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 | 4 |

«Министерство образования и науки РФ Нижегородский государственный университет им. Н.И. Лобачевского Национальный исследовательский университет Учреждение Российской ...»

-- [ Страница 2 ] --

10. Zaitsev S.V., Kulakovskii V.D., Dorokhin M.V., Danilov Yu.A., Demina P.B., Sapozhnikov M.V., Vikhrova O.V., Zvonkov B.N. Circularly polarized electrolumi nescence in LED heterostructures with InGaAs/GaAs quantum well and Mn -layer // Physica E. 2009. V. 41. N. 4. P. 652–654.

Исследование структуры наносистем методом малоуглового рентгеновского рассеяния В.В. Волков, Э.В. Штыкова Институт кристаллографии им. А.В. Шубникова РАН, Москва Метод малоуглового рассеяния (МУР) зародился еще в первой половине XX века и связан с именами таких известных ученых как А. Гинье, П. Дебай, О. Кратки и других, ставших классиками в дифракционной физике. Малоугло вое рассеяние рентгеновского излучения и нейтронов используется как метод изучения надатомной структуры вещества и применяется в физике конденсиро ванного состояния, при анализе структуры дисперсных систем, в молекулярной биологии и биофизике и других областях науки и техники. Принцип его доста точно прост: рентгеновский луч, проходя через вещество, рассеивается элек тронами вещества, и чем выше плотность электронов в данном месте исследуе мого образца, тем выше амплитуда рассеяния. Если электронная плотность распределена в образце равномерно, то и рассеяние в разные углы будет одина ково, что неинформативно. Но если где-то в образце электронная плотность отличается от его средней электронной плотности, или меняется скачками, то получают дифракционную картину, которую можно анализировать (рис. 1).

Рассеяние от систем с различной структурной организацией Радиус инерции, Распределение по размерам, максимальный размер, распределение хорд, форма площадь поверхности раздела, толщина переходного слоя Дифракционная часть картины:

радиус корреляции, размер кристаллита, Монодисперс межплоскостное ные системы:

расстояние.

молекулы белков в Полидисперс растворе, наночастицы ные системы: Малоугловая пористые, металлов, часть:

наночастицы Частично ориентированные кластеры распределения самоорганизу в матрице, системы: жидкие кристаллы, по размерам сплавы, кристаллические полимеры, ющихся неоднородностей глины, присадки, … полимеров, … стекла, … Рис. 1. Рассеяние от разных типов систем дает различные формы кривых интенсивности рассеяния Таким образом, рассеяние происходит за счет разности электронных плотностей, или, говоря иначе, за счет контраста. Контраст можно изменять ис кусственно, чтобы выделить и изучить структуру отдельных составляющих ин тересующего нас объекта. Это широко используемый в МУР метод вариации контраста. Изменять рассеивающий контраст можно также изменяя энергию (длину волны) источника рентгеновского излучения. В этом случае дисперси онные поправки к амплитуде рассеяния становятся существенными вблизи по лосы поглощения данного атома и разность между кривыми рассеяния, полу ченными при разных энергиях пропорциональна рассеянию резонансными атомами. Таким образом, можно получить и анализировать рассеяние только от специфических атомов и отдельно от матрицы, в которой они находятся.

Диапазон размеров, которые можно изучать с помощью малоуглового рассеяния, лежит в области от 1 нм до 100 нм, т.е. в диапазоне размеров, с ко торыми имеют дело новейшие нанотехнологии. В полидисперсных системах определяют распределения по размерам наночастиц или пор, площадь поверх ности раздела фаз и другие размерные параметры;

в монодисперсных системах из одинаковых частиц – максимальный диаметр, радиус инерции, объем и фор му частицы. Последнее особенно важно при изучении структуры молекул бел ков в растворе, число работ в этом направлении растет с каждым годом. При мер определения формы молекул иммуноглобулина М и ревматоидного фактора показан на рис. 2. Особенно важно, что метод МУР не требует какой либо специальной подготовки образца.

Определение формы молекул белков в растворе по данным МУР с использованием дополнительной информации: исследованиe информации: исследованиe иммуноглобулина М и ревматоидного фактора.

фактора.

Форма молекулы Форма молекулы ревматоидного иммуноглобулина М фактора (эксперимент и (эксперимент и теория - график (б)) теория - график (с)) V. V. Volkov*, R. L. Kayushina*, V. A. Lapuk**, et al. Crystallography Reports, Vol. 48, No. 1, 2003, pp. 98–105.

Рис. 2. Формы макромолекул иммуноглобулина М и ревматоидного фактора, найденные по данным МУР, имеют отличия в форме.

Структуры показаны в двух ориентациях Литература 1. Свергун Д.И., Фейгин Л.А. Рентгеновское и нейтронное малоугловое рас сеяние. М.: Наука, 1986. 280 с.

2. Бекренев А.Н., Миркин Л.И. Малоугловая рентгенография деформации и разрушения материалов. М.: Изд-во МГУ, 1991, 247 с.

3. Скрышевский А.Ф. Структурный анализ жидкостей и аморфных тел. М.:

Высшая школа, 1980, 328 с.

Рентгеноакустические взаимодействия в кристаллах и возможности адаптивной рентгеновской оптики   на их основе А.Е. Благов, М.В. Ковальчук, Ю.В. Писаревский, П.А. Просеков Институт кристаллографии им. А.В. Шубникова РАН, Москва В докладе обсуждается управление пространственно-временными харак теристиками рентгеновских пучков. Использование динамической рентгенов ской оптики основанной на рентгеноакустических взаимодействиях может ока заться ключом к решению задач, связанных с пространственно-временным управлением рентгеновскими пучками.

Анализируются особенности рентгеноакустических взаимодействий в зависимости от частоты (длины волны) ультразвука. Выделены несколько областей взаимодействия: длинноволновая – низкочастотная область, область средних частот, высоких частот и сверхвысокочастотная область. Проанализи рована и показана специфика каждой из областей.

Особое внимание уделено длинноволновой области, являющейся, по сути, аналогом статических рентгенооптических элементов, но с возможностью динамического управления параметрами оптической схемы.

Доклад основан на цикле экспериментальных работ авторов [1–3], в кото рых показаны возможности управления рентгеновскими пучками с помощью переменной во времени электронно-регулируемой однородной и градиентной деформации решетки кристаллов.

Переменная во времени, но однородная по ширине рентгеновского пучка ультразвуковая деформация позволила проводить пространственное и спек тральное сканирование рентгеновского пучка. Разработаны и представлены схемы по сканированию пучка и управления интенсивностью.

Переменная во времени и линейно меняющаяся в пространстве ультра звуковая деформация (постоянный градиент деформации) позволила управлять сходимостью и расходимостью пучка – фокусировать и «размывать» рентге новский пучок, управлять фокусным расстоянием. Приводятся эксперимен тальные результаты для электронно-перестраиваемых элементов, аналогичных элементам статической дифракционной оптики – изогнутым и градиентным кристаллам, предназначенным для фокусировки рентгеновских пучков. Разра ботаны и успешно испытаны несколько методов управления «силой» градиента ультразвуковой деформации в кристалле. Проанализированы границы возмож ностей разработанных методов. Обсуждаются и предлагаются различные воз можности применений полученных результатов.

-/ / Рис. Управление про 1 -/2 / странственным поло жением рентгеновского пучка с помощью рент геноакустического кри сталла - -/2 /2 Литература 1. Благов А.Е., Ковальчук М.В., Кон В.Г., Писаревский Ю.В. // ЖЭТФ. 2005.

Т. 128. С. 893.

2. Благов А.Е., Ковальчук М.В., Кон В.Г., Писаревский Ю.В. // Кристаллогра фия. 2006. Т. 51. С. 701.

3. Благов А.Е., Ковальчук М.В., Писаревский Ю.В., Просеков П.А. // Кристалло графия. 2008. Т. 53. № 3. С. 411.

Теория неравновесных границ зерен в металлах и ее приложения для описания нано- и микрокристаллических материалов В.Н. Чувильдеев Научно-исследовательский физико-технический институт Нижегородского государственного университета им. Н.И. Лобачевского, Нижний Новгород ПРОБЛЕМЫ ОПИСАНИЯ БОЛЬШЕУГЛОВЫХ ГРАНИЦ ЗЕРЕН Границы зерен (ГЗ) являются важным элементом дефектной структуры поликристаллических материалов. Границы оказывают влияние на многие практически важные свойства металлов и, в первую очередь, на их прочность и пластичность. Особенно важную роль ГЗ играют в процессах деформации и разрушения при повышенных температурах. В этих условиях макроскопиче ские свойства материалов оказываются зависящими не только от общей протя женности границ (от размеров зерен), но и от микроскопических свойств границ и их структурного состояния. Свойства ГЗ оказывают существенное влияние и на процессы формирования микроструктуры материалов, определяя характер процессов возврата, рекристаллизации, сегрегации примесей, коалес ценции дисперсных частиц и т.д.

Важно подчеркнуть, что основная часть экспериментальных и теоретиче ских работ по ГЗ посвящена описанию специальных (имеющих периодическую упорядоченную структуру) границ зерен. Обычные ГЗ, имеющие неупорядо ченное строение, были в значительной степени обделены вниманием исследо вателей. К сожалению, ни одна из известных моделей обычных ГЗ не позволяет надежно оценивать основные термодинамические параметры границ и рассчи тывать их кинетические свойства.

Рассматривая проблему описания ГЗ в широком контексте, следует отме тить, что состояние физики границ зерен отражает общее состояние физики неупорядоченных систем, в которой в настоящее время не существует доста точно общих и строгих методов описания. Как отмечается в [1], в физике неупорядоченных систем «нет такого ядра аксиом, от которого можно было бы протянуть логическую нить к любому достоверному факту», «…не удалось выявить единого математического принципа, столь же мощного, как теорема Блоха (для кристаллических систем)».

В связи с этим развитие физики границ зерен в настоящее время осущест вляется в рамках феноменологического подхода. Как известно, в его основе лежит метод создания плодотворных метафор (самое краткое и общее опреде ление метафоры: «as if but not»). Метафоры в некоторых случаях удается пре образовать в модели, позволяющие перейти от образного описания к понятий ному, от качественного «прояснения» к количественному описанию и расчету.

Требования, предъявляемые к таким моделям, широко известны. В первую очередь модель должна иметь максимально общий характер, должна быть достаточно простой и наглядной и должна допускать возможность количест венного сопоставления с экспериментом.

Феноменологическая модель большеугловых границ зерен, отвечающая указанным требованиям, до недавнего времени отсутствовала. Вместе с тем, в рамках феноменологического подхода в разное время и разными авторами было высказано несколько глубоких идей, которые составили основу такой модели.

Это идеи Мотта об «островковой» структуре границ [2], а также идеи Зегера и Шоттки о возможности описания свойств границ с помощью понятия «свобод ный объем» [3].

КОНЦЕПТ «НЕРАВНОВЕСНЫЕ ГРАНИЦЫ ЗЕРЕН»

Первой работой, которая положила начало развитию представлений о неравновесных границах зерен, традиционно считается работа Грабского и Корского [4]. В этой работе, рассматривая вопрос о действии границ зерен в качестве стоков решеточных дислокаций при рекристаллизации, авторы выска зали и экспериментально подтвердили предположение, что в результате взаи модействия с решеточными дислокациями граница меняет свою энергию и приобретает особые диффузионные свойства.

Термин «неравновесные границы зерен» был введен в работе Памфри и Гляйтера [5]. Рассматривая структуру границ в неравновесных условиях, встре чающихся при некоторых процессах в твердом теле, таких, например, как рекристаллизация и зернограничное проскальзывание, а также адсорбция границами вакансий и решеточных дислокаций, авторы высказали следующие утверждения: (i) Подвижность атомов в неравновесных границах зерен выше, чем в границах с низкоэнергетической структурой. Это означает, что их струк туры различны. (ii) Отличие в структуре зависит от сил, действующих на неравновесную границу. (iii) Структура неравновесных границ зерен не являет ся аморфной.

Ядро, введенного Памфри и Гляйтером функционального определения неравновесных границ зерен, осталось до настоящего времени неизменным.

Сегодня понятие неравновесных границ зерен применяют при описании особых свойств мигрирующих границ зерен (при описании ускорения миграции), гене рации дислокаций и точечных дефектов, при объяснении зернограничных про цессов в условиях сверхпластичности (деформационно-стимулированной диф фузии, миграции, проскальзывания) при описании аномалий в диффузионных свойствах НМК материалов (ускоренного спекания, повышенной пластичности, низкой структурной стабильности) и др., а также при описании процессов, про исходящих во время и после интенсивной пластической деформации [6].

Несмотря на широкое использование, термин «неравновесные границы зерен» до недавнего времени не был определен достаточно строго.

Для его оп ределения было необходимо решить следующие задачи. Во-первых, было необ ходимо учесть, что всякая граница зерна, будучи дефектом кристаллической решетки и обладая повышенной свободной энергией, является, очевидно, не равновесным объектом. Следовательно, при описании границ необходимо, прежде всего, задать исходный (нулевой) уровень неравновесности и указать меру, характеризующую степень этой исходной неравновесности. Во-вторых, при описании собственно неравновесных границ, т.е. (в соответствии с опреде лениями Грабского и Корского и Памфри и Гляйтера) границ с внесенными в них дефектами, следовало вести отсчет от этого нулевого уровня и, используя ту же меру, указать меру «избыточной», «дополнительной» неравновесности.

Как было показано в [6], ни величина избыточной энергии, ни уровень упругого поля не могут выступать мерой неравновесности границ зерен. В на шей работе [6] определение меры неравновесности границ зерен было введено с помощью понятия «свободный объем границы». Из геометрических соображе ний ясно, что область границы зерна, в силу ее меньшей атомной упорядочен ности, обладает некоторым избыточным объемом по сравнению с идеальной кристаллической решеткой. Этот избыточный, «лишний» объем называют сво бодным объемом границы. Обычно понятие «свободный объем» определяется как разность объемов материала, ограниченного некоторой поверхностью, ох ватывающей отрезок границы и некоторое число атомов в объеме, и совершен ного кристалла, содержащего то же количество атомов [7].

Привлекательность использования понятия «свободный объем» для построения теории обычных границ состоит в том, что величина свободного объема является, с одной стороны, микроскопическим параметром, отражаю щим структурное состояние границ зерен, а с другой стороны, – удобным феноменологическим параметром, легко выражаемым через термодинамиче ские константы и, в принципе, определяемым экспериментальными методами.

Свободный объем границы при нуле абсолютной температуры – геомет рически необходимый свободный объем задает исходный (нулевой) уровень неравновесности границы.

Носителями свободного объема являются и другие дефекты кристалличе ской решетки: вакансии и дислокации. Поглощение этих дефектов границей при определенных условиях приводит к перераспределению свободного объема дефектов и увеличению свободного объема границы. Граница, обладающая избыточным (по отношению к геометрически необходимому) свободным объе мом, образовавшимся вследствие попадания в нее других дефектов, может быть названа неравновесной. Мерой неравновесности в этом случае является вели чина избыточного свободного объема [6].

Как показано в [6], энергия границ b довольно слабо – линейно – зави сит от величины свободного объема, в то время как ее диффузионная прони цаемость Db – зависит от свободного объема весьма сильно – экспоненциально.

Учет этого различия в степени влияния свободного объема на b и Db позво ляет легко ответить на вопрос: почему введение в границу сравнительно небольшой плотности решеточных дислокаций, при котором не происходит существенного повышения ее свободной энергии, может привести к сущест венным изменениям диффузионной проницаемости границ. Можно показать, что при повышении энергии границы на 20% коэффициент диффузии при T = 0.5Tm повышается в 150 раз.

Одним из основных процессов, оказывающих существенное влияние на величину избыточного свободного объема границ зерен, является процесс взаимодействия границ зерен с решеточными дислокациями, сопровождаю щийся делокализацией ядер решеточных дислокаций. При таком взаимодейст вии в границах зерен образуются дислокации ориентационного несоответствия (ДОН) и продукты их делокализации. Эти дефекты оказывают определяющее влияние на свойства границ зерен. Делокализующиеся дислокации изменяют свободный объем границ и меняют их энергию и диффузионные свойства.

Кроме того, распределенные в границах зерен дефекты создают близкодейст вующие и дальнодействующие поля внутренних напряжений, которые оказы вают влияние на протекание внутризеренной деформации. Аккумулирующиеся на границах зерен и в стыках дефекты влияют на подвижность границ и таким образом изменяют характер их миграции.

Как показано в [6], подход к описанию неравновесности с помощью по нятия свободного объема является весьма конструктивным. На его основе с единых позиций удается описать структуру и свойства равновесных и неравно весных границ, рассчитать их термодинамические и диффузионные параметры, а также решить целый ряд прикладных задач.

ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ ТЕОРИИ НЕРАВНОВЕСНЫХ ГРАНИЦ ЗЕРЕН В связи с исключительной ролью, которую играют внесенные в границы зерен решеточные дислокации в процессах возврата, рекристаллизации и де формации НМК материалов, при описании этих процессов необходимо решить систему уравнений, описывающих кинетику накопления указанных дефектов в границах зерен.

(1) Температурная зависимость коэффициента зернограничной диффузии в НГЗ:

* * * Db = Db0 exp(Qb / kT ) (1) * * где Db 0 и Qb – предэкспоненциальный множитель и энергия активации коэф * фициента диффузии Db по неравновесным границам зерен, соответственно.

(2) Выражения для расчета энергии активации диффузии и предэкспонен циального множителя коэффициента диффузии в неравновесных границах зерен:

Qb = W1 (*/( + ) 1) + W2 ([*/( + )]1/2 1) + QL * (2) Db0 = DL0exp{Z1 (*/( + ) 1) + Z 2 ([*/( + )]1/2 1)} * (3) где = 0.1 – численный коэффициент, W1 и W2, Z1 и Z2 – численные коэффици енты, зависящие от термодинамических и кристалло-геометрических парамет ров материала:

( ) ( ) W1 = 2 b 2 / 2 + S/L 0b 2 / 2, W1 = 4S/Lb 2 ;

Z1 = 2 b 2 / 2Tm + SS/Lb 2, 0 Z 2 = 4SS/Lb 2.

Обозначения и численные значения параметров приведены в табл. 1.

(3) Уравнение, связывающее величину избыточного свободного объема границ зерен с плотностью распределенных в границе дефектов (плотно стью ДОН b и плотностью вектора Бюргерса скользящих компонент делокали зованных дислокаций wt):

= (b b + wt )/w0. (4) где w0 = 0.1 – численный коэффициент.

(4) Уравнения, описывающие кинетику накопления ДОН ( b ) с нормаль ной bn и тангенциальной bt компонентами вектора Бюргерса, скользящих ( wt ) и нормальных ( wn ) компонент вектора Бюргерса делокализованных дислокаций в границах зерен при наличии потока решеточных дислокаций I:

Таблица Обозначения и характерные значения параметров, используемые при расчетах [6] Параметры Обозн. Значение Энергия активации самодиффузии в расплаве QL 3.6 kTm Предэкспоненциальный множитель коэффициента –4 DL0 810 см /с диффузии в расплаве –5 Коэффициент самодиффузии в расплаве (T = Tm) DL 1.510 см /с Энергия активации зернограничной самодиффузии Qb 9 kTm Предэкспоненциальный множитель коэффициента –2 Db0 210 с /с зернограничной самодиффузии Коэффициент зернограничной самодиффузии 310–10 с2/c Db (T = 0.5Tm) S/L b = 1 kTm S/L Энтальпия поверхности жидкость-кристалл Энтропия поверхности жидкость-кристалл SS/L SS/Lb = 0.8 k 0 b2 = 4.1 kTm Энтальпия границы зерна ( = 0.35) b b Sbb 2.33 k Энтропия границы зерна ( = 0.35) Sb b bb 2.9 kTm Свободная энергия границы зерна (T = 0.5Tm) 0 0b 1.4kTm Свободная энергия «сухих» участков границы – Свободный объем границы зерна Vb 1. Относительный свободный объем границы 0. * Критический свободный объем границы 0. Избыточный свободный объем границы 0.05;

0. – Вектор Бюргерса b 2.510 с – Ширина границы зерна –23 Атомный объем 1.610 см d/b Характерный размер зерна d – Vm Величина объемного расширения при плавлении Удельная теплота плавления b = 1.5 kTm Плотность Tm Температура плавления G/kTm = Модуль сдвига G 1, 2, 3 ~ Численные параметры А С b = I b / t1, & wt = b bt /t1 wt /t2, & (5) wn = b bn /t1 wn / t3.

& k В силу равенства = wn = wn, последнее уравнение описывает i i = также и кинетику накопления стыковых дисклинаций мощностью (n – число сопрягающихся в стыках границ, – численный коэффициент ~ 0.010.1).

(5) Выражения, описывающие время диффузионного ухода из границы ДОН (t1), время диффузионного ухода из границы скользящих компонент дело кализованных дислокаций (t2) и время диффузионного ухода из стыков зерен дисклинационных дефектов, связанных с нормальными компонентами делока лизованных дислокаций (t3):

t1 = A1kT/(b b)3 Db G, * t2 = (d / b) 2 kT / C1wt DbG, * (6) t3 = A1 (d / b)3 kT / Db G.

* (6) Выражение, определяющее величину внутреннего поля напряжений i, создаваемого стационарной плотностью распределенных в границе зерна ДОН и скользящих компонент делокализованных дислокаций:

i = 1Gst b + 2Gwt 1, 2 ~ 1. (7) b (7) Выражение для среднего размера зерна, при котором плотность ДОН равна плотности скользящих компонент делокализованных дислокаций:

1/ 4 1/ d1 Db G * 1 / 2.

= (8) b kT &v Отметим, что при малых размерах зерен dd1 выполняется приближенное равенство bb wt, а при d d1 выполняется соотношение wt bb.

* (8) Выражение для Db в материалах с размером зерна d d1 имеет вид:

Db = Dbexp(wtst /w0 B ).

* (9) * W1 Z1 1 W2 Z 2.

Параметр B определяется по формуле: B = + 2 kT k 2 kT k * * Выражение для Db в материалах с малым размером зерна d d1 имеет вид:

( ) Db = Db exp st b / w0 B.

* (10) b ПРИЛОЖЕНИЯ ТЕОРИИ НЕРАВНОВЕСНЫХ ГРАНИЦ ЗЕРЕН ДЛЯ ОПИСАНИЯ СТРУКТУРЫ И СВОЙСТВ МЕТАЛЛОВ, ПОЛУЧЕННЫХ МЕТОДАМИ ИНТЕНСИВНОЙ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ Эффективность теории, особенно в такой прикладной науке, как материа ловедение, определяется возможностью, сохраняя концептуальное «ядро» тео рии и модифицируя лишь ее «мантию», находить подходы к решению разнооб разных практических задач. Под «решением» в этом случае понимается создание следующего «комплекса» элементов: (А) – создание качественной модели, обеспечивающей «понимательное» описание рассматриваемого явле ния на языке теории, и (Б) – создание на основе качественной модели количест венного описания, по возможности, завершающегося простой «формулой», допускающей экспериментальную проверку. Основной задачей, которую решают такого рода модели и «формулы», состоит в том, чтобы уловить основ ные факторы, определяющие характер изучаемого процесса, и помочь экспери ментаторам наметить направления дальнейших исследований.

Далее кратко рассмотрим несколько решенных таким образом задач, огра ничившись описанием проблемы, «подхода» и полученной «формулы». Более подробное описание этих результатов можно найти в наших соответствующих работах, а также в опубликованных в данном выпуске статьях сотрудников отде ла Физики металлов НИФТИ ННГУ.

Прежде чем перейти к описанию конкретных моделей, обсудим вопрос о причинах возникновения неравновесности границ зерен в НМК материалах, полученных методами интенсивного пластического деформирования.

Прежде всего, это исходная (initial) неравновесность, возникшая в про цессе формирования границ зерен при деформации. После завершения дефор мации в границах зерен остается некоторая избыточная плотность «не усвоен ных» границами дислокаций и продуктов их делокализации. Плотность этих дефектов зависит от величины деформации за цикл, числа циклов, скорости деформации и температуры деформации.

При вылеживании материала даже при комнатной температуре происхо дят процессы возврата дефектов и соответствующее снижение величины сво бодного объема и уровня неравновесности. Через некоторое время исходная неравновесность границ может быть полностью утрачена и диффузионно контролируемые свойства такого материала существенно изменятся. «Исходная неравновесность» существенно влияет на развитие процессов возврата и рекри сталлизации в НМК материалах. С ней, в частности, связан интересный эффект аномального роста зерен.

Вторым источником неравновесности границ НМК материалов является миграция границ, при которой распределенные в матрице дислокации попадают в движущуюся границу. Эта «миграционная неравновесность» особенно важна в случаях, когда наблюдается интенсивный рост зерен – в чистых металлах и в квазиоднофазных сплавах, содержащих недостаточную для стабилизации границ объемную долю дисперсных частиц.

И, наконец, третий источник неравновесности – активная внутризеренная деформация, осуществляющаяся под действием внешнего напряжения. Этот источник неравновесности не «работает» не только в НМК материалах, однако его рассмотрение важно для анализа высокоскоростной сверхпластичности.

Итак, в НМК материалах «работает» несколько источников неравновес ности границ зерен. Однако, и, это важно подчеркнуть, для них характерна высокая скорость процессов «возврата» – устранения неравновесности. Это связано с малым размером зерна НМК материалов и обусловленной этой малой характерной длиной пути аккомодационного диффузионного массопереноса.

Таким образом, неравновесность границ зерен в НМК материалах будет ярко проявляться: (а) при относительно больших (субмикронных) размерах зерен, (в) при относительно низких температурах, (с) при больших потоках дефектов па дающих на границу, (т.е. при высоких скоростях миграции границ, либо при высоких скоростях деформации).

1. Предел измельчения зерен при интенсивной пластической деформации [8] Проблема. При увеличении степени пластической деформации наблю дается уменьшение размеров структурных элементов – измельчение зерен. По мере деформирования размер зерен снижается и при некоторой * достигает определенного минимального значения dmin. Минимальный размер dmin тем выше, чем выше температура деформации и чем ниже скорость деформации.

Величина dmin существенно зависит также от химического и фазового состава металлов и сплавов.

Подход. Процесс измельчения зерен – процесс фрагментации – может быть представлен как аккомодационный процесс, позволяющий снизить упругую энергию дефектов, накапливающихся на ГЗ при деформации. При малых разме рах зерен появляется возможность появления и развития альтернативного про цесса – процесса диффузионной аккомодации этих дефектов. При некотором ма лом размере зерна диффузионная аккомодация становится быстрее, чем фрагментация, – это и есть предел измельчения.

Формула для вычисления d min.

(d min )3.5 ( K G )(Db A1 v )(G kT ) * * & (11) где – геометрический коэффициент, К – коэффициент Холла–Петча, v – ско & рость внутризеренной деформации.

2. Аномальный рост зерен [9].

Проблема. При отжиге НМК – материалов наблюдается необычный рост зерен: не все зерна растут одновременно (как при собирательной рекристаллиза ции), а некоторые зерна вырастают чрезвычайно быстро до размера, в несколько раз превышающего средний размер зерен матрицы, а затем останавливаются, «ожидая», когда до их размеров вырастут другие зерна.

Подход. Дефекты, распределенные на ГЗ НМК материалов, возникающие при их формировании в процессе пластической деформации, снижают подвиж ность ГЗ, т.е. препятствуют росту зерен. Возврат дефектов при нагреве «освобо ждает» ГЗ и способствует их быстрой миграции. Поскольку интенсивность воз врата дефектной структуры ГЗ зависит от структурного состояния границ и размера зерна, этот процесс происходит на разных границах не одновременно.

Первыми освобождаются от дефектов большеугловые ГЗ, окружающие наиболее мелкие зерна. Эти зерна и являются аномально растущими зернами.

Формулы для температуры начала рекристаллизации Т1 и времени инкуба ционного периода t R рекристаллизации в НМК материалах:

D G ta T1 = Qb k ln b0 ln 0, * (12) d 3 kT A R R G Db0 exp( Qb kT ) * * tR = t3 ln 0 = ln, kT A dR R R (13) где d R – размер зародыша рекристаллизации ( d R d min (см. (11))), ta – время отжига, 0 и R – начальная и «конечная» мощность стыковых дисклинаций ( R d = b ), t3 – см. (6).

3. Ускорение зернограничной диффузии при деформации и миграции границ зерен [10] Проблема. Коэффициент зернограничной диффузии в НМК материалах в условиях миграции ГЗ и в условиях сверхпластической деформации не соответ ствует равновесному значению. Все диффузионно-контролируемые процессы в этих условиях идут существенно быстрее, чем это предсказывают оценки, при которых используются значения «равновесных» параметров зернограничной диффузии.

Подход. Накапливающиеся в ГЗ при деформации и миграции дефекты изменяют свободный объем ГЗ и изменяют их диффузионные свойства.

* Формулы для зависимостей коэффициента зернограничной диффузии Db от скорости внутризеренной деформации v и от скорости миграции Vm:

& Db = Db exp(11/4 + 21/2 ), * &v &v (14) { } Db = Db exp ( g1vVm )1 / 4 + d ( g 2 vVm )1 / * (15) где Db – коэффициент диффузии в равновесных ГЗ;

1, 2, g1 и g 2 – пара метры, зависящие от термодинамических и диффузионных свойств материала.

4. Оптимальный размер зерна при сверхпластичности [11] Проблема. При сверхпластической деформации НМК – материалов обна ружена немонотонная зависимость пластичности от размера зерна. Максималь ные удлинения наблюдаются при субмикронных размерах зерен и снижаются, как при увеличении (что обычно), так и при снижении размера зерен (что неожи данно).

Подход. Как известно, основным механизмом сверхпластической дефор мации является зернограничное проскальзывание (ЗГП). Для реализации ЗГП необходимо обеспечить условия, при которых одновременно реализуются (1) «сдвиги» по ГЗ – так называемое «собственное ЗГП» и (2) аккомодация этих «сдвигов» в тройных стыках. Условием эффективной аккомодации ЗГП в стыках зерен являются малые размеры зерен, и для обеспечения эффективной аккомода ции, чем мельче зерно, тем лучше. Условием развития собственного ЗГП являет ся возможность поддержания при деформации неравновесного состояния ГЗ.

При характерных для сверхпластичности высоких температурах и малых скоро стях деформации в ГЗ осуществляется быстрый возврат дефектной структуры и восстановление равновесных значений коэффициента зернограничной диффу зии. В материале с более крупным (субмикронным) зерном возврат осуществля ется заметно медленнее, чем в мелкозернистом (наноструктурном) материале.

Таким образом, измельчение зерен хотя и способствует облегчению процесса аккомодации ЗГП, однако препятствует поддержанию неравновесного состояния ГЗ. Конкуренция этих процессов и является причиной появления эффекта «оптимального размера зерна» при сверхпластической деформации.

Формула. Оптимальный размер зерна dopt, соответствующий максималь ному значению функции b (d ).

& d opt / b = Z 1 / 2 ( Db )1 2 / 1/2, * &v (16) 1/ G C где Z = 2 w0 b kT b3.

5. Эффект одновременного повышения прочности и пластичности НМК металлов [12] Проблема. Обычно при повышении прочности пластичность падает.

Исключение из этого правила составляют некоторые НМК материалы: при сохранении очень высокой прочности в них наблюдается довольно высокая пла стичность, иногда превосходящая пластичность исходного крупнозернистого (КК) материала. Описанное поведение достаточно подробно исследовано для алюминиевых и магниевых сплавов, а также для меди и титана. Эффект одно временного проявления высокой прочности и пластичности при комнатной тем пературе в НМК материалах является весьма необычным и требует детального рассмотрения.

Подход. Дефекты, внесенные в ГЗ при формировании НМК структуры, изменяют свободный объем ГЗ. Связанная с этим неравновесность может сохра няться в ГЗ при определенных условиях в течение некоторого времени после завершения деформации. В этом случае даже при комнатной температуре диф фузионная проницаемость ГЗ может быть столь высока, что позволяет обеспе чить эффективную диффузионную аккомодацию дефектов, возникающих при взаимодействии границ и решеточных дислокаций, осуществляющих внутризе ренную деформацию. Это является причиной высокой пластичности НМК мате риалов при комнатной температуре. В то же время, аккумулированные в ГЗ дефекты создают мощные поля внутренних напряжений, препятствующие сво бодному движению дислокаций. Это является причиной высокой прочности НМК материалов.

Формулы для расчета предела прочности НМК материалов:

[ )] = G1 1 v A1 (kT / G )(b3 / Db * при d d & (17) B [ )] B G2 ( 2 v / C1 )(d / b) 2 (kT / G )(b3 / Db w * при d d1, & (18) где 1 и 2 – геометрические множители порядка единицы.

Уравнения для скорости деформации, при которой в НМК материале реализуется эффект одновременного повышения прочности и пластичности при комнатной температуре 5/ * 1 b G Db C &w ( v ) max =. (19) 23 d kT b3 Уравнение для расчета размера зерна, при котором реализуется эффект одновременного повышения прочности и пластичности при комнатной темпе ратуре:

2/ d m 1 G Db C1 * =. (20) b 23 kT b3 2 v & Благодарности Авторы выражают признательность за поддержку РФФИ (гранты №№09 02-01368-а, 09-03-01152-а, 09-02-97086-р_поволжье_а, 09-08-97044 р_поволжье_а), НОЦ «Физика твердотельных наноструктур» ННГУ и НОЦ «Нанотехнологии» ННГУ, АВЦП Минобрнауки РФ «Развитие научного потен циала высшей школы (2009–2010 годы)» (проекты №№2.1.2/5271, 2.1.1/6292, 2.1.1/711), ФЦП «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» на 2009–2013 годы.

Литература 1. Займан Дж. Модели беспорядка. Теоретическая физика однородно неупо рядоченных систем. М.: Мир, 1982. 592 с.

2. Mott N.F. // Proc. Phys. Soc. 1948. V. 60. P. 391–394.

3. Seeger A., Schottky G. // Acta Met. 1959. V. 7. № 7. P. 495–503.

4. Grabski M.V., Korski R. // Phil. Mag. 1970. V. 22. № 178. P. 707–715.

5. Pumphrey P.H., Gleiter H. // Phil. Mag. 1975. V. 32. P. 881–885.

6. Чувильдеев В.Н. Неравновесные границы зерен в металлах. Теория и при ложения. М.: Физматлит. 2004. 304 с.

7. Frost H.J., Ashby M.F., Spraepen F.A. // Scripta Metall. 1980. V. 14. № 10.

P. 1051–1054.

8. Чувильдеев В.Н., Копылов В.И., Нохрин А.В., Макаров И.М., Лопатин Ю.Г. // Доклады Академии Наук. 2004. Т. 396. № 3. С. 332–338.

9. Нохрин А.В., Чувильдеев В.Н., Смирнова Е.С. и др. // Металлы. 2004. № 2.

С. 41–55.

10. Чувильдеев В.Н., Пирожникова О.Э., Петряев А.В. // ФММ. 2001. Т. 92.

С. 14–19.

11. Чувильдеев В.Н., Щавлева А.В., Грязнов М.Ю., Нохрин А.В. // Доклады ака демии наук. 2006. Т. 410. № 3. С. 335–339.

12. Чувильдеев В.Н., Нохрин АВ., Копылов В.И., Лопатин Ю.Г., Мелехин Н.В., Пирожникова О.Э., Мышляев М.М., Сахаров Н.В. // Деформация и разру шение материалов. 2009. № 12. C. 17–25.

Микро- и нанокапсулирование для создания новых средств доставки функциональных соединений Т.В. Букреева, Л.А. Фейгин, М.В. Ковальчук Институт кристаллографии им. А.В. Шубникова РАН, Москва В настоящее время наблюдается значительный прогресс в области капсу лирования на микронном уровне – микрокапсулы применяют в фармацевтиче ской, косметической, пищевой, текстильной, сельскохозяйственной промыш ленностях. В последние годы стали особенно востребованы сферические полые полимерные частицы субмикронных размеров благодаря широким перспекти вам их применений в биотехнологиях, синтезе, катализе. Уже существует большое количество предложений использовать такие объекты в качестве реак торов с ограниченным объемом;

носителей лекарств;

защитных оболочек для клеток и ферментов;

векторов трансфекции в генной терапии;

носителей в гете рогенном катализе;

материалов для диспергирования красителей или удаления загрязняющих веществ. В литературе полимерные сферические оболочки диа метром от нескольких нанометров до микрона принято называть полимерными нанокапсулами. Для создания нанокапсул с устойчивыми размерами и формой используют ряд методик, каждая из которых имеет свои достоинства и недос татки.

В 1998 году E. Donath, Г.Б. Сухоруковым и др. была предложена методи ка создания полимерных капсул нового типа. Суть предлагаемой методики состоит в послойной адсорбции противоположно заряженных полиэлектроли тов на поверхность микронных и субмикронных коллоидных частиц (рис. 1).

Послойный метод нанесения может использоваться для широкого ряда заряженных макромолекул, включая синтетические полиэлектролиты, прово дящие полимеры и биополимеры (в том числе белки и нуклеиновые кислоты).

Кроме того, в состав оболочки с помощью адсорбции могут быть включены углеродные нанотрубки, вирусы, везикулы, наночастицы.

Удаление ядра полиэлектролитной капсулы приводит к формированию полых структур с формой, определенной коллоидной частицей-темплатом.

Размер получаемых капсул определяется размером ядер и может лежать в ин тервале от нескольких десятков нанометров до десятков микрон. Преимущест вами полиэлектролитных капсул перед другими подобными системами являют ся их монодисперсность при широком диапазоне задаваемых размеров;

простота регулирования их проницаемости;

легкость изменения и возможность широкого выбора материала стенок.

Рис. 1. Схема формирования оболочки на поверхности положительно заряженной коллоидной частицы методом последовательной адсорбции полиэлектролитов (ПАП) (А–Д). Удаление ядра приводит к формированию полиэлектролитной капсулы (Д–Е). ПЭ (–) и ПЭ (+) – отрицательно и поло жительно заряженные полиэлектролиты Рис. 2. Капсулирование в полиэлектролитные оболочки и высвобождения декстрана с флуоресцентной меткой с помощью изменения pH среды.

Изображения получены методом конфокальной флуоресцентной лазерной сканирующей микроскопии (G.B. Sukhorukov, A.A. Antipov, A. Voigt, E. Donath, H. Mhwald // Macromol. Rapid Commun. 2001. V. 22 (1). P. 44.) Оболочка полиэлектролитных капсул чувствительна к множеству условий окружающей среды – рН и ионная сила раствора, растворитель, температура и т.д., которые могут сильно влиять на структуру комплекса полиэлектролитов и, соответственно, проницаемость капсул. Обычно оболочка полиэлектролитной капсулы проницаема для макромолекул и наночастиц при низком pH ( 3), в то время как капсула находится в «закрытом» состоянии при высоком pH ( 8) (рис. 2).

Воозможност перекл ть лючения состояни оболоч капсу ия чки улы межд откры ду тым и за акрытым является эффекти я ивным иннструмент том для ккапсулирования и высвобож ждения пполимеров наноча в, астиц (рис. 2). Пол обол лые лочки поммещают в раствор к капсулирруемого сооединени при низком pH, при этом веществ прони ия м во кает внутрь капсу улы. Посл увелич ле чения pH материал остается закапсу л я улирован ным (зах хваченным внутри в то вр м) и, ремя как раствор снаружи к р капсулы удаляется у я промыва анием.

Вк качестве одного из путей высвобожд з дения зак капсулироованного материа ла испол льзуют дистанцио онное воз здействие лазерно излуч е ого чения на капсулы..

Для этой цели в с й состав об болочки к капсул вкллючают н наночасти ицы метааллов или и органиче еские кра асители, ппоглощаю ющие лаз зерное излучение. При пог глощениии происход дит локаальный р разогрев оболочки которы може привес и, ый ет сти к ее е деформа ации или р разрушеннию и выссвобожде ению зака апсулировванного материала м а (рис. 3).

Рис. 3. Высвобож ждение зака апсулирова анного флууоресцентнного красит теля воздеййствием лазерно излучен ого ния: a) капсула с нано очастицами золота в составе оболочки до облуче и ния;

b-c облучен лазером d) после облучения (A.G. Ski c) ние м;

е я irtach, C. D Dejugnat, D. Braun, D et al. // N Nano Lett. 2005. V. 5. P. 1371).

Сппособ дисстанционн ного выс свобожден закап ния псулирова анного материала м а воздейсттвием лазеерного из злучения можно бу удет примменять дл действи лекар ля ия ства в оп пределенн месте организм напри ном е ма, имер, в ра аковых кллетках.

Дл детекти ля ирования положен капсу в орган ния ул низме, оббеспечени транс ия портиров и кон вки нцентрирования за акапсулиррованног вещест под действием го тва м магнитно ого поля было п я предложен модиф но фицирова оболо ать очки маг гнитнымии наночасттицами, н например, наночаст, тицами магнетита.

м.

Пооследние работы п полиэл по лектролиттным капс сулам поссвящены, в основ ном, биоомедицинским аспектам их применения. В ча астности, проведен иссле ны дования in vitro и продемонстриро ована доставка пос средством капсул в живые м е клетки, как низк комолекул лярных ллекарств, так и б белков. Б Большие размеры ы капсул о ограничивают их использ зование для внутр д ривенног введен го ния, хотя я эластичнность стеенок позвволяет наадеяться на реали изацию ц циркуляцции их в кровотоке. Уникальные свойства полиэлектролитных оболочек делают этот объект чрезвычайно интересным для дальнейших научных разработок, и в перспективе, возможно, это приведет к созданию новых высокоэффективных средств доставки лекарств и биосенсорных систем.

Литература 1. Солодовник В.Д. Микрокапсулирование. М.: Химия. 1980. 216 с.

2. Щукин Е.Д., Перцов А.В., Амелина Е.А. Коллоидная химия. М.: Высш. шк..

2004. 445 с.

3. Сумм Б.Д., Иванова Н.И. Объекты и методы коллоидной химии в нанохи мии // Успехи химии. Т. 69. № 11. С. 995.

4. Будкер В.Г., Вахрушева Т.Е., Киселева Е.В. и др. Получение липосом с лекарственными препаратами // Химико-фармацевтический журнал. 1987.

№ 21. С. 347.

5. Каплун А.П., Ле Банг Шон, Краснопольский Ю.М., Швец В.И. Липосомы и другие наночастицы как средство доставки лекарственных веществ // Вопросы медицинской химии. 1999. Т. 45. Вып. 1. С. 3.

6. Frster S., Plantenberg T. From Self-Organizing Polymers to Nanohybrid and Biomaterials // Angew. Chem. Int. Ed. 2002. V. 41. P. 688.

7. Discher B.M., Won Y.-Y., Ege D.S. et al. Polymersomes: Vesicles Made from Diblock Copolymers // Science. 1999. V. 284. P. 1143.

8. Hotz J., Meier W. Polymer Particles by Templating of Vesicles // Adv. Mater.

1998. V. 10. P. 1387.

9. Okubo M., Konishi Y., Minami H. Production of hollow polymer particles by suspension polymerization // Colloid Polym. Sci. 1998. V. 276. P. 638.

10. Kong X.Z., Kan C.Y., Li H.H. et al. Synthesis and Characterization of Hollow Polymer Latex Particles // Polym. Adv. Technol. 1997. V. 8. P. 627.

11. Jansen J.F.G.A., de Brabander van den Berg E.M.M., Meijer E.W. Encapsulation of guest molecules into a dendritic box // Science. 1994. V. 266. P. 1226.

12. Donath E., Sukhorukov G.B., Caruso F. et al. Novel hollow polymer shells by colloid-templated assembly of polyelectrolytes // Angew. Chem. Int. Ed. 1998.

V. 37. P. 2201.

13. Peyratout C.S., Dahne L. Tailor-Made Polyelectrolyte Microcapsules: From Multilayers to Smart Containers // Angew. Chem. Int. Ed. 2004. V. 43. P. 3762.

14. De Geest B.G., Sanders N.N., Sukhorukov G.B. et al. Release mechanisms for polyelectrolyte capsules // Chem. Soc. Rev. 2007. V. 36. P. 636.

15. De Geest B.G., De Koker S., Sukhorukov G.B. et al. Polyelectrolyte microcapsules for biomedical applications // Soft Matter. 2009. V. 5. P. 282.

Создание и исследование регулярных наноразмерных структур на сверхгладких поверхностях оксидных кристаллов для формирования на них полупроводниковых функциональных элементов и упорядоченных ансамблей наночастиц Б.С. Рощин, В.Е. Асадчиков, А.В. Буташин, В.М. Каневский Институт кристаллографии им. А.В. Шубникова РАН, Москва Пластины монокристаллов со структурированной поверхностью успешно используются для выращивания на них полупроводниковых и металлических гетероэпитаксиальных пленок [1, 2], для создания углеродных наноразмерных систем [3]. Этим обусловлен интерес к технологическим аспектам формирова ния на поверхности различных (в том числе наноразмерных) структур.

Проведено исследование условий формирования регулярных структур на полированных пластинах сапфира различных ориентаций под действием высо котемпературного отжига в вакууме или на воздухе в широком температурном диапазоне (900–1550°С, время отжига – 1–5 часов). Доработана технология изготовления сапфировых пластин со сверхгладкой поверхностью (средняя шероховатость до 0,1 нм). Пластины по степени шероховатости рабочей поверхности не уступают лучшим зарубежным образцам. Для предотвращения загрязнения поверхности пластин при отжиге использовали специально разра ботанный контейнер (запатентовано). Для исследования морфологии и струк туры поверхности, обнаружения наноразмерных образований и контроля их па раметров использовался комплекс методов: оптическая и атомно-силовая микроскопия (АСМ), рентгеновское рассеяние, рентгеновская и электронная дифракция.

На сапфировых пластинах с разориентацией поверхности до 5° относи тельно базисной грани (0001) были получены регулярные структуры, содержа щие ступени высотой 0.2–7 нм и шириной 30–500 нм, согласно данным АСМ (рис. 1).

Наличие ступеней на поверхности сапфировых пластин после отжига об наруживается также в экспериментах по рентгеновскому рассеянию.

При изучении процессов молекулярно-лучевой эпитаксии соединения CdTe на сапфировые подложки ориентации (0001) установлено, что наличие на подложке РНС способствует эпитаксиальному росту пленки CdTe с ориентаци ей плоскостью (111) параллельно подложке (рис. 2). Удлинение рефлексов вдоль нормали к поверхности образца свидетельствует о наличии на ней протяженнных гла адких уча астков. Эп питаксиал льные пл ленки CdT на сап Te пфировыхх подложкках перспективн ны для создания фун нкциональ ьных эл лементов в ИК-техники и р радиацион нных дет текторов и могут состави т ить конк куренцию ю элемента из объемных мо ам онокриста аллов CdT Te.

б а Рис. 1. АСМ-изоб бражение (а и профил сечения (б) поверх а) ль хности сапффировой пл ластины с разори иентацией 0 относи 0,1° ительно пло оскости ( 001) после отжига при 1200°С в вакууме и а б Рис 2. Электро онограммы сапфировой подлож с РНС ( и слоя C ы жки (а) CdTe на ней (б), й полу ученные в п процессе эп питаксии in situ n На сапфиро а овых пласстинах так сформ кже мированы упорядо ы оченные ансамбли а и наночасттиц золот полож та, жение кот торых ко оррелируе с атом ет мными сттупенями,, образующ щими РН (рис. 3 С уче НС 3). етом каталитическ активности наночастиц кой ц металлов (Au, Pd, Ni, Fe) т в, такие ансамбли мо огут быть использо ь ованы для форми рования упорядоч ченных д двумерны структ виске ых тур еров (нитевидных кристал лов) разл личного с состава, а также уг глеродных нанотру х убок и нан ностенок.

.

а в б Рис. 3. АСМ изображения уупорядочен нного ансаммбля нанотточек золот на сапфи та ировой пласти с РНС: а – топография повер ине рхности;

б – сечение т топографичческого пр рофиля;

в – изоб бражение в режиме фазового ко ф онтраста Поолученные нанострруктуры н сапфи на ировых плластинах отличает высокая т я степень регулярн ности, чт позвол то лило испоользовать их в к ь качестве тестовыхх образцов для кал в либровки атомно и -силовых микроск х копов по высоте. Высота о. а ступеней этих стр й руктур ди искретна и может составлят 0.22±0. и 0. с ть.01 3±0.02 нм м (1/6 и 1/3 парамет элеме тра ентарной ячейки кристалла сапфира соответ к а а, тственно) ) (рис. 4). Преимущщества эт тих тесто овых образцов по сравнению с изв вестнымии заключаю ются в вы ысокой хи имической и терми ической у устойчивоости, в ст табильно сти геомметрически параметров при длитель их и ьном храннении (зап патентоваано).

а б Рис. 4 АСМ-изо 4. ображение (а) и проф филь сечени (б) пове ия ерхности те естового об бразца из с сапфирово пластины с разори ой ы иентацией 0.1° относи 0 ительно пло оскости ( 001) Литература 1. Cui J., Sun A., Reshichk M. et al. // MR Interne J. Nitride Semicond. Res.

kov RS et.

2000. V 5. P. 7.

V..

2. Cho GG.B., Yama amoto M., Kamada Y // Jpn. J. Appl. Ph 2002. V. 41. P. 5713.

Y. J hys...

3. Ismach A., Kan h ntorovich D Josele D., evich E. // J. Amer Chem. S / r. Soc. 2005 V. 127.

5..

P. 54.

ТЕЗИСЫ ДОКДАДОВ Методы построения новых двумерных квазипериодических разбиений А.А. Абросимова, А.В. Малеев, В.Г. Журавлев Владимирский государственный гуманитарный университет, Владимир В докладе рассматриваются два способа построения квазипериодических мозаик, один из которых основан на геометрическом анализе Фурье-образа (полной дифракционной картины) системы точек, представляющей собой предфрактал с некристаллографической симметрией, а второй на построении иррационального сечения периодического трехмерного разбиения.

В качестве порождающего элемента для построения фрактала использу ется правильный n-угольник (n = 5,7,8,9,…). Порождающее преобразование – замена этого n-угольника на множество, состоящее из исходного n-угольника и n его копий, полученных отражением относительно прямых, содержащих его стороны. В качестве рассеивающих центров для построения дифракционной картины используются центры самых маленьких n-угольников, составляющих предфрактал, полученный на k-м шаге.


Дифракционная картина рассеяния на системе точек, соответствующей предфракталу, рассчитывается следующим образом. Для каждой точки S = ( X, Y ) обратного пространства, определяющей направление рассеяния, N 1 2 Srj f je определяется амплитуда рассеяния по формуле F ( S ) =, где N j = r j – координаты j-го рассеивающего центра в прямом пространстве, f j – его рассеивающая способность. В данном случае мы считаем, что рассеивающая способность всех центров одинакова и равна 1.

Анализируя расположение максимумов дифракционной картины, можно заметить, что многие пики образуют ромбы. Замощая поверхность дифракци онной картины этими ромбами, можно получить разбиение всей плоскости – мозаики. Система рассеивающих центров имеет некристаллографическую симметрию, также как и ее Фурье-образ, поэтому полученная мозаика будет квазипериодической. В частности в случае n = 5, таким способом удается построить мозаики Пенроуза [1] с осями 5-го и 10-го порядков.

Так как квазикристаллы могут иметь оси не только пятого порядка, но и других порядков, запрещенных для кристаллов, интересно было бы получить мозаики и с другими осями симметрии. Что и позволяет сделать данный метод.

На дифракционных картинах, полученных от предфракталов с осями седьмого, восьмого и девятого порядка, были получены квазипериодические разбиения с осями седьмого и четырнадцатого порядка, девятого и восемнадцатого поряд ков, восьмого, и что очень интересно была получена мозаика с осью четвертого порядка, которая является разрешенной для кристаллов, но разбиение также оказалось квазипериодическим.

Анализ полученных дифракционных картин показал, что для построения мозаик с осями симметрии седьмого и четырнадцатого порядков необходимо использовать три ромба с одинаковыми сторонами и углами 51,4° и 128,6°;

25,7° и 154,3°;

77,2° и 102,8°, для построения мозаик с осями симметрии вось мого и четвертого порядков – ромб с углами 45° и 135° и квадрат, мозаик с осями девятого и восемнадцатого порядка – ромбы с углами 20° и 160°, 40° и 140°, 60° и 120°. Также можно было заменить ромбы с внутренними углами 20° и 160° на ромбы с углами 80° и 100°, но наилучший результат достигается при использовании всех четырех ромбов.

Для всех предфракталов был исследован не только центр дифракционной картины, но и ее периферия. Изменений в расположении основных дифракци онных максимумов, по которым строятся мозаики, не наблюдалось, что позво лило расширить пределы построения. Также в проведенном исследовании было замечено, что наиболее удобными для построения квазипериодических мозаик являются дифракционные картины, полученные от предфракталов третьего и четвертого порядков, при увеличении или уменьшении порядка на дифракци онной картине возникает много лишних пиков или их становится недостаточно для построения.

Таким образом, проведенное исследование позволяет сделать вывод о том, что квазипериодические мозаики типа мозаик Пенроуза удается построить на дифракционных картинах, полученных от точечных систем, являющихся конструктивными предфракталами.

Еще один способ получения квазипериодических разбиений – построение иррациональных сечений периодических разбиений. В частности, разбиение Рози Til можно построить, как сечение трехмерного периодического разбиения 3D Til. В качестве элементов этого периодического разбиения выступает объ (1) (2) (3) единение трех прямых цилиндров Cyl = Cyl Cyl Cyl, основания кото (1) (2) (3) рых лежат в одной плоскости и совпадают с фигурами T, T и T ядра разбиения Рози Til0 [2]. Высоты этих цилиндров соответствуют частотам появ (1) 2 (2) 2 (3) ления этих фигур в разбиении Til, т.е. h =, h = –, h =, где 3 0.543689 – действительный корень уравнения x + x + x – 1 = 0, два других комплексно-сопряженных корня данного уравнения –0.771844–1.115142i % и –0.771844+1.115142i. Цилиндры открыты сверху, т.е. верхнее основание каждого цилиндра не принадлежит объединению Cyl, поэтому любое сечение 3D Til плоскостью, параллельной основаниям цилиндров, будет представлять со бой разбиение плоскости, состоящее из тех же фигур, что и квазипериодиче ское разбиение Рози. С помощью метода дискретного моделирования был рас 3D считан базис решетки трансляции разбиения Til в естественной системе 2 2 2 2 2 координат: е1 = (, – ), е2 = ( –, – + ), е3 = (, – ), в записи вектора (с, z) на первом месте стоит комплексное число, что соответствует записи его координат в обычном виде (Rec, Imc, z).

Разбиение Рози Til, из которого исключено ядро, является центросиммет ричным, а порождающая его плоскость сечения проходит через один из транс 3D ляционно-независимых центров инверсии разбиения Til. Вместе с разбиением Рози Til, были получены еще семь двумерных квазипериодических разбиений Til(r) [2], обладающих в сечении плоскостями, проходящими через стальные 3D семь трансляционно-независимые центры инверсии разбиения Til.

Литература 1. Penrose R. // Math. Intelligencer. 1979. V. 2. P. 32.

2. Малеев А.В., Шутов А.В., Журавлев В.Г. // Кристаллография, 2010. Т. 55.

№ 5. С. 773–783.

Разработка композиций на основе поли и перфторированных соединений для создания модифицированных ими полимеров с улучшенными эксплуатационными характеристиками И.А. Новаков, Н.А. Рахимова, А.В. Нистратов, С.В. Кудашев, С.Ю. Гугина Волгоградский государственный технический университет, Волгоград Одним из эффективных путей разработки новых типов материалов явля ется создание полимерных композитов, включающих неорганическую фазу, прикладной интерес использования которых состоит в улучшении физико механических и эксплуатационных показателей [1]. Для создания полимерных композитов на основе органоглин используют слоистые природные неоргани + + ческие структуры, такие как Nа -монтмориллонит (Nа -ММТ). Размеры неор ганических нанослоев составляют порядка несколько сотен нм в длину и 1 нм в ширину [1–3]. Таким образом, соотношение линейных размеров частиц глин достаточно велико.

+ Модифицированный Nа -ММТ, т.е. органоглина, лучше совмещается с полимерами, образуя наноструктурированные слоисто-полимерные композиты + [1, 4]. В качестве модификаторов Nа -ММТ использовались полифторирован ные спирты (ПФС) типа H(CF2CF2)nCH2OH со степенью теломеризации n = 2– и диацетат-ди--капролактамат меди (ДДКМ) [Cu(HN(CH2)5C(O))2](OCOCH3) [5, 6]. В связи с чем, учитывая высокую анизотропию формы слоистого алюмо силиката, целью работы является получение органофильного гидрофобного + Nа -ММТ путем модификации его ПФС и ДДКМ для последующего введения медь- и полифторсодержащего ММТ-композита в поликапроамид и полиуре таны.

+ Структурные характеристики образцов Nа -ММТ, обработанных ПФС и ДДКМ, а также полимерных композитов оценивали методами порошковой дифрактометрии, малоуглового рентгеновского рассеяния, ИК-Фурье спектро скопии и атомно-силовой сканирующей зондовой микроскопией. Теплофизиче ские свойства композитов оценивали, анализируя кривые дифференциально термического анализа и термогравиметрии [1–8].

+ Установлено, что модификация Nа -ММТ ПФС и ДДКМ сопровождается + их интеркаляцией (внедрением) в нанопространства Nа -ММТ и образованием органо-минеральных наноструктур [1–8].

+ Введение полифторированного Nа -ММТ в поликапроамид приводит к особенно низким значением коэффициента трения, ниже 0,1. При этом опти мальными свойствами обладает поликапроамид, модифицированный ММТ со значительным количеством (CF2-CF2) – групп, что определяет возможность ис пользования наполненного поликапроамида как конструкционного антифрик ционного материала с пониженным коэффициентом трения и повышенной из носостойкостью.

+ Введение медь- и полифторсодержащего Nа -ММТ в полидиенуретано вые эластомеры способствует повышению седиментационной устойчивости композиций, термо-, свето-, гидролитической устойчивости при стабильном повышении адгезионных, физико-механических и динамических характеристик модифицированных полиуретанов по мере возрастания длины перфторуглерод ной цепи ПФС. Это определяет возможность применения полидиенуретановых эластомеров, модифицированных медь- и полифторсодержащим ММТ, для по лучения спортивных тренировочных покрытий [9, 10].

Опытно-промышленные испытания спортивных и кровельных покрытий на основе полидиенуретановой композиции «Эластур-П» (ТУ-2513-560 224652037-98) в климатических условиях Волгограда и Волгоградской области позволили выявить, что материалы, полученные в присутствии медь- и полиф торсодержащих модификаторов превосходят по эксплуатационным свойствам немодифицированные композиты примерно в 1,5–2 раза.

Литература 1. Новаков И.А., Рахимова Н.А., Кудашев С.В. // XIV региональная конференция молодых исследователей Волгоградской области, г. Волгоград, 10–13 нояб.

2009 г.: тез. докл. / ВолгГТУ [и др.]. Волгоград, 2009. С. 22.

2. Рахимова Н.А., Кудашев С.В. // Известия Волгоградского государственного технического университета: межвуз. сб. науч. Ст. № 2(62) / ВолгГТУ. Волго град, 2010. С. 49–53.

3. Рахимова Н.А., Кудашев С.В. // Известия Волгоградского государственного технического университета: межвуз. сб. науч. Ст. № 2(62) / ВолгГТУ. Волго град, 2010. С. 53–57.

4. Кудашев С.В. // Ломоносов-2010: матер. междунар. молодежного науч. фору ма (12–15 апр. 2010 г.). Секция «Химия» / МГУ им. М.В. Ломоносова. М., 2010. С. 1.

5. Рахимова Н.А., Кудашев С.В. Инновационные технологии в обучении и про изводстве: матер. VI всерос. науч.-практ. конф., г. Камышин, 15–16 дек.

2009 г. В 6 т. Т. 1 / ГОУ ВПО ВолгГТУ, КТИ (филиал) ВолгГТУ. Волгоград, 2010. С. 137–141.

6. Рахимова Н.А., Кудашев С.В. Инновационные технологии в обучении и про изводстве: матер. VI всерос. науч.-практ. конф., г. Камышин, 15–16 дек.

2009 г. В 6 т. Т. 1 / ГОУ ВПО ВолгГТУ, КТИ (филиал) ВолгГТУ. Волгоград, 2010. С. 134–137.

7. Новаков И.А., Рахимова Н.А., Кудашев С.В. // Синтез, исследование свойств, модификация и переработка высокомолекулярных соединений – V Кирпич никовские чтения: тез. докл. XIII междунар. конф. молодых ученых, студен тов и аспирантов, Казань, 9–10 дек. 2009 г. / ГОУ ВПО «Казанский гос. тех нол. ун-т» [и др.]. Казань, 2009. С. 318.


8. Кудашев С.В., Новаков И.А., Рахимова Н.А. // Синтез, исследование свойств, модификация и переработка высокомолекулярных соединений – V Кирпич никовские чтения: тез. докл. XIII междунар. конф. молодых ученых, студен тов и аспирантов, Казань, 9–10 дек. 2009 г. / ГОУ ВПО «Казанский гос. тех нол. ун-т» [и др.]. Казань, 2009. С. 185.

9. Новаков И.А., Рахимова Н.А., Нистратов А.В., Кудашев С.В., Титова Е.Н. // Материалы XIII Международной научно-технической конференции «Науко емкие химические технологии-2010» (29 июня – 2 июля 2010 г.) / ГОУВПО Иван. гос. хим.-технол. ун-т. Иваново, 2010. С. 431.

10. Кудашев С.В., Титова Е.Н. // Ломоносов-2010: матер. междунар. молодеж ного науч. форума (12–15 апр. 2010 г.). Секция «Химия» / МГУ им. М.В. Ло моносова. М., 2010. С. 2.

Температурная зависимость обменного смещения в структуре Co/FeMn, индуцированного методом термического отжига с последующим остыванием в присутствии магнитного поля И.О. Джунь1, С.А. Душенко1,2, Н.Г. Чеченин1, Научно-исследовательский институт ядерной физики имени Д.В. Скобельцына, Москва Московский государственный университет имени М.В. Ломоносова, физический факультет, Москва Традиционным и наиболее распространенным методом генерации обмен ного смещения в тонкопленочных системах ферромагнетик(Ф)/антиферромаг нетик(АФ) является термический отжиг структур с последующим медленным остыванием в присутствии магнитного поля. Так, если температура термиче ского отжига превышает температуру Нееля антиферромагнетика, при после дующем остывании в присутствии магнитного поля происходит упорядочение антиферромагнитного слоя с осью антиферромагнетизма, параллельной на правлению магнитного поля. Наряду с упорядочением антиферромагнитного слоя наличие внешнего магнитного поля при отжиге приводит к выстраиванию магнитных моментов ферромагнитного слоя вдоль направления внешнего маг нитного поля, и, соответственно к появлению так называемой наведенной оси легкого намагничивания. В то же время, в результате термического отжига воз никают такие явления как межслойная диффузия и частичное перемешивание слоев на границе раздела Ф/АФ.

Экспериментальные образцы вида Si/Cu50nm/Co5nm/FeMn(tAF)/Cu100nm, где tAF – толщина антиферромагнитного слоя составлявшая 7 и 15 нм, были получены методом DC и RF магнетронного распыления при комнатной темпе ратуре в отсутствии внешнего магнитного поля. Кроме того, были получены образцы вида Si/Cu50nm/Co5nm/Cu0,5nm/FeMn15nm/Cu100nm. Осажденные образцы подвергались последующему термическому отжигу в атмосфере арго на при Тотж = 50, 100, 150, 200 и 250°С с последующим медленным остыванием в присутствии постоянного магнитного поля величиной 1 КЭ. Магнитные свой ства образцов изучались методом исследования угловой зависимости поля ферромагнитного резонанса [1, 2].

Обменное смещение в образцах с толщиной антиферромагнитного слоя 7 нм обнаружено не было. В случае увеличения толщины антиферромагнитного слоя до 15 нм обменное смещение появляется уже при температуре отжига 50°С, что значительно ниже температуры Нееля для массивного антиферромаг нетика. При дальнейшем повышении температуры отжига величина обменного смещения сначала резко возрастает до 180 Э при Тотж = 150°С, а далее умень шается и обращается в ноль уже при температуре отжига Тотж = 250°С. Спад обменного смещения после достижения максимального значения, вероятно, связан с эффектами тепловой диффузии и частичного перемешивания слоев на интерфейсе.

Уменьшение соотношения сигнал/шум при увеличении температуры отжига свидетельствует о том, что вследствие диффузии атомов Mn в слой Co ослабляются ферромагнитные свойства последнего. По мере повышения темпе ратуры отжига величина собственного резонансного поля структуры Ф/АФ уменьшается и стремится к его значению для свободного, т.е. не связанного обменным взаимодействием ферромагнитного слоя. Таким образом, в нашем случае эффекты тепловой диффузии и частичного перемешивания слоев приво дят к ослаблению магнитных свойств не только Ф, но и АФ слоев.

Для ослабления влияния этих эффектов в следующей серии образцов между Ф и АФ слоями наносился тонкий (0,5 нм) промежуточный слой меди.

Нанесение промежуточного слоя приводит к повышению температуры отжига, необходимой для генерации обменного смещения, до 100°С, что все равно существенно ниже температуры Нееля, полученной ранее для массивных образцов FeMn. В то же время структуры с нанесенным промежуточным слоем проявляют более стабильные свойства. Так, при температуре отжига Тотж = 200°С величина обменного смещения для структуры с промежуточным слоем больше, чем для структуры без промежуточного слоя.

Что касается температурной зависимости собственного резонансного по ля структур Ф/Сu/АФ, то она также носит убывающий характер, но изменяется более плавно, что говорит о более стабильных свойствах структуры. Так, даже при Тотж = 200°С величина собственного резонансного поля остается больше величины собственного резонансного поля свободного ферромагнитного слоя.

Таким образом, нанесение промежуточного слоя приводит к подавлению эф фекта обменного смещения при низких температурах отжига, в то же время де лая его более стабильным при высоких температурах отжига.

Литература 1. Хоменко Е.В. // Письма в ЖЭТФ. 2008. Т. 88. В. 9. С. 693.

2. Layadi A.A. // IEEE Trans. Magn. 1987. V. MAG-23. P. 2993.

Формирование сверхтонких слоев BaTiO и исследование их функциональных свойств М.Н. Миннекаев 1, А.В. Зенкевич 1, А.А. Чуприк 2, К.В. Булах 2, А.С. Батурин Национальный исследовательский ядерный университет «МИФИ»

Московский физико-технический институт, Москва Стремительное развитие элементов памяти в микро- и наноэлектронике требует изучения новых эффектов, использование которых позволило бы улучшить характеристики современной компьютерной памяти. В настоящее время доминирующими являются технологии энергонезависимой памяти, осно ванные на эффекте гигантского магнитного сопротивления, на основе МОП структур с плавающим затвором (флэш), а также достигшая стадии коммер циализации технология магниторезистивной памяти на основе магнитного тун нельного перехода (МТП). Среди перспективных конкурентоспособных техно логий большой интерес представляет память на основе ферроэлектрических (сегнетоэлектрических) слоев (ferroelectric random access memory, FeRAM), которые, в частности, могут играть роль плавающего затвора [1–2]. Память на основе FeRAM является энергонезависимой, циклы записи и чтения требуют гораздо меньших энергозатрат, а количество возможных циклов практически не ограничено.

Недавно был экспериментально реализован принципиально новый подход [3] к созданию памяти на основе ферроэлектриков, при котором сверхтонкий слой ферроэлектрика используется в качестве туннельного изолятора между двумя тонкопленочными металлическими электродами в качестве функцио нальной структуры для ячейки памяти (так называемый ферроэлектрический туннельный переход, ФТП, по аналогии с МТП. В другом варианте в качестве электродов используются ферромагнитные металлы, при этом появляется воз можность управления спин-поляризованным током с помощью электрических полей). Поляризуя ферроэлектрик в одном из двух устойчивых направлений, можно менять величину протекающего туннельного тока электронов за счет изменения формы и высоты потенциального барьера [1]. Таким образом осуще ствляется запись логического нуля или единицы, считывать которые можно без разрушения записанной ранее информации.

Туннельный ток экспоненциально падает с увеличением толщины изоля тора, поэтому для обеспечения возможности туннелирования электронов, слой изолятора не должен превышать нескольких нанометров. С другой стороны, есть нижний предел толщины ферроэлектрического слоя, при которой материал еще сохраняет свои функциональные свойства, причем в этом предельном слу чае слой должен быть монокристаллическим (эпитаксиальным) и механически напряженным [4].

Одним из хорошо известных ферроэлектрических материалов, широко исследуемых в настоящее время в тонкопленочных структурах, является тита нат бария BaTiO3 (BTO) [2, 5, 6]. В настоящей работе эпитаксиальная структура MgO/Fe/BTO была выращена методом импульсного лазерного осаждения (ИЛО) на подогретую подложку MgO, вырезанную в направлении (100). Мо нокристалл MgO в качестве подложки выбран на основании соответствия па раметров решетки MgO, Fe и BTO, указывающего на потенциальную возмож ность реализации эпитаксиального роста. Рост слоя BTO производился из стехиометрической мишени в условиях сверхвысокого вакуума при давлении – 5·10 Па. Температура подложки поддерживалась Т = 250°С и Т = 450°С при росте Fe и BTO соответственно. Для увеличения чувствительности при анализе границы раздела Fe/BTO методом мессбауэровской спектроскопии осаждение 54 слоев железа проводилось из изотопически обогащенных мишеней Fe и Fe, так что результирующая структура представляла собой сэндвич 54 MgO/Fe /Fe /BTO.

Измерение толщин полученных слоев и оценка качества эпитаксии произ водились методом обратного резерфордовского рассеяния, в том числе в режи ме каналирования. Анализ химического состояния границы раздела Fe/BTO производился методом рентгеновской фотоэлектронной спектроскопии. Непо средственно ферроэлектрические свойства выращенных сверхтонких слоев BTO исследовались методом микроскопии пьезоотклика в атомно-силовом микроскопе. Полученные к настоящему моменту результаты указывают на то, что выращенный на поверхности ферромагнитного электрода Fe сверхтонкий (~2 нм) слой BTO является ферроэлектриком, и может быть использован для создания функциональных структур, на основе которых может быть разработа на новая технология энергонезависимой памяти FeRAM.

Литература 1. Tsymbal E., Kohlstedt H. // Science. 2006. Vol. 313. P. 181–183.

2. Gruverman A. // Nano Letters. 2009. Vol. 9. P. 3539–3543.

3. Garcia V. // Science. 2010. Vol. 327. P. 1106–1110.

4. Junquera J., Ghosez P. // Nature. 2003. Vol. 422. P. 506–509.

5. Garcia V. // Nature. 2009. Vol. 460. P. 81–84.

6. Guo Y. // Journal of Crystal Growth. 2005. Vol. 284. P. 190–196.

Зависимость магнитных свойств двуслойных структур Co/FeMn от величины магнитного поля, приложенного при осаждении И.О. Джунь 1, С.А. Душенко 1,2, Н.Г. Чеченин 1, Научно-исследовательский институт ядерной физики им. Д.В. Скобельцына, Москва Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, физический факультет, Москва Одним из методов генерации обменного смещения в системе ферромаг нетик/антиферромагнетик (Ф/АФ) является осаждение структур в присутствии магнитного поля, приложенного в плоскости подложки. Преимущество данного метода состоит в том, что в данном случае отсутствует межслойная диффузия и частичное перемешивание слоев, характерные для метода генерации обменного смещения методом термического отжига [1].

В данной работе показано, что величина магнитного поля, приложенного при осаждении структур, влияет на их магнитные свойства, такие как величина температуры блокировки обменного смещения, величина одноосной магнитной анизотропии и намагниченности насыщения ферромагнитного слоя. Темпера тура блокировки обменного смещения в исследуемых образцах оказалась суще ственно ниже температуры Нееля для массивного антиферромагнетика.

Экспериментальные образцы были получены методом магнетронного распыления. В присутствии магнитного поля величиной 1000Э, 420Э и 40Э бы ли получены образцы вида Si/Ta(30nm)/Co(7nm)/FeMn(15nm)/Ta(30nm). Кроме того, для сравнения магнитных и структурных свойств в магнитном поле вели чиной 420Э и 40Э были изготовлены структуры Si/Ta(30nm)/Co(7nm)/Ta(30nm), представляющие собой свободный, т.е. не связанный обменным взаимодейст вием с АФ Co-слой. Наряду с генерацией обменного смещения осаждение структур в магнитном поле, приложенном в плоскости подложки, приводит к появлению одноосной бинаправленной магнитной анизотропии с искусственно наведенной осью легкого намагничивания, направление которой совпадает с направлением формирующего поля.

Магнитные свойства образцов изучались методом исследования угловой зависимости поля ферромагнитного резонанса [2, 3]. Температурные зависимо сти магнитных свойств были получены в диапазоне температур 115–300К методом охлаждения образца парами жидкого азота. Для исследования шеро ховатости образцов применялась атомно-силовая микроскопия.

Было установлено, что величина формирующего поля влияет на темпера туру блокировки обменного смещения. Так, при комнатой температуре обмен ное смещение существует только в системе, осажденной в поле 1000Э. На при мере образца, осажденного в поле 420Э, была исследована температурная зависимость обменного смещения. Оказалось, что температура блокировки об менного смещения в данном случае существенно ниже комнатной и составляет 250К. При повышении температуры обменное смещение уменьшается. Столь низкую температуру блокировки обменного смещения можно объяснить силь ной шероховатостью образца, что приводит к уширению распределения темпе ратуры блокировки из-за различия толщин слоев в различных точках образца.

В то же время, образец, осажденный в поле 40Э, характеризуется гораздо боле гладкой поверхностью, а температура блокировки обменного смещения в нем по-прежнему остается ниже комнатной. Таким образом, шероховатость образ цов не является определяющим фактором температуры блокировки.

Температурная зависимость одноосной магнитной анизотропии для образца, осажденного в магнитном поле 420Э, имеет немонотонный характер с максимумом при температуре, совпадающей с температурой блокировки обменного смещения для данного образца. При повышении температуры вели чина одноосной магнитной анизотропии структуры Ф/АФ стремится к ее зна чению для свободного Со-слоя, что свидетельствует об ослаблении взаимодей ствия между Ф и АФ слоями. Тем не менее, даже при Т ТВ величины анизотропии не совпадают, что говорит о том, что это взаимодействие полно стью не прекращается. Было показано, что увеличение величины магнитного поля, приложенного при осаждении, приводит к росту величины одноосной магнитной анизотропии имеющему приближенно линейный характер. Кроме того, образцы, осажденные в более слабых магнитных полях, проявляют наибо лее близкие свойства к свободному кобальту. По мере увеличения магнитного поля, приложенного при осаждении, различие между этими величинами стано вится более существенным, что говорит об усилении взаимодействия между ферромагнитным и антиферромагнитным слоем. Зависимость собственного ре зонансного поля от величины формирующего поля более сложная и имеет не монотонный характер. Так, при увеличении формирующего поля величина соб ственного резонансного поля, характеризующего намагниченность Co слоя, сначала незначительно возрастает, а затем резко падает. При этом собственное резонансное поле свободного Co практически не изменяется при изменении ве личины формирующего поля и совпадает с величиной собственного резонанс ного поля Co, осажденного без магнитного поля. Данный факт подтверждает, что величина формирующего поля влияет на взаимодействие ферромагнитного и антиферромагнитного слоев на интерфейсе.

Литература 1. Хоменко Е.В. // ФТТ. 2010. Т. 52. В. 8. С. 1583.

2. Хоменко Е.В. // Письма в ЖЭТФ. 2008. Т. 88. В. 9. С. 693.

3. Layadi A.A. // IEEE Trans. Magn. 1987. V. MAG-23. P. 2993.

Спектрально-люминесцентные свойства кристаллов NaY0.5Gd0.5(WO4)2, активированных ионами Tm3+ С.А. Антошкина1, П.А. Рябочкина1, Д.А. Лис2, К.А. Субботин2, С.Н. Ушаков2, Е.В. Жариков2, Мордовский государственный университет им. Н.П. Огарева, Саранск Институт общей физики им. А.М. Прохорова РАН, Москва Российский химико-технологический университет им. Д.И. Менделеева, Москва 3+ Кристаллы двойных вольфраматов, активированных ионам Tm, высту пают в качестве потенциальных лазерных сред двухмикронной области спек 3+ тра. Широкие полосы люминесценции ионов Tm в этих кристаллах обеспечи вают возможность получения на их основе перестраиваемой генерации в области 2 мкм.

В настоящей работе выполнены исследования спектрально-люминесцент 3+ ных свойств кристаллов NaY0.5Gd0.5(WO4)2, активированных ионами Tm. Из интегральных коэффициентов поглощения для переходов с основного состоя 3 3 3 3 3 3 ния H6 на возбужденные мультиплеты F4, H5, H4, H2+ F3, G4 определены силы осцилляторов соответствующих переходов.

По методу Джадда-Офельта были определены параметры интенсивности 3+ –20 t (t = 2, 4, 6) ионов Tm в этих кристаллах, равные 2 = (11.69±1.16) ·10 см, –20 2 –20 4 = (0.85±0.09) ·10 см, 6 = (2.07±0.21)·10 см. Используя значения по лученных параметров интенсивности, сделана оценка вероятностей ряда излу чательных переходов в кристаллах NaY0.5Gd0.5(WO4)2:Tm.

В приближении того, что вероятность многофотонной релаксации с уров 3 3+ ня F4 ионов Tm мала, по формуле рад = 1/Аизл, где Аизл – излучательная веро 3 ятность уровня F4, определено расчетное время жизни уровня F4, равное 1 мс.

Выполнен сравнительный анализ спектроскопических характеристик кристаллов NaY0.5Gd0.5(WO4)2:Tm с аналогичными характеристиками для кри сталлов NaY(WO4)2:Tm [1] и NaGd(WO4)2:Tm [2].

Работа выполнена при поддержке Федеральной целевой программы «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России» (Государст венный контракт № 14.740.11.0071).

Литература 1. Cano-Torres J.M., Han. X. et al. // Mater Sci Eng B. 2008. V. 146. P. 22–28.

2. Bolschikov F.A., Kuz’micheva G.M. et al. // J. Crystal Growth. 2009. V. 311.

P. 4171–4178.

Спектроскопические свойства кристаллов кальций-ниобий-галлиевого граната, активированного ионами Ho3+ Н.В. Щучкина 1, П.А. Рябочкина 1, К.Н. Нищев 1, С.Н. Ушаков Мордовский государственный университет им. Н.П. Огарева, Саранск Институт общей физики РАН, Москва Кристаллы кальций-ниобий-галлиевого граната (КНГГ), активированные редкоземельными ионами выступают в качестве активных сред твердотельных лазеров с ламповой и полупроводниковой накачкой. В работе [1] сообщается о 3+ 5 получении лазерной генерации на ионах Ho (переход I7 I8) в условиях ламповой накачки на кристаллах кальций-литий-ниобий-галлиевого граната, 3+ 3+ 3+ активированного ионами Сr, Tm, Ho (КЛНГГ-Cr, Tm, Ho). В тоже время 3+ представляет интерес возможность получения генерации на ионах Ho (пере 5 ход I7 I8) при полупроводниковой лазерной накачке на уровень 3H4 ионов 3+ Tm в кристаллах КНГГ-Tm,Ho, а также при накачке туллиевым лазером 5 3+ (изл ~ 2 мкм) на уровень I7 ионов Ho в кристаллах КНГГ-Но. C целью про ведения в дальнейшем генерационных экспериментов на кристаллах КНГГ-Ho и КНГГ-Tm, Ho в настоящей работе проведены исследования спектроскопиче ских свойств кристаллов КНГГ:Ho.

19 Из спектров поглощения кристаллов КНГГ-Ho (С(Ho) = 8.4·10 см ), зарегистрированных при T = 300 K в спектральном диапазоне 350–2000 нм, оп ределены силы осцилляторов для переходов с основного состояния 5I8 ионов 3+ 5 5 5 3 5 5 5 5 Ho на возбужденные мультиплеты G5, F3, F2+ K8+ G6+ F1, F4+ S2, F5, 5 5 I6+ I5, I7. По методу Джадда-Офельта для этих кристаллов определены –20 2 –20 КНГГ:Ho t (t = 2, 4, 6), равные соответственно 2,07·10 см ;

3,98·10 см ;

–20 0,75·10 см.

Используя значения параметров интенсивности, сделана оценка вероят 3+ ностей ряда излучательных переходов ионов Ho в кристаллах КНГГ-Ho.

Расчетное время жизни с уровня I7, найденное по формуле рас = 1/Aизл, где Aизл – вероятность излучательного распада с уровня I7 при условии, что веро ятность многофононной релаксации с этого уровня мала, равно 8,5 мс.



Pages:     | 1 || 3 | 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.