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 | 4 | 5 |   ...   | 7 |
-- [ Страница 1 ] --

Министерство образования Республики Беларусь

УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ

«ГРОДНЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

ИМЕНИ ЯНКИ КУПАЛЫ»

ФИЗИКА

КОНДЕНСИРОВАННОГО

СОСТОЯНИЯ

Тезисы докладов

XI Республиканской научной конференции

студентов, магистров и аспирантов

23-25 апреля 2003 г.

Беларусь, Гродно

Гродно 2003

УДК 593.1(093)

ББК 22.3

Ф50

Рецензенты: доктор юридических наук, профессор МВД Республики Беларусь Б В.Б.Шабанов;

профессор кафедры уголовного права и криминологии ГрГУ, кандидат юридических наук, доцент, психолог Г.Г.Шиханцов.

Рекомендовано советом юридического факультета ГрГУ им. Я. Купалы.

Зорин Г.А.

Криминалистическая рефлексия в процессах расследования, З 86 обвинения и защиты: Учеб. пособие / Г.А.Зорин. – Гродно: ГрГУ, 2003. – 109 с.

ISBN 985-417-445-Х.

Излагаются вопросы оптимизации следственных действий, основанных на ак тивном использовании высокоинтеллектуальных процессов в расследовании, обви нении и защите.

УДК ББК ISBN 985-417-445-Х. © Зорин Г.А., Micha Zakrzewski, Krzysztof Zalewski Politechnika Biaostocka Wydzia Mechaniczny Studenckie Koo Naukowe Mechaniki i Informatyki Stosowanej (Biaystok, Polska) bazek@pb.bialystok.pl (opiekun dr in. Andrzej Werner, dr in. Bazyli Krupicz) ZASTOSOWANIE WSPRZDNOCIOWEJ TECHNIKI POMIAROWEJ I SYSTEMW CAD/CAM W PROCESIE ODTWARZANIA OBIEKTW PRZESTRZENNYCH W dzisiejszych czasach coraz wiksz uwag przywizuje si do jakoci, ergonomii i estetyki produktu. Zastosowanie w przemyle pomiarw wsprzdnociowych i systemw CAD/CAM odgrywa tu znaczc rol. Istnieje moliwo zintegrowania obu tych technik, co znacznie wpywa na atwo i czas projektowania.

Maszyny wsprzdnociowe wykorzystywane s dzi na szerok skale, stanowi czsto integraln cz caego parku maszynowego firmy.

Zastosowanie tego typu maszyn nie ogranicza si jedynie do kontroli jakoci, lecz take do szczegowych pomiarw detali o nieznanych ksztatach. Jednym z obszarw zastosowa wsprzdnociowej techniki pomiarowej jest proces inynierii odwrotnej. Przykadem tego procesu jest wykonywanie kopii uszkodzonej bd zniszczonej czci maszyny, ktrej dokumentacja techniczna nie jest w peni kompletna.

Realizacja procesu inynierii odwrotnej (reverse engineering) wykorzystujcego pomiary wsprzdnociowe skada si z nastpujcych etapw:

1. pomiary z wykorzystaniem wsprzdnociowej maszyny pomiarowej, 2. modelowanie geometryczne z wykorzystaniem systemu CAD, 3. tworzenie odpowiedniej dokumentacji technicznej (rysunki wykonawcze itp.) 4. opracowanie technologii wytwarzania odtwarzanego obiektu z wykorzystaniem systemw CAD/CAM i obrabiarek sterowanych numerycznie, W proponowanej przez nas pracy przedstawione zostan moliwoci poczenia: wynikw pomiarw uzyskanych na wsprzdnociowych maszynach pomiarowych i systemw CAD, oraz wykorzystania ich w dalszym procesie wytwarzania. Zaprezentowany zostanie sposb otrzymywania i rodzaj danych dotyczcych pomiarw a w dalszej kolejnoci ich wykorzystanie do uzyskania trjwymiarowego geometrycznego obiektu. Opisane zostan metody tworzenia geometrii wykorzystywane zarwno w systemach pomiarowych jak i CAD-owskich.

W kocowej czci referatu przedstawiona zostanie praktyczna realizacja procesu odtwarzania obiektw dwu i trjwymiarowych.

Spis literatury 1. Szewczyk J., Historia i przyszo CAD //CADCAM Forum. – 2000.– № 3. – 2000 – S. 23- 2. Skoud B., Komputerowo zintegrowane wytwarzanie, Wydawnictwo Politechniki lskiej, Gliwice, 1997.

3. Tarnowski W., Podstawy projektowania technicznego, Wydawnictwo Naukowo – Techniczne, Warszawa, 1997.

4. Zabrodzki J., Grafika komputerowa: metody i narzdzia, Wydawnictwo Naukowo – Techniczne, Warszawa, 1994.

5. Kiciak P., Podstawy modelowania krzywych i powierzchni, Wydawnictwo Naukowo – Techniczne, Warszawa, 2000.

6. Ratajczyk E., Wsprzdnociowa technika pomiarowa. – Warszawa, Politechnika Warszawska, 1994.

7. Ratajczyk E., Wsprzdnociowa technika pomiarowa w procesach produkcyjnych // Mechanik – 1996.– №5-6.– S. 265- 8. Migacz M., Digitalizacja powierzchni w zastosowaniu do tworzenia modelu 3D // IX Konferencja Naukowo Techniczna. – Czstochowa, 2001.

А.Ю.Автух Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Жарнов А.М.) ГАЗОВЫЙ ПОТОК В ПОГРАНИЧНОМ СЛОЕ КОНТРАГИРОВАННОГО РАЗРЯДА Из названия работы мы представляем некую модель для реше ния поставленной задачи: имеется цилиндрическая трубка радиусом R с находящимся в ней потоком плазмы радиуса r. В трубку вдувает ся поток газа с заданным расходом газа и скоростью v, которая состо ит из трех составляющих: аксиальной, азимутальной и радиальной.

Одной из этих составляющих мы можем пренебречь. Остальные две имеют вид u (r ) = 1 r 2 / R [ ] (r ) = A 1 exp( r 2 ) / r.

У нас заданы профили температур, один из которых имеет вид линейной зависимости и представляется в виде графика Так же заданы параметры дуги и при решении учитываются по тери энергии при конвективном движении газа.

В общем случае необходимо рассчитать скорость газа на выхо де из описанной выше системы для разных профилей температур и для различных газов с учетом заданных условий.

Список литературы 1. Ховатсон А.М. Введение в теорию газового разряда. – М.: Атомиздат, 1980. – 182.с.

2. Математическое моделирование электрической дуги / Под ред. В. С.





Энгельшта. – Фрунзе: Илим, 1983. – 363 с.

3. Грановский В. С. Электрический ток в газе. Установившийся ток. – М.:

Наука, 1971. – 544 с.

4. Ким Д. Ч. Исследование влияния вращения плазмы на характерис тики мощной электрической дуги // ПТМФ. – 1981. – №4. – С. 7-12.

5. Низкотемпературная плазма. Т.1. Теория столба электрической дуги / Под ред. В.С. Энгельшта, Б.А.Урюкова. – Новосибирск: Наука, 1990.

А.Г.Адамин Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) ignat@grsu.grodno.by (руководитель Иванов А Ю.).

АКУСТИЧЕСКАЯ ДИАГНОСТИКА ЛАЗЕРНОЙ ОБРАБОТКИ ПРОЗРАЧНЫХ ДИЭЛЕКТРИКОВ ВО ВНЕШНЕМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ Расширение применения лазерной обработки материалов требу ет подробного изучения воздействия мощных световых потоков на поверхности твёрдых тел. В наши дни интенсивно исследуются изме нения микро- и макрорельефа, структуры облучаемого вещества, фор мирование в обрабатываемом образце ударных, упругопластических и акустических волн.

Целью данной работы является изучение акустических волн, формирующихся при лазерном воздействии на образец, помещённый во внешнее электрическое поле, и исследование возможности ис пользования возбуждённых акустических волн для диагностики ла зерной обработки материалов.

Излучение рубинового лазера ГОР – 100 М при помощи фокуси рующей системы направлялось через отверстие в электроде на облу чаемый образец, который располагался непосредственно перед вто рым электродом. Энергия лазерного импульса варьировалась от 5 до 60 Дж. Для получения на образце относительно однородного пятна фокусировки излучения с резкими границами диаметром d = 2 мм ис пользовалась диафрагма диаметром 10 мм, изображение которой стро илось фокусирующей системой на поверхности образца. Временная форма лазерного импульса регистрировалась при помощи осциллогра фа С8 – 13.

Напряжение на электроды подавалось от источника, позволяв шего изменять напряжение в пределах от 0 до 25 кВ. Расстояние между электродами варьировалось от 2 до 8 см.

К тыльной стороне облучаемого образца прикреплялся датчик давления на основе пьезокерамики ЦТС – 19, позволявший регистри ровать акустические сигналы с частотами до 1 МГц.

Проведённые исследования показали, что каждый пичок воздей ствующего на мишень светового импульса, порождает цуг акустичес ких колебаний, удовлетворительно описываемый в рамках модели на груженной области, излучающей волны в упругую среду. При наличии внешнего электрического поля происходит формирование более мощ ных ударных волн (с большим периодом плотности и давления перед и за фронтом ударной волны, а следовательно, её скорости и скорости давления ударно сжатой среды), вследствие чего акустические сиг налы имеют большую амплитуду. Частоты возмущённых колебаний определялись, как и для монохроматического лазерного воздействия, глубиной и диаметром кратера, сформировавшихся на поверхности мишени [1]. В связи с этим выдвинуто предположение о возможности акустической диагностики лазерной обработки прозрачных диэлект риков. Этот результат говорит о необходимости проведения разнооб разных дополнительных исследований данной проблематики с целью применения её в промышленности для диагностики и контроля обра ботки материалов.

Список литературы 1. Иванов А. Ю., Недолугов В. И. // Квантовая электроника. – 1989. – Т. 16. – С. 1801.

А.А.Алеевский Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) ignat@grsu.grodno.by (руководитель Иванов А.Ю.).

ИЗМЕНЕНИЕ СТРУКТУРЫ СВИНЦА ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ НА НЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ РУБИНОВОГО ЛАЗЕРА Расширение области применения лазерной обработки материа лов требует все более подробного изучения воздействия мощных све товых потоков на поверхности твердых тел. При этом исследуется формирование плазменного облака (лазерного факела) у поверхности образца, образование и развитие кратера на поверхности мишени, ха рактер свечения плазмы и ванны расплава. Большой интерес пред ставляет исследование изменения структуры металла при его обра ботке рубиновым лазером, поскольку такие лазеры часто используются для обработки материалов в промышленности.

Целью настоящей работы является исследование изменения структуры свинца при различных режимах обработки рубиновым ла зером.

Схема, использовавшаяся экспериментальной установкой для воз действия лазерного излучения на вещество, была следующей. Излуче ние рубинового лазера ГОР-100М, работавшего в режиме свободной генерации (длительность импульса t » 1,2 мс, длина волны l » 0,69 мкм).

Лазерное излучение при помощи фокусирующей системы направ лялось на поверхность исследуемого образца.

Для получения на образце относительно однородного пятна фо кусировки излучения с резкими границами диаметром d=2,0 мм ис пользовалась диафрагма диаметром 10 мм, изображение которой стро илось фокусирующей системой на поверхности мишени. Энергия лазерного импульса варьировалась от 5 до 50 Дж.

Исследование изменения структуры свинца проводилось мето дом рентгеновской дифрактометрии. C этой целью применялся рент геновский дифрактометр общего назначения ДРОН-2.0, использова лась линия Кa трубки с медным анодом (длина волны 154,050 пм).

Рентгеновские дифрактограммы регистрировались до и после облу чения образцов лазерными импульсами.

Результаты исследования показали, что в подавляющем боль шинства случаев степень упорядочения структуры свинца после воз действия лазером изменилась, причем при одних режимах лазерной обработки упорядочение увеличивалось, при других же – уменьша лось. Это предполагает возможность разработки методик управляе мого изменения степени упорядочения структуры свинца.

О.Н.Алексеенко Гродненский государственный университет им. Я. Купалы, (Гродно), (Гродно) (руководитель Сенько А.Н.) РЕШЕНИЕ УРАВНЕНИЯ ДИРАКА ДЛЯ ЗАРЯЖЕННЫХ И НЕЗАРЯЖЕННЫХ ЛЕПТОНОВ.

ТЕОРИЯ НЕЙТРИНО Представление о нейтрино введено в 1939 году швейцарским физиком В.Паули с целью объяснить непрерывный энергетический спектр электронов при бета-распаде n p + e- + ~ e.

Согласно гипотезе Паули, в бета-распаде вместе с электроном рождается новая нейтральная сильно проникающая и, следовательно, трудно обнаружимая частица. Для того чтобы соблюдался закон со хранения момента количества движения, новой частице приписали по луцелый спин.

Прямым доказательством существования нейтрино считается наблюдение американским физиком Ф.Райнесом и Л.Коуэном в 1955 56 годах так называемого обратного бета-распада ~ e + p е+ + n.

Массы нейтрино каждого типа много меньше масс соответству ющих заряженных лептонов (l): m( 1 )m(l), l = e, µ,. При этом не исключено, что все нейтрино или часть из них – безмассовы. В уни кальной работе выполненной в Институте теоретической и экспери ментальной физики (СССР, 1980), получено указание на то, что на блюдаемая форма энергетического спектра электронов в бета-распаде трития (3H3He+ e +e-) соответствует значению массы e в интерва ле 14 эВ m e 46 эВ.

Были проведены эксперименты, ведущие к распаду с участием µ и – нейтрино. Из изучения распада + µ + µ были опреде лены m µ 170 кэВ, а из излучения реакции +5 было получено m µ 18,2 МэВ.

Свободное движение массивных нейтрино описывается уравне нием Дирака.

µ ( (x) / x µ ) + (imc (х))/ћ = 0, где µ = 0, 1, 2, 3;

х1 = х, х2 = y, х3 = z – пространственные координаты, х0=ct – временная;

m – масса частицы;

µ – матрицы Дирака, которые вы ражаются через двухрядные матрицы Паули и единичную матрицу.

Эти нейтрино имеют четыре независимые компоненты: нейтрино с проекциями спина s = +1/2 и s = –1/2 на заданную ось и антинейтрино с s = + 1/2 и s = –1/2.

Свободное движение двухкомпонентных безмассовых нейтрино описывается уравнением Вейля.

i (x) / t = i() ;

– матрицы Паули.

Решения уравнения Вейля имеют строго фиксированную спираль ность: нейтрино имеет спиральность =-1/2;

античастица - =+1/2.

Уравнение Дирака инвариантно относительно CT-преобразова ния, а также инвариантно относительно инверсии пространства.

Уравнение Вейля не инвариантно относительно инверсии простран ства. Неивариантность уравнения относительно Р-преобразования решили скомпенсировать неинвариантностью относительно С-преоб разования. Таким образом, уравнение Вейля должно оставаться инва риантным относительно комбинированного СР-преобразования. Сле довательно, и уравнение Дирака, и уравнение Вейля инвариантны относительно тройного СРТ-преобразования.

Теорема СРТ – это утверждение о том, что релятивистски инва риантная квантовая теория поля с обычной связью между спином и их статистикой автоматически инвариантна относительно произведения преобразований отражения пространственных координат r-r (Р-преоб разование), обращение времени t-t (Т-преобразование) и зарядоваго сопряжения – замены частиц соответствующими античастицами.

Список литературы 1. Бьёркен Дж., Дрелл С.Д., Релятивистская квантовая теория: В 2-х т., Т.1.

Релятивистская квантовая механика – М.:Наука, 1977. – 295 с.

2. Соколов А.А., Тернов И.М., Квантовая механика и атомная физика. – М.: Просвещение, 1970. – 423 с.

С.В.Алексейчик Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель: Курстак В. Ю.) МОДЕЛИРОВАНИЕ УСИЛИТЕЛЯ УЛЬТРАКОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ ИЗЛУЧЕНИЯ, ГЕНЕРИРУЕМОГО РОС–ЛАЗЕРОМ НА КРАСИТЕЛЯХ РОС–лазеры на красителях являются перспективными источни ками импульсов пикосекундной длительности. Они позволяют генери ровать ультракороткие импульсы излучения (УКИ), как при пикосекун дной, так и при наносекундной длительности импульсов возбуждения [1,2]. Существенной особенностью получения УКИ при наносекундной накачке является то, что одиночный импульс генерируется при невысо EH 1,15 1,25, ких превышениях порогового уровня возбуждения:

Eпор где ЕН – энергия накачки, Епор – пороговая энергия накачки.

При произвольной величине энергии импульсов возбуждения РОС – лазер генерирует цуг импульсов пикосекундной длительности, в то вре мя как для различных приложений необходим одиночный УКИ. В свя зи с этим были разработан ряд методов генерации одиночного УКИ РОС–лазером на красителях при существенных превышениях порога накачкой [3]. Все указанные методы не свободны от определённых недостатков, а поэтому поиск новых путей стабильной генерации оди ночных УКИ РОС–лазером на красителях при наносекундной дли тельности возбуждения остаётся актуальным.

Следует отметить также, что одиночные УКИ, генерируемые РОС – лазером на красителях зачастую обладают недостаточной энергией для их практического применения, а следовательно, необхо димо использование усилителей УКИ [4].

В данной работе приведены результаты исследования усили теля УКИ на красителях в линейном и нелинейном режиме усиле ния с целью определения параметров усиливающей среды, при ко торых возможно подавление импульсов в цуге, следующих за первым УКИ.

Работа лазерного усилителя УКИ описывалось системой урав нений [5] в приближении плоских волн и пренебрежимо слабого влия ния спонтанной релаксации усиления.

Усиливаемый цуг импульсов был получен путём интерполяции численно заданного временного хода интенсивности излучения РОС лазера на красителях.

При моделировании использовались параметры лазерного красителя родамин 6Ж, часто используемого в эксперименталь ных исследованиях в качестве активной среды: p = 2,4 10-17 см2, p = 2 10-16 см2, t = 4 нс, l = 0,5 см, н = 5,32 10-5 см, г =5,6 10-5 см, np = 1,36, N = 3,1 1018 см-3.

В работе определены условия, когда лазерный усилитель перехо дит в нелинейный режим, что позволяет усилить первый импульс цуга, оставляя последующие импульсы практически без изменения ампли туды. В таком режиме усиления неизбежно изменение формы усили ваемого импульса, однако в нашем случае оно достаточно слабое.

Сочетание такого усилителя УКИ и линейного поглотителя по зволяет осуществить выделение одиночного импульса пикосекундной длительности из цуга и существенно увеличить его мощность.

Список литературы 1. Запорожченко В.А., Рубинов А.Н., Эфендиев Т.Ш. Генерация сверхко ротких импульсов в лазере на красителях с распределенной обратной связью // Письма в ЖТФ. – 1977. – Т.3. – № 3. – С.114–116.

2. Efendiev T.Sh., Katarkevich V.M., Rubinov A.N. Generation of tunable picosecond pulses in simple distributed feedback dye laser under N2 laser pumping // Opt. Communs. – 1985. – V.55. – №.5. – P.347-352.

3. Катаркевич В.М., Курстак В.Ю., Рубинов А.Н., Эфендиев Т.Ш. Кине тика генерации и усиленной люминесценции в РОС-лазере на красителях при субнаносекундном возбуждении // Квантовая электроника. – 1992. – Т.19. – № 5. – С.500–505.

4. Szatmari S., Bor Zs. N2 laser pumped distributed feedback dye laser oscillator amplifier system // Digest of the 4-th Conference on Luminescence (Szeged, Hungary, 1982). Szeged – 1982 – P.319-322.

5. Балошин Ю. А., Крылов К. И., Шарлай С. Ф. Применение ЭВМ при разработке лазеров – Л.: Машиностроение, Д.В.Андреев Белорусский государственный университет (Минск) (руководитель Голубович В.П.) ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННОЙ СТРУКТУРЫ НЕКОТОРЫХ АНАЛОГОВ ТЕТРАПЕПТИДА СH3–Cys-Pro-Leu-Gly-NH В работе исследовались возмущения, которые вносят метионин, D-метионин и аргинин в конформационное положение остова тетра пептида CH3–Cys-Pro-Leu-Gly-NH2.

В результате теоретических исследований тетрапептидов были выявлены наборы стабильных конформаций этих соединений. Полу чены несколько тысяч локальных минимумов конформационной энер гии исследуемых соединений. Дальнейшему изучению подверглись наиболее стабильные конформации, приблизительно 96.5 % из воз можных конформаций. Были отобраны конформации, находящиеся в интервале энергий Е=2ккал/моль от конформации с минимальной энергии.

Для данного тетрапептида характерны три стабильные конфор мации остова BRRH, BRLL, BBRL, где обозначения B, R, L, H соот ветствуют главным конформационным параметрам полипептидной цепи и.

Меняя в первом положении цистеин на метионин и D-метионин получаем следующие стабильные наборы остова:

1. BRRH, LRRH – для метионина.

2. HRRH, HRLL и HBRH – для D-метионина.

Изменение первой аминокислоты сильно влияет на конформацию остального остова. Появляются новые типы стабильных конформа ций остова (BRH), а некоторые стабильные конформации исчезают (BRL). Также некоторые типы остова остаются неизменными при варьировании первой аминокислоты (RRH, RLL). Для D-метионина конформации остова более близки к исходным конформациям тетра пептида, чем при замене цистеина на метионин.

При замене в тетрапептиде в третьем положение лейцина на ар гинин, оставляя при этом в первом положении цистеин, получаем:

BRRH, BRLL и BBRH.

Замена лейцина на аргинина приводит к изменению в остове толь ко конформации одной аминокислоты (BBRL на BBRH)-глицина.

Аналогично: при замене лейцина на аргинин, но при этом меняем цистеин в первом положении на метионин.

BRRH, LRRL и BBRH.

Изменений происходит в остове в этом случае больше, появля ется новая конформация (BBRH), и одна аминокислота (глицин) меня ет свою конформацию с H на L.

И.Е.Андрушкевич, Е.А.Стефаненкова, Д.Н.Филипович Витебский государственный университет им. П.М. Машерова (Витебск) Dmitry@vsu.by (руководитель Андрушкевич И.Е.) ОПТИМИЗАЦИЯ ОБОБЩЕННОГО МЕТОДА ФУРЬЕ Проблематика поиска решений волновых уравнений в неоднород ных средах (задачи акустики, электродинамики и т.п.) является акту альной.

По известным причинам особый интерес представляют анали тические решения. Одним из перспективных и мало изученных мето дов достижения поставленной цели является ОМФ [1].

Наглядным примером реализации преимуществ обобщенного метода Фурье (ОМФ) [1] перед классическим при решении приклад ных задач электродинамики является модельная задача полого вол новода треугольного сечения, оболочка которого принимается за иде ально проводящую. Такая модель в большинстве случаев оказывается удовлетворительной для практических расчетов.

Уравнение для волновой функции имеет вид:

2 f (x, y ) 2 f (x, y ) + f (x, y ) = 0.

+ (1) x 2 y Решить краевую задачу для (1) даже в простейшем случае клас сическим методом Фурье не удается;

ОМФ-2 с успехом справляется с этой задачей.

Следуя [2], для решения поставленной задачи необходимо иссле довать систему ОДУ:

2 X 1 (x ) 2 X 2 (x ) X 1 (x ) 3,1 + X 1 (x ) 3, 2 + X 2 (x ) = 0, x x 2 2 X 1 (x ) 2 X 2 (x ) X 2 (x ) 4,1 + X 1 (x ) 4, 2 + X 2 (x ) = 0, x x 2 2 Y1 ( y ) 2 Y2 ( y ) Y1 ( y ) + 3,1 + 4,1 = 0, y 2 y 2Y1 ( y ) 2 Y2 ( y ) Y2 ( y ) + 3, 2 + 4,2 =0.

y 2 y Анализ указывает, что система может иметь решения, удовлет воряющие требованию линейной независимости искомых функций по каждой переменной, при 3, 2 = 0, 4,1 = 0.

Прием зануления коэффициентов следует признать искусствен ным. В случае, если коэффициенты не равны нулю, построить реше ние в законченном виде не удается. Исследования данного нюанса показали, что формально зануление коэффициентов вполне законно и не влияет на общность получаемых результатов, так как существует преобразование P от матрицы A к матрице B такое, что 0 1 0 1 0 B = P 1 AP, где P =, 0 3,1 3, 3,1 0 4, 2 4, 4, 1 0 0 1 0 0 0 1 0 0 0 1 0 A=, B=.

0 0 3, 2 0 3,1 3,1 0 0 4,2 0 4,2 4,1 Данный результат дает основание предполагать, что в случае n r= ( n – количество слагаемых билинейного функционального урав нения) матрицу можно привести к диагональному виду.

Список литературы 1. Андрушкевич И.Е. Об одном обобщении метода Фурье разделения переменных. // ЭВ & ЭС. – 1998. – № 2. – С. 25-30.

2. Андрушкевич И.Е., Жизневский В.А. Применение обобщенного ме тода Фурье в задаче полого волновода треугольного сечения // Веснiк Вiцебскага дзяржаўнага унiверсiтэта iмя П.М. Машэрава. – 2002. – № 2 (24).

А.С.Ануфрик Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) A638@mail.ru (руководитель Яблонский Г. П.) ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ И ГЕНЕРАЦИОННЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ ПРИ ОПТИЧЕСКОМ И ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ВОЗБУЖДЕНИИ INGAN/GAN ГЕТЕРОСТРУКТУР Интенсивное исследование квантово-размерных гетероструктур на основе GaN связано с разработкой и созданием нового класса по лупроводниковых лазеров, обеспечивающих получение генерации при оптическом и электрическом возбуждении в видимой и ультрафиоле товой областях спектра.

Данная работа посвящена исследованию люминесценции и гене рации квантоворазмерных гетероструктур InGaN/GaN при оптичес кой и электрической накачках. Люминесценция и генерация квантово размерных гетероструктур на основе GaN исследованы в широком интервале интенсивностей оптического возбуждения при комнатной температуре и температуре жидкого азота. В ходе выполнения рабо ты получены следующие результаты: созданы светодиоды, излучаю щие в спектральном интервале 380 – 530 нм;

впервые получена гене рация электролюминесцентных квантоворазмерных гетероструктур InGaN/GaN при комнатной температуре и оптической накачке. Изу чены спектральные и вольт-амперные характеристики электролюми несцентных диодов на основе InGaN/GaN квантоворазмерных гете роструктур.

Показано, что коротковолновое смещение максимума спектра электролюминесценции с увеличением плотности тока обусловлено заполнением «хвостов» зоны InGaN вследствие увеличения концен трации свободных носителей заряда в квантовых ямах, а последую щее длинноволновое смещение и уменьшение эффективности спон танной рекомбинации обусловлено сильным разогревом активной области.

Исследованы инжекционные структуры, выращенные в реакто рах фирмы AIXTRON (Германия), потенциально применимые для со здания синих лазеров, показано, что активная область InGaN/GaN МКЯ не подверглась значительному ухудшению при выращивании верхнего GaN:Mg p-слоя.

Также исследованы электролюминесценция, фотолюминесценция и генерация электролюминесцентных тестовых (ЭЛТ) InGaN/GaN МКЯ гетероструктур с различным количеством ям (3 и 5 ям InGaN). Макси мумы полос излучения этих структур находятся в пределах от 380 до 530 нм. Электролюминесцентное излучение включает спектральный диапазон от ближнего ультрафиолета до зеленого. Полуширина спектра излучения длинноволновых ЭЛТ структур достигает 60 нм. При увели чении тока, протекающего через ЭЛТ структуру, наблюдается большой коротковолновый сдвиг вблизи 470 нм. Менее интенсивная полоса с максимумом около 420 нм, наблюдаемая в излучении ультрафиолето вых ЭЛТ структур, обусловлена излучением из слоя GaN:Mg вслед ствие перепоглощения излучения из слоев квантовых ям.

Представленная работа вносит определенный вклад в понима ние процессов, происходящих при высоких уровнях возбуждения кван товоразмерных гетероструктур, и будет полезна при разработке све тосильных светоизлучающих устройств и лазеров на основе GaN, а также для других применений.

Список литературы 1. Stognij, S. N. Koriakin, G. P. Yablonskii, V. N. Pavlovskii, E. V. Lutsenko, V. Z. Zubialevich, M. Heuken, B. Schineller and K. Heime. Reactive ion-beam etching of GaN epitaxial layers using O2 + Ar gas mixture// Proceedings of the International Workshop on Nitride Semiconductors (IWN 2000), Sept. 2000, Nagoya, Japan, PME-32, P.229.

2. Jain S. C., Willander M., Narayan J., and Van Overstraeten R. // J. Appl.

Phys. – 2000. – vol. 87. – P.965-1006.

3. Бахтизин Р. З. // Соровский обозревательный журнал. – Т.7. – 2001. – № 4. Nakamura S., Fasol G. The Blue Laser Diode Gan Based Light Emitters and Lasers // Springer-Verlag, Berlin Heidelberg, 5. Nakamura S., Senoh M., NagahamaS., Iwasa N., Matsushita T., Mukai T.

Blue InGaN-based laser diodes with an emission wavelength of 450 nm // Apll.

Phys. Lett. – 1999. – №76. – P. 22-24.

Д.С.Афанасенков Белорусский государственный университет (Минск) afdima@tut.by (руководитель Булай П.М.) МОДЕЛЬ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НЕЙРОНА С ЭЛЕКТРОДОМ НА ОСНОВАНИИ ПРИБЛИЖЕНИЯ ЭКВИВАЛЕНТНОЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКОЙ СХЕМЫ В настоящее время одним из основных инструментов для долго временного изучения электрической активности клеток in vitro явля ются планарные микроэлектродные сенсоры. Регистрируемые этими приборами сигналы весьма не однородны и изменяются в широких пределах в зависимости от расположения клеток относительно элект родов и от параметров самого сенсора, таких, как размер и форма электродов. Поэтому для правильной интерпретации таких сигналов очень важным является создание теоретических моделей, количе ственно описывающих формирование потенциала на измерительном электроде [1].

Целью данной работы являлось создание теоретической модели для определения величины внешнего по отношению к клетке электри ческого потенциала в условиях плотного контакта клетки с поверхнос тью электрода.

В ходе выполнения работы была разработана и описана мо дель взаимодействия нейрона с измерительным электродом на ос новании приближения эквивалентной электрической схемы (рис.1.).

В рамках этого приближения мембрана клетки разбивается на не сколько участков, описываемых автономной системой уравнений Ходжкина-Хаксли [2]. Эти участки мембраны соединяются с элек тродом по средствам отдельных резисторов, каждый из которых описывает элементарные области раствора. Предполагалось, что клетка имеет форму полусферы, а электрод – форму цилиндра и вмонтирован в подложку. Расчет сопротивлений между участками мембраны, поверхностью электрода и удалённым в бесконечность референтным электродом проводился на основе численного реше ния уравнения Лапласа с помощью пакета FEMLAB. Расчет схе мы проводился с помощью программы для анализа электрических цепей TSPICE.

Рис.1. Эквивалентная Rsp электрическая схема контакта клетки с измерительным С HH электродом. HH – система Cell Ходжкина - Хаксли, C – ём Раствор кость мембраны, Ze – импе данс электрода, Rseal – со С1 С HH HH противление утечки, Rsp – Rseal1 Rsoln сопротивление распростране ния, Rsoln – сопротивление Rseal Rseal1 Rsp1 Rsp2 раствора Ze Ze Субстрат Vex Электрод Все вычисления были проведены для различных размеров клетки и электрода, а также разного расстояния от клетки до электрода.

Список литературы 1. Gratarola M., Martinoia S. Modeling the neuron-microtransducer junction:

from extracellular to patch recording // IEEE transactions on biomedical engineering. – 1993. – V.40 №. 2. Hodgkin A.L., Huxley A.F. A quantitative description of membrane current and its application to conduction and excitation in nerve // J.Physiol. 1952. V.117. – P.500-544.

С.В.Ашихмин, Е.В.Риморова, А.Г.Боковец Белорусский национальный технический университет (Минск) (руководители Бумай Ю.А..Развин Ю.В.) ИССЛЕДОВАНИЕ ДИНАМИКИ МАГНИТНОЙ ЖИДКОСТИ ВО ВРАЩАЮЩЕМСЯ МАГНИТНОМ ПОЛЕ Диапазон применения магнитных жидкостей необычайно широк.

Магнитная жидкость представляет собой устойчивую коллоидную систему стабилизированных высокодисперсных частиц магнитного материала (достаточно малых размером – 30 100 A). Своеобразие магнитных коллоидов обусловлено магнитодипольным взаимодействи ем, с дальнодействующим характером которого связано возникнове ние концентрационных доменных структур. Образование и превраще ния этих структур могут быть индуцированы внешним полем.

Наибольший интерес представляет поведение магнитной жидкости во вращающемся магнитном поле.

В настоящем сообщении приведены ре зультаты экспериментального исследования процессов формирования структур в магнит ных жидкостях со свободной поверхностью во внешнем вращающемся магнитном поле. Эк сперименты проводились в специальных ин дукторах вращающегося магнитного поля, обеспечивающих высокую однородность поля. Для получения вращающегося магнит ного поля использовались катушки или статоры асинхронных электро двигателей. Рассматривались случаи тангенциальной и нормальной ориентации внешнего поля к свободной поверхности магнитной жид кости. На рисунке приведена схема возбуждения слоя магнитной жид кости вращающимся полем, создаваемым статором электродвигате ля (тангенциальная ориентация). В работе в качестве источников питания использовались генераторы типа Г3-18, что позволяло полу чать магнитные поля с различными частотными характеристиками.

В экспериментах применялись фотографический и микрографический методы регистрации с постоянной и стробоскопической подсветкой.

Обнаружено, что при достижении напряженности поля Н порогового уровня возникает макродвижение магнитной жидкости в направлении вращения магнитного поля. При дальнейшем повышении Н происхо дит формирование устойчивых структур, заполняющих всю поверх ность жидкости. Величина Н зависит от магнитных и вязких свойств магнитной жидкости, ее коэффициента поверхностного натяжения, тол щины слоя и геометрии исследуемого объема. Наблюдается времен ное запаздывание формирования устойчивых поверхностных струк тур при повышении частотных параметров внешнего магнитного поля.

А.В.Бабич, А.Н.Гетало, А.М.Хлопов Полтавский государственный педагогический университет им.

В.Г.Короленко (Полтава, Украина) allmail@pdpu.septor.net.ua (руководитель Руденко А.П.) ОПРЕДЕЛЕНИЕ РЕЛАКСАЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ ЖИДКОСТИ С ПОМОЩЬЮ ЭВМ В последнее время исследование релаксационных явлений в жид кости приобретают все большее значение. В основе релаксационной теории лежит гипотеза о том, что при прохождении ультразвуковых волн в жидкостях возникают релаксационные процессы, требующие конечного времени установления. Наличие таких процессов приводит к дополнительному поглощению акустической энергии, связанному с объемной вязкостью.

В литературе показано, что при наличии релаксационного про цесса из формулы для классического коэффициента поглощения [1], полученной из теории Стокса – Кирхгофа, следует такое выражение для коэффициента поглощения, отнесенного к квадрату частоты:

A = + B, (1) 2 1+ p где – коэффициент поглощения, – частота, А – параметр, зависящий от характеристик равновесия, 1/tр =nр – характеристичес кая частота релаксационного процесса, tp – время релаксации, В – член, включающий классическое поглощение, а также вклад любых других релаксационных процессов, характеристические частоты которых на много выше чем у интересующего нас процесса. Формулу (1) часто используют для обработки результатов эксперимента по поглощению звука в жидкости при наличии релаксации.

С точки зрения математики, задача нахождения релаксационных параметров nр, А, В не что иное как построение эмпирической зависи мости [2] поглощения на разных частотах от частоты. Чаще всего эта проблема решается методом наименьших квадратов [2;

3;

4], использо вание которого в данном случае эквивалентно решению системы из трех нелинейных уравнений. Каждое уравнение – это частная произ водная квадрата суммы отклонений эмпирических данных от теоре тических по одному из неизвестных параметров, приравненная к нулю [2]. Такие расчеты довольно громоздки, к тому же системы нелиней ных уравнений обычно решают итерационными методами. Поэтому для нахождения релаксационных параметров целесообразно приме нять персональную ЭВМ. Раньше вычисление задачи решалось на ЭВМ путем написания соответствующих программ, что требовало наличия специальных знаний [4]. С появлением систем автоматиза ции вычислений (CADs) стало возможным решение широкого класса задач практически без программирования. Одна из наиболее популяр ных программ такого типа – MathCAD [5] создана с Масачуссетском университете. MathCAD по праву считается наиболее удобной систе мой в своем классе и является стандартом для технических вычис лений.

Автором была разработана программа расчета релаксационных параметров жидкости в среде MathCAD 2001 Professional, хотя она может быть использована с версиями 7.0, 8.0 и 2000.

Список литературы 1. Ноздрев В.Ф., Федорищенко Н.Ф. Молекулярная акустика: Учеб. посо бие для физ. мат. фак. пед. ин. – тов. – М.: Высшая школа, 1974.

2. Алтухов Е.В., Рыбалко Л.А., Савченко В.С. Основы информатики и вычислительной техники: учеб. пособие для учащ. сред. спец. уч. заведений. – М.: Высшая школа, 1992.

3. Натансон И.П. Краткий курс высшей математики. – Изд. 2-е. – М.: Наука, 1968.

4. Бурсиан Е.В, Задачи по физике для компьютера: Учеб. пособие для студентов физ. мат. фак. пед. ин. – тов. – М.: Просвещение, 1991.

5. Очков В.Ф. Язык программирования Mathcad. Взгляд со стороны. // КомпьютерПресс. – 1996.– №6.

Г.А.Баевич Гомельский государственный университет им. Ф. Скорины (Гомель) baevich@gsu.unibel.by (руководитель Мышковец В.Н.) МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССОВ НАГРЕВА МАТЕРИАЛОВ ПРИ ИМПУЛЬСНОЙ ЛАЗЕРНОЙ СВАРКЕ Нагрев металлов концентрированными источниками энергии при сутствует практически при всех видах их использования в технологии.

С этим связано то большое значение, которое придается изучению стадии нагрева для научных и практических целей [1]. В настоящей работе представлена математическая модель расчета температур ных полей в процессе импульсной лазерной сварки.

Используемая модель описывает процессы нагрева, плавления, испарения, остывания и затвердевания материала при воздействии потока энергии на металлическую пластину [2;

3]. Предполагается, что поглощение энергии происходит на поверхности пластины.

Для моделирования процесса лазерной сварки алюминия использо валась формула, являющаяся решением задачи о распределении темпе ратуры в пластине при воздействии теплового источника, и позволяющая получить распределение температуры по глубине образца с течением времени с возможностью варьирования ширины сварного соединения:

( ) ( ) z 2 + R z2 + R2 2 A q0 a T (R0, t, z ) := + T t ierfc t 0 ierfc 2 a (t 0 ) 2 a t где: R0 – радиус пятна, A – коэффициент поглощения излучения ме таллом, q0 – плотность мощности излучения, a – коэффициент темпе ратуропроводности металла, – коэффициент теплопроводности, T0 – исходная температура материала, 0 – длительность импульса ла зерного излучения.

Результаты численных расчетов представлены графике.

На рис.1 приведено распределение температуры по глубине об разца в различные моменты времени. Горизонтальная линия – темпе ратура плавления алюминия. Очевидно, проплавление осуществляет ся на глубину 0,2 мм за время 0,1 мс после завершения воздействия лазерного импульса. Далее происходит остывание материала, и уже через 0,5 мс температура понижается до точки плавления алюминия и происходит кристаллизация.

761. T ( R0 0.0041 z) T ( R0 0.0043 z) T ( R0 0.0045 z) 417.991 4 4 4 4 0 1 10 2 10 3 10 4 10 5 0 z 5 Рис. 1. Распределение температурных полей по глубине образца Выводы: методами вычислительного моделирования выполнен анализ процессов нагрева, плавления, испарения и затвердевания при импульсном лазерном воздействии на металлическую пластину и про ведены экспериментальные исследования, позволившие разработать модель процесса.

Список литературы 1. Григорьянц А.Г. Основы лазерной обработки материалов. – М.: Ма шиностроение, 1989. – 304 с.: ил.

2. Углов А.А., Смуров И.Ю., Лашин А.М.. Моделирование нестаци онарного движения фазовых границ при воздействии потоков энергии на материалы // Теплофизика высоких температур. – 1989. – Т. 27. – №1. – С.87- 3. Смуров И.Ю., Лашин А.М.. Моделирование теплофизических про цессов импульсного воздействия потоков энергии на металлические пласти ны // Физико-химические процессы обработки материалов концентрирован ными потоками энергии. – М.: Наука, 1989. – С. 160-169.

А.С.Байков, Е.А.Гурневич, А.М.Романовский.

Физико–математический лицей «Альфа» при ГрГУ им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Лиопо В.А.) ВЛИЯНИЕ ДЕФЕКТНОСТИ КРИСТАЛЛА НА ПОЛОЖЕНИЕ УЗЛОВ ОБРАТНОГО ПРОСТРАНСТВА Интенсивность рассеянного луча (I) в общем случае определя ется условием I ( S ) = f j f k exp 2iS (r j r k ), (1) j k где S – вектор обратного пространства, fn – рассеивающая способ ность n-го центра рассеяния, rn – радиус-вектор n-го рассеивающего центра.

Не нарушая общности анализа, рассмотрим случай, когда иде ально плоские слои при взаимоналожении могут находиться на двух различных расстояниях друг от друга с размерами d1 и d2.

Формула (1) в этом случае запишется:

I ( S ) = F 2 exp 2iS (d 1 + d 2), (2), – целые числа. Причем W = C + P (1 P), (3) где P – концентрация слоев первого типа.

Так как знаки a, b могут быть только одинаковыми, то формула (2) примет вид [ ][ ] I ( S ) = F 2 W exp 2iS (d 1 + d 2) + exp 2 iS (d 1 + d 22) 1, (4) где W = P (1 P) или R N N P exp± 2iS d 1.

I (S ) = F (5) N =0 j =0 j j Для отыскания экстремумов I(S) запишем условия:

R N R dI = F N P j exp± 2iS d j 2iS P j d j sin 2iS d j = 0, (6) N = 0 j =0 dS j = Пусть R=2, тогда sin 2S d 1 = d 2 P 2 sin 2S d 2. (7) d 1 P Решение уравнения (7) удобнее получить в графической форме.

Его корнями будут пересечения синусоид dP A1 (S ) = sin 2S d 1 и A2 ( S ) = 2 2 sin 2S d 2.

d 1 P Следовательно, при малых концентрациях слоев 2 узлы в обрат ном пространстве будут располагаться возле узлов структуры 1 [1], приближаясь или удаляясь к началу координат обратного пространства.

Список литературы 1. Давлеткильдеев Н.А. и др. Микросенсорика. – Омск: Изд. СОРАН, 2002. – С. 65-70.

Н.П.Балтрукович Белорусский государственный университет (Минск) n_baltruc@yahoo.com (руководители: Коваленко Е.И., Семенкова Г.Н.) ХЕМИЛЮМИНЕСЦЕНЦЕНТНЫЙ АНАЛИЗ МЕХАНИЗМОВ ВЛИЯНИЯ ТЕМПЕРАТУРЫ НА ГЕНЕРАЦИЮ АКТИВНЫХ ФОРМ КИСЛОРОДА В НЕЙТРОФИЛАХ Хемилюминесцентные методы используются для изучения про цессов генерации активных форм кислорода (АФК) в нейтрофилах – клетках иммунной системы – различными ферментными системами, в частности, НАДФН-оксидазой и миелопероксидазой (МП). К на стоящему времени установлено, что возникновение ряда заболеваний связано с дефектами нейтрофил-зависимого иммунитета, в частно сти, при этом может происходить нарушение структурной организа ции нейтрофилов и их способности образовывать АФК. В связи с этим актуальна задача детального выяснения механизмов генерации АФК в нейтрофилах и исследования влияния различных факторов на дан ный процесс. Одним из физико-химических факторов как влияющих на характеристики мембранных структур, так и регулирующих актив ность ферментов в клетках является температура. В настоящей ра боте с целью определения механизмов образования АФК в нейтрофи лах при различных температурах (Т) проведено исследование хемилюминесценции клеток, стимулированных латексом в условиях адгезии к стеклу при варьировании Т от 10 0С до 50 0С.

Измерения проводились с помощью биохемилюминометра БХЛ 1 (БГУ, Минск). Для усиления свечения были использованы люминол и люцигенин, первый из которых позволяет регистрировать активность НАДФН-оксидазы и МП. В отличие от люминола, люцигенин не яв ляется индикатором активации МП, что позволяет на основе сравне ния люминол- и люцигенинзависимой ХЛ определять вклад МП в сум марный выход АФК.

Установлено, что интегральная интенсивность люминол- и люци генинзависимой ХЛ нейтрофилов повышается с увеличением Т от 0С до 25 0С. Повышение Т от 25 0С до 37 0С сопровождается умень шением интегральной интенсивности ХЛ, усиливаемой люцигенином, но не люминолом. Интенсивность люминолзависимой ХЛ значитель но снижается лишь при Т выше 37 0С. При Т ~50 0С интенсивность люминол- и люцигенинзависимой ХЛ достигает минимальных значе ний. Таким образом, температурные зависимости интенсивности ХЛ нейтрофилов, усиливаемой люминолом и люцигенином, значительно различаются только при Т от 25 0С до 37 0С. Причиной таких разли чий могут быть как внутриклеточные структурные изменения нейт рофилов, так и изменения ферментативной активности МП. Изучение ХЛ в бесклеточной системе «МП нейтрофилов – люминол – перок сид водорода» позволило установить, что интенсивность ХЛ при окис лении люминола пероксидом водорода, катализируемом МП, при Т от 25 0С до 37 0С практически постоянна, а при Т выше 37 0С начинает постепенно снижаться. Полученные данные позволяют сделать сле дующий вывод: при повышении Т выше 25 0С происходит увеличение вклада МП в процесс генерации АФК в нейтрофилах, причем не за счет изменения ферментативной активности МП, а, возможно, увели чения наработки пероксида водорода – субстрата МП.

А.Ю.Бачурина Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Никитин А.В.) КЛЕТОЧНЫЕ МОДЕЛИ В СТРУКТУРНОЙ ФИЗИКЕ Для описания сложных физических, химических, технологичес ких и геохимических процессов желательно иметь некоторый универ сальный инструмент, позволяющий анализировать и моделировать сложнейшее поведение нелинейных динамических систем. Клеточ ные автоматы могут претендовать на роль такого инструмента [1].

Некоторые математические системы, хотя имеют простое опи сание, способны порождать миниатюрные вселенные невероятной сложности. Клеточные автоматы порождают еще более удивитель ные миры, потому что они изменяются во времени. Примером такой миниатюрной вселенной можно привести клеточный автомат, откры тый Дейвидом Гриффитом из Висконсинского университета в Мэди соне. Клеточный автомат состоит из бесконечной решетки клеток, каждая из которых находится в одном из нескольких возможных со стояний. Пронумеруем возможные состояния от 0 до n-1. Будем счи тать, что если клетка находится на данном такте в состоянии k, то на следующем такте она должна «съесть» любые соседние клетки, на ходящиеся в состоянии k-1, т.е. соседняя клетка переходит из состоя ния k-1 в состояние k. Мы рассматриваем циклическое пространство, поэтому клетка в состоянии 0 может поедать соседние клетки в со стоянии n-1. На основе этого одного простого правила циклическое пространство способно превращать случайное распределение окра шенных точек в стабильные спиралевидные образования.

Разработана программа, реализующая алгоритм Гриффита. На рисунке 1 представлена промежуточная стадия на решетке 100x для 7 состояний, а на рисунке 2 – для 5 состояний.

Клеточные автоматы, как простые, так и более сложные, кото рые описаны в данной работе, позволяют исследовать динамику сис тем, описание которых не возможно традиционными методами – на пример, системами дифференциальных уравнений.

Р Р 1 Рис. Рис. Список литературы 1. Ванаг В. К. Исследование пространственно распределенных динами ческих систем методами вероятностного клеточного автомата // Успехи физи ческих наук. – 1999. – T.169. – №5. – С.481-487.

А.В.Белко Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Никитин А.В.) ОПИСАНИЕ КИНЕТИКИ ОБРАЗОВАНИЯ ФРАКТАЛЬНЫХ ОБЪЕКТОВ С УЧЕТОМ ПОТЕНЦИАЛОВ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ Упорядоченные структуры, такие, как кристаллы, кластеры и многие другие, определяют физические свойства веществ. Модели рование таких систем позволяет выбрать те условия формирования структур, которые обеспечивают заданные свойства веществ [1-3].

При исследовании кинетики образования фрактальных кластеров не обходимо учитывать различные виды взаимодействий. В работе опи сывается построения фрактальных кластеров с учетом ван-дер-ва альсового взаимодействия.

В процессе образования фрактального кластера начальное взаи модействие кластер – частица с прямолинейной траекторией на по здней стадии переходит в кластер – кластерное с броуновской траек торией движения, а на промежуточных этапах роста взаимодействие частиц носит промежуточный характер [4]. Рассмотрим модель об разования фрактального кластера по описанному механизму. В началь ный момент в область запускается определенное число частиц. Час тицы передвигаются по области c учетом потенциала взаимодействия типа Ленарда–Джонса. Если расстояние между частицами становит ся меньше либо равно диаметру частицы, – будем считать, что эти частицы слипаются. Это условие однозначно выполняется, если диа метр частицы больше параметра s, который соответствует миниму му потенциала. На начальной стадии образовывается большое число малых кластеров. В дальнейшем взаимодействие кластеров между собой приводит к их объединению. Со временем число кластеров в объеме будет уменьшаться, а их размеры увеличиваться. Процесс образования считается завершенным, когда в системе все кластеры объединяются в один.

В результате проведения численных экспериментов получены зависимости числа кластеров от времени для разных концентраций частиц, которые представлены на рис.1. Далее рассчитывалась фрак тальная размерность конечного кластера.

Рис.1. Зависимость числа образования кластеров в системе от времени при различных концентрациях Список литературы 1. Фракталы в физике. 6 Международный симпозиум по фракт. в физи ке / Под ред. Пьетронеро. – М.: МИР, 1988. – 670 c.

2. Смирнов Б.М. Фрактальные кластеры // Успехи физических наук. – 1986. – Т.149. – Вып.2. – С.177-217.

3. Смирнов Б.М. Процессы в плазме и газах с участием кластеров // Успехи физических наук. – 1997. – Т.167. – № 11. – С.1169-1200.

4. Михайлов Е.Ф. Власенко С.С. Образование фрактальных структур в газовой фазе // Успехи физических наук. – 1995. – Т.165. – №3. – С.263-283.

А.В.Белко Гродненский государственный университет им. Я. Купалы, (Гродно) (руководитель Никитин А.В.) ВЛИЯНИЕ ПОТЕНЦИАЛОВ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА ОБРАЗОВАНИЕ КЛАСТЕРОВ С ФРАКТАЛЬНОЙ СТРУКТУРОЙ Фрактальные кластеры являются основным структурообразу ющим элементом целого ряда макроскопических систем, возникаю щих в результате протекания физико-химических процессов и явле ний. Моделирование фрактальных кластеров является одним из способов изучения таких макроскопических систем. Для получения достоверной структурозависимой информации необходимо найти способ, позволяющий синтезировать агрегаты с широким диапазо ном структурных параметров и выявить условия образования таких структур [1].

В работе предлагается модель образования фрактальных кла стеров из частиц с учетом различных потенциалов их взаимодей ствия. В этой модели в центр области помещается зародышевая неподвижная частица. Затем с периферии области запускается но вая частица. Она перемещается по области, взаимодействуя с заро дышевой частицей, в соответствии с определенным потенциалом.

Частица считается присоединенной, когда расстояние между ней и ближайшей к ней частицы кластера меньше или равно диаметру частицы. Далее запускается следующая частица, которая взаимо действует как с зародышевой частицей, так и с присоединенной, и передвигается до тех пор, пока не достигнет растущего кластера или границы области. Частицы, которые выходят за границы облас ти, не рассматриваются, а в область запускается следующая части ца. Процесс происходит до тех пор, пока кластер не достигнет гра ницы области.


В качестве потенциалов взаимодействия образующей частицы и частицы кластера были взяты несколько различных потенциалов вза имодействия: потенциал Ленарда – Джонса (1), потенциал Кихары (2), потенциал Букингема (3), потенциал Морзе (4) [2;

3].

12 V (r ) = 4, (1) r r 12 V (r ) = 0 2 0, (2) r r 6 r rm rm V (r ) = exp, (3) 1 6 / r r V (r ) = [exp( 2(r rm ) ) 2 exp( (r rm ) )]. (4) Разработана компьютерная модель и выполнены численные эк сперименты. Определялась фрактальная размерность кластеров и вре мя их образования.

Фрактальная размерность кластеров, полученных по механизму кластер – частица с учетом потенциала Ленарда – Джонса – D = 1,39 ± 0,03, потенциала Кихары – D = 1,42 ± 0,03, потенциала Букингема – D = 1,43 ± 0,03, потенциала Морзе – D = 1,79 ± 0,02.

Список литературы 1. Михайлов Е.Ф. Власенко С.С. Образование фрактальных структур в газовой фазе // Успехи физических наук. – 1995. – Т.165. – №3. – С.263-283.

2. Блэйкмор Дж. Физика твердого тела / Пер. с англ. – М.: Мир, 1988. – 608 с.

3. Крячко Е.С. Моделирование межмолекулярных взаимодействий в жид костях и газах. Двухатомные потенциальные кривые. – Киев: ИТФ, 1980. – 35 с.

С.О.Белуш Гродненский государственный университет им. Я. Купалы, (Гродно) (руководитель Зноско К.Ф.) ВЛИЯНИЕ ПАРАМЕТРОВ СИСТЕМЫ ВОЗБУЖДЕНИЯ ЭКСИМЕРНОГО ЛАЗЕРА, ВЫПОЛНЕННОЙ ПО ТИПУ LC-КОНТУРА, НА ДИНАМИКУ ЭНЕРГОВКЛАДА В АКТИВНУЮ СРЕДУ Класс газовых лазеров, объединенных названием эксимерные, работает на переходах эксимерных молекул, т.е. таких молекул, кото рые существуют только в возбужденном состоянии. Примером экси мерных молекул могут служить галогениды инертных газов: ХеСl, KrF, ArF, XeF. Лазеры, работающие на переходах данных молекул, наибо лее эффективны и хорошо изучены. Выходная энергия таких лазеров достигает несколько сот джоулей при КПД до 2 % и длительности импульса порядка 0,1 нс. Еще одним достоинством данного класса лазеров является то, что они эффективно работают при различных способах накачки, а системы накачки являются универсальными для получения генерации на различных молекулах при замене рабочей смеси [1].

Перечисленные достоинства обусловливают широкую область применения эксимерных лазеров. Они используются для накачки ла зеров на красителях (лучших источников перестраиваемого когерент ного излучения видимого диапазона), травления кремниевых матриц, при обработке материалов высокой степени чистоты, для стимулиро вания химических реакций, разделения изотопов. Излучение эксимер ных лазеров может использоваться в технологии получения особо чистых веществ, для изучения воздействия УФ-излучения на биохи мические процессы. Но основное применение эксимерных лазеров это возможность их использования для поиска качественно новых эффек тов, не достижимых с обычными источниками света, для детального изучения нелинейных спектроскопических явлений тонкоструктурных спектров сложных молекул, для исследования лазерно-индуцирован ных процессов и т.п. [2].

Целью настоящей работы является теоретическое исследова ние электрической схемы накачки электроразрядного эксимерного ХеСl-лазера, выполненной по типу LC-контура. В процессе работы решались следующие задачи:

1) создание математической модели, описывающей работу элек трической схемы, выполненной по типу LC-контура;

2) исследование с помощью полученной модели зависимости вкладываемой в активную среду энергии от параметров схемы на качки.

Была создана математическая модель схемы накачки, выпол ненной по типу LC-контура, с помощью которой имелась возмож ность получать и анализировать в зависимости от времени такие характеристики, как токи, протекающие через элементы схемы, на пряжения на элементах схемы, а также общий энерговклад в актив ную среду. В основу модели были положены уравнения представ ленные в [3]. Были исследованы зависимости энергии, вложенной в активную среду, от параметров схемы накачки. Исследован энерго вклад в активную среду при предельных значениях параметров сис тем возбуждения. Установлены условия, при которых происходит согласованное возбуждение активной среды лазера обоими контура ми. Это происходит в случае, если характеристическое время конту ра накопительной емкости в три раза больше характеристического времени контура обострительной емкости, а амплитуда разрядного тока контура обострительной емкости на втором пике в 1,5–2 раза меньше амплитуды разрядного тока контура накопительной емкос ти. Такие соотношения позволяют максимально использовать энер гию запасенную в первичном накопителе.

Список литературы 1. Эксимерные лазеры / Под ред. Ч. Роудза. – М.: Мир, 1981. – 287 с.

2. Михкельсоо В. Т., Клементи Т. И.. Эксимерные лазерные системы и их использование // Труды института физики АН Эстонской ССР. – Т56. – 1984. – № 3. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров LC контура на энергию генерации XeCl-лазера // Журнал прикладной спектроско пии. – Т. 66. – 1999.

В.Г.Беспалый, В.В.Каллаур Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) lanin@bsuir.unibel.by (руководитель Ланин В.Л.) МОДЕЛИРОВАНИЕ И ОПТИМИЗАЦИЯ ПАРАМЕТРОВ ЛАЗЕРНОЙ ПАЙКИ ПОВЕРХНОСТНО МОНТИРУЕМЫХ ЭЛЕМЕНТОВ Оптимизация параметров лазерной пайки выводов ИМС была выполнена методом полного факторного эксперимента (ПФЭ). В ка честве параметра оптимизации выбрана прочность паяного соедине ния. Исследуемыми параметрами процесса были время пайки (Х1), диаметр пятна лазерного излучения (Х2) и частота импульсов лазер ного излучения (Х3). Напряжение на ИК лампе было постоянным во время проведения всех экспериментов и составляло 700 В.

Модель процесса формирования электрических соединений, по лученных при воздействии лазерного излучения имеет вид:

Y = 6,72 + 0,47 X 1 + 0,47 X 2 + 0,91X 3 0,78 X 1 X 2 + 0,66 X 2 X 3 (1) Анализ математической модели показывает, что наибольшее влияние на прочность паяного соединения проволоки с контактными площадками печатной платы оказывает фактор: Х3. Факторы Х1 и Х влияют на процесс создания соединений в меньшей степени. Присут ствие в модели факторов двойного взаимодействия свидетельствует о близости процесса оптимальной области параметров функции опти мизации.

В целях дальнейшей оптимизации параметров процесса пайки поверхностномонтируемых ИМС использован метод крутого вос хождения (Бокса – Уилсона). Шаговое движение при этом методе осуществляли в направлении наибольшего изменения целевой фун кции по градиенту до достижения частного экстремума. Началь ные условия крутого восхождения выбирались в центральных точ ках плана ПФЭ. Был выбран шаг движения по времени 0,25 с и рассчитаны шаги по другим факторам с округлением до реально измеряемых.

Наибольшее усилие отрыва, которое подтверждается экспери ментальными данными, получено в третьем опыте (8,8 Н). В четвер том опыте экспериментальное значение Y не подтверждается рас четным, поэтому «восхождение» прекратили. Таким образом, на тре тьем шаге достигнута область экстремума целевой функции. Оптималь ные параметры пайки выводов поверхностномонтируемых ИМС со ставили: время пайки – 4,75±0,25 с;

диаметр пятна излучения – 1,85±0, мм;

частота импульсов лазерного излучения – 9,5±1,0 Гц.

Для получения математической модели функции в «почти стаци онарной области» использован центральный композиционный ортого нальный план второго порядка (ЦКОП), включающий в себя добавле.

ние нескольких специально спланированных точек к матрице планирования ПФЭ. При построении модели второго порядка в «по чти стационарной области» исследуемыми параметрами процесса выб раны время пайки (t), диаметр пятна лазерного излучения (D) и часто та импульсов лазерного излучения (F). При этих допущениях ЦКОП для трех факторов содержит 15 опытов.

В результате обработки экспериментальных данных ЦКОП на ЭВМ получено уравнение регрессии второго порядка, которое с уче том проверки коэффициентов полинома по критерию Стьюдента (при 5 % уровне значимости) приобретает вид:

Y = 8,0 + 0,27 X 1 0,22 X 2 + 0,21 X 3 0,41 X 1 X (2) 2 2 0,46 X 1 X 3 + 0,25 X 2 X 3 0,29 X 1 0,21 X 2 0,24 X 3.

Анализ уравнения регрессии и поверхностей отклика позволил установить оптимальную область технологических параметров про цесса лазерной пайки поверхностно-монтируемых ИМС на медном ленточном носителе при которых прочность соединения ИМС с пе чатной платой максимальна. Варьируя сразу несколькими парамет рами технологического процесса легко добиться стабильного, зара нее предопределенного значения прочности соединения, как наиболее важного для сборочных операций параметра.

С.А.Бизюк Белорусский государственный университет (Минск) [Bazuka2@mail.ru] (руководитель Джагаров Б.М.) ФОТОДИНАМИЧЕСКОЕ РАЗРУШЕНИЕ ОПУХОЛЕВЫХ ТКАНЕЙ Сущность фотодинамической терапии (ФДТ) заключается в воз действии излучения определённой длины волны на опухоль, в которой присутствует фотосенсибилизатор. Раздельно ни излучение, ни фото сенсибилизатор разрушающего воздействия на опухолевые ткани не оказывают. Разрушение может вызываться двумя причинами: либо путём воздействия на опухолевую клетку активной формы фотосен сибилизатора, возникающей в результате его фотовозбуждения, либо путём воздействия на ту же клетку синглетного кислорода 1О2, кото рый в свою очередь образуется при взаимодействии молекулы фото сенсибилизатора в триплетном состоянии с кислородом в основном (триплетном) состоянии. Известно, что синглетный кислород значи тельно быстрее разрушает опухолевые клетки благодаря более высо кой химической активности молекулы синглетного кислорода в срав нении как и с радикальными формами молекулы сенсибилизатора, так и с молекулой кислорода в основном состоянии. Положительным мо ментом при ФДТ является избирательность воздействия на клетки.


Это связано со способностью клеток опухоли накапливать различные вещества, в том числе и фотосенсибилизатор, в большей мере по срав нению со здоровыми клетками. Опухолевые ткани обеднены кислоро дом, что приводит к уменьшению эффективности ФДТ. Для достиже ния эффекта полного повреждения опухолевых тканей приходиться увеличивать концентрацию фотосенсибилизатора, что в свою очередь может вызывать разрушение здоровых клеток. Увеличить эффектив ность ФДТ можно посредством увеличения концентрации кислорода в опухолевых тканях, что достигается воздействием на гемоглобин света определённой длины волны, приводящее к фотодиссоциации оксифор мы гемоглобина и появлению свободного кислорода.

Целью настоящей работы являлось сравнение эффективности двухцветной ФДТ (при одновременном облучении двумя световыми пучками с различными длинами волн 1 и 2 ) и ФДТ с использовани ем только одного светового пучка с одной длиной волны. Сравнива лись результаты облучения опухоли саркома М-1 (Са М-1), перевитой подкожно белым беспородным крысам. Сравнение проводилось для трёх серий эксперимента: 1) облучение сенсибилизированной опухоли проводилось лазером на парах золота с длиной волны 1 =627,8 нм;

2) облучение проводилось полупроводниковым лазером с длиной волны 2 =671 нм;

3) облучение проводилось двумя лазерами одновремен но. Во всех трёх сериях дозы (с учетом поглощения фотосенсибилиза тора) были равны 50 Дж/см2, но при облучении двумя лазерами 50 % дозы (25 Дж/см2) набиралось за счёт излучения полупроводникового лазера, остальные 50 % (эквивалентные 25 Дж/см2 излучения полу проводникового лазера) за счёт излучения лазера на парах золота, ко торый должен был обеспечить преимущественное возбуждение фо тосенсибилизатора. Излучение с длиной волны 1 преимущественно возбуждало гемоглобин. Для оценки глубины и площади повреждения опухоли применялся метод прижизненной окраски. Результаты были представлены в виде цифровых фотографий гистотопографических срезов опухолевого узла. Для обработки результатов была разработа на программа, которая, основываясь на разности цветов повреждён ной и неповреждённой ткани, подсчитывала площадь некроза в попе речном срезе опухоли и процент повреждения. В результате расчета и усреднения по каждой серии экспериментов были получены следую щие результаты: в случае облучения светом лазера на парах золота ( =627,8 нм) пораженная поверхность составила 37 % от общей пло щади среза, в результате облучения полупроводниковым лазером ( =671 нм) – 48 %, при одновременном облучении двумя лазерами – 64 %.

Таким образом, двухцветная фотодинамическая терапия (при одновременном использовании двух лазеров с различными длинами волн), является более эффективной в сравнении с фотодинамической терапией, использующей в качестве возбуждающего излучения свет одной длины волны.

Автор благодарит доктора физико-математических наук профес сора Джагарова Бориса Михайловича и доктора медицинских наук Истомина Юрия Петровича за постановку задачи и постоянную по мощь в работе.

Н.В.Брянский Иркутский государственный университет (Иркутск, Россия) zubr@api.isu.runnet.ru (руководитель Мецик М.С.) НАКОПИТЕЛЬ ЭЛЕКТРИЧЕСКИХ ЗАРЯДОВ НА ОСНОВЕ УВЛАЖНЕННОГО ДИСПЕРГИРОВАННОГО МУСКОВИТА Диспергированный мусковит насыщался водой до 50 % влажнос ти в ячейке с графитовыми электродами объемом 20 см3 с добавлени ем 1г соли NaCl. Такой композит относится к новому классу сильно увлажненных минеральных диэлектриков, считавшихся бросовым ма териалом, однако исследования, выполняемые в лаборатории ИГУ, по казывают, что эти материалы обладают огромной электрической поля ризацией и высокими электронакопительными свойствами и представляют несомненный интерес для электро-радиотехники. В табл. представлены данные о полулогарифмической кривой разрядки накопи теля на собственное сопротивление Ri 50 Ом. Кривая имеет 4 линей ных участка, по которым вычислены отданные накопителем заряды q i = I oi i 17,6 Кл.

Видно, что накопитель обладает значительной кулоноемкостью и может представлять практический интерес для слаботочной элект ротехники.

Наличие четырех линейных участков на полулогарифмической кривой свидетельствует о сложном механизме накопления зарядов, который уточняется.

Таблица 1. Разрядка накопителя i, сек Qi=I0ii, Кл N I0i, mA 1 27 40.4 1. 2 300 10.0 3. 3 1550 6.7 10. 4 2600 1.2 3. qi =17. Список литературы 1. Тареев Б.М.. Физика диэлектрических материалов. – М. Энергоиздат, 1982. – 320 с.

2. Волков К.И., Загибалов П. Н./ Свойства, добыча и переработка слюды./Под ред. М.С. Мецика. – Иркутск: В. – Сиб. кн. изд-во, 1971. – 350 с.

3. Мецик М.С.. Физика расщепления слюд. – Иркутск: В. – Сиб кн изд-во, 1967. – 278 с.

4. Мецик М.С., Щербаченко Л.А. Электрические свойства слюд. – Иркутск:

Изд ИГУ 1990. – 254 с.

, 5. Соколов В.Н. Формирование микроструктуры глинистых пород. // Соросовский образовательный журнал. – №7. – 1998. – С.83-88.

Ю.А.Бутенко Белорусский государственный университет (Минск) Chubarov@bsu.by (руководитель Чубаров С.И.) АНАЛИЗ СИГНАЛА ОБРАТНОГО РАССЕЯНИЯ ПРИ ОПРЕДЕЛЕНИИ КАЧЕСТВА ОПТОВОЛОКОННЫХ ЛИНИЙ В настоящее время оптоволоконные линии связи находят все боль шее применение при построении высокоскоростных сверхдальних ли ний связи. При этом качество световодов оказывает решающее значе ние на скорость передачи информации и надежность систем связи. Это предполагает решение сложных физических задач. К их числу относят ся задачи, связанные с определением длины регенерационного участка линии (длины, на которой возможно восстановление сигнала) и скорости передачи информации В технике измерений параметров световодов метод, основанный на анализе реакции исследуемого световода на зон дирующее оптическое излучение, является одним из наиболее распрос транённых. В основе метода лежит фундаментальный эффект рэлеевс кого рассеяния на флуктуациях плотности материала и концентраций легирующих примесей, характерные размеры которых не превышают длины волны излучения. Часть рассеянного в волоконном световоде излучения канализируется по нему в обратном направлении и несет в себе обширную информацию о значении и стабильности параметров волоконного световода по его длине.

Мощность PP(z), рассеянную назад на участке dz многомодово го световода можно записать:

p p ( z ) = P ( z ) p ( z ) S ( z )dz, (1) где P(z) – мощность излучения дошедшая до точки z световода, a P(z) – коэффициент рассеяния, S(z) – фактор обратного рассеяния, оп ределяющий, какая часть общей мощности захватывается апертурой световода и распространяется по световоду в обратном направлении.

При расчете фактора обратного рассеяния S(z) считаем, что коэффи циент рассеяния aр(z) не изменяется по сечению ступенчатого волок на. Изменение параметров волокна приводит к изменению сигнала обратного рассеяния, поэтому необходимо знать вклад флуктуации каж дого из параметров в общий сигнал.

Спектральные измерения методом обратного рассеяния могут дать дополнительную информацию о механизмах затухания света, например, о распределении ионов ОН – по длине волокна. Другим не посредственным следствием является возможность обнаружения локальных неоднородностей, например, вкраплений в сердцевине во локна или мест соединения волокон, а также определения затухания на этих дефектах. В последнем случае возможна существенная ошиб ка, так как потери на локальных дефектах, как правило, существенно зависят от направления распространения света, а для случая соедине ния волокон вклад в ошибку вносит и отличие в параметрах соединя емых световодов. Более точные результаты можно получить, изме рив обратное рассеяние с обеих сторон исследуемого тракта, подобный же подход позволяет разделить влияния вариации параметров свето вода на рассеянный сигнал.

Отраженный поток обратного рассеяния преобразуется фото приемником (обычно фотодиодом), регистрируется же (обычно на экране электронно-лучевой трубки) зависимость мощности обрат ного рассеяния от длины волокна (или времени распространения сигнала), а также местоположения и характера неоднородностей.

Место обрыва волокна характеризуется резким увеличением мощ ности рассеяния. Путем измерения амплитудно-временных харак теристик этого отраженного оптического сигнала при известном значении можно определить место повреждения и длину волокон ного световода. Абсолютная погрешность измерения длины опти ческого световода (длина порядка 5 км) методом обратного рас сеяния составляет 0,5 – 1 м.

Ю.А.Бутенко, М.В.Брухан Белорусский государственный университет (Минск) Chubarov@bsu.by (руководитель Чубаров С.И.) МЕТОДЫ РЕГИСТРАЦИИ ПАРАМЕТРОВ ОПТИЧЕСКИХ СВЕТОВОДОВ В последние годы при строительстве высокоскоростных сверх дальних линий связи находит применение волоконно-оптическая линия связи. При этом ставятся задачи, связанные с определением длины регенерационного участка линии и скорости передачи информации Длина регенерационного участка зависит от динамического диапазо на оконечного оборудования и общего затухания сигнала в оптичес ком канале. Составляющими затухания являются поглощение и рас сеяние света в материале оптического волокна. Применение одномодовых волокон позволяет использовать предельные для мик роэлектронной технологии скорости передачи информации порядка 10 Гбит / с, а также максимальные длины регенерационных участков.

Для измерения параметров световода используется метод, основан ный на анализе реакции исследуемого световода на зондирующее оп тическое излучение. Реакция исследуемых волокон может проявляться в виде обратной волны потока излучения, обусловленного эффектами френелевского отражения, рэлеевского рассеяния и вынужденного ком бинационного рассеяния в материале волоконного световода. Этот метод получил название метода рефлектометрии, а приборы на осно ве сдвоенных направленных ответвителей, реализующие этот метод – рефлектометры. Применительно к волоконному световоду наиболь шее распространение получила импульсная рефлектометрия, которая позволяет выполнять измерения при достаточно высоком простран ственном разрешении.

В месте обрыва оптического волокна возникает френелевское отражение зондирующего излучения. Данное обстоятельство легло в принцип локационного метода определения расстояний до мест по вреждений световода. Путем измерения времени задержки оптичес кого импульса, отраженного от места повреждения, можно опреде лить местоположение последнего. Для нахождения длины необходимо зарегистрировать временное положение импульсов на входе и выходе волокна. Поиск повреждений, а также определение длины, ведется путем регистрации части излучения, отраженной от повреждения или выходного торца волокна и приходящего на тот же детектор, который контролирует импульс на входе. Временной интервал между импуль сами соответствует времени прохождения сигнала в прямом и обрат ном направлениях и не зависит от всех задержек сигнала в системе регистрации, а также от синхронизации лазера.

Однако при регистрации параметров сверхдлинных оптичес ких волноводов данный метод не пригоден, так как место повреж дения не обеспечивает требуемого уровня френелевского отраже ния. В этом случае наиболее приемлемым является метод вынужденного комбинационного рассеяния, основанный на исполь зовании в качестве зондирующих импульсов стоксовых компонент вынужденного комбинационного рассеяния – нелинейного эффекта, возникающего при определенном уровне оптической мощности, вводимой в световод.

Вариантность методов позволяет разработать метод построе ния и создания оптоэлектронной системы оценки оптических характе ристик оптических волноводов, которая позволит проводить анализ ряда параметров волоконного световода, определять распределение зату хания света по длине волоконного световода и кабелей без разруше ния и при наличии доступа только к одному их концу и иметь возмож ность применения её для изучения различных физических процессов и создания распределенных датчиков физических величин.

А.С.Воронцов Гродненский государственный университет им. Я. Купалы, (Гродно) (руководитель Овчинников Е.В.) ВЛИЯНИЕ АКТИВНОСТИ ПОДЛОЖКИ НАНОФАЗНЫХ СИЛИКАТОВ НА ПРОЦЕСС ФОРМИРОВАНИЯ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ПОКРЫТИЙ Ресурсосбережение и вопросы сокращения расходов исчерпае мых полезных ископаемых в настоящее время становятся преобла дающими. Поэтому конструкционные элементы, не подверженные значительным физико-механическим воздействиям, часто заменяют материалами, более дешевыми и более распространенными в окру жающей среде. Почти все неорганические материалы не соответству ют требуемым физико-механическим свойствам, таким как тепло проводность, электропроводность, металлический блеск и некоторым другим свойствам, присущим только металлам.

В результате создания «sandwich»-структур на поверхности сили катных нанофазных материалов, могут быть изменены физико-механи ческие свойства подложки. Такой технологический прием был приме нен для придания электропроводности стеклянной подложке путем нанесения тонкого слоя (порядка нескольких микрометров) алюминие вого покрытия. На поверхности стекла формируется равномерное ме таллическое покрытие, которое обеспечивает электропроводность, от ражательную способность и кторое можно использовать в качестве электродов, зеркал в сложных оптических системах.

В ходе исследований ставилась задача изучения влияния актив ности подложки на процесс формирования алюминиевого покрытия.

Для сравнения были взяты подложки из стекла (натриевого) и из слю ды. Процесс нанесения алюминиевого покрытия осуществляется на установке вакуумного резистивного напыления УВН–71П-3. В рабо чей камере формировали средний вакуум (форвакуумным и диффузи онным насосами), который составлял 10-5 – 10-6 мм рт.ст. В качестве испарителя использовался графитовый тигель, на котором алюминий марки А5М (технически чистый) плавился и испарялся, формируя тон кие слои на подложках. Изменяя временной показатель, при заданном значении силы тока, равном I=1,6 А, проводились исследования нане сенных слоев металла.

При увеличении времени выдержки в камере напыления иссле дуемых подложек наблюдается рост алюминиевого покрытия, а имен но – образование активных центров зародышеобразования, стадия коалисценции и дальнейшее формирование сплошной пленки.

Изучение кинетики формирования покрытия проводилось с по мощью атомно-силового микроскопа НАНОТОП-203.

Установлено, что на слюдяной подложке процесс зарождения активных центров начинается на 8 – 10 секунд раньше, чем на под ложке из стекла. Этот факт можно объяснить тем, что при расщеп лении слюды на ее поверхности формируется элекретная структура, т.е. образуются микрозаряды на поверхности скола, которые и спо собствуют более быстрому образованию зародышей пленкообразо вания и роста покрытия. Стеклянная подложка является нейтраль ной, тем самым процесс формирования алюминиевого покрытия начинается позже. Кроме того, расположение активных центров на подложке из слюды имеет некоторое упорядоченное строение, т.е.

расположение активных центров выстраивается по поверхности слю ды в виде последовательной «цепочки». Предположительно, исходя из полученных результатов, что методом вакуумного напыления воз можно проводить декорирование активных центров на поверхности природных силикатов.

А.Е.Гаврилик Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) ignat@grsu.grodno.by (руковолитель Иванов А.Ю.).

ИЗМЕНЕНИЕ СТРУКТУРЫ МЕДИ ПРИ РАЗЛИЧНЫХ РЕЖИМАХ ЕЕ ЛАЗЕРНОЙ ОБРАБОТКИ C увеличением области применения лазерной обработки мате риалов требуется все более подробное изучение воздействия мощ ных световых потоков на поверхности твердых тел. При этом иссле дуется изменение состояния зоны разрушения, формирование пароплазменного облака (лазерного факела) у поверхности образца, его развитие, свечение, характер выброса жидкой фазы из ванны рас плава. Огромный интерес вызывает также исследование изменения структуры металлов при различных режимах их лазерной обработки.

Изучение характера изменений структуры необходимо для более глу бокого понимания процессов, протекающих в зоне воздействия лазер ного излучения на вещество. Кроме того, подобные исследования пред ставляют интерес для электронной промышленности, т.к. в ней широко используется медь, которая подвергается лазерной обработке.

Целью данной работы является изучение изменения структуры меди при различных режимах ее лазерной обработки.

В качестве источника воздействующего на образец излуче ния использовался модуль, созданный на основе лазера ГОС- (l=1,06 мкм).Для получения моноимпульсного и импульсно-перио дического режимов генерации применялись пассивные затворы из фтористого лития с F-центрами окраски. Управление частотой по вторения лазерных импульсов в диапазоне 5–50 кГц осуществля лось изменением энергии накачки и оптической плотности пассив ных затворов. Длительность отдельного пичка t определялась параметрами резонатора и характеристиками используемого зат вора и составляла 80 нс.

Лазерное излучение при помощи фокусирующей системы направ лялось на поверхность исследуемого образца.

Для получения на образце относительно однородного пятна фо кусировки излучения с резкими границами диаметром d=2,0 мм ис пользовалась диафрагма диаметром 10 мм, изображение которой стро илось фокусирующей системой на поверхности мишени. Суммарная энергия лазерного импульса варьировалась от 4 Дж (мономпульс) до 150 Дж (35 пичков).

Изменение структуры меди исследовалось методами рентгено вской дифрактометрии. Для этой цели применялся рентгеновский диф рактометр общего назначения ДРОН-2.0;

использовалась линия Кa трубки с медным анодом (длина волны 154.050 пм). Рентгеновские дифрактограммы снимались до и после облучения образцов лазерны ми импульсами.

Исследование показало, что почти всегда степень упорядоче ния структуры меди после лазерной обработки изменялась, причем в одних случаях (при определенном количестве и энергии пичков ла зерного излучения) упорядочение увеличивалось, а при других режи мах обработки –уменьшалось. Это позволяет надеяться на разра ботку методики управляемого изменения степени упорядочения структуры меди.

Д.Н.Герасюк, Е.А.Гурневич Физико математический лицей «Альфа» при ГрГУ им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Никитин А.В.) ВЕРОЯТНОСТНАЯ МОДЕЛЬ ИДЕАЛЬНОГО ГАЗА Основания молекулярно-кинетической теории – это строгая сово купность постулатов, не допускающая произвола в их трактовке даже с целью упрощения и наглядности. В рамках модели Ньютона–Лапласа координаты двух частиц газа, движущихся по определенным класси ческим траекториям, в результате их столкновения остались бы опре деленными. Если газ состоит из одинаковых частиц, то в силу их нераз личимости в пределах «физически малого» объема в принципе невозможно использовать такую модель, то есть всегда имеется неус транимая неопределенность в задании начальных данных для описания движения частиц с помощью законов сохранения энергии и импульса.

Эта неопределенность относится только к заданию начальных условий и никак не связана с неопределенностью квантово-механического дви жения.

Важным является наблюдение за процессом упорядочивания скоростей частиц идеального газа, первоначально распределенных по значениям и направлениям хаотически. Для изучения процесса упоря дочивания удобно использовать моделирование процесса с помощью ЭВМ, если обеспечивается вывод на экран дисплея меняющихся во времени картин положения частиц в пространстве (движение частиц) и гистограммы функции распределения частиц по скоростям.

Перейдем к описанию столкновений частиц на плоскости XOY в безразмерных переменных. Будем считать, что при абсолютно упру гом столкновении выполняются законы сохранения:

кинетической энергии;

проекции импульса на ось OX;

проекции импульса на ось OY.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 7 |
 



Похожие работы:





 
© 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.