их базе возможно формирование элементарных (Cl3 )0aca - центров.

1 - недеформированный, 2 - пластически деформированный при 300 К до 4-5%, 3 – упругодеформированный при 80 К до 0,8 %.

а - облучение при 300 К, измерение 80 К;

б - облучение при 80 К, измерение 80 К.

Рис.2. Спектры поглощения облученного рентгеновскими лучами (РУП-120, 5 мA, 120 кВ) в изодозном режиме в течение 3 часов кристаллов KCl С этой целью была измерена ионная проводимость кристалла KCl после пластической деформации, результаты которые представлены на рисунке 3. Из рисунка 3 следует, что до и после пластической деформации имеем энергию активации в пределах = 0,9-1,0 эВ, соответствующую ассоциативной проводимости, которая проявляется в результате диссоциации дивакансии ( ca+ ) в указанном интервале температур. Однако, проводимость после пластической деформации кристалла KCl увеличивается практически на два порядка, т.е. во столько раз увеличивается концентрация дивакансии ( ca+ ).

Таким образом, по увеличению эффективности образования (Cl3 )aca - центров и ассоциативной проводимости в пластически деформированном кристалле KCl по сравнению с недеформированным кристаллом можно заключить, что пластическая деформация осуществляемая при 300 К создает дивакансию ( ca+ ).

Вместо с тем было изучено влияние упругой деформации на процесс эффективности образования (Cl3 )aca - центров в кристаллах KCl. Известно [1], что источником всех стабильных радиационных дефектов ЩГК является безызлучательный распад анионных экситонов на первичные радиационные дефекты, так называемые френкелевские пары дефектов – F, H. Их дальнейшая стабилизация в решетке осуществляется путем преобразования более сложных агрегатизаций путем взаимодействия между собой.

1 - до деформации, 2 – после пластической деформации (4-5%) при 300 К, 3 – после низкотемпературной (80 К) упругой деформации.

Рис.3. Ионная проводимость кристалла KCl Если при упругой деформации кристаллов в анионном узле решетки остается еще достаточно места для размещения междоузельного атома галогена, то создается благоприятное условие для выживания H-центра как изолированного, так и ассоциированного с другими дефектами решетки.

Если при упругой деформации кристаллов в анионном узле решетки из-за сокращения межионного расстояния становится недостаточно места для размещения междоузельного атома галогена, то срабатывает процесс схлопывания пока еще не разделенных F, H – пар с восстановлением кристаллической решетки.

Экспериментальные результаты свидетельствуют об отсутствие влияния низкотемпературной упругой деформации на эффективность радиационного создания (Cl 3 )0aca -центра в кристалле KCl (рис. 2 б, кривая 3). Это говорит о большой устойчивости по отношению к геометрическому фактору процесса распада на F, Н-пары в этих кристаллах.

Такая благоприятная ситуация сохраняется согласно расчетным данным для кристаллов KCl до 36 %. Возможно, это является одной из причин отсутствия в кристаллах KCl и KBr уменьшения эффективности радиационного дефектообразования при понижении температуры до температуры жидкого гелия [1]. Об отсутствии генерации вакансионных дефектов после низкотемпературной упругой деформации свидетельствует измерение ионной проводимости кристалла KCl (рис. 3, кривая 3).

Заключение Исследования эффективности радиационного создания Cl3 - центров в кристаллах KCl с учетом структуры и спектрального состава позволили установить их механизмы образования при взаимодействии подвижных междоузельных атомов галогена в поле катионов гомологов, вакансионных дефектов пластической деформации и напряжения низкотемпературной упругой деформации.

На основе кристаллов KCl-Li, KCl-Na и KCl-Sr установлены закономерности расположения по спектральному составу (X 3 )aca M i+ X i - центров в зависимости от размера катиона-гомолога, входящего в состав данного образования. Их структура и спектральный состав аналогичны, но механизмы образования различаются.

В кристалле KCl-Na (Cl3 )aca Nai+Cli -центры образуются по экситонному механизму, путем взаимодействия двух междоузельных атомов галогена в поле катионных френкелевских дефектов – ( c...M i ), при распаде автолокализованного анионного экситона по следующей + реакции:

c...Nai+ + (Cl2 )a + (Cl2 )a (Cl3 )aca Nai+Cli.

0 0 Экспериментальные результаты по абсорбционной спектроскопии и расчеты по созданию междоузельных катионов в кристалле KCl-Li показывают, что реакция взаимодействия подвижных междоузельных атомов галогена вблизи Liic c является + + энергетически выгодной, так как Liic смещен от центрального положения в междоузлие по направлению 111 [4]. В кристаллах KCl-Li (Cl3 )aca Lii+Cli -центры образуются по ассоциативному механизму, путем взаимодействия двух междоузельных атомов галогена в поле Liic c по следующей реакции [5] (рисунок 4):

+ c Liic (Cl2 ) 0 + (Cl2 )a (Cl3 )aca Lii+ Cli.

0 + a Рисунок 4 – Схема взаимодействия двух H - центров в поле Liic c, Src с и дивакансии ( ca ) с ++ + + () образованием Cl3 aca Lii Cli, (Cl3 )aca Src Cli и (Cl3 )aca -центров в кристаллах KCl-Li, KCl-Sr и + 0 + пластически деформированном KCl, соответственно [5, 6] В кристалле KCl-Sr для сохранения электронейтральности решетки образуется диполь, состоящий из стронция в катионном узле и катионной вакансии - Src с.

++ Для такой системы нет необходимости выталкивать катион в междоузлие при ассоциации Н-центров, так как электронейтральность кристалла KCl-Sr создает в решетке катионную вакансию в паре с двухвалентным стронцием - Src с. Итак, в кристалле KCl-Sr ++ ассоциация двух Н-центров будет происходить около уже созданной катионной вакансии, по следующей реакции (рис. 4):

(c Src+ ) + (Cl2 )a + (Cl2 )a (Cl3 )aca ( Sr + ) c Cli.

0 0 0 + В кристалле KCl предварительно созданные пластической деформацией дивакансии способствуют эффективному образованию «чистых» (Cl 3 )aca - центров при + ( ca ) взаимодействии двух междоузельных атомов галогена в их поле, схематически представленной на рисунке 4, согласно следующей реакции:

ca+ + (Cl2 )a + (Cl2 )a (Cl3 )aca + Cla.

0 0 (Cl ) Действительно, эффективное радиационное создание -центров говорит о 3 aca многочисленности дивакансий в деформированном кристалле, т. к. (Cl3 )aca -центры легко возникают при заполнении дивакансий двумя Н-центрами (рис. 4). Радиационное создание [(Cl2 ) 2 ]acac -центров указывает на наличие в деформированном кристалле квартетов вакансий, на базе которых при участии четырех Н-центров формируется [(Cl2 ) 2 ]acac - центр.

Таким образом, следует отметить, что пластическая деформация в ЩГК создает вакансионные дефекты (ди,- и квартет вакансии) и на их базе при облучении кристаллов радиационно создаются (Cl3 )aca и [(Cl2 ) 2 ]acac - центры.

Литература 1. Лущик Ч.Б., Лущик А.Ч. Распад электронных возбуждений с образованием дефектов в твердых телах. - Москва, "Наука", 1989.

2. Лущик Ч. Б., Гиндина Р. И., Маароос А. А., Плоом Л. А., Лущик А. Ч., Пунг Л. А., Пыллусаар Ю. В., Совик Х. А. Радиационное создание катионных дефектов в кристаллах KCl. // ФТТ, 1977, т. 19, в. 12, с. 3625-3630.

3. Dorendorf H. Ultraviolette Absorbtionsbanden und photochemision veranderten KCl und KBr kristallen // Z. Phys. - 1951. - 129. p. 317-326.

4. Schoemaker D., Yasaities E. Reorientation Motions of HA(Li+) – Center in KCl-Li+. // Phys. Rev., B., 1972, v. 5, p. 4970-4986.

5. Schoemaker D., Kolopus J.L., Electron Paramagnetic Resonance and Optical Absorbtion Studies of the V1(Li) Center in KCl-Li // Phys. Rev., B. - 1970. - 2, 4. p. 1148-1159.

6. Бижанова К., Шункеев К. Ассоциация междоузельных атомов галгена в кристаллах KCl в поле примеси легких катионов-гомологов. // Вестник КарГУ имени Е. Букетова, Серия физическая, № 2(58)/2010, с.9-16.

7. Бижанова К., Шункеев К. Механизмы радиационного создания X 3 -центров в кристаллах KCl, KBr и KI при пластической и упругой деформации. // Вестник КарГУ. Серия физическая, № 2(58)/2010, с.17-24.

KCl КРИСТАЛДАРЫНДА КАТИОН-ГОМОЛОГТАР, ПЛАСТИКАЛЫ ЖНЕ СЕРПІМДІ ДЕФОРМАЦИЯЛАР СЕРІНЕН РЕШЕТКА СИММЕТРИЯСЫ ТМЕНДЕГЕНДЕ Cl 3 РАДИАЦИЯЛЫ ААУЛАРЫНЫ ПАЙДА МЕХАНИЗМДЕРІ З. Аймаанбетова,. Бижанова,. Шкеев Бл жмыста абсорбциялы спектроскопия дісімен KCl кристалдарында катион-гомологтар, пластикалы жне серпімді деформациялар серінен Cl3 – радиациялы аауларыны пайда болу механизмі зерттелген.

() () Nai+Cli жне Lii+Cli, Cl Тыш рет KCl-Li, KCl-Na жне KCl-Sr кристалында Cl3 aca aca (Cl ) Src+Cli - радиациялы аауларыны рамына кіретін тйінаралы галоген ионына- (Cli ) тн 3 aca спектрлер алабында жту спектрі тіркелді.

рісінде( Liic c, c Src ) + + KCl-Li жне KCl-Sr кристалдарында катионды вакансия V4 A = (Cl3 )aca Lii+Cli и V2 A = (Cl3 )aca Src+ Cli - радиациялы аауларды, ал KCl кристалын пластикалы деформациясерінен туатын дивакансии ( c a ) рісінде V2 = (Cl3 )aca - аауыны, квартет квартетов + [2( c a )] вакансия рісінде – V3 = [(Cl 2 ) 2 ]acac - аауыны пайда болу механизмдері таайындалды.

+ THE MECHANISMS OF Cl 3 - CENTERS AT CRYSTALS KCl BY LOWING THE SYMMETRY OF THE GRATING BY THE CATION-HOMOLOGS AND BY PLASTIC AND ELASTIC DEFORMATION Z. Aitmagambetova, K. Bizhanova, K. Shunkeev At work by the method of absorbtional spectroscopy were investigate the effectivenesses of creating x ray radiation of Cl3 - centers at crystals KCl in the field of cation-homologs. The stripe of absorption in the area of the specter of absorption which is characterize for ion of halogen - (Cli ) which is in the structure of (Cl ) Lii+Cli, (Cl3 )aca Nai+Cli и (Cl3 )aca Src+ Cli - centers at crystals KCl-Li, KCl-Na и KCl-Sr were registered at 3 aca the first time.

At crystals KCl-Li и KCl-Sr in the field of cation’s vacancy ( Liic c, c Src ) were established the + + mechanisms of forming of V4 A = (Cl3 )aca Lii Cli и V2 A = (Cl3 )aca Src Cli - centers, consequently at plastic + + deforming crystals KCl in the field of disvacancy of ( c a ) – V2 = (Cl3 )aca - centers, and in the field of quarts + of [2( c a )] vacancy of – V3 = [(Cl 2 ) 2 ]acac - centers.

+ НЕЛИНЕЙНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ГЕТЕРОСТРУКТУРЫ С ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ Т.Б. Куренкеев, Б.Т. Куренкей Таразский инновационно-гуманитарный университет, г.Тараз Рассматривается взаимодействие периодической диэлектрической среды с лазерным излучением. Определены эффективные диэлектрические проницаемости гетероструктуры при линейном и нелинейном взаимодействии лазерным излучением.

В последние годы интенсивно исследуются гетероструктуры с квантоворазмерными слоями, в которых проявляются целый ряд новых явлений, связанных с квантовыми свойствами электронов и дырок. В работе [1] исследованы спектры фотолюминесценции двойных гетероструктур GaSb-InAs-GaSb, выращенные методом молекулярно-пучковой эпитакции. Образцы изготовлялись в виде сверхрешеток, имеющих 10 тонких слоев InAs, заключенных между слоями GaSb шириной 100. Толщина слоя InAs изменялась от образца к образцу в пределах от 10 до 35. В работах [2,3] определены уровни энергии в квантоворазмерных структурах и обратное влияние лазерного излучения в квантовую систему.

1 Взаимодействие периодической диэлектрической среды с лазерным излучением (линейный случай) Взаимодействие периодических структур с лазерным излучением приводит к изменению физических свойств данной среды [4]. Рассмотрим влияние лазерного излучения на свойства гетероструктур. Ось Х направим перпендикулярно к слоям гетороструктур.

Пусть толщина каждого слоя l постоянна. Макроскопические свойства такой структуры, например диэлектрическая проницаемость, является периодической функцией с периодом l в направлении Х, ( x + l ) = ( x ). Электромагнитное поле лазерного излучения описывается E ( x, t ) = E ( x ) e i t, H ( x, t ) = H ( x ) e i t и гармонической функцией удовлетворяет уравнениям Максвелла:

µ H, div ( µ H ) = 0, rotE = i c E, div ( E ) = 0.

rotH = i (1) c Здесь и µ – диэлектрическая и магнитная проницаемости, – угловая частота. Для удобства положим µ=const. Периодическую функцию ( x ) можем записать в виде ( y ), где y=x/l, а ( y ) является функцией с единичным периодом. Периодичность структуры накладывает определенные ограничения на все функции описывающие электромагнитное поле. Поэтому векторные функции поля зависят от двух переменных E ( x, y ), H ( x, y ). Отделим периодическую часть этих функций.

E ( x, y ) = E0 ( x ) + E1 ( y ), H ( x, y ) = H 0 ( x ) + H1 ( y ). (2) ( x, y ) = 0 ( x ) + 1 ( y ).

Первые слагаемые определяют медленно меняющие пространственные части внешнего поля.

Пичем отклик периодической структуры E1 ( y ) и H1 ( y ) на действие лазерного излучения намного меньше чем напряженностей внешнего поля E1 E 0, H1 H 0. Поэтому их можно считать малой поправкой к внешнему излучению. Подставим векторные функции (2) в уравнение (1). При этом учитываем, что:

y E0 = 0, y H 0 = 0. (3) Оставляя слагаемые первого порядка малости, имеем:

x E 0 + y E1 = i µ H 0, c x H 0 + y H1 = i ( y ) E 0. (4) c Из (3) видим, что поле Е0 относительно переменной у является потенциальным полем.

Поэтому его можно записать в виде E0 ( x, y ) = ( д + y ( y ) ) E00 ( x ), H 0 ( x ) = H 00 ( x ), (5) где ч ( y ) искомая периодическая функция, а – единичный оператор (ij). В общем случае д + y ( y ) является тензором. Подставляя (5) в (4) и усредняя по у, в пределах одного слоя получаем ( д + ч ( y ) ) µH0, E00 = i y x c _ ( y ) ( д + y ч ( y ) ) E00.

x H 00 = i (6) c Усреднённую величину называем эффективной диэлектрической проницаемостью гетероструктуры l * = ( y ) ( д + y ч ( y ) ) = ( y ) ( д + y ч ( y ) )dy. (7) l Усреднённая величина * – является тензором эффективной диэлектрической проницаемости.

* = ( y ) (д + y ч( y ) ) (8) Для определения неизвестной функции ч ( y ) воспользуемся тем, что дивергенция от электрического смещения по у равна нулю div ( E ) = y ( y ) E 0 ( x ) = E 00 y ( y ) ( д + ч ( y ) ) = y ( y ) ( д + ч ( y ) ) = 0. (9) Из этого уравнения однозначно определяется искомая функция ч ( y ) при известном положительном ( y ).

Макроскопические эффективные поля E 00 ( x ) и H 00 ( x ) удовлетворяют уравнениям Максвелла (1), где диэлектрическая проницаемость заменена на эффективную проницаемость *. Локальное поле, наблюдаемое в каждом слое имеет вид E 0 ( x ) = E 00 ( x ) + ч ( x / l ) E 00 ( x ) и H 0 ( x ) = H 00 ( x ). Электрическое смещение дается выражением E0 ( x ) = E 00 ( x ) + ч ( x / l ) E 00 ( x ), где ч поляризация структуры под действием приложенного поля. Отсюда следует, что * можно рассматривать как средняя _ диэлектрическая проницаемость плюс наведенная поляризация ч, что совпадает с (8).

2 Нелинейное взаимодействие пространственно периодической структуры с лазерным излучением Будем считать, что уравнения Максвелла по-прежнему имеют вид (1), а зависимость диэлектрической проницаемости от внешнего поля является квадратичной функцией.

( ).

= ( y) 1+ г E (10) Коэффициент, характеризующий нелинейность среды считаем малой поправкой. Повторяя предыдущие рассуждения формулу (4) можно переписать в следующем виде:

µH x E 0 + y E1 = i c ( y ) 1 + г E0 E0.

x H 0 + y H1 = i (11) c Подставляя (5) в формулу (11) и приравнивая слагаемые одного порядка, находим µ H x E 00 = i c )E ( ( y ) ( д + ч ( y ) ) 1 + д + ч ( y ) E 2 x H 00 = i. (12) c При усреднении данной формулы в пределах одного слоя, медленно меняющие в пространстве вектор E00 ( x ) = E можно считать постоянным. Вычисляя дивергенцию по у от (12) получаем ) ( y ( y ) ( д + ч ( y ) ) 1 + д + ч ( y ) E = 0.



Pages:     | 1 | 2 || 4 |
 





 
© 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.