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:   || 2 | 3 |
-- [ Страница 1 ] --

Уральское отделение РАН

Институт физики металлов УрО РАН

V Молодежный семинар по проблемам физики

конденсированного состояния вещества

29 ноября – 5 декабря 2004 г.

ТЕЗИСЫ ДОКЛАДОВ

Екатеринбург

2004

Уральское отделение РАН

Институт физики металлов УрО РАН

V Молодежный семинар по проблемам физики

конденсированного состояния вещества 29 ноября – 5 декабря 2004 г.

ТЕЗИСЫ ДОКЛАДОВ Екатеринбург 2004 Финансовая поддержка Российский Фонд Фундаментальных Исследований Институт физики металлов УрО РАН Уральское отделение Российской Академии Наук Департамент по делам молодежи Свердловской Области Оргкомитет Арапова И.Ю. – к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Гапонцев А.В. – к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН (ученый секретарь) Гудин С.А. – к.ф.-м.н., Институт физики металлов (ИФМ) УрО РАН (председатель) Гудина С.В. – к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН (ответственный секретарь) Исупова Н.Н. – ИФМ УрО РАН Кобелев Я.Л. – к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН (председатель программного комитета) Кругликов Н.А. – к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН Неверов В.Н. – к.ф.-м.н., ИФМ УрО РАН (зам. председателя) Локальный комитет Бакулина Н.Б. – Уральский государственный университет Блинова Ю.В. – ИФМ УрО РАН Гапонцев В.В. – ИФМ УрО РАН (председатель) Говоркова Т.Е. – ИФМ УрО РАН Ширинкина И.Г. – ИФМ УрО РАН *************** Режим напряженной творческой работы в оргкомитете Содержание Вступительное слово Поверхностное натяжение криогенных жидких растворов, Андбаева В.Н., Каве рин А.М....................................... Релаксация тепловых и высокочастотных поперечных фононов в полупроводни ковых кубических кристаллах, Кулеев И.Г., Кулеев И.И., Танкеев А.П., Арапова И.Ю.................................... Электронные свойства в стеклообразных полупроводниках стехио- и нестехио метрических составах As2 S3 Au, As2 S5 Au, Асхабов А.М...... Магнитная восприимчивость полупроводников при резонансном рассеянии на примесных уровнях, Бакулина Н.Б........................ Изучение перемагничивания сэндвичей на основе Со, содержащих немагнитные прослойки, Блинов И.В............................... Описание критических свойств веществ, состоящих из длинных цепных молекул, Богатищева Н.С................................... Экспериментальное исследование концентрационной зависимости теплопровод ности раствора гексан-перфтороктан, Волосников Д.В., Шишкин А.В.... Теплоемкость и кинетические свойства манганитов La0.9 A0.1 MnO3 (A=Sr, Ag), Гамзатов А.Г., Алиев А.М., Магомедова Л.К.................. Анизотропия магнитосопротивления в манганитах, Гамзатов А.Г., Алиев А.М., Мельников О.В................................... Остаточное электросопротивление разбавленных сплавов переходных металлов на основе ферромагнетика, Волошинский А.Н., Циовкин Ю.Ю., Гапонцев В.В., Устинов В.В............................ Моделирование эволюции выделений в многокомпонентных металлических спла вах, Горбачёв И.И., Попов В.В.......................... Разделение вкладов эффектов электрон-электронного взаимодействия и слабой локализации в проводимость гетероструктур p Ge/Ge1x Si x, Арапов Ю.Г., Гудина С.В., Неверов В.Н., Харус Г.И., Шелушинина Н.Г........... Структура сплава Zr-Zn, синтезированного из элементарных порошков путем интенсивной пластической деформации под давлением, Добромыслов А.В., Долгих Е.К., Пилюгин В.П., Треногина Т.Л................... Электронное строение продуктов термолиза антимонатов, Захарьевич Д.А., По пов А.Е........................................ Нелинейная динамика поверхности раздела диэлектрических жидкостей в нор мальном электрическом поле, Зубарев Н.М................... Равновесные конфигурации заряженной поверхности проводящей жидкости при конечном межэлектродном расстоянии, Зубарева О.В., Зубарев Н.М..... Модель “роста льда” и метод Вороного – Делоне, Зыков С.А............ Магнитные свойства диселенида титана, интеркалированного гадолинием, Илья сова Е.М....................................... Сравнение метода регуляризации и метода нелинейной минимизации при иссле довании локальной атомной структуры акваионов Cm3+ и Am3+, Каменский И.Ю., Функе Х., Бабанов Ю.А.................... Исследование структурного состояния кластеров сплава Ni-Al методом молеку лярной динамики, Карькин И.Н., Горностырев Ю.Н.............. i Температурная и магнитополевая зависимости коэффициента Холла в гетеро структурах p Ge/Ge1x Si x, Карсканов И.В., Неверов В.Н........... Новый подход в определении локальной атомной структуры в многокомпонент ных системах по данным EXAFS-спектроскопии, Каменский И.Ю., Кирья нов С.А., Бабанов Ю.А............................... Исследование температурной зависимости предела текучести и дислокацион ной структуры при разных температурах испытания упорядоченного сплава FePd, Кругликов Н.А., Антонова О.В., Гринберг Б.А., Волков А.Ю., Кле ментьева О.С., Богомолов В.В........................... Магнитные свойства соединений Nd x Y1x Co5, Куликов Ю.А., Ермоленко А.С., Мушников Н.В................................... Особенности формирования алюминидов Zr при взрывном нагружении сплавов Al-2%Zr, Ленникова И.П., Башлыков Д.В.................... Применение мёссбауэровской спектроскопии для анализа способности ряда ок сидов к упрочнению различных металлических матриц, Литвинов А.В., Му косеев А.Г...................................... Динамика магнитной неоднородности в области плоского магнитного включения, Ломакина И.Ю................................... Магнитная структура и оптические свойства интерметаллидов Ce2 Fe15.3 M1.7 и Lu2 Fe15.3 M1.7 (M = Al,Si), Лукоянов А.В., Некрасов И.А., Анисимов В.И., Кузьмин Ю.И., Князев Ю.В., Кучин А.Г..................... Влияние градиента планарного магнитного поля на дрейф полосовых доменов, Лысов М.С., Памятных Л.А., Кандаурова Г.С.................. Влияние структурных превращений на физические свойства интеркалированных соединений Cr0,5 Ti(Se1x Te x )2, Мартьянова И.А., Кочнев Е.А......... Твердые растворы замещения в системах Ti1x Cr x X2, X = S, Se, Te, Мерен цов А.И., Титов А.Н................................ Зависимость магнитных свойств LaMnO3 от температуры и давления, Можего ров А.А., Гончарь Л.Э., Никифоров А.Е..................... Вычислительная схема для расчета электронных свойств сильнокоррелирован ных систем в полном орбитальном базисе, Некрасов И.А., Кондаков Д.Е., Кожевников А.В., Пчелкина З.В., Анисимов В.И., Ален Д., Мо C.-К., Kим Х. Д., Meткальф П., Суга С., Секияма A., Keллер Г., Леонов И., Рен Ш., Фольхардт Д..................................... Изучение зависимости параметров эмиссионных мёссбауэровских спектров на ядрах 119m Sn от температуры диффузионных отжигов поликристаллического ниобия, Павлов Т.Н., Кайгородов В.Н., Попов В.В............... Осцилляции термоэдс 2DEG в слабых магнитных полях в присутствии микро волнового излучения, Патраков А.Е., Ляпилин И.И.............. Пластинчатая структура кристаллов кварца, Перминов А.В., Мамаев Н.А., По гребняк А.П..................................... Магнитная и электрическая релаксация в кристаллической полисурьмяной кис лоте, Попов А.Е., Захарьевич Д.А., Белеградек А.Б.............. Полевая ионная микроскопия радиационных дефектов в чистой платине после нейтронного облучения, Попова Е.В., Ивченко В.А............... Объединение LDA и GTB подходов для исследования n-типа купратов, Пчелки на З.В., Некрасов И.А., Анисимов В.И., Коршунов М.М., Гавричков В.А., Овчинников С.Г................................... ii Компьютерное моделирование различных типов дефектов в интерметаллидах гек сагональной структуры упорядоченной по типу D019, Рабовская М.Я., Яко венкова Л.И., Карькина Л.Е............................ Стадийность структурообразования в меди при сдвиге под давлением, Романо ва М.Ю., Дегтярев М.В.............................. Спектры пространственного квантования в дырочных полупроводниковых гете роструктурах p-Ge/GeSi, Альшанский Г.А., Рывкин А.М........... Структурные упорядочения и магнитное состояние интеркалированных соедине ний Cr x TiSe2, Селезнева Н.В., Максимов В.И., Титов А.Н........... Электрические свойства LuBa2 Cu3O0.5 S5.5 и LuBa2 Cu3 O7, Симонов Е.В., Богорят ских Г.В., Хейфец О.Л............................... Изучение релаксационных процессов в сплавах непосредственно в процессе вы соких пластических деформаций (на примере сплава титана ВТ-35), Суха нов И.В., Бабушкин А.Н., Попов А.А...................... Моделирование предмартенситных эффектов в сплавах Ni-Mn-Ga методом Монте Карло, Таскаев С.В., Бучельников В.Д...................... Оптический метод разделения вкладов туннельного и колоссального магнито сопротивления в пленке La0.8 Ag0.1 MnO3+ с вариантной структурой, Теле гин А.В., Сухоруков Ю.П., Ганьшина Е.А., Лошкарева Н.Н., Кауль А.Р., Горбенко О.Ю., Мостовщикова Е.В., Мельников О.В., Виноградов А.Н... Влияние пластических деформаций на структуру и упрочнение ОЦК (Nb,V, V Zr-C) металлов, Тетерина Т.М., Пилюгин В.П., Антонова О.В........ Кинетика установления проводимости галогенидов аммония вблизи фазового перехода, индуцированного высоким давлением, Тихомирова Г.

В., Бабуш кин А.Н....................................... Свойства AgGeSbS1.2 Se1.8, AgGeSbS1.5 Se1.5, AgGeSbS1.8 Se1.2, AgGeSbS2.1 Se0.9 при высоких давлениях, Флягина Е.С., Суханова К.Ю., Бабушкин А.Н., Хей фец О.Л....................................... Исследование рассеяния ударных волн на микронеоднородностях среды на осно ве анализа микроскопических особенностей остаточной деформации нагру женных образцов, Хейфец А.Э., Фролова Н.Ю................. Электропроводность и диэлектрическая проницаемость AgGeAsS3x Se3(1x) (x = 0.4 0.9), Хейфец О.Л., Суханов И.В., Мельникова Н.В............ Исследование критических свойств модели сверхрешетки Fe/V методом Монте Карло, Хизриев К.Ш., Муртазаев А.К...................... Квантовая диссипативная динамика в магнитных системах, Чукин А.В...... Сопротивление и магнитосопротивление монокристалла La0.85 Ba0.15 MnO3, Чуше ва Н.С., Зайнуллина Р.И., Бебенин Н.Г..................... Эволюция ультрамикрокристаллической структуры при отжиге сплава Al-1,4%Cr 2,0%Zr, Ширинкина И.Г., Бродова И.Г...................... Исследование зарядового упорядочения в Na1/3 CoO2 с помощью зонных расчетов, Шориков А.О., Лукоянов А.В., Анисимов В.И.................. Авторский указатель iii Уважаемые участники семинара!

Должен сказать, что написать вступительное слово – чертовски сложная задача. В нем нельзя давать советы (что такое советчик знает каждый, кто играл в карты или шахматы!). Оно не должно состоять из пожеланий (все благие пожелания обычно никак не подтверждены возможностями). Наконец, я решил, что не буду пытаться вас чему нибудь научить, так как вовремя вспомнил высказывание А.П. Чехова: «Умный любит учиться, а дурак – учить».

В таком случае, чем для вас могут быть интересны старики, вроде меня? По-видимому, только воспоминаниями, которые, по сути, есть опыт. Насколько помнится, я оказался в обществе ученых, главным образом, потому, что они представлялись мне и были в действительности очень веселыми людьми, причем при всех политических режимах. Я решил представить вашему вниманию афоризмы, подтверждающие это мое убеждение и говорящие еще о многом, о чем я не смогу сказать лучше.

Серьезность – это такая глупость, только с высшим образованием (Патрик О’Рурк).

Рано или поздно любопытство становится грехом;

вот почему дьявол всегда на стороне ученых (Анатоль Франс).

Научная работа – это когда читаешь две книги, которых раньше никто не читал, чтобы написать третью, которую никто не будет читать (N.N.).

Если вы крадете у одного автора – это плагиат;

если у многих – это исследо вания (Уилсон Мизнер).

То, что понимают плохо, часто стараются объяснить с помощью слов, которые не понимают (Гюстав Флобер).

«И т.д.» - сокращение, намекающее на то, что автор знает больше, чем на самом деле (Лепард Левинсон).

Произношение слов, смысл которых оратор не понимает, не следует считать рассуждением (Шарль Фурье).

Я знаю, что меня легко убедить в чем угодно, поэтому никакие доводы меня не убеждают (Альбер Моруа).

Эрудиция: пыль, вытряхнутая из книги в пустой череп (Амброз Бирс).

Никто не верит в гипотезу, за исключением того, кто ее выдвинул, но все верят в эксперимент, за исключением того, кто его проводил (N.N.).

Объяснить можно все, даже то, что не возможно понять (N.N.).

Если теория совпадает с экспериментом – это уже не открытие, а закрытие (П.Л. Капица).

Фундаментальные исследования – это то, чем я занимаюсь, когда я понятия не имею о том, чем я занимаюсь (Вернер фон Браун).

Любая формула, включенная в книгу, уменьшает число читателей вдвое (Сти вен Хоукинг).

Закончить этот список я хочу серьезными словами Альберта Эйнштейна:

«Единственное, чему научила меня моя долгая жизнь, что наша наука перед лицом ре альности выглядит примитивно и по-детски наивно – и все же – это самое ценное, что у нас есть».

Так что «Думайте сами, решайте сами... »

Удачи!

Зав. лаб. теоретической физики ИФМ УрО РАН, д.ф.-м.н. М.И. Куркин ПОВЕРХНОСТНОЕ НАТЯЖЕНИЕ КРИОГЕННЫХ ЖИДКИХ РАСТВОРОВ Андбаева В.Н., Каверин А.М.

Институт теплофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул. Амундсена, E-mail: kav@itp.uran.ru Несмотря на активное использование криогенных растворов в различных отраслях науки и техники многие свойства таких растворов всё ещё остаются неисследованными.

К таким свойствам в полной мере может быть отнесено поверхностное натяжение, знание которого необходимо и при анализе процессов тепломассообмена в криогенных системах, и для разработки криогенной аппаратуры, и во многих других случаях.

Представленная работа выполнена в Институте теплофизики УрО РАН в рамках ком плексного исследования свойств криогенных жидких растворов и посвящена определению поверхностного натяжения растворов двух типов: 1) раствора с полной взаимной раство ряемостью компонентов (азот – кислород) и 2) газонасыщенных растворов (гелий – аргон, неон – аргон, азот – кислород – гелий). В литературе данных о поверхностном натяже нии указанных растворов при высоких температурах нет. В нашей работе мы расширяем исследованный температурный интервал на область более высоких температур. Данные о поверхностном натяжении раствора азот – кислород – гелий получены впервые.

Для определения поверхностного натяжения дифференциальным вариантом метода ка пиллярного поднятия [1] нами была измерена капиллярная постоянная указанных раство ров. В опытах использовались газы высокой чистоты. Паспортная чистота азота состав ляла 99,999 %, кислорода – 99,999 %, гелия – 99,99%, аргона – 99,998%, неона – 99,89%.

Все измерения проведены по изотермам.

В результате показано, что зависимость капиллярной постоянной раствора азот – кис лород от концентрации азота в растворе в интервале температур 120-132 К может быть аппроксимирована линейной функцией, при более низких температурах наблюдается сла бое отклонение от линейности. Поверхностное натяжение раствора неон – аргон измерено в интервале температур 110-140 К. Самая низкая изотерма выбрана в точности совпадаю щей с одной из изотерм [2]. Результаты, полученные нами, и результаты [2] согласуются между собой в пределах погрешности эксперимента. Поверхностное натяжение раствора гелий – аргон измерено в интервале температур 108-140 К. В области низких температур результаты хорошо согласуются с [2]. Поверхностное натяжение раствора азот – кислород – гелий измерено при температурах 124 и 128 К при различных концентрациях азота в базовом растворе азот – кислород.

Добавление гелия или неона в раствор приводит к понижению капиллярной посто янной и уменьшению поверхностного натяжения. Барические зависимости капиллярной постоянной всех растворов могут быть аппроксимированы линейными функциями. Для трёхкомпонентного раствора нами предложена эмпирическая формула a = 5 · 104 XN2 + p +8, 75 · (T 124)), где XN2 – концентрация азота в базовом растворе азот – кислород в мольных процентах, T – температура в Кельвинах, a – в мм2 /МПа.

p Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проект N 02-02-16106), гранта Президента РФ N НШ – 905.2003.2, интеграционного проекта УрО – ДВО РАН «Аку стическая кавитация в метастабильных жидкостях» и Программы ОЭММПУ РАН.

1. Байдаков В.Г., Межфазная граница простых классических и квантовых жидкостей, Наука (1994).

2. Благой Ю.П., Исследование термодинамических свойств сжиженных газов и их рас творов. Дисс.... докт. физ. – мат. наук., (1970).

РЕЛАКСАЦИЯ ТЕПЛОВЫХ И ВЫСОКОЧАСТОТНЫХ ПОПЕРЕЧНЫХ ФОНОНОВ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ КУБИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛАХ Кулеев И.Г., Кулеев И.И., Танкеев А.П., Арапова И.Ю.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: arapova@imp.uran.ru Рассмотрена релаксация поперечных тепловых и высокочастотных фононов в меха низме Ландау-Румера [1] для изотропной среды, а также кристаллов германия, кремния, алмаза, InSb, GaSb, GaAs, LiF, CaF2 и SrF2 имеющих кубическую симметрию. Получе но выражение для упругой энергии, обусловленной ангармонизмом колебаний решетки кристалла кубической симметрии, через упругие модули второго и третьего порядка. Рас смотрены соотношения между упругими модулями, необходимые для перехода к модели изотропной среды [2]. Как показывают соотношения, эта модель не является адекватной для кристаллов германия, кремния и алмаза, а также кристаллов InSb, GaAs, CaF2 и т.д., имеющих кубическую симметрию с существенной анизотропией упругих модулей, как второго, так и третьего порядков.

Из известных значений упругих модулей второго и третьего порядка [3] найдены па раметры, определяющие величины частот релаксации поперечных фононов в механизме Ландау-Румера для рассмотренных кристаллов. Проанализирован длинноволновый пре дел, переход к модели изотропной среды, а также зависимость частоты релаксации тепло вых и высокочастотных фононов от температуры и волнового вектора фононов. Показано, что зависимость частоты релаксации от волнового вектора для тепловых и высокоча стотных фононов резко отличается от классической зависимости Ландау-Румера как в изотропных средах, так и в кубических кристаллах. Причем, для кристаллов германия, кремния, алмаза, InSb и GaSb в кристаллографическом направлении [100], в отличие от изотропных сред, она имеет существенно немонотонный характер с двумя максимумами, второй из которых находится в области высокочастотных фононов hqt kB T. Наиболее ярко отмеченная аномалия проявляется на кристаллах InSb. Для InSb, в отличие от Ge, Si, GaSb, в направлении [100] амплитуда второго максимума на зависимости частоты ре лаксации фононов от волнового вектора превосходит первый, а в направлении [111] эта зависимость имеет двугорбый характер, причем амплитуды первого и второго максимума практически совпадают. Для остальных рассмотренных кристаллов зависимость T LL (z1, T ) от волнового вектора фононов в направлении [111] подобна изотропному случаю: вместо второго максимума наблюдается интервал более медленного убывания частоты релакса ции.

Установлено, что обнаруженные нами особенности частоты релаксации в кубических кристаллах обусловлены угловой зависимостью вероятности ангармонического рассеяния и анизотропией упругих свойств. Предложен метод экспериментального определения за висимости частоты релаксации поперечных фононов от волнового вектора из измерений температурной зависимости коэффициента поглощения высокочастотного ультразвука.

Работа выполнена при поддержке грантов Президента РФ № НШ 1380.2003.2, МК № 4130.2004.2, молодежного гранта УрО РАН N15-02-04, а также Фонда “Династия” и МЦФФМ.

1. Landau L., Rumer J., Sov. Phys., 11, 18 (1937).

2. Такер Дж., Рэмптон В., Гиперзвук в физике твердого тела, Мир, М. (1975).

3. Truel B., Elbaum C., Chick B.B., Ultrasonic methods in sold state physics, Academic press, New York and London (1969).

ЭЛЕКТРОННЫЕ СВОЙСТВА В СТЕКЛООБРАЗНЫХ ПОЛУПРОВОДНИКАХ СТЕХИО- И НЕСТЕХИОМЕТРИЧЕСКИХ СОСТАВАХ AS2 S3 AU, AS2 S5 AU Асхабов А.М.

Институт физики ДагНЦ РАН, 367003, Махачкала, ул. Ярагского, E-mail: analit@dinet.ru, abdulfiz@dagestan.ru Цель данной работы – выявление особенностей влияния примеси золота малых кон центраций на фотолюминесцентные (ФЛ) свойства и электропроводность халькогенидных стеклообразных полупроводников (ХСП) стехиометрических (As2 S 3 )100x Au x и нестехио метрических систем (As2 S 5 )100x Au x, где 0.04 x 0.

Стационарное возбуждение люминесценции осуществлялось светом ксеноновой лампы ДКСЛ мощностью 1000 ватт. Спектры ФЛ и их возбуждение исследовались при T = 77 K.

Излучение регистрировалось с той стороны образца, на которую падал возбуждающий свет. В качестве фотоприемника использовались кремниевые и германиевые фотодиоды.

Спектры возбуждения люминесценции (СВЛ) записывались в максимуме спектра ФЛ, а люминесценция при возбуждении квантами соответствующими максимуму СВЛ. Спектры измерялись после установления квазистационарного состояния излучения, т.е. после того как процессом “усталости ФЛ” за время снятия самих спектров можно пренебречь. При измерении электропроводности плоскопараллельные образцы толщиной d = (1 2) mm зажимали между двумя мягкими графитовыми галетами диаметром 10 mm, запрессован ными в медные блоки. Сопротивление галеты вместе с медными блоками составляет 0. Ohm.

Исследования ФЛ изучаемых стекол двух систем показали, что спектр ФЛ специально не легированных стекол представляет собой единственную широкую полосу с максиму мом E PL Eg /2ответственную за собственные дефекты с отрицательной корреляционной энергией. В СВЛ наблюдается один максимум соответствующий значению коэффициента поглощения на экспоненциальном участке края собственного поглощения стекла cm1. Увеличение процентного содержания примеси в стекле стехиометрического состава x0 приводит одновременно к сдвигу максимума основной полосы излучения при E = Eg / в область меньших энергий, уменьшению интенсивности ФЛ. Введение малых количеств примеси в нестехиометрический состав приводит к возникновению новой полосы излу чения. В стеклах нестехиометрического состава при x=0.01 наблюдается расщепление спектра ФЛ с максимумами EPL1 =1.26 eV, EPL2 =0.95 eVс полуширинами 0.1 eV. Мак симумы СВЛ полос излучения EPL1, EPL2 соответствует ELES 1 =2.4 eV, ELES 2 =2.1 eV соот ветственно. Отметим, 1) с увеличением содержания примеси (x0) максимумы ФЛ и СВЛ основной полосы излучения смещаются в область меньших энергий, 2) максимумы ФЛ и СВЛ EPL2 и ELES 2 не претерпевают существенных изменений, 3) в стеклах (As2 S 5 )100x Au x, (x0.04) наблюдается одна широкая полоса излучения и возбуждения люминесценции.

Электропроводность As2 S 3 и As2 S 5 описывается выражением = 0 exp(Eg /kT ) c од ной энергией активации. У стекол содержащих золота x=0.00001 at% и выше появляются изломы и соответственно 2 значения энергии активации. Введение 0.01 at% золота в стекло приводит к увеличению проводимости на два порядка. Энергия активации элек тропроводности понижается на 0.3 eV. С ростом золота в As2 S 3 температура размягчения уменьшается на 20 K, а в As2 S 5 на 10 K. Отметим, что в нелегированных As2 S 3, As2 S 5 и легированных 0.02 at%, электропроводность описывается с одной энергией активации. В области температур 300-360 K электропроводность заметно растет с повышением темпе ратуры, достигает максимума, а потом резко уменьшается на несколько порядков меньше, чем 1011 Ohm1 ·cm1. С дальнейшим ростом температуры T360 K для легированных стекол проводимость растет с двумя энергиями активации. Исследование проводимости легированных стекол в нескольких режимах нагрев-охлаждение приводит к ее исчезно вению в интервале 300-360 K и наблюдению проводимости только с двумя энергиями активации.

МАГНИТНАЯ ВОСПРИИМЧИВОСТЬ ПОЛУПРОВОДНИКОВ ПРИ РЕЗОНАНСНОМ РАССЕЯНИИ НА ПРИМЕСНЫХ УРОВНЯХ Бакулина Н.Б.

Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail: n_bakulina@mail.ru В магнитном поле в структурах с вырожденным электронным газом при низких тем пературах возникают осцилляции различных термодинамических и кинетических коэф фициентов: теплоемкости, магнитной восприимчивости, проводимости, теплопроводности, коэффициента поглощения ультразвука и т.д. Общая для всех этих эффектов причина осцилляций состоит в последовательном пересечении уровня Ферми уровнями Ландау в квантующем магнитном поле.

Один из распространенных методов изучения квантовых осцилляций в проводящих системах - наблюдение осцилляций намагниченности в магнитном поле - эффект де Гааза - ван Альфена. Этот эффект позволяет экспериментально определить форму поверхности Ферми, так как период осцилляций пропорционален площади нормального полю сечения поверхности Ферми.

Исследования этого эффекта, открытого еще в 30-х годах прошлого века, до сих пор актуальны в связи с изучением поведения новых материалов в магнитном поле, что по буждает совершенствовать и теоретическую базу, необходимую для анализа зависимостей магнитных и транспортных свойств от параметров этих структур (параметров роста, со става и т.п.).

В данной работе исследовалось поведение осцилляций магнитной восприимчивости бесщелевых полупроводников, в которых взаимодействие электронов проводимости с при месными ионами при энергиях близких к энергиям донорного уровня имеет резонансный характер. Была получена восприимчивость локализованных электронов при допущении, что ширина резонанса мала по сравнению с энергией донорного уровня, при темпера туре T = 0 и при T меньше. Так же получена зависимость химического потенциала от концентрации. Показано, что, начиная с некоторой концентрации, химический потенциал перестает зависеть от концентрации примесей.

Планируется получить зависимость температуры Дингла (фактора, описывающего вклад от релаксационных процессов в осцилляции) от концентрации примесей.

ИЗУЧЕНИЕ СО, ПЕРЕМАГНИЧИВАНИЯ СЭНДВИЧЕЙ НА ОСНОВЕ СОДЕРЖАЩИХ НЕМАГНИТНЫЕ ПРОСЛОЙКИ Блинов И.В.

Уральский государственный университет им. А.М. Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, E-mail:blinoviv@mail.ru В данной работе было изучено влияние различных немагнитных прослоек на гистере зисные свойства сэндвича FeNi/Co/немаг. слой Co.

Были напылены пленки со следующим материалом немагнит ного слоя: Cu, S i, Al, Al2 O3 и ситалл. Толщина немагнитного слоя у всех пленок была равна 15 A. При этом получились петли гистерезиса с размытой ступенькой. Качественно петли были по хожи. Пленки незначительно различались по коэрцитивной силе (см. рис 1).

Из вида петель гистерезиса видно, что при данной толщине немагнитного слоя связь не разрывается. Тогда мы решили уве личить толщину немагнитной прослойки. Были напылены пленки Рис. 1: Вид петли гисте резиса пленок состава с толщиной прослойки из меди, диоксида кремния и кремния A. Сравнивая между собой эти три пленки с диоксидом кремния, FeNi/Co/немаг.слой/Co с толщиной магнитного кремния и меди, можно видеть, что в пленке с S iO2 - четкое раз дельное перемагничивание магнитных слоев, в S i - менее четкое, слоя 15 A.

а в сэндвиче с прослойкой Cu - еще менее четкое перемагничивание, чем в пленке с с прослойкой S i. (рис.2) Этой закономерности можно дать следующую интерпретацию: вид петли гистерезиса коррелирует с электронной структурой обсуждаемых сэндвичей. Если предположить, что во взаимодействии магнитных слоев существенную роль иг рает косвенное обменное взаимодействие, то становится понят ным разрыв взаимодействия в сэндвиче с прослойкой S iO2 то есть изолятора - материала, в котором отсутствуют свободные электроны, в противоположность пленке с прослойкой из Cu, в которой взаимодействие слоев осуществляется через электроны проводимости. Сэндвич с прослойкой из S i - полупроводника, Рис. 2: Вид петли занимает промежуточное положение по виду петли гистерезиса.

гистерезиса пленки Что можно связать с его промежуточным положением по концен FeNi/Co/S iO2 /Co с трации электронов проводимости. Отсюда можно предположить, толщиной S iO 180 A. что для разрыва связи между магнитными слоями нужно увели чить толщину немагнитной прослойки S i, и еще более увеличить толщину Cu прослойки.

ОПИСАНИЕ КРИТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ ВЕЩЕСТВ, СОСТОЯЩИХ ИЗ ДЛИННЫХ ЦЕПНЫХ МОЛЕКУЛ Богатищева Н.С.

Институт теплофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул. Амундсена, E-mail: n_bogatishcheva@itp.uran.ru Параметры критической точки являются важными характеристиками вещества: они требуются для построения уравнений состояния, используются для расчета теплофизи ческих свойств вещества в широком интервале температур и давлений с помощью тео рии термодинамического подобия. Экспериментальное получение критических параметров многих органических соединений затруднено по причине их термического разложения при температурах ниже критических. Действительно, при увеличении молекулярной массы ве щества критическая температура увеличивается, в то время как прочность химических связей в молекуле остается неизменной или снижается. Поэтому первые члены ряда яв ляются стабильными, а все более тяжелые гомологи нестабильны в своей критической точке. Целью нашей работы являлось получение уравнений для расчета критической тем пературы и критического давления веществ, состоящих из длинных цепных молекул.

Как известно, молекула, имеющая цепное строение, состоит из повторяющихся основ ных групп и концевых групп. Физические свойства (в том числе и критические парамет ры) веществ, состоящих из цепных молекул, будут зависеть от строения основного звена, числа основных звеньев в молекуле n и строения концевых групп.

Для расчета критических параметров веществ с большой молекулярной массой, необ ходимо, чтобы уравнения давали правильную асимптотику при n. Зависимости кри тических параметров от числа звеньев в цепной молекуле были получены из анализа урав нений состояния. Мы использовали три современных уравнения состояния полимерных флюидов: уравнение состояния возмущенных цепей твердых сфер [1], уравнение состоя ния леннард-джонсовских цепей [2] и уравнение ван-дер-ваальсовского флюида [3]. Про веденные нами исследования привели к следующим результатам: при n критическая температура стремится к конечному ненулевому значению, которое зависит от строения основного звена молекулы, критическое давление стремится к нулю. Для длинных цепей были установлены скейлинговые зависимости: T c 1 n0.5, pc n1. В настоящей работе для определения критических параметров веществ, состоящих из длинных цепных молекул, предложено два метода. Первый основан на гипотезе функци ональной автомодельности и позволяет определить критические параметры всего гомоло гического ряда, зная данные лишь для одного гомолога. Второй метод представляет собой экстраполяцию экспериментальных данных, полученных для начальных членов гомологи ческого ряда, на последующие члены.

Были совместно проанализированы критические свойства гомологических рядов, мо лекулы которых имеют строение вида H (CH2 )n R, где R - концевые группы. Полученные нами результаты сравниваются с экспериментальными данными и значениями критиче ских параметров, рассчитанными методами Лидерсена, Джобака и Рида, и Константиноу и Гани.

Учитывая, что предложенные уравнения дают правильную асимптотику при n и хорошо описывают экспериментальные данные, мы рекомендуем их для расчета критиче ских параметров гомологических рядов с формулой H (CH2 )n R.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (гранты №04-02-16111 и НШ 905.2003.2).

1. Prausnitz J.M., Hino T. A Fluid Phase Equilibria, 138, 105 (1997). item Jonson J.K., Muller E.A., Gubbins K.E. The Journal of Physical Chemistry, 98, 6413 (1994).

2. Никитин Е.Д., Павлов П.А. Теплофизика высоких температур, 38, 716 (2000).

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕИССЛЕДОВАНИЕ КОНЦЕНТРАЦИОННОЙ ЗАВИСИМОСТИ ТЕПЛОПРОВОДНОСТИ РАСТВОРА ГЕКСАН-ПЕРФТОРОКТАН Волосников Д.В., Шишкин А.В.

Институт теплофизики УрО РАН, 620016, ул. Амундсена, E-mail: dima_volosnikov@mail.ru Изучение свойств растворов разной природы для выяснения особенностей переноса тепла в многокомпонентных системах было выделено Л.П. Филипповым отдельным пунк том в его программе исследования теплопроводности жидкостей /1/. Суть вопроса состо ит в поиске объяснения факта отрицательного отклонения концентрационной зависимости коэффициента теплопроводности растворов от аддитивного закона. Предполагается, что появление дополнительного теплового сопротивления при введении второго компонента обусловлено рассеянием гиперакустических волн на флуктуациях концентрации, а глав ным фактором влияния служит разность плотностей чистых компонентов 1 и 2 /2/.

Различие в значениях плотности чистых компонентов изученных систем / составляет 0.1-0.3.

Наша задача состояла в проверке этого предположения. Подход основывался на вы боре объекта исследования с существенно большим значением / и метода измерения тепловых свойств, допускающего постановку опытов в разных частях диаграммы состоя ний.

Объектом исследования был выбран раствор гек сан – перфтороктан. Он имеет область фазового 573 l 103, /( ) разделения по механизму жидкость-жидкость с. 70 ВКТР (T c (xc = 0.45) = 310.7 K). Значения / со.

ставляют от 0.9 до 0.85 при T (283 – 483) К.

Опыты поставлены при повышении давления (в ста тике) до 30 МПа и температуры (в импульсе) – до 773 K.

Применен развиваемый нами метод термостаби лизации импульсно перегретого зонда. По данным 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1., импульсного опыта в рамках линейной модели не Рис. 1: Теплопроводность раствора в стационарного теплообмена зонда со средой опре зависимости от объемной доли гексана. делены коэффициенты теплопроводности (см. рису нок) в зависимости от состава системы. Существен ная степень неаддитивности теплопроводности раствора, обнаруженная в опытах, согла суется с предположением об определяющей роли соотношения плотностей компонентов в процессе переноса тепла растворами.

Работа выполнена при поддержке “Фонда содействия отечественной науке”, РФФИ (гранты 02-02-16243, 04-02-96003-р2004урал) и программы “Ведущие научные школы”.

1. Филиппов Л.П. Исследование теплопроводности жидкостей, МГУ (1970).

2. Кравчун С.Н., Журнал физической химии, 60, 9 (1986).

ТЕПЛОЕМКОСТЬ И КИНЕТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА МАНГАНИТОВ LA0.9 A0.1 MNO3 (A=SR, AG) Гамзатов А.Г.1,2, Алиев А.М.1, Магомедова Л.К. 1) Институт физики ДагНЦ РАН, Махачкала, 367003, ул. М. Ярагского, 2) Дагестанский государственный университет, Махачкала, 367028, ул. М. Гаджиева, E-mail: gamzatov_a@mail.dgu.ru Замещенные манганиты La1x A x MnO3 (A=Ca, Sr, Ba) характеризуются большим разнообразием физи ческих свойств, что находят применение для изго товления широкого круга функциональных матери алов. В манганитах La1x Sr x MnO3, в которых трех валентный ион La замещен двухвалентным ионом Sr, наблюдается целый ряд структурных и магнит ных переходов, особенно при низком уровне легиро вания. Такое разнообразие переходов в первую оче редь связывают с эффектом Яна-Теллера, предпола гая сильную связь между электронной, спиновой и решеточной подсистемами. В литературе мало дан Рис. 1: Температурные зависимо- ных об исследовании теплофизических свойств при сти теплоемкости La0.9 Ag0.1 MnO3 и легировании серебром манганита лантана. Ионные La0.9 Sr0.1 MnO3 в нулевом поле. радиусы La3+ и Ag+ соответственно равны 1.16 А и 1.28 А, что допускает образование фазы La1x Ag x MnO3 со структурой перовскита.

В данной работе приводятся результаты сравнительного анализа теплофизических свойств манганитов лантана, легированных Sr и Ag. Результаты измерения теплоемко сти, термодиффузии, теплопроводности и электросопротивления в интервале температур 77-350К и в полях до 26кЭ, в данных составах показывают, что в этих манганитах темпе ратурные и магнитополевые зависимости исследованных величин существенно отличают ся. На рисунке приведены температурные зависимости теплоемкости для La0.9 Ag0.1 MnO3 и La0.9 Sr0.1 MnO3 в нулевом поле. В температурной зависимости теплоемкости La0.9 Sr0.1 MnO наблюдаются ярко выраженные аномалии, связанные с переходом в поляронное состо яние при T Р =110К и структурным переходом при T S =312К. Для La0.9 Ag0.1 MnO3 при Тc =292К наблюдается аномалия в CР (Т), связанная с магнитным фазовым переходом ферромагнетик-парамагнетик. Обращает на себя внимание различный температурный ход теплоемкости этих манганитов в области температур 80-250 K. Существенно различаются также кинетические свойства данных составов, особенно в области фазовых переходов.

Так, для состава La0.9 Ag0.1 MnO3 в области TC наблюдается резкий минимум на темпе ратурной зависимости термодиффузии, который мы связываем с рассеянием фононов на флуктуациях магнитного параметра порядка, в то время как для состава La0.9 Sr0.1 MnO каких либо аномалий термодиффузии на всем исследованном температурном интервале не наблюдается.

Работа выполнена при поддержке РФФИ (проекты № 02-02-17895, 04-07-90011).

АНИЗОТРОПИЯ МАГНИТОСОПРОТИВЛЕНИЯ В МАНГАНИТАХ Гамзатов А.Г.1, Алиев А.М.1, Мельников О.В. 1) Институт физики ДагНЦ РАН, Махачкала, 367003, ул. М. Ярагского, 2) МГУ им. Ломоносова, 119899, Москва, Воробьевы горы E-mail: lowtemp@iwt.ru В данной работе приводятся резуль таты исследования магнитополевой и температурной зависимостей электро сопротивления манганитов Sm0.575 Sr0.425 MnO3 и La0.9 Ag0.1 MnO3 в полях до 26 кЭ. Часто для объясне ния транспортных свойств манганитов привлекают комбинированную модель двойного обмена [1, 2] с учетом элек Рис. 1: Магнитополевая и температурные зависимо- трон-фононного взаимодействия, сог сти анизотропии магнитосопротивления манганитов. ласно которой поведение электросопро Прерывистая линия – разность сопротивлений в поле тивления (Т) объясняется появлени при различных ориентациях поля и тока. ем неоднородного состояния выше TC.

Эта модель позволяет объяснить поведение (Т) при приближении к T C сверху. Ниже T C сопротивление падает из-за уменьшения магнитного вклада в рассеяние, а так же ослабления эффективного электрон-фононного взаимодействия.

Одним из следствий реализации такого сценария происхождения КМС в манганитах является анизотропия магнитосопротивления – продольное магнитосопротивление |/0 ||| (магнитное поле и ток параллельны друг другу) должно превосходить поперечное |/0 | (магнитное поле перпендикулярно току), с максимумом вблизи TC. Как видно из рисунка, для этих систем действительно наблюдается анизотропия магнитосопротивления. При приближении к TC, величина анизотропии магнитосопротивления растет (рис.1а), что и следует из данной модели развития КМС.

Работа выполнена при поддержке РФФИ (проекты № 02-02-17895, 04-07-90011).

1. Ю.А. Изюмов, Ю.Н. Скрябин. Модель двойного обмена и уникальные свойства манганитов. // УФН, 171, 121-148 (2001).

2. М.Ю.Коган, А.В.Клапцов, И.В.Бродский и др. Мелкомасштабное фазовое расслое ние и электронный транспорт в манганитах. // УФН, 173, 877-883 (2003).

ОСТАТОЧНОЕ ЭЛЕКТРОСОПРОТИВЛЕНИЕ РАЗБАВЛЕННЫХ СПЛАВОВ ПЕРЕХОДНЫХ МЕТАЛЛОВ НА ОСНОВЕ ФЕРРОМАГНЕТИКА Волошинский А.Н., Циовкин Ю.Ю., Гапонцев В.В., Устинов В.В.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: y.tsiovkin@imp.uran.ru Методом кинетического уравнения для многополосной модели проводимости выпол нен расчет остаточного электросопротивления (ОЭС) ряда разбавленных ферромагнитных сплавов без ограничений на величину интенсивности взаимодействия электронов прово димости с электрическими полями ионов примеси.

Рассматриваемая система электронов, рассеивающихся без переворота спина, но со вершающих s d переходы, описывается гамильтонианом:

1 ei kk,rn (n) Vl,l (n) El a+ al + Jn,k,k (n) S z a+ al.

H= ± l l N l n,l,l Квантовое число l включает индекс полосы проводимости j ( j = s, d), волновой вектор k и спиновый индекс ( = ± 2 ). El – периодическая (не рассеивающая) часть оператора полной энергии электрона, равная сумме кинетической энергии и энергий не флуктуиру ющих частей электрон–примесного и обменного взаимодействий. (n) –флуктуирующий множитель, случайным образом распределяющий примесные ионы по сплаву, Vl,l (n) –± разность потенциальных энергий в полях атомов растворителя и примеси, Jn,k,k (n) - раз ность s d – обменных интегралов на n – узле, S z – оператор z проекции спина на n – узле.

В результате решения кинетического уравнения в первом неисчезающем порядке по концентрации показано, что примесный вклад в ОЭС разбавленного ферромагнитного сплава определяется относительным избыточным зарядом, вызванным внедрением при месного иона. Величина этого заряда определяется как собственно избыточным зарядом примеси так и добавочным потенциалом, создаваемым деформацией решетки вследствие внедрения примесного иона. Показано, что значения ОЭС сплавов зависят не только от отношением плотностей состояний s и d полос, но и действительной частью функции Грина электрона проводимости матрицы–растворителя и являются линейной функцией квадрата модуля недиагонального по индексам полос элемента T –матрицы рассеяния.

Применение метода кинетического уравнения для многополосной модели проводимо сти позволяет при расчетах ОЭС ферромагнитных сплавов отказаться от использования, обычно вводимого в расчет дополнительного и весьма условного параметра теории, рав ного отношению сопротивлений в различных спиновых каналах проводимости [1, 2].

Вычисленные для ряда сплавов на основе Fe значения ОЭС сопоставляются с экспе риментальными данными.

Работа выполнена при поддержке гранта НШ–1380.2003.2.

1. Campbell A. I., Fert A., Transport properties of ferromagnets in ferro-magnetic materials, v.3, ed. E.P. Wohlfarth, Amsterdam: Noth-Holland, p.747-804 (1982) 2. Irkhin V.Yu., Irkhin Yu.P., JMMM, 164, 119-127 (1996) МОДЕЛИРОВАНИЕ ЭВОЛЮЦИИ ВЫДЕЛЕНИЙ В МНОГОКОМПОНЕНТНЫХ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ СПЛАВАХ Горбачёв И.И., Попов В.В.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219 Екатеринбург ул. С. Ковалевской, E-mail: gorbachev@imp.uran.ru, vpopov@imp.uran.ru Создан алгоритм, позволяющий моде лировать эволюцию ансамбля частиц вто рой фазы в многокомпонентном металли g(u) ческом сплаве при термической обработ 4 ке на всех стадиях с учётом возможности образования новых зародышевых центров.

3 Этот алгоритм является развитием числен ного метода, предложенного в [1].

2 При построении модели было сделано несколько допущений. Предполагалось, что 1 все выделения имеют сферическую фор му и постоянный состав, на межфазных 0 границах устанавливается локальное тер 0 1 2 u модинамическое равновесие, а массопере нос осуществляется объемной диффузией в матрице. Кроме того, не учитывалось вли Рис. 1: Распределения частиц VC по размерам яние упругих напряжений на условия ло после отжига при T = 900o C. в течение 50 кального равновесия и массоперенос в си часов. Гистограмма – экспериментальные дан- стеме.

ные. Пунктирная линия – без учёта зарождения, Распределение частиц по размерам за сплошная – с учётом. давалось гистограммой, в которой каждо му размерному классу частиц ставилась в соответствие доля частиц, попадающая в дан ный размерный интервал. Чтобы найти распределение частиц по размерам на новом вре менном слое необходимо знать скорость роста или растворения частиц каждого размерно го класса, для чего совместно решались термодинамические уравнения, уравнения диффу зии, и баланса масс. При решении уравнения диффузии использовалось квазистационар ное приближение и приближение среднего поля. Для учёта возможности возникновения новых зародышевых центров использовалась классическая теория зарождения, в соответ ствии с которой вычислялась скорость возникновения новых частиц и их радиус, который предполагался равным критическому. С учётом этого корректировалась объёмная доля фазы выделения и распределение частиц по размерам на новом временном слое.

Учёт зарождения важен в том случае, когда имеется значительное пересыщение рас твора фазы-матрицы. Это иллюстрирует рис.1, на котором показано сравнение распреде лений частиц по размерам после отжига, рассчитанных с учётом зарождения и без него с экспериментальными данными. Видно, что учёт зарождения позволяет более адекватно описывать поведение частиц.

Работа выполнена при поддержке фонда “MMK”, “AUSFERR” и “INTELS” (Проект № 11-03-02) 1. Попов В.В., Моделирование превращений карбонитридов при термической обработке сталей, Екатеринбург: УрО РАН (2003).

РАЗДЕЛЕНИЕВКЛАДОВ ЭФФЕКТОВ ЭЛЕКТРОН-ЭЛЕКТРОННОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ И СЛАБОЙ ЛОКАЛИЗАЦИИ В ПРОВОДИМОСТЬ ГЕТЕРОСТРУКТУР p GE/GE 1x SI x Арапов Ю.Г., Гудина С.В., Неверов В.Н., Харус Г.И., Шелушинина Н.Г.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: svpopova@imp.uran.ru В слабо неупорядоченных двумерных (2D)-системах (k f l 1) (l - длина свободно го пробега) при низких температурах оказываются существенными квантовые поправки к друдевской проводимости 0 = eh k f l двух типов: = WL +ee - вследствие интерферен ционных эффектов при рассеянии электронных волн на примесях (слабая локализация) WL и вследствие модифицированного беспорядком межэлектронного взаимодействия ee. Обе поправки логарифмически зависят от температуры.

Приложение магнитного поля позволяет разделить вклады от этих эффектов, т.к. каж дый из них обладает собственным характеристическим интервалом магнитных полей B.

Для WL характеристическим является поле B = h · (2eD )1 (D - коэффициент диф фузии, h - постоянная Планка, e - заряд электрона), которое определяется временем сбоя фазы электронной волны. Локализационный эффект практически полностью подав ляется в так называемом транспортном поле Btr = h · (2eD)1, когда магнитная длина становится меньше l. ee характеризуется полем Bint = kB T · (gµB )1 (g- фактор Ланде, µB - магнетон Бора, kB - постоянная Больцмана), когда магнитная длина становится меньше длины когерентности, и происходит смена типа полевой зависимости сопротивления с па раболического на логарифмический. В данном исследовании была поставлена задача: на основе современных теоретических представлений построить схему разделения вкладов в проводимость от явлений слабой локализации и электрон-электронного взаимодействия и получить значения параметров, характеризующих данные эффекты в наших образцах.

Для обработки взяты экспериментальные зависимости компонент тензора сопротив ления – продольного сопротивления xx и холловского сопротивления xy от магнитного поля 0 B 2T при фиксированных температурах 0.2 T 4.2K для многослойных гете роструктур p Ge/Ge1x S i x с концентрацией носителей p = 2.4 1011 cm2. Как при B = 0, так и в конечных полях (T ) подчиняется логарифмическому закону, что свидетельствует о присутствии вкладов квантовых поправок. В магнитных полях вплоть до c = 1 на блюдается отрицательное магнитосопротивление, которое, начиная с некоторого значения 2 ee B, пропорционально B2, что соответствует выражению xx (B) = 0 + [1(µB)2 ]·, получен ному из известных соотношений между компонентами тензоров и и их зависимостей от B, и свидетельствует о доминировании вклада ee и подавлении поправки WL при B Btr. Это позволило нам разделить вклады от межэлектронного взаимодействия и сла бой локализации сначала в нулевом магнитном поле и определить здесь такие параметры этих эффектов как характеристические поля, константу взаимодействия F, время и его зависимость от температуры, а затем построить зависимости WL (B) и ee (B). В соответствие с теоретическими представлениями поправка от локализации уменьшается как с ростом B, так и T, а вклад от электрон-электронного взаимодействия зависит лишь от отношения B/T, что позволило нам определить значение g-фактора Ланде.

Работа выполнена при поддержке: РФФИ, гранты 02-02-16401, 04-02-16614;

CRDF и Министерства образования и науки РФ, грант Y1-P-05-14 (Ek-05 [X1]);

УрО РАН, грант для молодых ученых;

программы РАН “Низкоразмерные квантовые гетероструктуры”.

СТРУКТУРАСПЛАВА ZR-ZN, СИНТЕЗИРОВАННОГО ИЗ ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ПОРОШКОВ ПУТЕМ ИНТЕНСИВНОЙ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ ПОД ДАВЛЕНИЕМ Добромыслов А.В., Долгих Е.К., Пилюгин В.П., Треногина Т.Л.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, В настоящее время достаточно хорошо изучены особенности формирования структуры сплавов титана и циркония с различными d-металлами, полученными как после быст рой закалки из жидкого состояния, так и с помощью механического легирования.


В то же время нет никаких сведений о структуре сплавов титана и циркония с металлами II группы периодической системы элементов. Вместе с тем изучение структуры таких сплавов представляет большой интерес для установления общих закономерностей форми рования метастабильных, аморфных и нанокристаллических состояний. В данной работе была поставлена задача синтезировать сплавы системы Zr-Zn из элементарных порошков циркония и цинка путем интенсивной пластической деформации под давлением и изучить структуру синтезированных сплавов. Для приготовления таких сплавов смесь порошков нужного состава со средним размером порошинок -50 мкм помещали между наковальня ми Бриджмена и при давлении 3 ГПа путем вращения одной наковальни относительно другой осуществляли синтез. Полученные образцы имели форму дисков диаметром - мм и толщиной 0,1-0,2 мм. Количество оборотов варьировалась от 1 до 10. Изучение структуры сплавов проводили методами рентгеноструктурного анализа, просвечивающей электронной микроскопии и измерением микротвердости.

Изучение структуры образцов, полученных из элементарных порошков циркония и цинка путем интенсивной пластической деформации под давлением 3 ГПа, показывает, что сплавы Zr-Zn с составами, близкими к эквиатомному составу, находятся в аморф ном состоянии. Характерной особенностью структуры синтезированных сплавов является присутствие в них фазы высокого давления. В работе также приводятся данные об особен ностях изменения структуры синтезированных сплавах системы Zr-Zn после различных термических обработках при более высоких температурах.

ЭЛЕКТРОННОЕ СТРОЕНИЕ ПРОДУКТОВ ТЕРМОЛИЗА АНТИМОНАТОВ Захарьевич Д.А., Попов А.Е.

Челябинский государственный университет, 454021, Челябинск, ул. Бр. Кашириных, E-mail: dmzah@csu.ru Смешанные оксиды сурьмы со структурой типа пирохлор обладают высокой прово димостью по различным катионам (H +, Ag+, K + ) в широком температурном интервале.

Это позволяет использовать их в качестве электролитов в различных электрохимиче ских устройствах, основой которых является ячейка, состоящая из электролита и двух электродов. Одной из проблем, возникающей при создании электрохимических устройств такого типа является термическая и химическая совместимость материалов электродов и электролита. Кроме того, если основным требованием к электролиту является высокая ионная проводимость и отсутствие электронной, то электродные материалы должны иметь относительно высокие значения как ионной, так и электронной проводимости. Одним из способов решения этих проблем является использование в качестве материалов элек тродов и электролита соединений, близких по химическому составу и соответствующих одному структурному типу.

В связи с этим нами было исследовано электронное строение соединений со структу рой пирохлора, образующихся при термолизе кристаллической полисурьмяной кислоты и ее производных (антимонатов). Неизменным в структуре этих соединений является кар кас решетки, построенный из S bO6/2 -октаэдров, соединенных вершинами. При нагреве кристаллической полисурьмяной кислоты (ПСКК) S b2 O5 · nH2 O до температуры 1200 К этот каркас сохраняется, несмотря на существенное изменение состава (потеря массы до стигает 20% от массы конечного продукта - S b6 O13 ) [1]. Поэтому в качестве модельного объекта были выбраны пять фаз, образующихся при термолизе ПСКК.

Проведены измерения оптических спек, эВ № фазы Состав a, A тров поглощения и теоретические расчеты ПСКК H2 S b2 O6 · H2 O 10.340 2, зонной структуры фаз по методике [2]. Ос 2 10.221 2, H1,5 S b2 O5, новные результаты сводятся к следующе 3 10.080 2, H0,4 S b2 O5, му (таблица). Ширина запрещенной зоны 4 10.284 2, H0,2 S b2 O4, практически не зависит от заполнения по 5 10.302 2, S b2 O4, лостей и каналов пирохлорной структуры.

Наблюдается корреляция изменений параметра элементарной ячейки и ширины запре щенной зоны. Расчеты показали, что ширина запрещенной зоны продуктов термолиза ПСКК определяется взаимодействием электронных орбиталей атомов сурьмы и кислорода, входящих в состав октаэдров, принадлежащих каркасу решетки. В докладе обсуждают ся возможности управления электронными свойствами антимонатов путем модификации каркаса.

1. Klestchov D.G., Burmistrov V.A., Sheinkman A.I., Pletnev R.N., J. Solid State Chem., 94, 220 (1991).

2. Y.X.Wang, W.L. Zhong, C.L. Wang, P.L. Zhang, Solid State Communs., 120, (2001).

НЕЛИНЕЙНАЯ ДИНАМИКА ПОВЕРХНОСТИ РАЗДЕЛА ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ЖИДКОСТЕЙ В НОРМАЛЬНОМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ Зубарев Н.М.

Институт электрофизики УрО РАН, 620016, Екатеринбург, ул. Амундсена, E-mail: nick@ami.uran.ru В пределе сильного внешнего вертикального электрического поля дисперсионное со отношение для волн на поверхности раздела двух диэлектрических жидкостей принимает простой вид: 2 c2 k2, где c - постоянная, зависящая от параметров задачи [1]. В дис персионном соотношении можно тогда выделить две ветви: = ±ick. Для одной ветви малые периодические возмущения поверхности экспоненциально нарастают с характер ными временами (ck)1, а для другой - затухают. В таком случае на линейной стадии развития неустойчивости можно ограничиться рассмотрением лишь одной, нарастающей, ветви, что существенно упрощает задачу описания эволюции поверхности. Нарастание возмущений поверхности неизбежно приводит систему в состояние, когда ее эволюция определяется нелинейными процессами. А тогда, в случае общего положения, разделение на ветви становится невозможным.

В настоящей работе показано, что, в частном случае, когда отношение проницаемостей жидкостей обратно пропорционально отношению их плотностей, выделение в уравнениях движения отдельных ветвей все же возможно (осуществляется режим движения жидко стей, при котором потенциалы скорости и электрического поля функционально связаны).

Это позволяет, ограничиваясь рассмотрением нарастающей ветви, в два раза уменьшить число уравнений, описывающих эволюцию границы.

Как оказалось, в пределе малого отношения плотностей жидкостей редуцированные уравнения совпадают с хорошо известными уравнениями описывающими так называемый процесс лапласовского роста - движение границы раздела со скоростью, прямо пропор циональной нормальной производной некоторого гармонического скалярного поля (потен циала электрического поля в нашем случае) [2]. Для нас важно, что для уравнений лаплпсовского роста известно весьма значительное число их точных нетривиальных ре шений (см. [3] и ссылки там), описывающих эволюцию поверхности раздела вплоть до формирования “пальцев” и заостренных лунок.

Данная работа выполнена при поддержке Фонда некоммерческих программ “Династия” и Международного центра фундаментальной физики в Москве.

1. Melcher J.R., Field-Coupled Surface Waves, MIT Press, Cambridge, MA (1963).

2. Полубаринова-Кочина П.Я., ДАН СССР, XLVII, 254 (1945).

3. Mineev-Weinstein M.B., Dawson S.P., Phys. Rev. E, 50, R24 (1994).

РАВНОВЕСНЫЕ КОНФИГУРАЦИИ ЗАРЯЖЕННОЙ ПОВЕРХНОСТИ ПРОВОДЯЩЕЙ ЖИДКОСТИ ПРИ КОНЕЧНОМ МЕЖЭЛЕКТРОДНОМ РАССТОЯНИИ Зубарева О.В., Зубарев Н.М.

Институт электрофизики УрО РАН, 620016 Екатеринбург, ул. Амундсена, E-mail: olga@ami.uran.ru Известно, что плоская поверхность проводящей жидкости становится неустойчивой в достаточно сильном электрическом поле [1]. Неустойчивость индуцируется кулоновскими силами, в то время как капиллярные силы играют стабилизирующую роль. Для понима ния основных закономерностей поведения системы важно иметь представление о том, при каких условиях возможна и при каких принципиально невозможна взаимная компенсация этих сил. Это определяет необходимость анализа возможных равновесных конфигураций заряженной поверхности жидких электродов.

В работе [2] было дано точное решение задачи о равновесной конфигурации поверхно сти проводящей жидкости во внешнем однородном электрическом поле, что, применитель но к анализу возможных конфигураций жидких электродов, соответствует формальному пределу бесконечного межэлектродного расстояния. В основе указанной работы лежа ла выявленная аналогия с задачей о прогрессивных капиллярных волнах на свободной поверхности глубокой идеальной жидкости, решенной Креппером [3]. Уравнения для дву мерного потенциала электрического поля и, соответственно, для функции гидродинами ческого тока совпадают с точностью до замен.

В настоящей работе продемонстрировано, что, распространяя эту аналогию на случай конечного расстояния между электродами и, для капиллярных волн, случай жидкости конечной глубины, можно построить точные решения обсуждаемой электростатической задачи в ограниченной геометрии [4]. Соответствующие решения для прогрессивных ка пиллярных волн были найдены в работе [5]. Важным отличием нашего анализа от анализа Киннерсли является принципиально иная параметризация решений. Если в гидродинами ческой задаче основным управляющим параметром являлась фазовая скорость волны, то в нашем случае ее аналог лишен какого-либо физического смысла. Для электростатической задачи управляющими параметрами являются разность потенциалов и межэлектродное расстояние.

Исследование полученных решений позволит нам в дальнейшем качественно исследо вать равновесные конфигурации на устойчивость и сформулировать ряд критериев взрыв ной роста возмущений заряженной поверхности жидкого электрода.

Работа выполнена при поддержке Президента РФ (проект МК-2149.20042) и Фонда содействия отечественной науке.

1. Френкель Я.И., ЖЭТФ, 6, 343 (1936).

2. Зубарев Н.М., ЖЭТФ, 116, 1990 (1999).

3. Crapper G.D., J. Fluid Mech., 2, 532 (1957).

4. Зубарев Н.М., Зубарева О.В., Письма в ЖТФ, 30 (21), 39 (2004).

5. Kinnersley W., J. Fluid Mech., 77, 229 (1976).

МОДЕЛЬ “РОСТА ВОРОНОГО – ДЕЛОНЕ ЛЬДА” И МЕТОД Зыков С.А.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: Serg@imp.uran.ru Модель “роста льда” или, иными словами роста новой фазы, может быть полезна при исследовании влияния геометрических факторов, влияющих на свойства системы в переходном состоянии. Название модели произошло от наиболее легко наблюдаемого процесса неравновесного фазового перехода – образования снежинок из тумана.


Характерным свойством среды, к которой обычно можно применить модель, является нестабильность ее исходного состояния. Предполагается, что, например, для кристалли зации вещества недостает лишь небольшого случайного фактора – примеси, флуктуации температуры или другой локально не контролируемой величины. Таким фактором мо жет быть, в том числе, и образование области новой фазы в близлежащем пространстве.

Другим примером, где применима модель, может служить образование доменов в сегне тоэлектриках. В этом примере фактором, влияющим на переход в сегнетоэлектрическое состояние, является не только температура, но и электрическое поле.

Математически модель формулируется следующим образом. В ограниченном простран стве (в трехмерном или на плоскости) заданы центры “роста кристаллов” – трехмерных или, соответственно, двумерных областей. Каждому центру сопоставляется время его “рождения” – время, начиная с которого область начинает расти. Увеличиваясь в разме рах, области могут срастаться, образовывая кластеры. В рамках модели предполагается, что законы роста каждой отдельной области (зародыша) известны. Задача состоит в на хождении геометрических параметров “закристаллизовавшегося” пространства. Обычно в качестве исходных данных даны не координаты центров, а их вероятностное распределе ние. Тогда в качестве результата также ожидаются статистические характеристики.

Задача может показаться тривиальной. Действительно, если известен закон роста “за родышей”, то, следовательно, известен и закон движения их границ. Зная же располо жение границ, нетрудно, казалось бы, определить и параметры внутренних областей, в том числе их размеры. Показать, что это не так, можно рассматривая систему в окрест ности времени перколяции – момента, когда максимальный кластер достигает границ образца.

При этом скорость объединения “кристаллов” (ед/сек) возрастает сингулярным обра зом, а границы кластеров приобретают фрактальную структуру. На рис. 1 приведен при мер случайного распределения “кристаллов” квадратной формы в такой момент. Видно, что почти все они объединены в один кластер, граница которого имеет сильно изрезанную форму.

Рост фрактальных объектов описывается, как известно, иными законами, чем рост границ отдельных кристаллитов. Кроме того, фрактальная размерность, как границ, так и самих кластеров существенно меняется в окрестности времени перколяции. Фрактальный вид границы кластера в критической точке показывает, что для исследования динамики границы или, иначе говоря, “кинетики фазового перехода” (см., например, [1]) непригодны обычные волновые уравнения.

В представляемом обзоре рассмотрены различные подходы к исследованию в модели “роста льда”.

1. Для некоторых характеристик интегрального вида можно вывести дифференциаль ные уравнения в рамках модели Колмогорова - Аврами. Например долю “закристалли зовавшегося” объема новой фазы в зависимости от времени можно рассчитать вычисляя вероятность “кристаллизации” вещества в фиксированной точке пространства [2]:

V(t) = 1 exp Vindep (t), V где Vindep обозначает объем, который занимали бы кристаллиты, если бы они не пере секались. Часто в эксперименте можно наблюдать не сам объем, а его производную V (t) = Vindep (t) exp Vindep (t), определенную, например, потоком тепла при кристаллизации или током переключения в сегнетоэлектриках.

Другой важной характеристикой, вычисля емой точно в модели Колмогорова - Аврами, является длина границ всех кластеров в образ це. В физической химии она может определять скорость протекания реакции.

2. К сожалению, кинетику многих парамет ров модели не удается получить точно и при ходится применять компьютерное моделирова ние, которое, безусловно, намного менее эф фективно. Для нахождения, например, распре деления кластеров по объемам, необходим бо лее подробный анализ. Одним из наиболее эф фективных методов моделирования является применение построения Делоне, которое он предложил в своих работах, посвященных тео рии чисел. Несмотря на то, что в исходном ва рианте метод применим только к модели сфери ческих “кристаллитов” зародившихся одновре Рис. 1: Случайное распределение зароды- менно, его можно обобщить на ряд практиче шей в форме квадратов. Постоянная эффек- ски важных случаев.

Метод пустой сферы Делоне [3] заключает тивная скорость зародышеобразования.

ся в построении связей между центрами нукле ации, через которые можно провести сферу, не содержащую внутри себя других центров (см. рис. 2 для двумерного случая).

Эти связи образуют разбиение пространства на симплексы Делоне. Статистические же параметры кластеров можно получать затем из параметров симплексов. Действительно, как видно из рисунка, рост центрального кристаллита на рис. 2 блокируется только теми его соседями, с которыми установлены связи в триангуляции Делоне.

Применение алгоритма триангуляции Делоне показало его крайне высокую эффективность – время счета порядка O(N), где N – число центров. Кроме того, в последнее время появились работы (см., например, [4]), в которых проводится теоретический анализ статистически параметров симплексов Делоне.

В заключение отметим кратко проблемы, решение которых продолжается или остается открытым: учет краевых условий в модели Колмогорова, обобщение метода Делоне на случай несфе рических “кристаллитов”, вырождения в триангуляции Делоне, точные решения для числа кластеров, их распределений по объ- Рис. 2: Построение три ангуляции Делоне емам, линейным размерам и др.

Работа частично поддержана грантом РФФИ N02-01-00100.

1. V.Ya. Shur, S.A. Negashev, A.L. Subbotin, E.B. Blankova, E.A. Borisova and S.A. Zykov, Evolution of morphology during thermal annealing of amorphous ferroelectric films, Abstracts of 1st European Meeting on Integrated Ferroelectrics, Nijmegen, the Nether lands, July 3-5, 1995.

2. А.Н. Колмогоров, Бюлл. АН СССР, Т. 3, 1937, С. 355.

3. B.N. Delauney, Sur lasphere vide, Proc. Of the Int. Math. Congress in Toronto, Aug.

11-16, 1924.

4. L. Muche, J.Stat.Phys. V. 84(1-2), 1996, P.147.

МАГНИТНЫЕ СВОЙСТВА ДИСЕЛЕНИДА ТИТАНА, ИНТЕРКАЛИРОВАННОГО ГАДОЛИНИЕМ Ильясова Е.М.

Уральский государственный университет им. Горького, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина, В настоящее время имеется значительное количество информации о так называемых ин 0. 0. теркалатных соединениях на основе дихалько x=0. c, cm /g 0. генидов титана. Изучено влияние на физиче ски свойства интеркаляции щелочных метал 0. 0. c, cm /g лов, 3d-элементов [1,2]. В частности, имеют 0. 0 10 20 ся данные, что при интеркаляции последними T, K 0. возможна реализация в таких материалах ши x=0. рокого спектра магнитных состояний от спин x=0. x=0. x=0. стекольного до магнитоупорядоченного [1,3]. В x=0. x=0. 0. связи с этим представляется интересным изу 100 150 200 250 300 T, K чение влияния интеркаляции редкими земля ми, значение магнитного момента у которых Рис. 1: Температурные зависимости магнит- более высокое, а недостроенная магнитоактив ной восприимчивости соединений Gd x TiSe2 ная 4f-оболочка экранирована замкнутыми с различным содержанием гадолиния. внешними электронными оболочками от влия ния соседних атомов.

Настоящая работа посвящена экспериментальному исследованию магнитных свойств системы Gd x TiSe2 (0 x 0.5) в области температур 80–300 К. Исходное соедине ние TiSe2 является парамагнетиком Паули с величиной магнитной восприимчивости при комнатной температуре 5.2 ·107 cm3 /g. Интеркаляция гадолиния приводит к росту ве личины магнитной восприимчивости. Все образцы в исследованной температурной об ласти демонстрируют типично парамагнитное поведение, и температурные зависимости восприимчивости удовлетворительно подчиняются закону Кюри-Вейсса (рис.1). Величи на эффективного магнитного момента иона гадолиния, полученная из этих зависимостей, практически не зависит от состава соединений и составляет 8.0±0.2 µB, что соответствует свободному состоянию иона Gd3+. В то же время величина параметра Вейсса () имеет незначительную величину порядка нескольких градусов для всех изученных соединений.

Дополнительно для состава x = 0.1 проведены измерения магнитной восприимчивости в интервале температур 2–300 К на СКВИД-магнитометре MPMS в центре магнитомет рии Института физики металлов УрО РАН. На температурной зависимости восприимчиво сти данного образца обнаруживается максимум при температуре Т = 9 К (рис.1, вставка).

Полевая зависимость, полученная при Т = 2 К не является обратимой, наблюдается слабо выраженная петля магнитного гистерезиса.

1. V.G. Pleschov, N.V. Baranov, A.N. Titov, K. Inoue, M.I. Bartashevich, T. Goto, J.

Alloys Compd. 320, 13 (2001) 2. V.I. Maksimov, N.V. Baranov, V.G. Pleschov, K. Inoue, J. Alloys Compd. 384, (2004) 3. M. Inoue, H.P. Hughes, Adv. Phys. 38, 565 (1989) СРАВНЕНИЕ МЕТОДА РЕГУЛЯРИЗАЦИИ И МЕТОДА НЕЛИНЕЙНОЙ МИНИМИЗАЦИИ ПРИ ИССЛЕДОВАНИИ ЛОКАЛЬНОЙ АТОМНОЙ СТРУКТУРЫ АКВАИОНОВ CM 3+ И AM 3+ Каменский И.Ю.1, Функе Х.2, Бабанов Ю.А. 1) Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: kamensky@imp.uran.ru 2) Институт радиохимии, Федеральный центр Роззендорф, Дрезден, Германия E-mail: funke@esrf.fr При решении ряда экологических задач необходимо знание структуры комплексных соединений, в виде которых радиоактивные металлы (в частности, кюрия и америция), могут содержаться в водных средах. Известно, что в водных растворах с кислотной средой ионы актинидов гидратируются с образованием аквакомплексов. Параметры локальной атомной структуры акваионов можно получить, используя метод рентгеновской спектро скопии поглощения (EXAFS-спектроскопии). В работах [1,2] значения координационных чисел кюрия и америция в комплексных ионах [Cm(H2 O)n ]3+ и [Am(H2 O)n ]3+ были опре деленны по результатам EXAFS-исследований методом нелинейной минимизации. В на стоящей работе аналогичная структурная информация была получена с использованием регулярного алгоритма.

Преимущество метода регуляризации в том, что он не требует использования какой либо структурной модели. Однако регулярное решение обратной задачи существенно за висит от значения параметра регуляризации. Оптимальное значение параметра регуля ризации можно определить по максимуму кривизны L-кривой [3]. В работе применялся данный алгоритм при решении обратной задачи EXAFS-спектроскопии [4].

Измерение спектров L3 R [A] 2 · 103 [A2 ] Образец Метод N краёв поглощения водных Регуляризация 2.45 8.0 9. растворов Cm3+ и Am3+ Cm3+ Минимизация [1,2] 2.46 7.5 8. проводилось на линии Регуляризация 2.46 10.2 10. Am3+ ROBL в Европейском син Минимизация [1,2] 2.47 9.3 9. хротронном центре ESRF Таблица 1: Межатомные расстояния R, координационные числа N (Гренобль, Франция).

2, полученные из экспериментальных Спектры снимались в гео и факторы Дебая-Валлера метрии на прохождение EXAFS данных.

при комнатной температу ре. Концентрация актинидов в водном растворе 1М HClO4 составляла 1·103 моль/литр.

Высокая концентрация актиноида в полученных образцах необходима для уменьшения шума EXAFS спектра, для более точного определения длины связи и координационных чисел акваионов. Рассчитывалась только парная корреляционная функция актинид – кис лород, из которой определялись параметры первого пика. Полученные значения координа ционных чисел и межатомных расстояний (таблица 1) сравнивались с данными получен ными ранее в работах [1,2]. Сделан вывод, что результаты обоих методов дают близкие по значению результаты, однако при использовании регулярного алгоритма точность опре деления значительно выше, поскольку использование L-кривой повышает достоверность регулярного решения.

1. Allen P.G., Bucher J.J., Shuh D.K., Edelstein N.M., Craig I., Inorg. Chem. 39, (2000).

2. Funke H., Stumpf T., Rossberg A., Hennig C., Reich T., Lecture (Conference): Jornees des Actinides, Ein-Gedi, Israel, (2002).

3. Hansen P.C., Southampton: WIT Press. (2001).

4. Kunicke M., Kamensky I.Yu., Babanov Yu.A., Funke H., Physica Scripta, in press.

(2004).

ИССЛЕДОВАНИЕ NI-AL СТРУКТУРНОГО СОСТОЯНИЯ КЛАСТЕРОВ СПЛАВА МЕТОДОМ МОЛЕКУЛЯРНОЙ ДИНАМИКИ Карькин И.Н., Горностырев Ю.Н.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: ilya@espb.ru Методом молекулярной динамики исследовано формирование структурного состояния кластеров сплава Ni-Al при охлаждении с использованием многочастичных потенциалов межатомного взаимодействия [1]. Охлаждение кластеров проводились путем ступенчато го изменения температуры со скоростью 3*1010 К/сек (как показано в [2], такая скорость охлаждения достаточна для осуществления структурных перестроек в кластерах с чис лом атомов N 200). Кинетика структурных изменений была изучена для кластеров с “магическими” числами атомов N=55 и 147, для которых особенности влияния состава на структурное состояние проявляются наиболее отчетливо.

Результаты компьютерного моделирования показали, что набор структурных состоя ний в кластерах сплава Ni1x Al x изменяется с увеличением концентрации Al. В области составов, обедненных алюминием, X 0.45, реализуется икосаэдрическая конфигурация так же, как и в кластерах чистого Ni [2];

при увеличении содержания Al сначала об разуется аморфноподобная, а затем – политетраэдрическая структура. Такое изменение структуры кластеров с концентрацией обусловлено сильным Ni-Ni и сравнительно слабым Al-Al взаимодействием атомов основного компонента сплавов. Таким образом, различные морфологические типы могут быть реализованы в одном сплаве при изменении состава.

Для сплавов с высокой объемной долей Al обнаружен ярко выраженный сегрегаци онный эффект, который сопровождается вытеснением атомов алюминия на поверхность кластера. Эффект вытеснения атомов Al на поверхность проявляется уже при температуре Т=1200К, которая на 200-300К выше температуры превращения из жидкого в твердое со стояние. При Т=0К все поверхностные атомы являются Al. Качественно различие между богатыми Ni и богатыми Al кластерами обусловлено различием в потенциальной энергии этих двух типов кластеров. Энергия чисто Al кластера (Epot=-2.84eV/at) выше, чем чисто Ni кластера (Epot=-3.70 eV/at), поэтому повышение энергии (за счет оборванных связей) будет меньше при выходе на поверхность атомов Al. Для кластеров с большой концентра цией атомов Ni наблюдается скорее сепарация атомов Al к периферии в пределах каждой из икосаэдрических оболочек.

Для характеристики процессов упорядочения были рассмотрены параметры ближнего порядка для 1-ой и 2-ой координационных сферах. Наиболее низкоэнергетическому со стоянию кластеров с икосаэдрической структурой, которое достигается при охлаждении, соответствует состояние, в котором химический атомный порядок отсутствует. В богатых Al сплавах наблюдается тенденция к упорядочению разноименных атомов в 1-ой коорди национной сфере и одноименных атомов – во 2-ой координационной сфере. Различие в поведении икосаэдрических и политетраэдрических конфигураций кластеров обусловле но, во многом, кинетическими факторами. При охлаждении кластеров с икосаэдрической конфигурацией ниже температуры плавления не происходит перемешивания атомов, тогда как в политетраэдрических конфигурациях процесс обмена атомов местами происходит при температурах на 200-300 ниже температуры плавления.

1. Voter A.F. and Chen S.P, Mat. Res. Soc. Symp. Proc., 82, 175 (1987).

2. Горностырев Ю.Н., Карькин И.Н. и др, ФММ, 96 (2003).

ТЕМПЕРАТУРНАЯ И МАГНИТОПОЛЕВАЯ ЗАВИСИМОСТИ КОЭФФИЦИЕНТА ХОЛЛА В ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ p Ge/Ge1x Six Карсканов И.В.1,2, Неверов В.Н.1, 1) Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, 2) Уральскийгосударственный университет, 620083, Екатеринбург, пр. Ленина E-mail: karskanov@mail.ru В данной работе проведены исследования зави симости продольного и поперечного магнитосопро H=0.1 H=0.5 H=1. H=1.5 H=2.0 H=2. тивления от магнитного поля до 3Тл и температу ры в интервале от 1.8 до 4.2K в многослойной гетероструктуре p Ge/Ge1x S i x с концентрацией p = 1.6 · 1011 cm2 и подвижностью µ p = 4 · 103 cm2 /V s.

RH, Ohm/T Во всем интервале температур наблюдается поло жительное магнитосопротивление, резко усилива ющиеся при понижении температуры. Коэффици ент Холла RH монотонно возрастает с увеличени ем магнитного поля и логарифмически зависит от температуры (рис. 1). Такое поведение тензора маг 2 3 4 нитосопротивления можно объяснить в представле T, K (logarithmic-scale) ниях о явлениях слабой локализации и электрон электронного (e-e) взаимодействия.

Рис. 1: Зависимости коэффициента e-e взаимодействие дает вклад только в продоль Холла исследуемого образца от лога- ную компоненту тензора магнитопроводимости xx рифма температуры при различных зна и не действует на поперечную компоненту xy. Эф чениях магнитного поля.

фекты слабой локализации влияют на обе компо ненты. При обращении тензора магнитопроводимости в тензор магнитосопротивления получается, что эффекты слабой локализации проявляются только в продольном маг нитосопротивлении xx, а e-e взаимодействие влияет на весь тензор, причем они связаны соотношением:

RH ee = 2, (1) xx RH где RH = xx /B, а вклад электрон-электронного взаимодействия дается формулой:

kB T F gµB B e2 ee (B, T ) = ), (2) 1 F ln G( 22h 4 h kB T здесь F – параметр е-е взаимодействия;

G(x) – известная функция, описывающая ПМС за счет зеемановского расщепления уровней энергии электронов, gфактор для 2D-дырочного газа при F 0 g = 6, где (= 3.4 для Ge) – параметр Латтинжера.

Выражение (2) дает логарифмическую зависимость коэффициента Холла с температу рой, и кривые магнитосопротивления зависят лишь от отношения V/T, что нами также наблюдалось.

Работа выполнена при поддержке РФФИ, гранты № 02-02-16401, 04-02-16614, в рам ках программы РАН “Низкоразмерные квантовые гетероструктуры”, CRDF и Минобрна уки РФ, грант Y1-P-05-14 (Ek-005 [X1]), грант УрО РАН для молодых ученых.

НОВЫЙПОДХОД В ОПРЕДЕЛЕНИИ ЛОКАЛЬНОЙ АТОМНОЙ СТРУКТУРЫ В МНОГОКОМПОНЕНТНЫХ СИСТЕМАХ ПО ДАННЫМ EXAFS-СПЕКТРОСКОПИИ Каменский И.Ю., Кирьянов С.А., Бабанов Ю.А.

Институт физики металлов УрО РАН, 620219, Екатеринбург, ул. С. Ковалевской, E-mail: kiryanov@imp.uran.ru Известны трудности, возникающие в определении парциальных парных корреляцион ных функций для многокомпонентных систем. Они связаны не только с методами обра ботки экспериментальных данных, но и с необходимостью проведения ряда независимых экспериментов. Задача становится практически не разрешимой для трех-, четырех- и т.д.

компонентных систем. Действительно, в случае трехкомпонентной системы требуются данные N=n*(n+1)/2=6 экспериментов, в случае четырехкомпонентной системы – дан ные 10 экспериментов и т.д. Это заставляет искать другие пути получения структурной информации. Можно отказаться от получения всей необходимой структурной информа ции и ограничиться только частью ее, например, получением сведений о парциальных межатомных расстояниях, но при этом снять ограничение на число компонент в сплаве.

Данный алгоритм для K-спектров поглощения был предложен около 20 лет назад в работе [1]. В настоящей работе метод получил новое развитие в модификации алгоритма – стало возможным получать больше структурной информации – не только межатом ные расстояния, но и координационные числа и факторы Дебая-Валлера. Улучшенный алгоритм реализован в виде программы на языке FORTRAN. Проведены расчеты для K спектров поглощения модели кристаллического ZnBr2. Алгоритм показал высокий уровень устойчивости и хорошую воспроизводимость результатов.



Pages:   || 2 | 3 |
 





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

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