авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

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



Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 7 |

«Министерство образования Республики Беларусь УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ «ГРОДНЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИМЕНИ ЯНКИ КУПАЛЫ» ФИЗИКА ...»

-- [ Страница 2 ] --

Если массы частиц одинаковы, то законы сохранения кинетичес кой энергии и проекций импульса можно записать только для компо нент безразмерных скоростей:

U 0 (i ) + U 0 ( j ) = U 12 (i) + U 12 ( j ), 2 U 0 x (i ) + U 0 x ( j ) = U 1x (i ) + U 1x ( j ), (1) U 0 y (i) + U 0 y ( j ) = U 1 y (i ) + U 1 y ( j ), где U – скорость;

индекс 0 соответствует скорости до столкно вения, 1 – после;

I и j индексы сталкивающихся частиц;

x, y – опреде ляют проекции на соответствующую ось.

Система уравнений (1) содержит три уравнения для четырех неизвестных компонент скоростей, т.е. является неопределенной. Эту неопределенность следует использовать так, чтобы процесс столк новения носил вероятностный характер. Удобнее всего это достига ется, когда одну из неизвестных величин мы будем выбирать, как случайную. При этом, чтобы не снижать степени общности резуль тата, выберем ее так, чтобы область определения этой величины была конечной.

На основе задачи (1) был разработан алгоритм и составлена ком пьютерная программа, позволяющая моделировать движение и стол кновения частиц, рассчитывать распределения по скоростям и энер гиям, длину свободного пробега и т.д. Была применена сеточная модель с периодическими граничными условиями.

Для исследования упорядочивания распределений предусматри вались различные комбинации начальных состояний частиц (коорди наты и импульсы). Для обеспечения равенства 0 импульса всей сис темы в начальный момент времени произвольные импульсы генери ровались для половины частиц, а импульсы другой половины инверти ровались. Выполненные расчеты показывают, что предлагаемая ве роятностная модель так же как, и МКТ, приводит к «максвелизации»

скоростей частиц независимо от начального состояния частиц. Разра ботанная модель позволяет также рассматривать фазовые переходы 1 рода, если предусмотреть отвод или подвод энергии при столкнове нии частицам и стенки.

В.И.Герман Сибирский государственный аэрокосмический университет имени академика М.Ф. Решетнева (Красноярск, Россия) germanv@rambler.ru (руководитель Мансуров В.А.) АНАЛИЗ ВРЕМЕННЫХ ИНТЕРВАЛОВ МЕЖДУ АКТАМИ РАЗРУШЕНИЯ В ГОРНЫХ ПОРОДАХ НА РАЗЛИЧНЫХ ИЕРАРХИЧЕСКИХ УРОВНЯХ В работе анализируются микросейсмическая активность, заре гистрированная на Североуральском бокситовом руднике в период с 1984 по 1989 гг., дающая информацию, пригодную для прогноза силь ных разрушений [1]. В массиве горных пород, вмещающем шахты, разрушение идет одновременно в разных пространственных областях и на различных масштабных уровнях. Существует множество зави симостей, свидетельствующих о самоподобии процесса разрушения на различных масштабных уровнях. Такого рода иерархические пред ставления особенно хорошо развиты в сейсмологии. Так, в двойных логарифмических координатах имеется линейная связь между разме ром L (рассеянной энергией E, lg L 1 3 lg E const ) и количе ством дефектов с таким размером, а также между размером и вре менем подготовки возникновения дефекта данного размера.

Первая зависимость находит свое отражение в давно известном и широко используемом законе повторяемости Гуттенберга – Рихте ра. Вторая же – может быть отражена и проанализирована путем применения к анализу данных модели ускоренных испытаний, для ко торой функция распределения F (t, E ), зависящая от временнoй пе ременной t и вспомогательной E, обладает следующим свойством:

F (t ;

E ) = F [t( E ),0], т.е. соот 2. ветствующая t случайная вели чина T = T0 / ( E ), T0 = const.

1. При этом сама модель имеет вид lg T = µ 0 lg ( E ) +, где 0. µ 0 = M (lg T0 ), – случайная величина с нулевым средним и рас -0. пределением не зависящим от E 2 3 4 5 6 7 2. [2]. В нашем случае T – времен ные интервалы между возникно вением дефектов с одинаковой рассеянной энергией E и 1. ( E ) = E. Таким образом, рас пределения lg T при различных E отличаются только сдвигом, а 0. 2 3 4 5 6 7 следовательно, и дисперсия 1 Рис. D(lgT ) – постоянна.

На рис.1 представлены экспериментально полученные зависи мости для средних lg T и их стандартных отклонений, которые рас считывались для данных, попавших в энергетический интервал ( E / 10 ;

10 E ), или, другими словами, в один энергетический ин тервал ( lg E 0,5;

lg E + 0,5 ).

Данные с lg E (3,3;

5,7) очевидно удовлетворяют описанной модели. Участок с lg E 3,3 не удовлетворяет ей из-за ограничен ной чувствительности регистрирующей сети датчиков, позволяя оце нивать ее предел. Отклонение от модели при lg E 5,7, когда воз никновение дефекта сопровождается крупными разрушениями, объясняется, прежде всего, малой статистикой на данном участке.

Полученные энергетические интервалы хорошо совпадают с оценка ми, полученными другими методами [1].

В работе показано, что функция F (t, E ) для различных E хоро шо совпадает с распределением Вейбулла и достаточно сильно от стоит от его частного случая – распределения Пуассона, т.е. процесс разрушения, как и следует из физических представлений, не является стационарным. Не стационарные временные участки имеют прогнос тическую значимость при прогнозировании сильных разрушений.

Список литературы 1. Герман В.И., Мансуров В.А. Мониторинг индуцированной сейсмич ности и процедура выделения очагов горных ударов // Физико-технические проблемы разработки полезных ископаемых. Июль-Август. – СО РАН. – 2002. – №4. – С. 28-37.

2. Кокс Д.Р., Оукс Д. Анализ данных типа времени жизни. – М.: Финансы и статистика, 1988.

А.Н.Гетало, А.В.Бабич, В.Н.Нестеренко Полтавский государственный педагогический университет им. В.Г.Короленко (Полтава, Украина) allmail@pdpu.septor.net.ua (руководитель Руденко А.П.) ВЯЗКО-УПРУГИЕ СВОЙСТВА В РЯДЕ КРЕМНИЙОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ Нами проведены измерения плотности ( ), коэффициента сдви говой вязкости ( s ), поглощения ( ) и скорости (с) распространения звука в некоторых жидких полиметилоксидах (ПМС–5;

ПМС–10;

ПМС–20) в интервале температур 213–283 К. Числа при ПМС соот ветствуют значению величины коэффициента сдвиговой вязкости.

Научный интерес к кремнийорганическим жидкостям обусловлен их широким применением в различных областях народного хозяйства [1].

Поглощение звука измеряли импульсным методом в интервале частот от 5 до 2500 МГц. В работе приведены результаты поглощения звука для частоты 5МГц. Расшифровка акустических спектров про водилась по методике, предложенной в работах [4;

5].

Результаты измерения величин, s, f и с приведены в таб лице.

ПМС–5 ПМС–10 ПМС– f– f–, s,, s,, s, с, с, с, T, мс–1 мс–1 мс– кгм–3 1015, кгм–3 1015, кгм– K Пас Пас Пас м–1с2 м–1с 213 991.0 47.9 1240 970 1015.2 102.6 1257 2470 1027.5 240 223 981.5 33.8 1210 675 1006.0 70.0 1224 1510 1018.0 151 233 972.0 22.2 1177 455 997.0 47.5 1191 950 1009.4 101 243 962.4 17.9 1146 – 987.5 35.0 1157 – 1000.2 75 253 952.7 15.2 1110 340 978.5 26.5 1124 535 991.4 56 273 934.7 8.9 1043 260 960.0 15.3 1057 – 973.2 32 283 916.3 5.0 967 190 939.8 10.0 993 280 955.1 21 Как видно из таблицы, величины и s зависят от количества метильных групп. С повышением температуры плотность исследуе мых жидкостей уменьшается, причем зависимость r=f(T) носит ли нейный характер в исследованном интервале температур.

Температурная зависимость коэффициента сдвиговой вязкости в исследованных объектах, кроме ПМС–20, в пределах ошибок экспе римента, описывается соотношениями Эйринга–Френккеля [2–3].

Gh h NA exp s = (1) RT VM Здесь VM – молярный объем, h – постоянная Планка, N A – число Авогадро, R – газовая постоянная, Gh – изменение свобод ной энтальпии активации вязкого течения.

Применимость соотношения (1) к исследованным нами жидко стям следует из линейности зависимости ln s = f (T 1 ) для ПМС–5, ПМС–10 (рис. 1).

Анализ экспериментальных данных показал, что акустические спектры исследованных, кроме ПМС–20, в изученном интервале час тот и температур описываются уравнением A = + B, ( ) 2 1+ f f p f где А и В – параметры, независимые от частоты, f p – частота релаксации с одним временем релаксации.

– – 3.4 3.6 3.8 4.0 4.2 4.4 4.6 4. Рис. 1. Зависимость величин 1 – ПМС–5, 2 – ПМС– Список литературы 1. Шахнович М.И. Синтетические жидкости для электрических аппара тов. – М.: Энергия, 1972.

2. Френкель Я.И. Кинетическая теория жидкостей. – Л.: Наука, 1975.

3. Глестон С., Лейдер К., Эйринг Г. Теория абсолютных скоростей реак ции. – М.: ИЛ, 1948.

4. Лежнев Н.Б. Исследование колебательной релаксации в жидкостях на сверхвысоких частотах: Дис.... д-ра физ. – мат. наук. – Л., 1983. – 489 с.

5. Овлякушев Б. Акустическая спектроскопия некоторых ароматических спиртов и амидезеля: Дис.... канд. физ. – мат. наук. – М., 1984. – 140 с.

В.В.Грищенко Гомельский государственный университет им. Ф. Скорины (Гомель) baevich@gsu.unibel.by (руководитель Мышковец В.Н.) РАСЧЕТ И КОМПЬЮТЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ТЕМПЕРАТУРНЫХ ПОЛЕЙ ПРИ ЛАЗЕРНОЙ СВАРКЕ ТИТАНА В связи с возросшими возможностями современной компьютер ной техники все более широкое применение находят численные мето ды, позволяющие получить решение задачи о нахождении темпера турных и термоупругих полей, которая может быть сформулирована в более полном виде, чем в аналитических методах расчета. Практи чески можно отказаться от всех допущений, используемых в анали тических решениях. Задача для числового решения может быть сфор мулирована во всем сложном многообразии физических процессов, происходящих в материалах при их обработке лазерным излучением.

Благодаря своей универсальности широкое распространение в после днее время получил метод конечных элементов [1;

2].

В качестве образцов при постановке данной задачи были исполь зованы титановые пластины толщиной 1 мм. Так как теплофизичес кие свойства материала в значительной степени зависят от темпера туры, поэтому во избежания существенных погрешностей при выполнении расчетов учитывалось, что в процессе лазерной сварки титана температура в области лазерного излучения может изменятся от 20 °С до 1668 °С (температура плавления титана).

В результате проведенных расчетов были получены распределе ния температурных полей при лазерной сварке титана (диаметр пятна 400 мкм, длительность излучения 4 мс, плотность мощности 0,16· Вт/м2) На рисунке 1 представлена картина распределения температур ных полей в зоне воздействия лазерного импульса.

С учетом полученной тепловой модели построен график распре деления температуры по координатам для различных значений глуби ны образца.

На рисунке 2 представлен график распределения температуры по глубине образца.

Рис.1. Картина распределения температурных полей в зоне воздействия лазерного импульса для титана H1= H2=0,2 мм H3=0,4 мм H3=0,6 мм Рис.2. Распределение температуры по координатам для различных значений глубины образца Расчеты, проведенные на основе данного метода, позволяют су дить о механизме распределения температурных полей по поверхнос ти и глубине материала.

Эти данные помогут нам в выборе оптимальных режимов и условий сварки для получения более качественных сварных соеди нений.

Список литературы 1. Есьман Р.И., Бахмат В.А., Королев В.М. Теплофизика литейных процес сов. – Мн.: Беларуская навука, 1998. – 144 с.: ил.

2. 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.

В.Г.Гуртовой Институт физики твердого тела и полупроводников НАН Беларуси (Минск) GVG@tut.by, Sheleg@ifttp.bas-net.by (руководитель Шелег А.У.) ИССЛЕДОВАНИЕ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ СВОЙСТВ НЕЛИНЕЙНЫХ КРИСТАЛЛОВ -BaB2O4 В ОБЛАСТИ ТЕМПЕРАТУР 80 – 300 К Кристаллы -бората бария -BaB2O4 относятся к новым нели нейным оптическим материалам. Они обладают широкой спектраль ной областью пропускания света, значительным коэффициентом не линейности оптических свойств, высоким коэффициентом преобразования и лучевой стойкостью на пробой, большой темпера турной шириной синхронизма и другими оптическими характеристи ками, указывающими на перспективность практического применения этих кристаллов в оптоэлектронике и лазерной технике (преобразова тели частоты и регуляторы мощности лазерного излучения, модуля торы, оптические параметрические усилители и др.). Наличие плос кой анионной группы (B3O6)3- и отсутствие центра симметрии у -BaB2O4 обусловливает высокую эффективность нелинейных опти ческих явлений в этих кристаллах.

Поскольку кристаллы перспективны как нелинейные оптические материалы, в первую очередь были исследованы их оптические свой ства. Однако для эффективного практического использования не ме нее важно знание и других физических свойств -BaB2O4 (динами ческих, диэлектрических, тепловых), а также их зависимость от тем пературы. В данной работе исследованы такие характеристики монокристаллов -BaB2O4, как диэлектрическая проницаемость, про водимость и тангенс угла потерь в области температур 80 – 300 К.

Измерения диэлектрической проницаемости и электропроводно сти кристаллов -BaB2O4 проводились с помощью цифрового изме рителя Е7-12 на частоте 1 МHz и с помощью измерителя Е7-14 на частотах 0,1, 1 и 10 kHz методом непрерывного охлаждения и после дующего непрерывного нагревания со скоростью 0,5 К/мин. Образцами служили тонкие монокристаллические пластинки толщиной 1,5–2,5 мм, поверхности которых представляли собой плоскости, перпендикуляр ные направлению [00l]. В качестве электродов использовалась сереб ряная паста. Образец помещался в специальный держатель, который опускался в пары азота. Температура образца измерялась хромель копелевой термопарой, спай которой находился на поверхности образ ца. Регулировка температуры осуществлялась с помощью нагревате ля, который был вмонтирован в держатель образца.

В результате проведенных исследований показано, что диэлект рическая проницаемость монокристаллов -BaB2O4 монотонно воз растает с увеличением температуры. На кривых температурной за висимости удельной проводимости и tg наблюдается максимум, что, вероятно, связано с изменением вкладов в суммарную величину про водимости, вносимых различными ее типами (электронная, ионная проводимости).

Измерения диэлектрической проницаемости, проводимости и тан генса угла диэлектрических потерь на разных частотах показали на личие дисперсии этих величин. Показано, что с увеличением частоты абсолютная величина диэлектрической проницаемости уменьшается, а удельной проводимости резко увеличивается во всем диапазоне ис следованных температур, причем максимум кривой температурной зависимости проводимости сдвигается в область более высоких тем ператур.

Абсолютные значения диэлектрической проницаемости, удель ной проводимости и тангенса угла диэлектрических потерь при ком натной температуре, полученные нами, хорошо соотносятся с уже известными значениями этих величин [1].

Список литературы 1. Eimerl D., Davis L., Velsko S // J. Appl. Phys. – 62. – V. 5. – P.1968-1983.

В.Г.Гуртовой Институт физики твердого тела и полупроводников НАН Беларуси (Минск) GVG@tut.by, Sheleg@ifttp.bas-net.by (руководитель Шелег А.У.) ИССЛЕДОВАНИЕ УПРУГИХ СВОЙСТВ НЕЛИНЕЙНЫХ КРИСТАЛЛОВ -BaB2O4 В ОБЛАСТИ ТЕМПЕРАТУР 80 – 300 К Кристаллы -бората бария -BaB2O4 являются сравнительно новыми и весьма перспективными материалами для применения в оп тоэлектронике. Наличие плоской анионной группы (B3O6)3- и отсут ствие центра симметрии у -BaB2O4 обусловливает высокую эф фективность нелинейных оптических явлений в этих кристаллах.

Особым достоинством, делающим их удобными объектами для оп тических измерений и исследования на практике, является высокая прозрачность в диапазоне длин волн от ультрафиолетовых до инфра красных.

В литературе имеется достаточно много публикаций, посвящен ных различным устройствам, основанным на использовании нелиней ных оптических свойств этих кристаллов, таким, например, как гене раторы вторых гармоник, оптические параметрические усилители, а также мощные источники регулируемого когерентного излучения в интервале длин волн от 0,422 до 1,68 мкм. Но большинство исследо вателей интересовались только оптическими свойствами этих крис таллов. В то же время для эффективного практического использова ния необходимо знать и другие физические свойства BaB2O (динамические, диэлектрические, тепловые), а также их зависимость от температуры. Целью данной работы является исследование упру гих свойств -бората бария, в частности, температурной зависимос ти скорости распространения продольных ультразвуковых волн (УЗВ) вдоль различных кристаллографических направлений.

Измерения скоростей продольных УЗВ проводились эхо-импуль сным методом на измерителе скорости ультразвука ИС-3. Возбужде ние продольных УЗВ осуществлялось пьезоэлектрической кварцевой пластинкой Х-среза. Измерения проводились в интервале температур 80–300 К на частоте 11 kHz. Определение температурной зависимос ти скорости УЗВ проводилось в режиме квазистационарного охлаж дения и нагревания образцов. Скорость изменения температуры со ставляла ~0,2 – 0,6 K/min. Охлаждение проводилось в парах жидкого азота. Нагрев осуществлялся с помощью нагревателя, смонтирован ного на термостатирующей ширме, которая была надета поверх из мерительной линии. Определение температуры проводилось хромель копелевой термопарой, находящейся вплотную возле образца, находящегося в измерительной линии. Образцы для исследований вы резались в виде параллелепипедов, размеры вдоль направления, в ко тором проводились измерения, в зависимости от образцов составляли 5 – 20 мм.

Нами были проведены измерения скорости распространения про дольных УЗВ в кристаллах -бората бария вдоль кристаллографи ческих направлений [100], [010] и [001], что, учитывая гексагональ ную симметрию решетки, дает исчерпывающую информацию о несдвиговых упругих свойствах кристалла.

Из полученных нами результатов видно, что скорость распро странения УЗВ монотонно убывает с увеличением температуры.

Также наблюдается перегиб на графике температурной зависимо сти скорости распространения продольных (УЗВ) вдоль направле ния [001] области температуры Т 155 К, при отсутствии такового на остальных зависимостях, что, возможно, связано с определен ной перестройкой кристаллической структуры, что также подтвер ждается наличием минимума на температурной зависимости па раметра решетки a [1].

На основании проведенных измерений можно сделать вывод, о сильной анизотропии упругих свойств, что выражается в различии ско ростей распространения ультразвуковых колебаний вдоль различных направлений. Также были найдены значения некоторых компонентов тензора упругости. При Т=273 К получены следующие значения: с11= = 1,285•1011 Па;

с22 = с33 = 5,65•1010 Па, которые хорошо согласуются с уже имеющимися в литературе значениями [2].

Список литературы 1. Шелег А.У., Зуб Е.М-. // Труды национальной конференции по прим.

рентг. синхротр. излуч. нейтронов и электр. для исслед. матер. РСНЭ-97 Дубна, Москва, 25-29. – V.97. – С. 328-332.

2. Eimerl D., Davis L., Velsko S // J. Appl. Phys. – № 62. – V. 5. – P 1968-1983.

Е.С.Гутько Белорусский государственный университет (Минск) al_vas@tut.by (руководитель Шепелевич В.Г.) ВЛИЯНИЕ ОТЖИГА НА МИКРОТВЕРДОСТЬ БЫСТРОЗАТВЕРДЕВШИХ ФОЛЬГ СПЛАВОВ СИСТЕМЫ Al-Ge Быстрозатвердевшие фольги сплавов системы Al-Ge получали выплескиванием капли расплава требуемого состава на внутреннюю полированную поверхность вращающегося медного цилиндра. Скорость охлаждения расплава ~106 К/с [1]. Для исследования брали фольги тол щиной 30–80 мкм. Микротвердость Нm измеряли с помощью прибора ПМТ–3. Нагрузка составляла 20 г, время выдержки 10 с. Изохронный отжиг проводился от комнатной температуры до 480 oC через каждые 30 oC. Время отжига составляло 20 мин при каждой температуре. Ис следовались быстрозатвердевшие фольги, сплавов системы Al-Ge с содержанием 0,4 ат. %, 1,6 ат. %, 2,4 ат. %, 5,0 ат. %, 10,0 ат. % Ge.

Установлено, что для фольг сплавов Al-2,4 ат. %, 5,0 ат. %, 10,0 ат. % Ge микротвердость Hm растет при отжиге до 200 оС. Для фольг Al–1,6 ат. % Ge микротвердость практически не изменяется при нагреве до 200 оС. Микротвердость фольг с содержанием 0,4 ат. % Ge уменьшается уже после отжига выше 80 оС. Зависимость изменения микротвердости DHm в данном температурном интервале от концен трации германия представлена на рис.1.

МПа - 0 5 - ат. % Ge Рис. 1. Измение микротвердости при отжиге от комнатной температуры до Можно предположить, что увеличение Hm связано с образовани ем кластеров германия, что является уточняющим фактором в фоль гах при больших концентрациях легирующего элемента [2]. Микро твердость фольг с содержанием германия выше 1,6 ат. % уменьшается при температуре отжига более 200 оС. Рентгеноструктурный анализ показал, что при отжиге происходит распад пересыщенного твердого раствора на основе алюминия и метастабильных фаз. Металлографи ческие исследования обнаружили увеличение среднего размера зерна при температуре отжига 320 оС быстрозатвердевших фольг Al-Ge, что свидетельствует о протекании рекристаллизации. При отжиге проис ходит распад пересыщенного твердого раствора -фаз и увеличению среднего размера зерна, что приводит к уменьшению H µ.

Таким образом, фольги системы Al-Ge находятся в неустойчи вом состоянии. Отжиг до 200 оС приводит к увеличению H µ для фольг Al-2,4 ат. %, 5,0 ат. %, 10,0 ат. %Ge. Уменьшение микротвердости при отжиге выше 200 оС вызвано распадом пересыщенного твердого ра створа на основе алюминия и метастабильных -фаз, а также проте канием рекристаллизационных процессов.

Список литературы 1. Мирошниченко И.С. Закалка из жидкого остояния. – М.: Металлургия, 1982. – 168 с.

2. Хачатурян А.Г. Теория фазовых превращений и структура твердых растворов. – М.: Наука, 1974. – 28 с.

С.В.Даник Институт физики твердого тела и полупроводников НАН Беларуси (Минск) danik@ifttp.bas-net.by (руководитель Демьянов С.Е.) ЯВЛЕНИЕ ТЕМПЕРАТУРНОГО ПРОБОЯ В МОНОКРИСТАЛЛЕ ЦИНКА Кинетические свойства металлов с многозонной поверхностью Ферми (ПФ) весьма чувствительны к различного рода внешним воз действиям (магнитные поля, деформирующие напряжения, высокоэнер гетическое облучение), которые могут существенно менять их мак роскопические характеристики [1].

В сильных магнитных полях характер траекторий становится определяющим в поведении кинетических коэффициентов. На длине свободного пробега электрон успевает описать сложную замкнутую кривую на поверхности Ферми (ПФ), либо пройти большой участок по открытой траектории. При этом может быть получена информация о геометрии электронных орбит и их перестройке, в том числе и в усло виях неупругого рассеяния электронов проводимости.

В данной работе поперечное магнетосопротивление (МС) как параметр, существующий лишь в меру анизотропии функции распре деления электронов проводимости, применен для изучения влияния низкотемпературного электрон-фононного рассеяния на связность ли стов ПФ Zn. Исследовались угловые, полевые, а также температур ные зависимости монокристаллического Zn бинарной ориентации [1120]. Измерение МС проводилось стандартным четырехэлектрод ным методом в интервале температур 4,2 К 30 К в магнитном поле сверхпроводящего соленоида напряженностью до 80 кЭ.

/ T = 4.2K H 0 T = 12K T = 16K T = 30K [ 0001 ] [10 1 0 ] [10 1 0 ] 0 0 0 0 90 60 30 30 60 Рис. 1. Угловая зависимость поперечного МС различных температурах в поле Н = 80 кЭ Основные результаты проведенных экспериментов приведе ны на рис. 1 в виде угловых зависимостей поперечного МС при вращении поля Н в плоскости ( 1120 ) в температурном интервале 4,2 К 30 К.

Следует отметить, что угловая зависимость МС при Т = 4,2 К является типичной для ГПУ металлов бинарной ориентации, и осо бенности анизотропии на диаграмме определяются в основном ти пом электронных орбит во второй зоне Бриллюэна (ЗБ). С увеличе нием температуры до 30 К существенно изменяется характер пове дения МС: возрастает роль коротковолновых составляющих фононов, что приводит к увеличению роли упругого рассеяния и изотропиза ции спектра.

Наиболее интересно поведение поперечного МС в интервале тем ператур от 8 К до 20 К. С ростом температуры следовало ожидать уменьшение анизотропии МС. Однако данный факт не имеет место.

Более того, в области углов ± 300 500 проявляется тонкая струк тура МС, не наблюдавшаяся при 4,2 К. В данной области температур становится эффективным малоугловое рассеяние электронов на длин новолновых фононах. Такое рассеяние является неупругим и практи чески во всем интервале углов вращения Н имеет диффузный харак тер, когда электрон совершает случайные блуждания по орбитам ПФ.

В работе [2] по исследованию осцилляций термо-эдс. в цинке были обнаружены новые - и -орбиты, имеющие магнитопробойную при роду и существующие при ± 360 420 и ± 300 360, соответ ственно. Они расположены на пересечении двух диагональных и двух горизонтальных рукавов дырочного монстра во второй ЗБ. Место со единения рукавов монстра разделено энергетической щелью с малой электронной -иглой третьей зоны. Существование данной иглы, рас положенной в точке К ЗБ, во многом влияет на связность листов ПФ цинка, поскольку она может служить «мостиком» для образования новых траекторий.

Рис. 2. Проекция - и -орбит на плоскость ГКМ при 450-500 для ориентации [1120] На рис. 2 представлены проекции - и -орбит на базисную плос кость;

цифрами 1, 2, 3 обозначены энергетические щели между сече ниями I, II и III. Тонкая структура анизотропии может возникать в результате сильного межлистного электрон-фононного рассеяния с перебросом, когда величина волнового вектора фонона |k| больше или сравнима с минимальным расстоянием между близлежащими листа ми поверхности Ферми k (|k| k). Поэтому с ростом температу ры движение электронов в сильных магнитных полях может происхо дить по новым комбинированным орбитам. Данный эффект, по аналогии с магнитным пробоем, носящий название температурный (фононный) пробой, впервые наблюдался В.В.Марченковым на монокристаллах вольфрама и молибдена [3].

Из рис.2 очевидно, что возможно существование нескольких ти пов температурно-пробойных траекторий. Первый тип – это двулист ная орбита, объединяющая сечения I и II (I и III), когда в двух точках из трех имеет место температурный пробой. Второй тип – объедине ние всех трех сечений и рассеяние с перебросом эффективно через все три щели.

Дать ответ на вопрос – какой тип траектории является доми нирующим и ответственен за тонкую структуру МС при ± 300 500, точно сказать нельзя, т.к. нет дополнительных дан ных о частотах осцилляций в цинке при Т~16 К, где квантовый эф фект вуалируется.

Список литературы 1. Крэкнелл А., Уонг К. Поверхность Ферми. – М.: Атомиздат, 2. Гостищев В.И.. Демьянов С.Е.,. Дрозд А.А, Глиньский М. // ФММ. – 1982. – Т.53. – Вып. 4. – С.700-705.

3. Gurtzi R.N., Kopeliovich A.I., Sov. Phys. Usp. 24. – 1981. – № 4. Marchenkov V.V., Cherepanov A.N. & etc //J.Low Temperature Physics. – 1995. – V.98. – №5/6. – P.425- О.А.Дементьев, А.Г.Ровба Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) ignat@grsu.grodno.by (руководитель Васильев С.В.) ОСОБЕННОСТИ ФОРМИРОВАНИЯ КРАТЕРА И СТРУКТУРЫ МЕТАЛЛОВ ПРИ ИХ ЛАЗЕРНОЙ ОБРАБОТКЕ С помощью метода проекции полос исследованы процессы, оп ределяющие топографию кратера, развивающего во времени при дей ствии излучения рубинового лазера ГОР-100Н, работающего в ре жиме свободной генерации (длительность импульсов ~ 1,2 мс, энергия Е ~ 5–50 Дж), на поверхность металлических образцов.

Проведенные исследования показали, что глубина кратера для данного металла (Pb, Sn, Cu, Al) на всех стадиях процесса определя ется поглощенной энергией Е. Рельеф внутренней зоны области раз рушения на всех стадиях определяется в основном распределением освещенности в области фокусировки в определенные моменты вре мени. Показано также, что на формирование внешней зоны кратера, имеющей вид буртика и лучей, существенное влияние оказывает па роплазменная область повышения давления, образующаяся у ми шени в ходе лазерного воздействия на любых стадиях лазерного воз действия.

Также методом рентгеновской дифрактометрии исследовано из менение структуры металлов (Pb, Sn, Cu, Al) в ходе воздействия на их поверхности лазерных импульсов с различными энергиями.

Рентгеновские дифрактограммы, полученные до и после облу чения образцов на дифрактометре ДРОН-2.0, исследовались при по мощи метода Цернике–Принса. Изменение положения, площади и формы корреляционных максимумов позволили определить, при каких режимах обработки в Cu, Sn и Pb происходят изменения. Получены значения энергий и плотностей мощности лазерного излучения, при «переходе» через которое уменьшение степени структурного упоря дочения сменяется ее увеличением («критические точки»).

А.В.Демидчик Белорусский государственный университет (Минск) alwdem_brest@mail.ru (руководитель Шепелевич В. Г.) ТЕРМО–ЭДС БЫСТРОЗАТВЕРДЕВШИХ ФОЛЬГ СПЛАВА Вi – 12 АТ. % Sb, ЛЕГИРОВАННОГО Sn Сплавы Вi – Sb, содержащие (8... 12) ат. % Sb, являются низко температурными полупроводниковыми материалами и используются для изготовления различных термоэлементов и преобразователей Холла [1-3]. Электрические свойства указанных сплавов во многом зависят от легирующих элементов. Исследования, представленные в ряде ра бот (например, [4]), свидетельствуют о различии по абсолютной вели чине термо-эдс для быстрозакалённых фольг (скорость охлаждения жидкой фазы превышает 105 К/с) и монокристаллических образцов.

Кроме того, сверхбыстрая закалка из расплава позволяет получать материалы в виде фольг с однородным распределением компонентов в сплаве, что способствует улучшению технических характеристик применяемых материалов. В связи с этим представляет интерес ис следовать электрические свойства (на примере дифференциальной термо-эдс) фольг сплавов Вi – Sb, полученных сверхбыстрой закалкой из расплава, в зависимости от состава.

Фольги получались кристаллизацией капли расплава на внут ренней полированной поверхности вращающегося медного цилиндра (~ 25 об/c).Толщина фольг составляла 20-60 мкм. Погрешность из мерения составляла 3 %.

, 10 -6 В/К -30 0 1 2 3 ат.% Sn - - Рис.1. Зависимость дифференциальной термо - эдс от концентрации олова Как видно из рис.1, кривая концентрационной зависимости ? ха рактеризуется экстремумом, который приходится на ~ 2 ат. % Sn (|?| ?

96 В/K). При концентрации легирующих добавок свыше 0,6 ат. % Sn ?

принимает положительные значения, что может свидетельствовать о том, что процессы переноса в указанном интервале концентраций оп ределяются дырками.

Список литературы 1. Осипов Э.В. Твёрдотельная криогеника. – Киев: Наукова думка, 1977. – 234 с.

2. Иорданишвили Е.К. Термоэлектрические источники питания. – М.:

Сов. Радио, 1968. – 183 с.

3. Прокошин В.И., Шепелевич В.Г., Ярмолович В.А. Исследование мини атюрных измерительных структур на основе плёнок полуметаллов // Вестник БГУ, серия 1. – 1983. – №2. – С. 24.

4. Шепелевич В.Г. // Изв. АН СССР. Неорганические материалы. – 1988. – Т. 24. – №4. – С. 542.

П.Э.Домбровский Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Жарнов А.М.) ОСЕВОЙ ПРОФИЛЬ ТЕМПЕРАРУРЫ КОНТРАГИРОВАННОГО РАЗРЯДА С УЧЕТОМ ТЕПЛОЕМКОСТИ И ТЕПЛОПРОВОДНОСТИ НЕЙТРАЛЬНОЙ КОМПОНЕНТЫ ПЛАЗМЫ При моделировании всевозможных процессов в плазме наряду с уравнениями движения необходимо решать уравнение теплового ба ланса, которое в общем случае имеет следующий вид:

DT c p = div(gradT ) + W U + Фdiss, (1) dt где DT dt – полное изменение температуры плазмы во времени и в пространстве, W – мощность, выделяемая в единице объема. При высокой скорости течения плазмы необходимо учитывать тепло, вы деляемое в результате действия сил вязкостного трения Фdiss. Отвод энергии из единицы объема происходит за счет излучения (член U) и за счет теплопроводности div(gradT ). В зависимости от типа мо делируемого объекта и используемых допущений, уравнение (1) дол жно быть трансформировано таким образом, чтобы оно соответство вало рассматриваемой модели.

Аналитический расчет уравнений газовой динамики (ГД), в том числе и уравнения энергетического баланса, возможен лишь для не большого числа частных случаев. Поэтому для решения системы применяются в основном численные методы и ЭВМ. Однако анали тическое решение можно использовать для отладки численного мето да и качественной проверки приближенного решения. При этом систе ма уравнений ГД должна быть оптимизирована таким образом, чтобы полученное в результате приближенное решение было устойчивым и сходилось к точному решению системы [1].

Целью данной работы является определение степени влияния зависимостей теплоемкости и теплопроводности от температуры на решение уравнения энергетического баланса, т.е. фактически нужно определить, как изменяется профиль температур с учетом указанных зависимостей.

Контрагированный разряд моделируем цилиндром радиуса R.

Размер плазменного образования R0. Для того, чтобы удержать плаз му на оси цилиндра (для предохранения стенок плазмотрона от выго рания), в него поступает поток газа. Тангенциальная компонента ско рости газа ( v ) значительно преобладает над радиальной ( r ) и осевой ( v z ) компонентами. Поток считаем ламинарным. Поскольку энерго вклад определяется в основном внешними источниками, вязкостью газа пренебрегаем.

Расчет энергетического баланса плазменного образования в та ком случае можно разделить на две части: в первой зоне происходит прогрев газа от температуры T0 до температуры Tmax, определяемой сортом газа и удельным энерговкладом. Во второй зоне основными факторами, влияющими на распределение энергии, являются: вынос энергии в виде теплового потока из центральной части на периферию (радиальный поток) и теплообмен между нейтральной компонентой плазмообразующего газа с конвективным тепловым потоком.

Применительно к изложенной модели контрагированного разря да для первой расчетной зоны уравнение (1) можно записать следую щим образом:

1 T T = W0 + ( (T ) ).

v z c p (T ) (2) T z z z Уравнение (2) решалось при помощи неявного конечно-разностно го метода, второго порядка точности [2]. Результаты моделирования показали, что в исследуемом диапазоне скоростей энергетический баланс плазменного образования определяется в основном теплоем костью нейтральной компоненты плазмы и удельным энерговкладом.

Список литературы 1. Теория столба электрической дуги / Энгельшт В.С., Гурович В.Ц. и др. – Новосибирск: Наука. Сиб. отделение, 1990. – 376 с. – (Низкотемпературная плазма. Т.1).

2. Вычислительные методы в физической газовой динамике / Ред.

Киселев О.М. – Казань: Изд-во Казанского университета, 1989. – 143 с.

С.А.Дремук Белорусский государственный университет (Минск) Dremuk@Rambler.ru (руководитель Крылова Г.В.) ВОЗНИКНОВЕНИЕ УПОРЯДОЧЕННОЙ СТРУКТУРЫ В FE-СОДЕРЖАЩИХ ПЛЕНКАХ ЛЭНГМЮРА – БЛОДЖЕТТ СТЕАРИНОВОЙ КИСЛОТЫ Последнее время наиболее перспективным направлением в физике твердого тела является исследование наноструктур. Это связано с тем, что наноструктурированные материалы применяются при разработке наноэлектронных устройств. В данной работе в качестве наноструктури рованного материала исследовались пленки Лэнгмюра – Блоджетт (ЛБ).

Целью работы является разработка программы для автомати зации установки процесса получения пленок ЛБ и расчета параметров пленок. Установка представляет собой ванну Лэнгмюра с подвижным барьером. Установка помещена в пыленепроницаемый корпус из оргстекла. Сигнал, идущий с установки, после аналого-цифрового пре образования поступает на компьютер. Программа обработки сигнала писалась на DELPHI 4. При этом рассчитывались термодинамичес кие параметры процесса. Давление пленки рассчитывалось по фор муле: = 0, где 0 – поверхностное субфазы (в нашем случае воды), а – поверхностное натяжение субфазы с веществом, из кото рого формируется ЛБ-пленка. Процесс считался изотермическим. В качестве объекта выбирались пленки из молекул стеариновой кисло ты. В качестве субфазы брался водный раствор соли FeCl3 c pH=3, при температуре 18 °C.

В результате проведенных исследований получены следующие результаты. При скорости поджатия пленки барьером 7,3 мм/мин по садочная площадка равна 12,1 2 и давление коллапса 44,8 дин/см;

при скорости поджатия 10 мм/мин посадочная площадка и давление кол лапса соответственно равны 12,2 Е2 и 42,9 дин/см;

при скорости поджа тия 22 мм/мин посадочная площадка и давление соответственно равны 15,4 Е2 и 38,2 дин/см;

при скорости поджатия 29,3 мм/мин посадочная площадка и давление соответственно равны 13,6 Е2 и 43,3 дин/см.

Полученные результаты позволяют заключить, что при малых скоростях (7,3 мм/мин) процесс получения пленок является равно весным. При увеличении скорости (10 мм/мин) молекулы стеарино вой кислоты все еще остаются вблизи положения равновесия, по скольку площадь увеличивается незначительно, а давление коллапса незначительно падает. Если увеличить скорость поджатия в 3 раза (22 мм/мин), посадочная площадка резко возрастает за счет того, что молекулы не успевают выстраиваться. Поскольку площадка резко возрастает, делаем вывод, что порядок в пленке нарушается. Об этом свидетельствует и низкое значение давления коллапса (38,3 дин/ см). В дальнейшем, при больших скоростях, процесс формирования структуры пленок становится нелинейным и система находится да леко от положения равновесия. При этом эксперимент выявил воз никновение квазистационарных состояний, поскольку посадочная площадка резко уменьшилась (13,6 Е2), а давление коллапса возрос ло (43,3 дин/см).

Таким образом, с помощью разработанного программного комп лекса исследовано появление упорядоченного состояния ЛБ-пленок вблизи и далеко от положения равновесия.

Список литературы 1. Адамсон А. Физическая химия поверхностей. – М.: Мир, 1979. – 570 с.

A.А.Дрозд Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) shura@grsmi.unibel.by (руководитель Лиопо В.А.) ПОСТРОЕНИЕ ФРРАП ДЛЯ ПОЛИКРИСТАЛЛОВ В настоящее время теория расчета структурных амплитуд и ин тенсивностей рефлексов поликристаллов при заданной структуре хо рошо разработана. Теория перехода от интенсивностей к функции ра диального распределения атомной плотности (ФРРАП) для кристаллов требует дополнительных исследований.

Решение этой задачи позволило бы получить новый эффек тивный метод исследования структурных особенностей кристал лов по поликристальным дифрактограммам, то есть появилась бы возможность исследования структурных особенностей по порош ковым рентгенограммам кристаллов с различной степенью дефек тности.

Нами разработан алгоритм и создана программа перехода от экспериментальных рентгенограмм к ФРРАП кристаллов. Исходны ми данными являлись распределения интенсивностей рассеянного рентгеновского излучения во всем анализируемом интервале обрат ного пространства.

Как известно [1], для кристаллов по структурным факторам F (hkl ) может быть определена функция распределения межатом ных векторов или функция Патерсона:

P(uvw) = F (hkl ) cos 2(hu + kv + lw), (1) hkl где uvw – проекции межатомных векторов.

Формула (1) является частным случаем более общего выраже ния [2]:

P(r ) = F 2 (S )cos 2SrdS, (2) где S – вектор обратной решетки, определяется по формуле:

1 2 sin S= =, d где d – межплоскостное расстояние, – угол скольжения рен тгеновского излучения, – длина волны рентгеновского излучения.

Структурный фактор определяется по формуле:

I (S ) F 2 (S ) =, PLG где I (S ) – экспериментальная интенсивность рассеяния в точке 1 + cos 2 S, а PLG = – PLG фактор.

sin Разработанная методика была использована для исследования структурных особенностей поликристаллических металлических объектов, подвергнутых облучению лазерными импульсами различ ной длительности, частоты и мощности.

Список литературы 1. Бюргер М. Структура кристаллов и векторное пространство. – М.: ИИЛ, 1961. – 384 с.

2. Гинье А. Рентгенография кристаллов. – М.: Госизд. физ. – мат. лит, 1961.

А.Н.Дрозд Белорусский государственный университет (Минск) Manak@bsu.by (руководители Манак И С., Ушаков Д. В.) ТРАНСФОРМАЦИЯ ПОТЕНЦИАЛЬНОГО РЕЛЬЕФА ЛЕГИРОВАННЫХ ГЕТЕРО-СВЕРХРЕШЕТОК В последнее время проявляется огромный интерес к проблеме генерации, распространения и приема фемтосекундных терагерцовых импульсов. В связи с этим требуются эффективные миниатюрные источники электромагнитного излучения в терагерцовом (ТГц) диа пазоне (дальняя ИК область). Чтобы подчеркнуть важность этой про блемы, перечислим некоторые из приложений, для которых требуют ся такие источники: ТГц формирование изображений и дистанционное зондирование;

ТГц спектроскопия и диагностика плазмы;

исследова ние процессов протекания химических реакций;

наблюдение за зем ной поверхностью и спутниковая спектроскопия;

измерительная тех ника;

ТГц системы связи и др.

Распространенные в настоящее время терагерцовые источники основаны на фотопроводимости GaAs, выращенного при низкой тем пературе (LT-GaAs), и методе фотосмешения. Однако они ограниче ны по эффективности преобразования из-за низкой фототоковой чув ствительности (усиление 10-2) и по частоте из-за конечного времени жизни фотоносителей (150 фс) в LT-GaAs.

В работе [1] предложен новый тип терагерцовых источ ников на основе пери одической p-i-n-p гете роструктуры («p-i-n-p-i-n сверхре шетка») с ультратон кими слоями LT G a A s, расположенными меж ду n- и p-слоями ( рис.1). Зонная струк тура i-слоев подбирается в соот ветствии с процесса ми генерации, а также баллисти ческого транспор- Рис. 1. Схематическая зонная диаграмма с профилями легирования и концентрации Al. Электронно-дырочные пары та фотоэлектронов генерируются только посередине каждого периода и дырок в поле про- сверхрешетки, где энергетическая щель имеет наименьшее странственного за- значение. Электроны ускоряются внутренним электрическим ряда, с временем полем и рекомбинируют с дырками следующего периода в тонком слое GaAs. h0 – энергия фотона накачки.

баллистического пе реноса ball TTHz/ = 1/(2 THz) 0,2... 0,5 пс (в зависимости от заданной частоты терагер цового излучения THz). Слои GaAs способствуют эффективной реком бинации фотоэлектронов и дырок, накопленных в n- и p-слоях соответ ственно (с целью полной экранировки внутреннего электрического поля носителями). Работа устройства основана на явлении фотосмешения.

Для накачки используются два лазера, испускающие фотоны с энер гией соответствующей минимальной ширине запрещенной зоны сверх решетки, с частотой биений лежащей в терагерцовом диапазоне. Это приводит к оптической генерации свободных носителей, интенсивность которой изменяется во времени по закону cos2.

В данной работе на основе численного самосогласованного ре шения уравнений Шредингера и Пуассона рассчитан потенциальный рельеф и профиль распределения плотности заряда легированных ге теро-сверхрешеток. Исследована их трансформация при различных уровнях возбуждения и параметров структуры.

Список литературы 1. Eckardt M., SchwanhдuЯer A., Renner F., Robledo L., еt all. Novel concept for efficient THz-Emitters based on quasi-ballistic transport in an asymmetric superlattice // ICTE, Cambridge, 2002.

Н.Н.Дуб Мозырский государственный педагогический университет (Мозырь) mozvuz@mail.gomel.by (руководитель Чикова Т.С.) СТАТИСТИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ЗАРОЖДЕНИЯ ОЧАГОВ ДВОЙНИКОВАНИЯ В ЦИНКЕ ПРИ ИНДЕНТИРОВАНИИ Несмотря на то, что индентирование кристаллов является широ ко распространенным методом деформирования кристаллов, изуче ние роли индентора в реали зации процессов зарождения N,% и развития пластической де формации в окрестностях от печатка интенсивно продол жается [1]. а В [2] показано, что с ро- стом статической сосредото ченной нагрузки в монокрис- nдв 0 5 10 15 таллах цинка увеличивается N,% среднее число клиновидных двойниковых прослоек, появ- ляющихся у граней алмазно го индентора, с помощью ко- б торого проводилось деформирование образцов.

Для исследования физиче- nдв 0 5 10 N% ской природы концентраторов N,% 0 5 10 15 дв напряжений, инициирующих за- рождение очагов двойникования, монокристальные образцы цин ка деформировались по методи- в ке, описанной в [2], и строились гистограммы распределений 0 5 10 15 nдв отпечатков индентора по коли честву клиновидных двойников, а-Р=0,05Н, б-Р=0,2Н, в зародившихся у его граней, для Р=0,8Н.

различных нагрузок. Из рисун ка видно, что при всех нагрузках существуют отпечатки с постоян ным минимальным числом двойников – 4, причем их количество сла бо зависит от величины нагрузки. С ростом механических напряжений увеличивается доля отпечатков с большим числом очагов двойнико вания в окрестностях отпечатка индентора.

При вдавливании алмазной пирамидки под нагрузкой в плос кость спайности монокристалла цинка картина расположения ан самбля клиновидных двойников вокруг отпечатка заметно повто ряется. При малых нагрузках подавляющее большинство двойниковых прослоек возникают в одних и тех же местах граней пирамидки. Конструктивные особенности индентора и качество обработки алмазных граней задают набор стабильных концентра торов напряжений. Места появления оставшейся части двойников заранее предсказать невозможно. Их зарождение активируется случайными концентраторами напряжений, роль которых выполня ют скрытые внутренние дефекты кристаллической структуры. Та ким образом, при деформировании металлического кристалла со средоточенной нагрузкой клиновидные двойники зарождаются у концентраторов напряжений двух типов: стабильных, задаваемых конструкцией индентора, и нестабильных, определяемых дефект ной структурой реального кристалла.

В диапазоне малых нагрузок, когда скольжение в цинке незначи тельно, зарождение очагов двойникования инициируется в основном постоянным набором стабильных концентраторов напряжений.

При существенном увеличении внешних механических напряже ний в окрестностях отпечатка развивается интенсивное сопутствую щее скольжение, насыщающее кристалл дефектами. Кроме того, увеличиваются размеры отпечатка, расширяя зону деформации и ак тивизируя значительно большее число внутренних концентраторов напряжений. Для больших нагрузок процесс зарождения пластичес кой деформации двойникованием определяется наличием в кристалле нестабильных (внутренних) концентраторов напряжений.

Список литературы 1. Акчурин М.Ш. Особенности деформирования кристаллов сосредото ченной нагрузкой: Автореф. дис.... д-ра физ. – мат. наук. – М., 2001. – 35 с.

2. Дуб Н.Н. Влияние величины нагрузки на зарождение двойников в цин ке // Физика конденсированного состояния: Тез. докл. X Республиканской конф.

студентов, магистрантов и аспирантов. – Гродно, 2002. – С. 111 – 113.

Н.Н.Дуб, В.Д.Капинская Мозырский государственный педагогический университет (Мозырь) (руководитель Чикова Т. С.) ДВОЙНИКОВАНИЕ МОНОКРИСТАЛЛОВ ЦИНКА ПРИ 77 К Исходя из современных дислокационных представлений о струк турной перестройке кристалла в двойниковое положение, рост меха нического двойника под нагрузкой можно рассматривать как после довательную реализацию ряда элементарных дислокационных процессов [1]. Характер развития пластической деформации опреде ляется теми элементарными процессами, реализация которых в дан ных условиях наиболее благоприятна. Установить такие процессы можно путем сравнительного изучения статистических распределе ний клиновидных двойников по размерам и по плотностям двойникую щих дислокаций на границах [1].

Для выявления элементарных дислокационных процессов, конт ролирующих пластическую деформацию двойникованием в монокри сталлах цинка, проведено статистическое исследование размеров кли новидных двойников у отпечатков алмазного индентора на плоскости спайности (0001), полученных при комнатной температуре и при тем пературе жидкого азота – 77 К.

Деформирование кристаллов осуществлялось на установке, смон тированной на базе прибора для измерения микротвердости ПМТ-3, при величине нагрузки Р=0,2 Н, времени индентирования 5 секунд и неизменной ориентации рабочего образца по отношению к действую щей нагрузке.

Эксперимент проводился по схеме однократного индентирова ния: вдавливание нагруженного индентора в плоскость спайности кри сталла, выдержка образца под нагрузкой, разгрузка, измерение длины L и толщины h у устья каждого двойника у отпечатка. По результатам более 500 измерений строились статистические распределения кли N (L) (рис. 1) и по толщинам у ус новидных двойников по длинам N N (h) (рис. 2).

тья N N, N,% N,% N,% % 40 35 30 20 25 20 15 10 5 5 0 0 60 L,мк 0 30 60 L,мк 0 3 6 9 12 h,мкм 0 3 6 9 12 h,мкм 0 м а б а б Рис. 2. Распределения двойников Рис. 1. Распределения двойников по по толщинам а-температура комнатная, длинам а-температура комнатная, б-Т=77К б-Т=77К Понижение температуры приводит к увеличению как длин (рис. 1), так и толщин (рис.2) зарождающихся остаточных клиновидных двойни ковых прослоек. Следовательно, при температуре жидкого азота акти визируются процесс генерирования двойникующих дислокаций и про цесс пробега двойникующих дислокаций в плоскости двойникования с образованием поверхности раздела.

Список литературы 1. Башмаков В.И., Чикова Т.С. Кинетика образования клиновидных двой ников в кристаллах висмута // Физ. металлов и металловедение. – 1981. – Т.

51. – №5. – С. 1066 – 1072.

В.И.Дубовик Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) DubovikVI@bsu.by (Руководители Ушаков Д.В., Манак И.С.) ОЖЕ-РЕКОМБИНАЦИЯ В КВАНТОВОРАЗМЕРНЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ В полупроводниках при высоких уровнях возбуждения неравно весных носителей преобладают излучательная рекомбинация, а так же безызлучательная ударная рекомбинация (оже-процесс), связан ная с взаимодействием трех носителей: двух электронов и одной дырки или двух дырок и одного электрона. Электрон и дырка рекомбиниру ют, а освободившаяся энергия и импульс передаются третьему носи телю. Оже-рекомбинация является важным фактором при расчете пороговых характеристик квантоворазмерных лазеров. Она влияет на квантовый выход люминесценции и насыщение поглощения (усиле ния) в полупроводниковых структурах.


Согласно [1], в квантовых ямах имеют место три принципиально различных механизма оже-рекомбинации: пороговый механизм, ана логичный оже-процессу в однородном полупроводнике;

квазипорого вый механизм, пороговая энергия которого существенно зависит от ширины квантовой ямы, и беспороговый механизм, отсутствующий в однородном полупроводнике.

Чтобы проанализировать механизм оже-рекомбинации и найти скорость оже-процесса надо знать волновые функции носителей за ряда. В [2] показано, что для объемных оже-процессов волновые функции носителей необходимо вычислять в многозонном прибли жении. В полупроводниках AIIIBV наиболее точно описывает волно вые функции и спектр носителей четырехзонная модель Кейна. Не посредственно волновые функции рассчитываются полуэмпирическим kp-методом в шестизонном приближении во вто ром порядке теории возмущений.

Одиночные полупроводниковые гетероструктуры, квантовые ямы, квантовые проволоки, квантовые точки пространственно-нео днородны из-за существования гетеробарьеров. Наличие гетерог раницы влияет не только на энергии и волновые функции носителей, но и на макроскопические свойства гетероструктур. Принято счи тать, что в квантовых ямах механизм оже-рекомбинации такой же, как и в однородном полупроводнике. Однако наличие гетерограницы оказывает существенное влияние на электрон-электронное взаимо действие в квантовой яме. Механизм этого процесса становится несколько иным, т.к. не выполняется закон сохранения энергии и им пульса для компоненты квазиимпульса, перпендикулярной гетерог ранице. Результатом является появление в гетероструктурах новых, беспороговых каналов оже-рекомбинации. Зависимость скорости беспорогового механизма оже-рекомбинации от температуры под чиняется степенному закону.

Вычисление скорости оже-рекомбинации по классическим фор мулам неприемлемо для квантоворазмерных структур, для которых необходимо учитывать параметры квантовой ямы, величины напря жений и температуру. В данной работе проведен расчет оже-реком бинации с использованием kp-метода [3] в шестизонном приближе нии, позволяющий учесть влияние этих факторов.

Список литературы 1. Зегря Г.Г., Полковников А.С.. Механизмы оже-рекомбинации в кван товых ямах// ЖЭТФ. – 1998. – Т. 113. – С.1491-1521.

2. Гельмонт Б.Л.. Трехзонная модель Кейна и оже-рекомбинация// ЖЭТФ. – 1978. – Т. 75. – С.536-544.

3. Luttinger J. M., Kohn W.. Motion of Electron and Holes in Perturbed Periodic Fields// Phys. Rev. – 1955. – Vol. 97. – P.869-883.

М.В.Ермачёнок Гомельский государственный университет им. Ф. Скорины (Гомель) dkov@gsu.unibel.by (руководитель Коваленко Д.Л.) ФОРМИРОВАНИЕ КЛАСТЕРОВ И НАНОЧАСТИЦ СЕРЕБРА В ТОНКИХ СИЛИКАТНЫХ ЗОЛЬ-ГЕЛЬ ПЛЁНКАХ Создание тонкопленочных композиционных материалов с распре деленными в них частицами и кластерами серебра является актуаль ным направлением в химии твердого тела и открывает ряд перспек тив фундаментального и прикладного характера вследствие возможности придания таким пленкам уникальных оптических, элек трических, магнитных свойств, которые обусловлены размерными эф фектами частиц. Также известно, что малые кластеры серебра обла дают необычными каталитическими свойствами. Поэтому представляет интерес приготовить и изучить системы, в которых се ребро максимально было бы представлено в форме кластеров.

Для формирования оптически прозрачных инертных матриц ши роко используется золь-гель технология, позволяющая легко регули ровать химический состав и условия их формирования, обусловлива ющие конечные свойства. Для получения пленок был приготовлен золь на основе гидролиза тетраэтилортосиликата в водноспиртовой смеси.

В золь было внесено 0,5-1 массовых процентов нитрата серебра. Пос ле полного растворения соли приготовленный золь наносили на стек лянные подложки методом центрифугирования. Отжигали на воздухе при температуре 500 0С в течение 15 мин, затем обрабатывались в токе водорода при различных температурах.

Было изучено влияние рН пленкообразующего раствора на спек троскопическое поведение Ag-SiO2 пленок при различных температу рах поглощения (150 0С, 250 0С, 500 0С). Кластеры Agn (2 n 6) рассматриваются как многоатомные молекулы и пик поглощения свя зывают как с переходом электронов с нижних, заполненных, молекуляр ных орбиталей на верхние, незаполненные. Частицы Agn (6 n 15) занимают промежуточное положение между кластерами и частица ми металлического серебра. Полосы поглощения расположенные в области длин волн 347 – 380 нм были отнесены к малым по отноше нию к длине волны света (около 1 нм) частицам. Дальнейшее повы шение числа атомов серебра в кластерах (n 15, размер 1 нм) при водит к коллективному поглощению света электронами проводимости в частицах серебра. При этом наблюдается плазморезонансное по глощения частицами серебра в области выше 400 нм.

Теоретическая и экспериментальная работа показала, что уве личение размера частиц приводит к смещению пика поглощения, со ответствующей плазморезонансному поглощению, в длинноволновую область. Показано, что при увеличении размера частиц серебра от 6,2 до 80 нм значение длины волны растет приблизительно от 410 до 580 нм.

Ермачёнок М. В.

Гомельский государственный университет им. Ф. Скорины (Гомель) dkov@gsu.unibel.by (руководитель Коваленко Д.Л.) ФОРМИРОВАНИЕ ФУНКЦИОНАЛЬНЫХ СТЕКЛОВИДНЫХ ПОКРЫТИЙ ЗОЛЬ-ГЕЛЬ МЕТОДОМ НА ОСНОВЕ SIO2 ПЛЕНОК ЛЕГИРОВАННЫХ ЖЕЛЕЗОМ Oкрашенные прозрачные тонкие покрытия на стеклоизделиях по золь гель технологии могут быть использованы для получения функциональ но-декоративных и защитных покрытий желтого цвета на стеклоиздели ях, например, на очковых линзах. Линзы с такими покрытиями могут применяться для увеличения контрастности и использоваться водителя ми при вождении в ночное время суток, в семерках и тумане. Известно тонкое окрашенное стекловидное покрытие, содержащее органические красители кумарина [1]. Окраску покрытия обусловливают молекулы органических красителей кумарина, что не позволяет получить стекло видное покрытие, устойчивое к ультрафиолетовому излучению.

Для получения тонких окрашенных плёнок был приготовлен золь на основе гидролиза тетраэтилортосиликата в водноспиртовой смеси.

В золь вносили оксид железа в различных количествах (от 2 до массовых процентов). После полного растворения железа приготов ленный золь был нанесён на стеклянные подложки методом центри фугирования. Отжигали на воздухе при температуре 500 0С в течение пятнадцати минут. Полученные стойкие покрытия отличались друг от друга оттенком, что характеризуется количеством оксида железа в исходном растворе. Данные стекловидные покрытия характеризуют ся хорошей фотостойкостью.

Таким образом, были сформированы функционально-декоратив ные стекловидные покрытия желтого цвета, которые могут использо ваться как в науке, так и в повседневной жизни.

Список литературы 1. Suratwala T., Gardlund Z., Davidson K.,Uhlmann D.R. Silylated Coumarin Dyes in Sol-Gel Hosts. 2. Photostability and Sol-Gel Processing. Chem.Mater., (1998), p.199-209.

2. Малашкевич Г.Е., Прокопенко В.Б., Демьяненко Д.В..Мельниченко И.М.

Влияние лантаноидов на спектрально-люминесцентные свойства и фотостой кость органических красителей в силикатных золь-гель пленках. // Физика твер дого тела. – 1999. – №41. – С.1979-1984.

И.Е.Ефимова, С.В.Коновалов, В.Е.Громов Сибирский государственный индустриальный университет (Новокузнецк, Россия) konovalov@physics.sibsiu.ru (руководитель Громов В.Е.) ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЛН ЭЛЕКТРОСТИМУЛИРОВАННОЙ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ Скачкообразная пластическая деформация, отмечаемая при воз действии токовых импульсов, может рассматриваться как автоволно вой процесс, который вызывается релаксацией, происходящей на кон центраторе напряжений и сопровождающийся перераспределением упругих напряжений в образце.

Исследование деформации крупнозернистых (d10 мм) алюми ниевых образцов проводилось методом спекл-интерферометрии, в основу которого заложено соответствие смешений точек поверхности деформированного материала и максимумов (минимум) стоячей све товой волны, являющейся результатом дифракции когерентного света на микрорельефе этой поверхности. Метод позволяет установить кар тину развития процесса смещения точек поверхности образца и про следить эволюцию поля смещений на любом выбранном участке кри вой напряжение – деформация. В процессе пластической деформации реализуются её сдвиговая и ротационная моды. Анализ полей смеще ний подвергаемых активному растяжению образцов показывает цик лическое изменение сдвиговой ?xy и ротационной ?z компонент тензо ра дисторсии в зависимости от координат точек поверхности. Данные факты и позволяют трактовать процесс развития пластической де формации как волновой. Хотя эти волны не являются синусоидальны ми, период повторяемости пространственной части их можно тракто вать как длину волны и оценить её для рассматриваемого случая.

Установлено, что для образцов с размерами рабочей части 50х10 мм и зёрна 10 мм 20 мм.

Для исследования волновой природы пластической деформации с импульсным токовым воздействием в качестве приставки к испы тательной машине «Instron» был разработан и создан генератор мощ ных токовых импульсов со следующими параметрами: максимальная амплитуда тока – 8 кА, длительность импульса – 50 мкс, диапазон частот 0–50 Гц, форма импульса – полусинусоидальная, напряжение питания – трёхфазное – 380 В.


Исследования проведены на плоских образцах холоднокатаной стали 10Г2Ф. В процессе растяжения в течение всего времени осу ществлялось электроимпульсное воздействие с частотой 4 Гц и плот ностью 500 А/мм2. Методом двухэкспозиционной спекл-интерферо метрии производилась регистрация полей смещений точек поверхности образца.

Электроимпульсное воздействие снижает общий уровень дефор мирующих напряжений, и кривая в этом случае проходит ниже.

В то же время вид распределений xy (x) и z (x) при электростимули рованном напряжении координатно не отличается. Так же, как и в от сутствии электростимуляции после прохождения вдоль образца поло сы Чернова–Людерса и окончания площадки текучести распределения xy (х) и z (x) приобретают характер двухкомпонентной волны. Под черкнём, что ни количественные значения максимумов поворотов, ни длины волн деформации без электростимуляции и с приложением элек трических импульсов не различаются. Однако скорость перемещения максимумов поворотов, то есть движение фронта полосы Чернова Людерса при электростимулирующем воздействии была выше и со ставила (9,7 3,3)·10-5 м/с. Скорость волн деформации по порядку ве личины совпадает со скоростью распространения полосы Чернова–Людерса. Это даёт основания полагать,что контролирующие оба эти процесса механизмы одинаковы. Из этого следует, что рас пространения волн, а следовательно, развитие микроскопической де формации определяется подвижностью деформационных дефектов (дислокационных ансамблей). На микроскопическом уровне влияние токовых импульсов связывается именно с увеличением подвижности дислокации в области термоактавированного движения. Таким обра зом, возбуждение от одного концентрата к другому передаётся быст рее, поэтому скорость распространения волн пластической деформа ции увеличивается.

На основании сказанного можно утверждать, что действие им пульсов электрического тока облегчает процесс ползучести, вызыва ет увеличение скорости распространения волн пластической дефор мации и полос Чернова–Людерса, не меняя при этом характер распределения компонент тензора дисторсий.

О.Жарнова Гродненский государственный университет им. Я. Купалы. (Гродно) (руководитель Жарнов А.М.).

СОПОСТАВЛЕНИЕ ТЕОРИИ И ЭКСПЕРИМЕНТА В ЗАДАЧЕ ОБТЕКАНИЯ ШАРА При обтекании стационарного потока вязкой несжимаемой жид кости со скоростью v на бесконечности неподвижной сферы радиуса R в [1] определено поле скоростей и сила, с которой жидкость дей ствует на сферу. Обычно расчеты уравнения движения жидкости плот ности r и вязкости m под действием перепада давлений Р µ vv = P + v, (1) ведутся при малых числах Рейнольдса lv Re = 1.

µ При этом в [1] показано, что сила вязкости, действующая на шар (так называемая сила Стокса), пропорциональна размерам шара, ско рости движения жидкости и определяется как F = 6µRv (2) В [2] определяются поправки для данного уравнения, в случае, когда числа Рейнольдса таковы, что нужно учитывать нелинейные добавки в уравнении (э). При этом два последующих слагаемых, учи тывающих разложение силы сопротивления по числу Рейнольдса, бу дут соответственно равны:

V, мм/с 300 240 r, мм 1 2 3 4 5 6 7 3Rv F = 6µvR(1 + (3) ) µ для второго члена разложения и 3Rv F = 6µvR(1 + ) (4) µ для третьего члена разложения, соответственно.

В работе представлены расчеты силы сопротивления движению шариков различного радиуса в сопоставлении с экспериментом. Экс перимент проводился для движения шарика в касторовом масле изве стной плотности и вязкости. При этом экспериментальные точки пред ставлены на рисунке. На этом же рисунке представлены теоретические кривые, рассчитанные по разным приближениям формулы (1). При этом кривая 1 рассчитана по формуле нулевого приближения (2), а кривая 2 рассчитана по формуле с учетом всех вышеприведенных членах разложения силы сопротивления по числу Рейнольдса. Из со поставления экспериментальных и теоретических данных очевидно, что даже столь высокие члены разложения не дают достаточного согласия эксперимента с теорией. В то же время число Рейнольдса для самой крайней экспериментальной точки составляет приблизи тельно 0,4, что уже очень сложно считать значением, много меньшим единицы.

Итак, показано, что решение уравнения (1) при малых числах Рейнольдса достаточно хорошо согласуется с экспериментальными данными.

Список литературы 1. Ольховский И.И. Курс теоретической механики для физиков. – М.: МГУ, 1978. – С. 533.

2. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Гидродинамика. – М.: Наука, 1988. – С. С.А.Жданович Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) bondarik@bsuir.unibel.by (руководитель Бондарик В.М.) УЛЬТРАЗВУКОВОЕ УСТРОЙСТВО КОНТРОЛЯ ЗА СОСТОЯНИЕМ КОЛЛОИДНЫХ РАСТВОРОВ Сегодня ультразвук с успехом применяется в ряде областей тех ники и медицины для различных целей: контроля состояния, ускорения протекания реакции, придания специфических свойств реакции [1;

2].

Акустические колебания проникают в тела, позволяя работать не толь ко на поверхности, но и в объёме тела. Воздействие упругих волн уль тразвукового (УЗ) и акустического диапазонов на различные объекты вызывает ряд физических эффектов: увеличение температуры, сило вое воздействие, ускорение перемешивания растворов и другие, кото рые могут быть использованы при организации контроля за состояни ем коллоидных растворов без влияния на протекание реакции [3;

4].

При прохождении сквозь среду УЗ излучения происходит рассе яние и поглощение энергии. При известных параметрах излученного сигнала по величине принятого импульса можно судить о плотности и фазовом состоянии материала в конкретной точке объема в текущий момент времени. При применении сканирующей системы можно по лучить распределение плотности материала по объему с одновремен ным нахождением различных параметров растворов и скорости пере мешивания.

При воздействии на жидкости УЗ колебаниями мощностью 1- Вт/см2 и выше в них за счет кавитации ускоряются на несколько по рядков процессы, протекающие между двумя или несколькими нео днородными средами [5], поэтому при создании устройств контроля необходимо использовать УЗ импульсы мощностью 0,1-0,2 Вт/см2.

Разработано устройство для контроля конденсированных сред, состоящее из генератора тактовых импульсов, УЗ генератора, тай мера реального времени, схемы сравнения, запоминающего устрой ства (ЗУ), блока индикации, коммутатора, усилителя мощности (УМ), излучателя, приёмника и блока управления работой всего устрой ства (БУ). Принцип работы основан на приёме пройденных сквозь среду импульсов и сравнения интенсивности излучённого и принято го сигнала.

В первоначальный момент импульс через коммутатор и УМ по ступает на излучатель. После прохождения через жидкость УЗ сиг нал улавливается приемником и поступает на ЗУ. Одновременно за пускается таймер. Следующие принятые импульсы сравниваются с первоначальным. После каждого импульса происходит отображение на блоке индикации о разнице излученного и принятого импульсов. При изменении состояния среды это отразится на ее акустической плотно сти, что, в свою очередь, будет зафиксировано данным прибором. На блоке индикации отображается время от начала мониторинга до мо мента изменения состояния среды.

Разработанное устройство обеспечивает автоматическое изме рение параметров в контролируемой точке с последующим отобра жением полученных результатов в удобном для обработки виде. Так же с помощью данного аппарата имеется возможность осуществлять хронологический мониторинг изменения параметров коллоидных сред.

Ультразвуковое устройство контроля за состоянием коллоидных растворов может быть использовано при контроле состояния продук тов питания и протекания технологических процессов их изготовле ния, а также при медицинских исследованиях.

Список литературы 1. Физические основы ультразвуковой технологии. // Физика и техника мощного ультразвука. Кн. 3. – М.: Наука, 1970.

2. Ультразвуковая технология // Под ред. Б.А.Аграната. – М.: Металлур гия, 1974.

3. Гершгал Д.А., Фридман В.М. Ультразвуковая технологическая аппара тура. – М.: Энергия, 1974.

4. Применение ультразвука в промышленности // Под ред. А.И.Марко ва. – М.: Машиностроение, 1975.

5. Ланин В.Л. Пайка электронных сборок. – Мн.: НИЭИ Мин. Эконом., 1999.

Д.А.Зданович Гродненский государственный университет им. Я. Купалы, (Гродно) kays@mail.ru (руководитель. Лиопо В.А) МЕТОДЫ ИНДИЦИРОВАНИЯ КРИСТАЛЛОВ СРЕДНИХ СИНГОНИЙ В основе индицирования кристаллов различных сингоний лежит квадратичная формула:

h h cos h cos cos cos 1 a a a hk k l cos + cos k k cos + cos 1 ab b b b c l cos l cos cos l cos 1 1 c c c, (1) = cos cos d2 cos cos cos cos которая в зависимости от сингонии преобразуется с учетом зна чений параметров.

Кристаллы средних сингоний характеризуются ячейкой с двумя неизвестными параметрами. Гексагональная и тригональная в H-ус тановке: = = 90°, = 120°, a = b, c – произвольное;

тетрагональ ная: = = = 90°, a = b, c – произвольное. Квадратичная формула в случаях гексагональной и тетрагональной сингоний принимает соот ветственно вид:

l 1 H2 = = 2 (h 2 + k 2 + hk ) + 2, (2) d 2 3a c h2 + k 2 l H2 = = + 2. (3) d2 a2 c Гексагональную и тригональную решетки можно рассматривать как трехмерные проекции четырехмерных гиперкубических решеток с параметром А. Тогда квадратичная формула (2) примет вид:

m2 + n2 + p2 + q =, (4) d2 A Следовательно, четырехмерные индексы m, n, p, q могут быть определены по методике индицирования кубических кристаллов, а затем осуществляется переход от mnpq к hkl.

Методика индицирования тетрагональных кристаллов основана на анализе набора межплоскостных расстояний при помощи квадра тичной формулы тетрагональной сингонии (3). В общем случае в на боре межплоскостных расстояний находятся рефлексы следующих типов: (hk0), (00l) и (hkl). Очевидно, рефлексы типа (hk0) образуют следующую положительную целочисленную последовательность:

1: 2: 4: 5: 8: 9: 10: 13: 16: 17: 18: 20: 25... – для примитивной ячейки, 2: 4: 8: 10: 16: 18: 20: 26: 32: 34: 36: 40: 50... – для объемноцентрированной.

Выделив эту последовательность либо некоторые ее элементы из набора межплоскостных расстояний, мы можем найти параметр а для каждого из рефлексов, образующих последовательность, в отдель ности, а затем рассчитать и среднее значение a. Для рефлексов типа (00l) последовательность принимает следующий вид:

1: 4: 9: 16: 25: 36: 49: 64... – для примитивной ячейки, 4: 16: 36: 64: 100: 144: 196: 256 – для объемноцентрированной.

С помощью этой последовательности по аналогии определяется параметр c. Определив таким образом параметры а и с, мы можем проиндицировать набор рефлексов.

Список литературы 1. Лиопо В.А. Гексагональная решетка в четырехмерном про странстве // Весці НАН РБ Сер. фіз. – мат. навук. 1999. – №1.

С.В.Злоцкий Белорусский государственный университет (Минск) Zlotski@bsu.by (руководители Анищик В.М., Углов В.В.) СОСТАВ И СТРУКТУРА ГРАДИЕНТНЫХ ПОКРЫТИЙ Ti-Cr-N СФОРМИРОВАННЫХ МЕТОДОМ КИБ Многокомпонентные нитридные покрытия в настоящее время широко исследуются в качестве защитных износостойких покрытий благодаря высокой твердости, коррозионной и износостойкостью. Тем не менее непосредственное осаждение пленок на поверхность под ложки уменьшает адгезионную прочность благодаря высокой хрупко сти и сжимающим напряжениям. Осаждение градиентных покрытий помогает избавиться от этих трудностей и значительно улучшить три бологические свойства [1].

В данной работе градиентные покрытия Ti-Cr-N синтезирова лись методом конденсации из плазменной фазы в вакууме с ионной бомбардировкой поверхностей образцов (КИБ) при совмещении плазменных потоков титана и хрома в остаточной атмосфере азо та [2]. В качестве подложки использовалась углеродистая сталь У8А. Перед осаждением поверхность подложек обрабатывалась ионами Cr в течение одной минуты при потенциале подложки – кВ, токе дуги хромового катода 100 А и давлении в камере 10– Па. Данная обработка обеспечивала нагрев подложек до темпера туры 400 оС. Градиентные покрытия Ti-Cr-N получали при вариа ции токов хромового и титанового катодов (от 80 до 120 А), опор ных напряжений (от 0 до 210 B) и давление газа азота в вакуумной камере 10–1 Па.

Элементный состав многослойных покрытий изучался методом оже-электронной спектроскопии (ОЭС). Микроструктура покрытий изучалась методом растровой электронной микроскопии (РЭМ). Фа зовый состав и текстура исследовались на дифрактометре ДРОН 3. с использованием медного излучения.

На рис.1 представлен типич ный профиль концентрации эле A84 (0 B;

100 A [Ti], 100 A [Cr]) ментов в покрытии Ti-Cr-N по глу- Fe бине. Можно наблюдать концентрация вещества,% градиентную структуру: слой Cr, N затем основной слой переменного Cr состава TixCr1-xN (30x45). РЭМ исследования градиен 10 Ti тных покрытий Ti-Cr-N показали 0,00 0,50 1,00 1,50 2,00 2,50 3,00 3,50 4,00 4,50 5, толщина покрытия, мкм сильную зависимость микро- Рис.1 Профиль концентрации элементов в покрытии Ti-Cr-N по глубине структуры от опорного напряже ния. Покрытия имеют ярко выра женную столбчатую структуру. С ростом опорного напряжения покрытия уплотняются и происходит рост зерен. При нулевом опор ном напряжении наблюдается хаотический рост неупорядоченной структуры, а при наложении опорного напряжения зёрна структуры вытягиваются и упорядочиваются.

Рентгеноструктурные исследования свидетельствуют, что сформировались градиентные тройные системы, представляющее собой твердые растворы типа TixCr1-хN. Параметр решетки по крытий является функцией концентрации элементов. Полученные тройные нитридные системы имеют кубическую структуру. С уве личением опорного напряжения происходит рост преимуществен ной ориентации (111).

Обсуждается зависимость трибологических свойств от состава и структуры градиентных покрытий TixCr1-xN. Система TixCr1-xN пока зала уменьшение коэффициент трения в сравнении с мононитридными покрытиями TiN и CrN.

Список литературы 1. Veprek S., Burgmer W., Dederichs H.G., Perry A.J. // Mater. Sci. Forum. – 1994. – V. 163-164. – P. 527.

2. Верещака А.С., Третьяков И.П. Режущие инструменты с износостой кими покрытиями. – М.: Машиностроение, 1986. – 192 с.

Д.А.Иванов Витебский государственный университет им. П.М. Машерова Московский пр-т 33, 210036, Витебск, Беларусь [E-mail:buin@mail.ru] (руководитель Буйнов Н.С.) ФАЗОВЫЙ ПЕРЕХОД В СПИН-ФОНОННОЙ СИСТЕМЕ Рассмотрена система парамагнитных примесных центров с эф фективным спином S, которая помещена в сильное магнитное поле !

H 0 параллельное оси z. Образец представляет собой акустический резонатор для звуковых частот k!. Считаем взаимодействие между примесными центрами малым. Оно осуществляется только через общее поле фононов частоты k!. В случае примесных центров с эф фективным спином s = 2 в гамильтониане системы учитываются толь ко члены, ответственные за дипольное спин-фононное взаимодействие.

Резонатор при этом настроен на частоту зеемановского расщепления примесных центров ( k! 0 ).

Тогда гамильтониан системы [1] может быть записан следую щим образом F * j + ik!r j !!

Fj !

ik r H = " k a k! a k + " 0 s zj +. (1) !+! s+ ak e j + s ak e !

!

N N j Для исследования системы воспользуемся методом двухвремен ных температурных запаздывающих функций Грина [2], для которых получим цепочку зацепляющихся уравнений. Для упрощения этих урав нений используем метод самосогласованного поля. При этом в систе му уравнений войдут только две функции Грина:

[ ] i G ( j j, t ) = S +j (t ) S j (0 ) = (t ) S +j (t ), S 0j (0), (2) " D( j j, t ) = a k (t )S +j (t ) S j (0 ).

+ (3) !

Воспользовавшись спектральным представлением функций Гри на, найдем энергетический спектр элементарных возбуждений систе мы и затем определим значение критической температуры фазового перехода в такой системе:

" Tc =. (4) F 2 + " 2 k ln 2 F " 2 В работе также рассмотрены спин-фононные системы с эффек s 1, для которых необходимо учитывать слагае тивным спином мые, описывающие квадрупольное спин-фононное взаимодействие.

Список литературы 1. Такер Э. Физическая акустика / Под ред. Мезона. – Т.4А. – М.:

Мир, 1969.

2. Тябликов С.В. Методы квантовой теории магнетизма. – М.: Наука, 1975.

Н.И.Имбро Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) Ilaria20@ mail.ru (руководитель Котов Д.А.) ИССЛЕДОВАНИЕ РАЗРЯДНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ПЛАЗМЕННОГО МОСТОВОГО НЕЙТРАЛИЗАТОРА Сегодня в промышленности используются разнообразные ион но-лучевые и ионно-плазменные технологические устройства. Для осаждения и очистки используются низкоэнергетические сильноточ ные ионные пучки.

Одним из недостатков таких процессов является формирование заряда на поверхности подложки. Во многих случаях это приводит к ограничению применения методов, например при обработке МОП структур, или осаждению тонких диэлектрических слоев.

Ряд преимуществ позволяет получить применение в ионно-плаз менных комплексах специальных устройств для компенсации положи тельного объемного заряда пучка. Одним из таких устройств являет ся плазменный мостовой нейтрализатор, результаты исследования которого представлены в данной работе.

В результате исследований установлено, что ток разряда зави сит от мощности накала катода и потока газа, проходящего через раз рядную камеру, а также потенциала анодов и объемного потенциала, создаваемого пучком ионов. В свою очередь мощность определяется напряжением и давлением в разрядной камере, при которых формиру ется устойчивый поток электронов.

Для данной конструкции нейтрализатора минимальное напряже ние разряда составило 30–35 В при расходе рабочего газа 5 см3. При этом ток разряда можно повышать до нескольких ампер.

Варьирование расположением и геометрией внутреннего и внеш него анодов позволило получить различные режимы генерации элект ронов.

При разрядном токе 2 А плазменный мостовой нейтрализатор способен нейтрализовать ионные пучки током до 200 мА при скорос ти потока газа 3 см3. В предельных режимах при работе двух анодов достигнута нейтрализация ионного тока величиной 0,5 А.

Время функционирования представленного плазменного мосто вого нейтрализатора определяется коррозией горячего катода и эф фективностью охлаждения. Устройство отличает простота конструк ции и гибкость в работе, что позволило использовать его для компен сации пучка положительных ионов активных газов при осаждении тон копленочных покрытий.

Список литературы 1. Bizykov А.А., Kashaba A.Y., Sereda K.N. Gas-discharge neutralizer for ion beam system // Rev.Sci. – 1997. – №68(12).

2. Рекламный проспект – «Сommonwealth scientific corporation», 1996,16 c.

3. Paul D. Reader, Dennis P.White, and Gerald C. Isaacson Argon plasma bridge neutralizer operation with a 10-cm-beam- diameter ion etching source // J Vac Sci. Technol. – 1978. – №15(3).

4. Lejene C., Grandchamp J.P. and Kessi O. ‘Electrostatic reflex plasma source as a plasma bridge neutralizer’,Vac/volume 36/numbers 11/12/pages 857 to 860, 1986.

М.В.Исакович, О.Г.Апенько Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) kushner@bsuir.unibel.by (руководитель Кушнер Л.К.) ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССА СООСАЖДЕНИЯ НИКЕЛЯ И УЛЬТРАДИСПЕРСНОГО АЛМАЗА В последние годы композиционные материалы вносят существен ный вклад в прогресс машиностроения, приборостроения, электроники, то есть отраслей техники, определяющих общий уровень научно–тех нического развития. Все большее применение находят композиционные электрохимические покрытия, которые получают из суспензий, пред ставляющих собой электролиты с добавкой определенного количества высокодисперсного порошка, или из эмульсий, образующихся при вве дении в электролиты гидрофобных жидкостей, а также из пенообраз ных сред.



Pages:     | 1 || 3 | 4 |   ...   | 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.