авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

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


Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 7 |

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

-- [ Страница 3 ] --

Электроосаждение композиционных покрытий Ni-ультрадиспер сный алмаз (УДА) проводили в сульфатно-хлоридном электролите с pH 4,0±0,2, температуре 50 ?С и плотности тока 1 – 25 А/дм2 при по стоянном перемешивании. УДА вводился в электролит в виде водной суспензии.

Как показали проведенные исследования, введение в состав элек тролита никелирования 1–15 г/л УДА не только не снижает выход нике ля по току, но и расширяет интервал рабочих плотностей до 25 А/дм2, что обусловлено, очевидно, депассивацией катода движущимися час тицами. Добавка в электролит УДА приводит к уменьшению разно зернистости и размера зерна, наблюдается снижение степени тексту рированности, величины внутренних напряжений в осадках.

Исследовано влияние дисперсной фазы и некоторых факторов электролиза на состав КЭП. Результаты анализа показали, что увели чение плотности тока от 1 до 2 А/дм2 приводит к снижению уровня углерода в осадке с 1,2 до 0,98 масс. %, дальнейшее увеличение плот ности тока до 15 А/дм2, сопровождается уменьшением содержания углерода до 0,79 масс. %.

С увеличением концентрации УДА в электролите с 0 до 7 г/л на блюдается рост содержания углерода в осадке с 0,07 до 0,98 %, даль нейшее увеличение концентрации алмаза в электролите практически не влияет на состав КЭП.

Импульсный ток снижает содержание углерода в покрытии до 0,67–0,88 масс. %. Изменение частоты и скважности импульсов прак тически не сказывается на CУДА. Реверсирование тока приводит к уменьшению содержания дисперсной фазы в осадке от 0,6 до 0, масс. %, причем увеличение длительности обратного импульса со провождается снижением количества углерода в КЭП.

Микротвердость никелевых покрытий, полученных из электро лита без УДА, составляет ~ 2500 МПа и практически не зависит от плотности тока. С увеличением концентрации УДА в электролите с до 10 г/л наблюдается рост микротвердости с 2500 до 3800 МПа. Даль нейшее повышение содержания УДА приводит к росту твердости до ~4000 МПа [1].

В зависимости от параметров импульсного тока микротвердость изменяется от 4000 до 7000 МПа.

Износостойкость композиционных покрытий увеличивается в 2– 4 раза в зависимости от условий электролиза, а коэффициент трения уменьшается в 1,5–2 раза по отношению к покрытиям без УДА.

Исследование паяемости покрытий проводили методом опреде ления коэффициента растекания припоя. Установлено, что введение в электролит УДА несколько снижает паяемость КЭП по сравнению с чистым никелем (Кр=0,8). В зависимости от параметров процеса осаж дения коэффициент растекания припоя составляет 0,74–0,8.

Список литературы 1. Кушнер Л.К., Хмыль А.А., Апенько О.Г. Влияние условий электролиза на формирования композиционных покрытий на основе никеля // Современ ные проблемы проектирования и производства радиоэлектронных средств:

Материалы Междунар. науч. – техн. семинар. – Новополоцк: ПГУ, 2000. – С.52 – 54.

В.Е.Каганович Гомельский государственный университет им. Ф.Скорины (Гомель) kaha_vl@gsu.unibel.by (руководитель Семченко И.В.) ВЛИЯНИЕ НАПРЯЖЕННОСТИ МАГНИТНОГО ПОЛЯ НА ПОВОРОТ ПЛОСКОСТИ ПОЛЯРИЗАЦИИ ВОЛНЫ В МНОГОСЛОЙНОЙ ГИРОТРОПНОЙ СТРУКТУРЕ В СЛУЧАЕ НОРМАЛЬНОГО ПАДЕНИЯ СВЕТА На современном этапе развития техники часто используются композитные материалы, которые сочетают полезные свойства со ставляющих их элементов. Одним из таких материалов является мно гослойная периодическая структура.

Нами рассмотрена слоисто-периодическая гиротропная струк тура, состоящая из произвольного количества элементарных ячеек, !

помещенная во внешнее магнитное поле h. Предполагается, что пер вый слой такой ячейки является изотропным и не обладает гиротроп ными свойствами. Второй слой также изотропный, но обладает маг нитной активностью, что приводит к циркулярному двупреломлении волн внутри слоя. В качестве изотропного слоя, не обладающего маг нитной активностью, рассмотрен дигидрофосфат калия (KDP), а в качестве слоя, обладающего магнитной активностью, рассмотрено Европиевое стекло. Для магнитоактивного слоя такой структуры материальные уравнения имеют вид [1]:

! !!!

D = E + ig E, (1) ! !

B = µH !

где g – вектор гирации, зависящий от вектора напряженности внешнего магнитного поля.

Метод сложения многократно отраженных пучков света стано вится неэффективным при исследовании отражения и пропускания по ляризованного света многослойной средой. Поэтому нами рассмотрен более удобный подход, в котором используется матрица 2 2 [2;

3].

Из анализа полученных данных видно, что при расчетном значе нии напряженности внешнего магнитного поля ( h = 16 10 5 А/м) от ражается левополяризованная волна, а проходит правополяризованная.

Причем отраженная волна является циркулярной, а прошедшая – эл липтически поляризована. Наибольший интерес представляет интер вал h ~ 16,7 10 5 18,110 5 А/м, так как в этом интервале изменения напряженности внешнего магнитного поля отраженная волна являет ся эллиптически поляризованной, и при изменении магнитного поля эллипс поляризации отраженной волны непрерывно поворачивается на. Такое же изменение азимута эллипса поляризации в этом интер вале характерно и для прошедшей волны.

Анализ полученных зависимостей показывает, что для эффек тивного поворота плоскости поляризации света необходимо, чтобы толщины слоев элементарной ячейки удовлетворяли условиям макси мального отражения [3], вследствие чего будет проявляться селек тивное отражение левополяризованной составляющей волны. Для того, чтобы можно было эффективно использовать слоисто-периодическую структуру в качестве «переключателя поляризации», она должна со стоять из 11 ячеек, в этом случае интенсивности как отраженной, так и прошедшей волн достаточно велики.

Таким образом, проделанные аналитические и численные расче ты позволяют определить интенсивность, эллиптичность и азимут эл липса поляризации отраженной и прошедшей волн при любых пара метрах слоисто-периодической структуры и произвольных частотах электромагнитных волн, а также в зависимости от напряженности внешнего магнитного поля, в случае нормального падения света.

Список литературы 1. Федоров Ф.И. Теория гиротропии. – Мн.: Навука i тэхнiка, 1976. – 456 с.

2. Аззам Р., Башара Н. Эллипсометрия и поляризованный свет: Пер. с англ. / Под. ред. чл. – корр. АН СССР А.В.Ржанова и д-ра физ. – мат. наук К.К.

Свиташева. – М.: Мир, 1981. – 583 с.

3. Semchenko I.V., Kaganovich V.E. Optical activity and selective reflection of light in stratified periodic structure, In Optics of Crystals, V.V.Shepelevich, N.N.Egorov, Editors, Proceedings of SPIE Vol. 4358, p. 303-308 (2001).

А.А.Казак Белорусский государственный университет (Минск) alekzz@mail.ru (руководитель Толстик А.Л.) МНОГОВОЛНОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В АНИЗОТРОПНЫХ РЕЗОНАНСНЫХ СРЕДАХ Эффект насыщения поглощения, включение переходов между возбуждёнными уровнями резонансной среды вызывают проявление нелинейностей пятого и более высоких порядков. В этих условиях воз можно осуществление процессов вырожденного и невырожденного по частоте многоволнового смешения. Условие фазового синхронизма в первом случае реализуется за счет изменения направления распрост ранения считывающего пучка, во втором случае – при изменении его частоты [1–3].

В данной работе экспериментально исследовано влияние поля ризации взаимодействующих волн на эффективность записи и восста новления динамических голограмм, рассмотрены различные комби нации состояний линейной поляризации опорного, сигнального и считывающего пучков. Особое внимание уделено случаю записи ди намических голограмм ортогонально поляризованными световыми пуч ками на основе эффекта наведенной анизотропии.

В ходе эксперимента запись и восстановление динамической го лограммы осуществлялись на длине волны второй гармоники лазера на иттрий-аллюминиевом гранате ( =532 нм) при длительности им пульсов =20 нс. В качестве анизотропной резонансной среды был выбран раствор красителя родамин 6Ж в этаноле, в котором проявля ется эффект наведённой анизотропии. Для поворота плоскости поля ризации использовалась пластинка /2.

Проведенный анализ зависимостей дифракционной эффективно сти динамических голограмм от интенсивности взаимодействующих волн при различных комбинациях их поляризаций позволил оценить вклады в эффективность взаимодействия поляризационных решёток, обусловленных наведенной анизотропией. Обнаружена зависимость ориентации плоскости поляризации дифрагированной волны от взаим ной ориентации плоскостей поляризаций всех взаимодействующих волн.

Показано, что в условиях записи поляризационных динамических ре шеток при четырёхволновом взаимодействии поляризация дифраги рованной волны совпадает с поляризацией сигнальной волны, обеспе чивая полное поляризационное обращение волнового фронта. В то же время в случае шестиволнового взаимодействия поляризации сигналь ной и дифрагированной волн могут быть как совпадающими, так и ортогональными.

Список литературы 1. Blouin A., Denariez-Robergue M.M. // Journal of Quantum Electronics. – Vol. 29. №. 1. – 1993. – P. 227-235.

2. Карпук С.М., Рубанов А.С., Толстик А.Л. // Квантовая электроника. – 1997. – Т.24. – №1. – С.52-54.

3. Rubanov A.S., Tolstik A.L., Karpuk S.M., Ormachea O. // Optics Communications. – Vol. 181. – 2000. – P. 183-190.

А.А.Калиниченко Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) Blondin_555@tut.by (руководитель Свадковский И.В.) РАЗРАБОТКА И ИССЛЕДОВАНИЕ РАСПЫЛИТЕЛЬНОГО УСТРОЙСТВА ДЛЯ НАНЕСЕНИЯ МНОГОСЛОЙНЫХ ТОНКОПЛЁНОЧНЫХ СТРУКТУР Ионные источники типа ускорителя с анодным слоем (У АС) по лучили распостранение в процессах формирования пленок. Ток ионно го пучка может изменяться (в зависимости от модификации разряда) от единиц миллиампер до единиц ампер, при энергии ионов до 3 кВ, конструкция источника максимально проста, а в зависимости от кон фигурации процесса схема устройства позволяет формировать ион ные пучки различной геометрии: ленточные, прямоугольные, кольце вые и др. Возможность функционирования при относительно низком давлении (в вакуумном режиме разряда) обеспечивает большое ко личество вариантов процессов ионного осаждения и распыления, а отсутствие накальных элементов позволяет использовать активные газы.

На основании ускорителя с анодным слоем разработан распыли тельного устройства фланцевого исполнения, предназначенный для формирования тонких пленок металлов, полупроводников и диэлект риков методом ионного распыления.

Распылительное устройство применяется для активации и очис тки поверхности подложек.

Область применения • Ионно-лучевое распыление;

• Двойное ионно-лучевое распыление;

• Реактивное ионно-лучевое распыление;

• Предварительная очистка поверхности;

• Формирование переходного слоя (ионное перемешивание).

Распылительное устройство применяется для нанесения пленок распылением, в том числе и с использованием реактивных газов. Рас пыление мишеней производится под углом 600 сходящимся пучком конической геометрии.

Кроме того, для реализации предварительной очистки, а также процессов DIBD разработанная конструкция совмещает в себе два независимых источника ионов.

Преимущества подобной конфигурации: минимальное расстоя ние мишень – подложка, что обеспечивает максимальную скорость нанесения пленок, а также возможность размещения на одной рабо чей позиции нескольких независимых соосно расположенных ионных источников кольцевой геометрии, объединенных единой магнитной системой, системой охлаждения и т.д.

В данной работе используется узел линейно-сменных распыляе мых мишений для процеса нанесения многослойных тонкоплёночных структур. Это даёт возможность, не нарушая режима вакуума и тех нологии проведения процесса нанесения многослойных тонкоплёноч ных структур, наносить пленки с уникальным адгезионными свойства ми и устойчивостью к лазерному излучению термоциклированию и механическим нагрузкам, а также нанесение плёнок из различных материалов и с различными физико-химическими свойствами, что позволяет увеличить скорость и удобство данного процесса.

Список литературы 1. Голосов Д.А., Свадковский И.В., Завадский С.М. Методика расчета магнет ронных распылительных систем несбалансированного типа // Взаимодействие излуче ния с твердым телом: Материалы IV Междунар. науч. конф., Минск, Беларусь, 3- окт. 2001 г. / БГУ, НАН РБ, Мин. образования РБ. – Минск, 2001. – С. 338-340.

И.А.Капуцкая Белорусский государственный университет (Минск) Irina_Kaputskaya@tut.by (руководитель: Горбацевич С.К.) БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНЫЙ ПЕРЕНОС ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОННОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ В ТВЕРДЫХ РАСТВОРАХ КВАНТОВЫХ ТОЧЕК И СЛОЖНЫХ ОРГАНИЧЕСКИХ МОЛЕКУЛ Флуоресценция двухкомпонентных растворов сложных молекул (донор – акцептор) с переносом энергии электронного возбуждения (ПЭ) при интенсивностях возбуждающего излучения, вызывающих насы щение электронных переходов в молекулах акцептора характеризует ся рядом особенностей. В частности, квантовый выход флуоресцен ции донора возрастает при увеличении интенсивности возбуждающего излучения, степень поляризации флуоресценции немонотонно зависит от интенсивности возбуждения и ее значение может превышать вели чину предельной степени поляризации, характерной для данного кра сителя [1;

2].

Данная работа посвящена экспериментальному и теоретическо му исследованию параметров флуоресценции твердых растворов (в полиметилметаакрилате) квантовых точек (донор) и органического красителя (акцептор) – 3,3'-диэтилоксидикарбоцианиниодида (DODCI) при тушении флуоресценции донора, обусловленном безызлучатель ным ПЭ. Спектрально-люминесцентные свойства данного красителя могут обратимо меняться под воздействием излучения, время вос становления их первоначальных значений в данной полимерной мат рице составляет десятки часов. Изменение спектральных парамет ров, обусловленное фотоизомеризацией, наблюдалось для DODCI и в жидком растворе [3].

При возбуждении пленок, активированных DODCI и QD, в поло се поглощения QD на частоте, где поглощение DODCI незначительно, и регистрации в максимуме флуоресценции QD наблюдался на поря док больший рост интенсивности флуоресценции, чем для образцов, содержащих только QD. Это может быть обусловлено ослаблением тушения флуоресценции донора вследствие «убывания» акцептора.

Спектр флуоресценции пленки, содержащей QD и DODCI, сдвинут в более низкочастотную область относительно спектра пленок, активи рованных только QD или только DODCI и под воздействием возбуж дающего излучения с течением времени смещался к спектру QD.

Зависимость степени поляризации флуоресценции образца, содер жащего QD и DODCI, от частоты регистрации при возбуждении в поло се поглощения QD претерпевает резкие изменения – падение на низко частотном крае спектра флуоресценции и рост на высокочастотном.

Падение свидетельствует о том, что низкочастотный спектр принадле жит молекулам DODCI, находящимся вблизи или в непосредственном контакте с QD и флуоресцирующим вследствие ПЭ. Такое положение спектра обусловлено действием электрического поля квантовых точек, вследствие чего спектр каждой молекулы испытывает различный сдвиг, и суммарный спектр оказывается шире. С течением времени происхо дит «фотодеградация», или сдвиг спектра поглощения DODCI, обус ловленный фотоизомеризацией. В результате тушение флуоресценции QD уменьшается и их квантовый выход возрастает.

Флуоресценция донора при наличии сильного тушения определя ется «многофотонными» событиями. Первые фотоны расходуются на «выключение» акцепторов, а лишь последующие обусловливают флуоресценцию донора. Поэтому квантовый выход флуоресценции молекул донора зависит от ориентации их дипольных моментов пере хода относительно вектора электрического поля возбуждающего из лучения, и степень поляризации превышает 50 % на высокочастотном крае спектра.

Проведено компьютерное моделирование наблюдаемых в экс перименте процессов. Результаты численных расчетов находятся в качественном соответствии с данными эксперимента.

Список литературы 1. Горбацевич С.К., Михневич С.Ю. Тушение флуоресценции растворов слож ных молекул, обусловленное безызлучательным переносом энергии электронного возбуждения на насыщающийся акцептор // Журн. прикл. спектроскопии. – 1999. – Т.66. – №5. – С.648-652.

2. Горбацевич С.К., Михневич С.Ю. Кинетика поляризации флуоресценции твердых растворов бихромофоров при интенсивном импульсном возбуждении // Журн.

прикл. спектроскопии. – 1998. – Т.65. – № 4. – С.546-550.

3. Reindl S., Penzkofer A. Higher excited-state photoisomerization and singlet to triplet intersystem-crossing in DODCI // Chem. Phys. – 1998. – № 230. – С.83-96.

П.Б.Кац Белорусский государственный университет (Минск) aid@tut.by (руководитель Феранчук И.Д.) НЕАССИМПТОТИЧЕСКОЕ РЕШЕНИЕ ЗАДАЧИ РАССЕЯНИЯ НА КУЛОНОВСКОМ ЦЕНТРЕ Задача о рассеянии нерелятивистских частиц кулоновским цент ром является одной из канонических задач в классической и кванто вой механике.

Решение задачи – хорошо известная формула Резерфорда d d = ( / 2mv 2 ) 2. (1) Sin Видно, что сечение рассеяния имеет неинтегрируемую особен ность при угле рассеяния 0.

Обычно эта особенность не приводит к проблемам при анализе экспериментов, т.к. рассеяние происходит на нейтральных в целом объектах.

Тем не менее существуют физические задачи, в которых возни кает проблема регуляризации при вычислении полного или транспорт ного сечений рассеянии. Обычно проблему регуляризации решают введением феноменологического параметра – минимального угла рас сеяния.

Известно, что волновая функция, описывающая состояние непре рывного спектра частицы в кулоновском потенциале не содержит ника ких особенностей. Это означает, что вышеупомянутая особенность обус ловлена некорректной интерпретацией характеристик состояний рассеяния на кулоновском потенциале. Анализ показывает, что это свя зано с асимптотическим рассмотрением точной волновой функции.

Нами было рассмотрено неасимптотическое вычисление наблю даемых характеристик в задаче рассеяния на кулоновском потенциа ле с использованием точных решений уравнения Шредингера. Было получено следующее выражение для проекции точной плотности по тока: ! e ! (J / J 0, n) = F (i,1, iX 2 ), 0(2) Sh() х – безразмерный параметр, определяющий угол рассеяния.

Как видно, полный поток везде конечен, чего и следовало ожи дать.

Получено выражение для рассеянного потока на кулоновском центре.

Jsc r = (e Sh() r 2 / ) J (1 i + s )[ (1 i + s ) 2 (1 + s ) 2 s ln(ix 2 ) F (1 i,1, ix 2 ) + = 0 (ix ). (3) s (1 i) 2 (1 + s ) Полученная формула дает возможность найти полное и транс портное сечения рассеяния, не вводя подгоночного минимального угла.

Список литературы 1. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М.. Квантовая механика. Нерелятивистская теория. – М.: Наука, 1974.

2. Никифоров А.Ф. Основы теории специальных функций. – М.: Наука, 1974.

В.В.Клихновский Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) vvb@gw.bsuir.unibel.by (руководитель профессор Баранов В.В.) МОДЕЛИРОВАНИЕ ПЕРЕХОДНОГО СОПРОТИВЛЕНИЯ КОНТАКТОВ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ПЛЕНОК С КРЕМНИЕМ Требования к качеству пленок, используемых при изготовлении современных интегральных микросхем, достаточно высоки. Это так же относится и к металлическим пленкам, используемым для созда ния контактов к активным структурам полупроводниковых приборов и межсоединений. Для оценки качества металлических пленок и кон тактов с кремнием наибольшее распространение получил четырех зондовый метод. Четырехзондовым методом можно произвести бо лее точные измерения по сравнению с другими методами. В данном методе погрешность измерения невелика [1].

Согласно теории контактных явлений металлические контакты к полупроводниковым подложкам обладают некоторым переходным сопротивлением. Это избыточное сопротивление можно представить как последовательно соединенный к контакту резистор, так называе мое «контактное сопротивление». Чтобы рассчитать его значение, можно использовать выражение:

Rs=Rs( )/, (1) Rs( )= /4a, (2) где R s – сопротивление в случае однородного полубесконечно го плоского образца;

a – радиус зонда;

– поправочный коэффици ент, величина которого равна, например, =1-2а/ h ln[2 1 /( 1 + 1 )] (3) для случая пленки толщиной h и удельного сопротивления 1, рас положенной на полубесконечном образце с удельным сопротивлени ем 2 [2].

Контактное сопротивление возникает по следующим причинам:

1. В тонком поверхностном слое полупроводника под металли ческим контактом плотность носителей заряда отличается от их плот ности в объеме (образуется область обеднения).

2. Слои инородных примесей, например содержащихся в распо ложенных на поверхности остаточных загрязнениях, могут препят ствовать получению низкоомного контакта металл – полупроводник.

Однако площадь контактов в составе интегральных схем имеет сравнительно небольшую величину (~10 мкм2) и это приводит к воз растанию общей величины переходного сопротивления. Кроме того, тонкий вольфрамовый зонд обладает высоким удельным сопротивле нием, что также следует учитывать при построении модели переход ного сопротивления контактов металлических плёнок с кремнием.

Список литературы 1. Лымарь Г.Ф. Измерение удельного сопротивления кремниевых эпи таксиальных слоев методом сопротивления растекания точечного зонда // Электронная техника. Сер.6. – 1972. – № 2. – С.148.

2. Contact resistance and contact resistivity // Journal of the Electrochemical Society. – 1972. – V.119. – №4. – Р. 507-514.

А.В.Ковалевич Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Лиопо В.А.) ТОЧЕЧНЫЕ ЦВЕТНЫЕ ГРУППЫ НА ПРИМЕРЕ ТЕТРАГОНАЛЬНОЙ СИНГОНИИ В физике встречаются ситуации, когда наряду с тремя геомет рическими координатами используются четыре, пять и т.д. перемен ных. Последние имеют определенный физический смысл. Непрерыв ными, или дискретными, переменными могут быть спин, заряд направления определенного вектора и т.д. В этом случае использу ют понятия обобщенной симметрии, частный случай которой черно белая симметрия (антисимметрия) или цветная симметрия, которая была предложена Н.В.Беловым.

Если точечная кристаллографическая группа имеет порядок К, то порядок переменного свойства равен Р, где Р – любой из целочис ленных делителей К. Следовательно черно-белые группы могут быть построены только для точечных групп четного порядка, трехцвет ные для точечных групп Р, у которых Р/3 Z, и т.д.

Теория групп антисимметрии и цветной симметрии может стро иться несколькими путями. Один из них мы видели: если известны группы высшей размерности G m, можно рассматривать их проекции n G m 1 вдоль переменной, которая принимает конечное число значений.

n Другой путь состоит, наоборот, в повышении порядка геометри ческой группы G путем введения новых операций группы Р, действую щих в пространстве физических переменных, и образования прямого произведения РAG={р1,...,рк}{g1,....gn} = { р1 g1,..., р1 gn,..., ркg1,..., ркgn}= G ( p ) Эта группа есть множество бинарных элементов (конечное или бесконечное), в котором введена групповая операция pig j · pkgl = pipkgjgl и выполняются все групповые аксиомы. С этим связан и путь получе ния новых обобщенных групп на основе теории представлений.

Пример для примитивной точечной группы 4.

Матрица (аij) описывает преобразования точечной симметрии, т.е. простые или зеркальные повороты.

a 11 a 12 a a 21 a 22 a 23 a a 32 a 31 0 i 0 Фиксируем точку К. Элемент матрицы i отвечает за цвет точки К при повороте относительно оси 4, если ось 4 идет вдоль оси z, то матрица генератор для четырехцветной точечной группы 4 имеет вид:

0 1 0 1 0 0 0, 0 0 1 0 0 0 i для двухцветных элемент а44 равен –1.

Аналогичным образом строятся цветные группы для групп тет рагональной сингонии более высоких порядков. Указанный метод мо жет быть использован для кристаллов других сингоний.

Список литературы 1. Вайнштейн Б.К. Симметрия кристаллов. Методы структурной крис таллографии. – М.: Наука, 1979. – Т.1. – С.169-176.

2. Заморзаев А.М. Цветная симметрия, её обобщения и приложения. – Кишинев: Штиинца, 1978.

3. Лиопо В.А. Матричная кристаллография. – Гродно, 1998. – С.7-24.

С.М.Ковальчук Брестский государственный университет им. А.С.Пушкина (Брест) kostko@physics.brsu.brest.by (руководители Ворсин Н.Н., Костко В.С.) КОМПЬЮТЕРНЫЙ КОНТРОЛЬ ПРОЦЕССА НАПЫЛЕНИЯ ТОНКИХ ПЛЕНОК Одной из основных задач вакуумного испарения почти во всех случаях является осаждение пленок с заданными параметрами. В литературе содержится описание множества конструкций датчиков различных модификаций, которые применяются исследователями для проведения опытов.

Датчики, чувствительные к массе вещества, могут быть исполь зованы для любых испаряемых веществ. Эти датчики регистрируют либо вес осажденного вещества, либо изменение частоты колебаний небольшого кристалла кварца, на поверхность которого наносится ис паряемое вещество.

Датчики с кристаллическими резонаторами для измерения тол щины пленки имеют относительно простую конструкцию. При высо кой чувствительности они практически не боятся механических уда ров и вибраций. По этой причине кристаллические резонаторы широко используются в настоящее время для контроля нанесения тонких пле нок. В датчике с кристаллическим резонатором используют пьезоэ лектрические свойства кварца. Резонатор представляет собой тон кую пластинку кварца, к обеим поверхностям которой подведены электрические контакты. Такой резонатор включается в электронную схему генератора. Приложение переменного электрического поля при водит к возникновению колебаний кварцевой пластинки по толщине.

Резонансная частота этих колебаний обратно пропорциональна тол щине пластинки.

Целью настоящей работы является усовершенствование данно го метода измерения толщины тонких плёнок путем использования интегральных микросхем и вывода информации на экран монитора компьютера. Для улучшения чувствительности к изменению резонан сной частоты «запыляемого» резонатора используется дифференци альный метод. Резонансная частота «запыляемого» резонатора вы читается из резонансной частоты близкого по параметрам, герметизированного резонатора. Сигнал разностной частоты досту пен для непосредственной компьютерной регистрации, которая осу ществляется через один из входных контактов LTP-порта. Схема формирователя сигнала разностной частоты показана на рис.1. Ис пользуются резисторы R1=R2=R3=R4=R6=510 Ом, R5=2 кОм, конден саторы C1=C2=150 пФ, С3=0,082 мкФ, кварцевые резонаторы с часто тами резонирования f1 f2 8 МГц, микросхемы: DD1 – 1533ЛН1, DD2 – 1533ИП5, DD3 – 555ТЛ1. Программа измерения частоты сиг нала на входе порта LPT1 написана на Ассемблере, встроена в Пас каль-программу в виде внешней функции. Паскаль-программа обес печивает внешний интерфейс и расчет толщины напыляемой пленки.

f R1 R C L L L R5 R =L =L к компьютеру C L L L C R3 R f Рис.1. Схема кварцевого измерителя толщины тонких пленок А.А.Козлов Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) bordusov@gw.bsuir.unibel.by (руководители Достанко А.П., Бордусов С.В.) МОДИФИКАЦИЯ ПОВЕРХНОСТИ ТВЕРДЫХ ТЕЛ В ПЛАЗМЕ ТЛЕЮЩЕГО РАЗРЯДА НА ОСНОВЕ ЭФФЕКТА ПОЛОГО КАТОДА Рассматривается возможность модификации поверхностных сло ев твердых тел в плазме тлеющего разряда на основе использования эффекта полого катода.

Ионно-плазменная модификация, как правило, осуществляется с помощью метастабильной формы тлеющего разряда. За счет энер гии ионов газа, бомбардирующих поверхность, деталь нагревается до высокой температуры при одновременной диффузии ионов в обраба тываемую поверхность [1].

Предполагается, что применение тлеющего разряда на основе эффекта полого катода при ионно-плазменной обработке позволит уси лить диффузию легируемых элементов в обрабатываемый материал, обеспечивая тем самым повышение скорости обработки и создание модифицированных слоев с требуемыми физико-механическими и служебными свойствами.

В тлеющем разряде с катодом, имеющим полость, при опреде ленных условиях возникает эффект полого катода, при котором пара метры разряда существенно отличаются от параметров разряда с катодом без полости. Эффект полого катода состоит в значительном повышении плотности тока при одновременном снижении напряжения горения разряда, изменении функции распределения частиц плазмы по скоростям и, как следствие, интенсивности излучения плазмы. Осо бенности разряда с полым катодом обусловливают его применение в различных газоразрядных системах [1;

2].

Сущность разработанного способа обработки состоит том, что в цилиндрический катод помещается упрочняемая деталь, при этом между обрабатываемой поверхностью и стенками катода формиру ется плазма с повышенной концентрацией заряженных частиц.

Между обрабатываемой поверхностью и границей плазмы обра зуются плазменная структура и слой пространственного заряда, след ствием чего является усиление генерации заряженных частиц осцил лирующими электронами, при этом возрастает число ионов бомбар дирующих поверхность, обеспечивающих увеличение скорости рас пыления материала [2].

Список литературы 1. Москалев Б.И. Разряд с полым катодом. – М.: Энергия, 1969. – 184 с.

2. Крейндель Ю.Е., Лемешев Н.М., Слосман А.И. Эффект полого катода при азотировании в тлеющем разряде // Электронная обработка материалов. – 1990. – № 6. – С. 53-56.

А.В.Конаш, С.А.Багніч Інстытут Малекулярнай і Атамнай Фізікі НАН Беларусі (Мінск) konash@imaph.bas-net.by (кіраўнік Багніч С.А.) ДАСЛЕДАВАННЕ З’ЯВЫ ПЕРКАЛЯЦЫІ Ў 2- І 3-МЕРНЫХ НЕАДНАРОДНЫХ ПРАСТОРАХ Теорыя Пранікнення(Percolation Theory), распрацаваная напры канцы 50х [1], знайшла сталае выкарыстанне пры апісанні шырокага кола міждыстыплінарных задач: разбурэнне горных парод, пашырэнне эпідэмій і лясных пажараў, дыфузія ў порыстым рэчыве і транспарт энергіі.

Эксперыментальнае даследаванне апошняй у порстых мат рыцах [2] паказала нестасаванне атрыманых вынікаў з уяўленнямі аб законах вандроўцы (міграцыі) энергіі электроннага ўзбуджэня ў адна родных сістэмах. Незвычайныя паводзіны былі патлумачаны ўплы вам порыстай будовы шкла, якая вызначае фрактальную памернасць неаднароднай прасторы. Для пацверджання зробленых высноў і прад казання новых вынікаў намі была распрацавана і здзейснена камп’ю тарная імітацыя, якая дае магчымасць вывучаць уплыў неаднарод насці прасторы на рост кластараў у ёй. Машынны дослед дазволіў нам паказаць як для двухмернай, так і для трохмернай прастор значны ўплыў памераў і адноснай складаючай пор (неаднароднасцей) на на ступныя характарыстыкі сістэмы: крытычная канцэнтрацыя актыў ных малекул, крытычныя індэксы g і b, фрактальная памернасць кла стара пранікнення. Распрацаваная тэхналогія праграмнай імітацыі дазволіла нам атрымаць новыя вынікі, падрабязнае тлумачэнне якіх зроблена ў [3;

4] Спіс згаданых прац:

1. Broadbent S.R., Hammersly J.M. Percolation processes. Crystals and mazes // Proc.Phil.Soc. – 1957. – Vol.53. – N3. – P.629-641.

2. Bagnich S.A., Konash A.V. Kinetics of triplet-triplet annihilation in disordered organic solids on short time scale // Chem. Phys. – 2001. – V. 263. – №1. – P.101-110.

3. Багнич C.А., Конаш А.В. Влияние неоднородных свойств системы на процесс протекания в двумерном пространстве // ФТТ. – 2001. – Т. 43. – № 12. – С. 2220-2227.

4. Bagnich S.A., Konash A.V. Computational study of the percolation phenomena in inhomogeneous two- and three-dimensional systems // J. Phys. A:

Math. Gen. 36 № 1 (10 January 2003). – Р.1-13.

И.А.Концевой Гомельский государственный технический университет имени П.О. Сухого (Гомель) shabl@gstu.gomel.by (руководитель Шабловский О.Н.) МОДЕЛИРОВАНИЕ ИМПУЛЬСНОГО ТЕПЛОВОГО ВОЗДЕЙСТВИЯ НА МЕТАЛЛЫ В работе представлены результаты численного моделирования поверхностного теплового воздействия на металлы (железо, молиб ден и вольфрам) при различных временных формах импульса.

Математическая модель содержит следующие уравнения, свой ства металла и краевые условия:

u / t + q / x = 0;

q + / x = 0, t 0, x [0, h] ;

T T u(T) = c(T)dT, c(T) = (T )c p (T );

(T) = (T)dT ;

0 x = 0, q = q 0 (t ) ;

x = x w, T = Tw (t ) ;

t = 0, T (x,0 ) const, где x – декартова координата;

t – время;

T ( x, t ) – температу ра;

q( x, t ) – удельный тепловой поток;

c – объемная теплоемкость;

– плотность;

– коэффициент теплопроводности;

h – толщина слоя металла. Расчеты проводились в безразмерных величинах. В каче стве граничного теплового потока рассмотрены импульсы колоколо образной, трапецеидальной и треугольной временной формы.

Решение задачи выполнено численным методом интегральных соотношений А.А. Дородницына. В качестве материала пластины рассмотрены следующие металлы: железо, молибден и вольфрам. Их теплофизические свойства на интервале T [T1, T2 ] аппроксимиру ются полиномами третьей степени с постоянными коэффициентами:

Fe: T, K [300, 1000], c(T ) = -50480 + 19970.23 T 33.4337T 2 + 0.02087765T 3 Дж /( м 3 К );

(T ) = 129.9 0.227 T + 2.338 10 - 4 T 2 1.064 10 -7 T 3 Вт /( м К ) ;

Mo: T, K [300, 2600], c (T ) = 2418775.7 + 704.5 T 0.2523 T 2 + 1.11654 10 - 4 T 3 Дж /( м 3 К );

(T ) = 159.75 0.067 T + 1.78 10 -5 T 2 4.385 10 -10 T 3 Вт /( м К ) ;

W: T, K [300, 3200], c(T ) = 2444491 424.686 0.08015 2 + 3.614410-5 T 3 Дж/(м3 К );

+ T T (T ) = 194.5 0.125 T + 5.759 10 -5 T 2 8.444 10 - 9 T 3 Вт /( м К ).

Для узловых точек интервала [0, h ] определены безразмерные критерии, характеризующие динамические свойства температурного поля при поверхностном тепловом воздействии. Основное внимание уделено изучению петли динамического теплового гистерезиса (ДТГ) в плоскости «тепловой поток – градиент температуры». Выявлены некоторые закономерности в поведении петель ДТГ при различных параметрах импульса поверхностного источника энергии. Данная ра бота является продолжением исследований [1-3].

Список литературы 1. Шабловский О.Н., Кроль Д.Г. Численное решение задач нестационарного нагрева материалов // Нелинейные краевые задачи математической физики и их прило жения: Сб. науч. тр. НАН Украины. Ин-т математики. – Киев, 1998. – С. 234-237.

2. Шабловский О.Н., Кроль Д.Г., Концевой И.А. Импульсный нагрев металла в широком интервале температур // Машиностроение. – Минск, 2002. – Вып. 18. – С.

516-520.

3. Шабловский О.Н., Кроль Д.Г., Концевой И.А. Нестационарные свойства по верхностного нагрева металлов // Вестник Запорожского государственного универси тета: Сборник научных статей. Физико-матем. науки. Биологические науки, 2002. – №1. – С. 148-152.

Л.В.Котович Брестский государственный университет им. А.С.Пушкина (Брест) kostko@physics.brsu.brest.by (руководитель Костко В.С.) ПРЕВРАЩЕНИЕ ДИЙОДИДА ОЛОВА ПОД ДЕЙСТВИЕМ СВЕТА В физике тонких пленок довольно широкое применение находят светочувствительные системы, в которых используются соединения галогенидов тяжелых металлов. Одним из них является SnI2.

Ранее было обнаружено, что в результате термического вакуум ного напыления порошка SnI2 на диэлектрические подложки получа ется пленка желтого цвета. Это связано с тем, что кристаллическая решетка изменяет свой тип: из моноклинной структуры (для порошка SnI2) с параметрами элементарной ячейки a = 14.17 Е, b = 4,535 Е, c = 10,87 Е и b = 92,0°, становится гексагональной (для пленки) с па раметрами элементарной ячейки a = 4,506 Е, c = 6,946 Е [2;

3]. Если затем такую пленку засветить, то она теряет цвет, т.к. в результате засветки получается SnО2, имеющий аморфную структуру.

Происходят ли какие-либо изменения в строении кристалличес кой решетки порошка SnI2 при его засвечивании, и что собой пред ставляет продукт такой засветки?

Порошок, полученный измельчением (перетиранием) мелких монокристаллов SnI2, подвергался длительному (~2 часа) засвечива нию лампой ПРК-2 с расстояния 15 см. Рентгеноструктурный анализ продукта засветки порошка SnI2 был выполнен на рентгеновском дифрактометре ДРОН-2 в Cu k –излучении ( =1,54178 Е). На рис. представлен спектр рентгеновской дифракции порошка, полученного ин тенсивным облучением лампой ПРК-2 измельченного дийодида олова.

10 20 30 40 50 60 70 80 90 Рис.1. Спектр рентгеновской дифракции порошка SnI2 засвеченного лампой ПРК- После расчета и анализа данного спектра были сделаны следу ющие выводы:

кристаллическая решетка продукта засвечивания порошка SnI представляет собой кубическую примитивную решетку с парамет ром решетки a =12,27 Е;

сравнив полученный рентгеновский спектр с известными сведе ниями из картотеки JCPDS – ASTM (за исключением 2-х рефлексов), можно утверждать, что продуктом засвечивания порошка SnI2 явля ется SnI4.

Список литературы 1. Kostko V.S., Kostko O.V., Makovetskii G.I., Yanushkevich K.I. Phys. Stat. Sol.

(b) 229,№3, 1349 (2002).

2. Костко В.С., Костко О.В., Маковецкий Г.И., Янушкевич К.И. Структура тонких пленок дийодида олова // Веснік Брэсцкага універсітэта. – 2000. – №6. – С.65.

3. Joint Committee for Powder Diffraction File 6 – 232.

Д.В.Коцуба Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) etelesh@mail.ru (руководитель Телеш Е.В.) ИОННО-ЛУЧЕВОЕ ФОРМИРОВАНИЕ ТОНКОПЛЕНОЧНЫХ РЕЗИСТОРОВ ИЗ ДИБОРИДА ТИТАНА Возрастающие требования к надежности и стабильности элект рических параметров тонкопленочных резисторов (ТПР) обусловли вают необходимость совершенствования их конструкции и техноло гии изготовления, поиска новых материалов для резисторов.

В качестве материала для резистивных слоев в последнее время широко применяют различные химические соединения тугоплавких переходных металлов (силициды, нитриды, карбиды и т.п.). Соедине ния металлов с бором – бориды – отличаются тугоплавкостью, высо кой химической стойкостью, износостойкостью. Бориды обладают также высокими элетро- и теплопроводностью, низким и практически постоянным ТКС (температурный коэффициент сопротивления). Кро ме того, эти материалы образуют при окислении защитные пленки – бораты. Все это обусловливает использование боридов для ТПР.

В данной работе тонкопленочные резисторы изготавливались из диборида титана (TiB2). Резистивный слой толщиной 25...500 нм фор мировался ионно-лучевым распылением мишени, изготовленной го рячим прессованием порошка из переплавленного в дуговом разряде исходного материала. Ионный источник представлял собой двухлуче вой плазменный ускоритель с анодным слоем и был смонтирован в подколпачном объеме установки вакуумного напыления Z-400 фирмы Leybold-Heraeus. Вакуумный объем откачивался турбомолекулярным насосом, что обеспечивало получение безмасляного остаточного ва куума 1·10-5 мм рт.ст. Тонкопленочные резисторы формировались на подложках из ситала и окисленного кремния. В качестве материала контактов применялся алюминий. Были определены оптимальные ре жимы нанесения резистивных слоев. Удельное поверхностное сопро тивление изменялось в диапазоне 15 – 500 Ом/м2. Пленки TiB2 обла дали квазиаморфной мелкодисперсной структурой в широком диапазоне температур подложки. Термообработка резисторов в вакууме пока зала, что твердофазная рекристаллизация диборида титана происхо дит лишь после отжига больше 900 # C. Температурный коэффициент сопротивления составил (9–27)·10-4 гр-1 и зависел от режимов нанесе ния и последующей термообработки резисторов. Выдержка ТПР на воздухе при 150 # C в течение 100 часов привела к уходу номиналов не более 0,05 – 0,1 %. Таким образом ТПР на основе TiB2 обладают вы сокой температурной и временной стабильностью и надежностью, благодаря стойкости к окислению, отсутствию значительных струк турных изменений и высокой адгезии пленок.

Список литературы 1. Осипов К.А, Борович Т.Л., Коротков Н.А., Мирошкина Е.М., Юсипов Н.Ю., Сименко Ю.П. Структура и электрические свойства тонких пленок на основе титана и его тугоплавких соединений // Изв. АНСССР. – Т.19. – №10, 1983. – С.1673.

2. Shappivio J.R., Finnelam J.I./Synthesis and properties of some refractory transition metal deporide thin films.// Thin solid Films. – 107. – №1. – 1983. – Р.81.

Д.С.Кочетков Белорусский государственный университет (Минск) Khmelnitsky@bsu.by (руководитель Хмельницкий А.И.) ИССЛЕДОВАНИЕ ФЛУОРЕСЦЕНТНЫХ СВОЙСТВ СОПОЛИМЕРОВ N-ИЗОПРОПИЛАКРИЛАМИДА СО СПИРОПИРАНОМ Поли-N-изопропилакриламид (pNIPAA) относится к классу ве ществ, называемых «умными полимерами». При температурах выше нижней критической температуры растворения (НКТР) полимер рез ко меняет конформацию, переходя из глобулы в клубок. Для pNIPAA # НКТР примерно равна 32 C и в широких пределах не зависит от молекулярной массы полимера [1]. НКТР можно регулировать, влияя на эффективность взаимодействия полимера с растворителем, напри мер, путем введения гидрофильных или гидрофобных заместителей в молекулу. Данные особенности определяют перспективы применения поли-N-изопропилакриламида для создания информационно-преобра зующих систем, а также систем контролируемой доставки лекарствен ных препаратов.

Фотохромные индолинобензоспиропираны являются фоточув ствительными веществами. Действие света обеспечивает переход между различными структурными формами фотохрома [2]. Это свой ство даёт возможность построения на базе спиропиранов фотохром ных переключателей.

Нами исследованы флуоресцентные свойства сополимера N-изопропилакриламида со спирановым мономером индолино вого ряда (1-( -метакрилоилоксиэтил)-3,3-диметил-6-нитроспиро(ин долин-2,2-[2Н-1])бензопиран). Относительная концентрация спирано вого мономера в полимере для используемых препаратов составляла 5 % и 7 %. Вещество было синтезировано в лаборатории элементоор ганического синтеза химического факультета Белорусского государ ственного университета. Исследованы водные растворы полимера в концентрации 1 мг/мл. НКТР растворов, в зависимости от относитель ной концентрации спиропирана в полимере, меняется от 26,8 до 28, ?С. Под воздействием видимого света НКТР раствора повышается (приблизительно на 1 # C ).

Зарегистрированы спектры флуоресценции и возбуждения флу оресценции растворов исследуемого полимера. Спектр возбуждения флуоресценции характеризуется наличием двух ярко выраженных максимумов, расположенных в областях 390 и 530 нм. Спектр флуо ресценции характеризуется максимумом, расположенным при нм. Проведённые исследования не выявили зависимости положения максимума и формы спектра флуоресценции от длины волны воз буждения.

Проведены исследования зависимости люминесцентных харак теристик раствора синтезированного полимера от температуры. Ус тановлено, что изменения спектральных параметров наблюдаются при температуре фазового перехода молекулы полимера (НКТР).

Изучено влияние облучения светом раствора фоточуствитель ного полимера. Установлено, что предварительное облучение раство ра полимера светом с длиной волны в области максимума поглоще ния приводит к перераспределению интенсивностей максимумов в спектре возбуждения флуоресценции.

Список литературы 1. Галаев И. Ю. «Умные» полимеры в биотехнологии и медицине // Успехи химии. – 1995. – №64 (5).

2. Sam-Rok Keum and Myung-Jin Lee. Nonactivated Arylazoindolinobenzospiropyran Derivatives. Part 2: Preparation and Kinetic Measurements of the Spiro-ring Formation from the Merocyanine Form // Bull. Korean Chem. Soc. – 1999. – Vol. 20. – № Ю.А.Кошин, Д.В.Соловей, А.В.Сурганов Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) gorokh@bsuir.unibel.by (руководитель Горох Г.Г) ИССЛЕДОВАНИЕ НАНОСТРУКТУРИРОВАННОГО ОКСИДА АЛЮМИНИЯ, МОДИФИЦИРОВАННОГО EU СОДЕРЖАЩИМ ПОЛИМЕРОМ Разработке органических люминесцентных материалов и свето излучающих приборов на их основе уделяется особое внимание про изводителей устройств отображения информации. Однако, как пока зали первые опыты, такие системы обладают определенными недостатками и главные из них связаны с эффективностью и долго вечностью, они быстро деградируют в процессе эксплуатации. Один из путей решения этих проблем состоит в использовании пористых материалов в качестве матриц для заполнения их органическими лю минофорами. Весьма перспективным материалом для этих целей яв ляется пористый анодный оксид алюминия (АОА). В настоящей ра боте представлены результаты исследований влияния степени модификации АОА на люминесцентные свойства пористых матриц, легированных Eu-содержащим полимером.

Пленки АОА формировали в щавелевокислом электролите при 45 В. Модифицирование пористого оксида проводили путем раство рения внутренних стенок оксидных ячеек (ОЯ) в 2М водном ра створе серной кислоты при 323 К и заполнения расширенных пор полимером. Время травления варьировали от 0 до 15 минут и кон тролировали с помощью секундомера. В качестве органического люминофора использовали Eu3+(Br-BTFA)3 TPPO. Заполнение пор АОА осуществляли путем пропитки образцов концентрированным (~10-3 моль/л) этанольным раствором сразу же прогревания в су шильном шкафу при температуре ~393 К в течение 1 часа и после дующего просушивания.

Используемые четырехлигандные комплексы с фторированными -дикетонами являются координационно насыщенными и благодаря фторированию имеют высокий квантовый выход люминесценции при комнатной температуре [1]. Они поглощают в области 300-400 нм. Име ют узкий спектр излучения с максимумом в области 615 нм, при этом при введении в матрицу АОА их спектральная характеристика не из менилась (см рис.1.). При Вр емя сравнении спектров люминес 600 00 0 травления:

интенсивность, отн.ед ценции модифицированных 1 - - 0 мин.

500 00 образцов, имеющих разные 2 - - 5 мин.

400 00 0 3 - - 10 мин.

размеры пор, обнаружено, что 300 00 0 4 - - 15 мин.

интенсивность образца, под 200 00 вергнутого травлению в тече 100 00 ние первых 5 минут, несколь ко падает, но после 10 минут 55 0 6 00 6 травлении с увеличением длина волны, нм объемной пористости оксида Рис.1.Спектры люминесценции интенсивность образцов рез модифицированного щавелевокислого АОА с ко возрастает. Такие измене Eu3+(Br-BTFA)3TPPO ния в спектрах, вероятно, мож но объяснить следующим.

После первых минут травления АОА в нем растворяется легирован ный анионами электролита слой оксида, при этом размер пор увеличи ваются незначительно, и это приводит к незначительному снижению интенсивности свечения, так как степень легирования этого слоя ска зывается на собственной люминесценции оксида. Последующее ра створение стенок ячеек приводит к увеличению размеров пор и объем ной пористости оксида, а следовательно, к увеличению концентрации молекул люминофора в оксиде. Именно поэтому и возрастает интен сивность свечения образцов при увеличении их пористости. Проведен ные исследования показали, что наноструктурированный АОА позволя ет повысить концентрацию люминофора в плоском светоизлучающем элементе без возникновения явления концентрационного гашения и тем самым повысить интенсивность электролюминесценции, а тонкий ди электрический барьерный слой на катодной поверхности увеличивает функцию работы выхода и срок службы элемента [2].

Список литературы 1. Kazakov S.M., Kukhta A.V., Suchkov V.A. Fluorescence as a Probe of Energy Dependence of Electron-Molecule Interaction // J. Fluorescence. – 2000. – V.10. – №4. – P.409-412.

2. Gorokh G.G., Labunov V.A, Smirnov A.G. Luminescent features of modified alumina matrixes with organic luminophor/ Proceedings of the 22nd International Display Research Conference, Nice, France, 2-4 October, 2002. –. 655-658.

Е.Кравец, Д.Войтеховский Физико математический лицей «Альфа» при ГрГУ им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Жарнов А.М.).

О СОПРОТИВЛЕНИИ ВОЗДУХА ПРИ МАЛЫХ СКОРОСТЯХ Нами осуществлена попытка сопоставления элементарных фор мул для сопротивления воздуха при движении в нем тел конусообраз ного профиля. Рассмотрим установивше еся движение конуса в воздушной среде.

O При этом будем считать, что наше тело является неподвижным, а на него нале тают молекулы воздуха, имея импульс !

!

р1 и отлетая с импульсом р2. При этом изменение импульса для всех налетаю щих на конус частиц и будет искомой си- !

p лой сопротивления. Движение тела мо X v uT жет осуществляться в трех различных режимах: со скоростью, много большей (много меньшей и сопоставимой) теп ловой скорости движения молекул газа.

При реальных движениях скорость тел, естественно, много мень ше тепловой скорости движения молекул ( v u T ). Изменение им пульса молекул воздуха, налетающих спереди на конус P = m(v + uT )(1 cos 2). Изменение импульса молекул воздуха сзади конуса будет равно P = m(v + uT )(1 cos 2). Тогда суммар ная сила сопротивления будет определяться разностью между им пульсами всех молекул, налетающих сзади тела и перед ним, число которых определяется как 1 nV = nR 2 (v + u T )t.

N= 6 Учитывая все приведенные расчеты, получаем формулу для рас чета сил сопротивления:

mnR 2 vuT (1 cos 2).

F1 = (1) Как видим, эта расчетная формула достаточно близка к формуле Стокса и линейно зависит от скорости движения тела в газовом потоке.

Предположим, что движение тела происходит с «очень малень кой скоростью», физический смысл которой заключается в том, что добавка скорости движения тела настолько мала, что ею можно пре небречь. При этом можно считать, что молекулы газа являются не подвижными относительно налетающего на них тела. Если перехо дить в систему отсчета, связанную с телом, то тогда молекулы газа движутся навстречу телу с его скоростью. Следовательно, измене ние импульса налетающих на тело частиц будет равно P = mv mv cos 2.


При этом сила сопротивления воздуха будет равна F2 = mnR 2 v 2 (1 cos 2). (2) Приведем еще формулу Стокса для движения тела в среде с вязкостью :

Fc = 6Rv (3) А теперь сопоставим приведенные формулы (1-3) с эксперимен тальными данными для конусообразных тел, движущихся в воздухе.

Движение будем рассматривать установившееся (то есть, начиная с некоторой высоты). Приведем таблицу измерений и расчетов:

V (м/с) Fc*10- № m (г) R ( см) F1 (H) F2 (H) mg (H) (H) 1 0,71 4.22 44.7 1.2 1.72 2.67 0.00956 0. 2 1.07 5.41 42.6 1.43 2.62 4.82 0.0145 0. 3 2.071 7.16 42.9 1.43 3.47 8.54 0.0366 0. 4 2.11 7.96 52.72 1.08 2.92 10.89 0.035 0. 5 3.028 8.99 45.79 1.25 3.81 13.05 0.0489 0. 6 4.35 12.37 58.57 1.14 4.78 31.92 0.109 0. Как видно из приведенной таблицы, наиболее близкой к экспери ментальным значениям является теоретическая формула (2), хотя это согласие очень далеко от идеального.

Список литературы 1. Алешко П.И.. Механика жидкости и газа. – Харьков, Вища школа, 1977. – 320 с.

В.Г.Кудрик Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) lanin@bsuir.unibel.by (руководитель Ланин В.Л.) АВТОМАТИЗИРОВАННАЯ СИСТЕМА КОНТРОЛЯ ТЕМПЕРАТУРЫ ПАЯЛЬНЫХ СТАНЦИЙ Для пайки современной радиоэлектронной аппаратуры исполь зуются легкоплавкие припои (температура плавления припоев 160...190 °С), а толщина дорожек на печатной плате обычно состав ляет 0,625...1,25 мм. При пайке относительно мощным паяльником с нерегулируемым мгновенным нагревом может произойти отслоение печатных проводников платы, изменение свойств припоя, перегрев электронных элементов, быстрое испарение флюса или канифоли.

Все это приводит к снижению качества паяных соединений. Если будет использоваться относительно маломощный паяльник, то вви ду того, что он будет отдавать тепловую энергию элементам, коле бания его температуры будет значительны и могут быть ниже тем пературы плавления припоя.

Для превращения персонального компьютера в вычислительный комплекс необходим аналого-цифровой преобразователь. Обычно прак тикуется подход, когда АЦП выдает готовый цифровой код, вводи мый в ПК через системную шину или стандартный параллельный порт.

Но возможности даже устаревшего ПК таковы, что он сам сможет выполнять функции АЦП, если, конечно к измерительной системе не предъявляется особых требований по быстродействию. При этом аппаратурные и финансовые затраты резко сокращаются.

Для превращения ПК в частотомер необходима специальная программа, способная перехватывать прерывание INT8h (оно ис пользуется для модификации счетчика времени суток), вызывае мое системным таймером с частотой 18 Гц. Программа способна делать два измерения в секунду. Максимальное значение измеря емой частоты зависит от конкретного типа ПК и может достигать 300...400 кГц. Для выполнения задач по контролю температуры совсем не требуется современных мощных компьютеров на базе процессоров PENTIUM. Достаточно процессора 80286, 80386 или даже 8086 (ЕС 1841).

Доступ к данным осуществляется через обычно неиспользуе мое прерывание INT60h. При этом в регистр АХ возвращается число периодов, подсчитанное за время между двумя срабатываниями сис темного таймера. Чтобы исключить влияние других TSR резидент ных программ, использующих прерывание INT8h, необходимо соот ветствующим образом изменить файл Autoexec.bat.

Для измерения температуры использован прецизионный преоб разователь НАПРЯЖЕНИЕ-ЧАСТОТА-НАПРЯЖЕНИЕ (ПНЧН) КР1108ПП1, который обеспечивает хорошие метрологические харак теристики при сравнительно низкой стоимости. Для работы ПНЧН КР1108ПП1 выбран диапазон частот 0...20000 Гц.

Разработана автоматизированная система контроля, предназначен ная для контроля и регулировки температуры как для ручной пайки, так и для ИК групповой пайки. Температура в рабочей области находится в пределах 200..400 °С. Поэтому в качестве датчика температуры оказа лось целесообразным применить хромель-алюмелевую термопару (ТХА). Использование вычислительных мощностей ПК для линеариза ции передаточной характеристики позволяют значительно снизить по грешность измерения от нелинейности термопары.

Обмен с ПК осуществляется посредством сигнала BUSY па раллельного порта принтера LPT1. Желательно обеспечить галь ваническую развязку между ПК и термопарой, так как зачастую последняя имеет электрический контакт с объектом измерения (па яльником) и объектом труда (печатной платой). Паяльник необхо димо изолировать не только от постоянной составляющей, но и от динамических наводок, за счет хорошей электрической изоляции жала, постоянного напряжения питания паяльника, снижения напря жения.

Разработанная автоматизированная система позволяет вести одновременный контроль 8 – 10 монтажных паяльников и хранить ин формацию об их тепловых режимах в течении заданного времени.

А.Н.Купо Гомельский государственный университет им. Ф.Скорины (Гомель) Kupo@gsu.unibel.by (руководитель Шалупаев С.В.) МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССА ТЕПЛООБМЕНА ПРИ ЛАЗЕРНОМ ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКОМ ОСАЖДЕНИИ Скорость формирования локальных осадков металлов в процес се лазерного электрохимического осаждения (ЛЭО) определяется интенсивностью теплообмена, протекающего в зонах воздействия лазерного излучения и локального осаждения металла. Знание меха низма теплообмена, позволяет сделать выводы об интенсивности про текания теплообмена, и соответственно о скорости роста локального осадка металла при тех или иных параметрах процесса осаждения, в том числе и параметрах лазерного излучения.

Целью данной работы является исследование механизма тепло обмена при ЛЭО олова на медную подложку при плотности мощности лазерного излучения 5,2?106 Вт/см2, частоте 5 Гц и длительности импульса 4?10-3 секунд.

Известно [1], что радиальная зависимость коэффициента тепло обмена описывается полуэмпирической формулой:

H 0, r r Н (r ) = r, (1) H 0, r r r где H0 – коэффициент теплообмена в зоне воздействия лазерного излучения радиуса r0 на поверхности электрода. Коэффициент a в по казателе степенной функции характеризует механизм теплообмена и принимает значения от 0,2 для турбулентного и 0,5 для ламинарного течения электролита соответственно.

При ЛЭО металлов в рассматриваемой системе в силу сложно сти тепловых процессов коэффициент a не остается постоянным;

его значение меняется как с течением времени осаждения, так при удале нии от зоны лазерного воздействия. Проанализировать динамику a можно на основании динамики температурного поля на поверхности катода.

Используя полуэмпирическую модель температурного поля, пред ложенную авторами [2], и экспериментально полученное нами с помо щью медь-константантовых микротермопар радиально-временное распределение температуры, методом наименьших квадратов в си стеме MathCad 7.0 было получено радиально-временное распреде ление коэффициента теплообмена H. На основании полученных дан ных о динамике коэффициента H, с использованием формулы (1), была определена динамика коэффициента a.. Коэффициент a принимает наименьшее значение, равное 0,25, в зоне действия лазерного излу чения;

по мере удаления от нее значение коэффициента a возрастает, достигая величины 0,55. С течением времени осаждения наблюда ется увеличение a во всех точках поверхности катода. Такое пове дение коэффициента говорит о том, что при воздействии лазерного излучения на поверхность электрода в электролите возникают про цессы перемешивания, интенсивность которых максимальна в зоне воздействия лазерного излучения и уменьшается по мере удаления от нее, что приводит к снятию диффузионных ограничений и способ ствует росту локального осадка. Процесс роста локального осадка, как видно из динамики изменения a, наиболее интенсивно происхо дит в начальные моменты времени (первые 3–4 минуты) вблизи зоны термического воздействия лазерного излучения. С течением време ни (10 – 12 минут) происходит стабилизация a во всех точках повер хности катода, что говорит об установлении термодинамического равновесия и подтверждается экспериментальными данными дина мики температуры.

Список литературы 1. Серянов Ю.В., Аравина Л.В. Лазерно-химические реакции для получения элементов ИЭТ. // Обзоры по электронной технике. Серия 7. Технология, организа ция производства и оборудование. – 1990. – Вып. 11. – 42 с.

2. Михеев М.А., Михеева И.М. Основы теплопередачи. – М.: Энергия, 1977. – 344 с.

А.Н.Купо, Д.Г.Кумичов Гомельский государственный университет им. Ф. Скорины (Гомель) Kupo@gsu.unibel.by (руководители Шалупаев С.В., Шолох В.Г.) АНАЛИЗ СКОРОСТИ ЛАЗЕРНОГО ЭЛЕКТРОХИМИЧЕСКОГО ТРАВЛЕНИЯ МЕДИ Процессы лазерной электрохимической технологии менее энергоёмки и могут быть проведены в более мягких температур ных режимах, чем процессы лазерной размерной обработки, что может иметь решающее значение, например, для возможности удаления тугоплавкого металла с поверхности полупроводнико вой или диэлектрической подложки без развития термоупругих на пряжений и микротрещин. Метод позволяет реализовать селек тивность травления и варьировать условия травления как выбором соответствующего анодного потенциала и состава электролита, так и посредством изменения интенсивности и длины волны ла зерного излучения.

Целью данной работы является исследование влияния парамет ров лазерного излучения на скорость травления меди. В эксперимен тах использовался лазер с длиной волны излучения =1,06 мкм, энер гией 1 2 Дж в импульсе, длительность импульса составляла 4 10-3 с, частота следования импульсов – 1 5 Гц.

Осуществлен анализ факторов, влияющих на скорость травления металлов и полупроводников. Установлено, что на скорость травления материалов влияют природа и концентрация электролита, кристалло графическая ориентация поверхности, плотность анодного тока. При лазерной стимуляции на скорость травления влияют такие технологи ческие параметры лазерного излучения, как энергия в импульсе, дли на волны излучения, временной режим генерации.


Проанализировать кинетику локального травления металла мож но, зная константы скорости реакций травления по нормальному и тан генциальному направлениям.

С точки зрения химической кинетики, электрохимическое трав ление можно представить как физико-химический процесс, состоящий из двух стадий, каждая из которых характеризуется своей константой скорости. Изменение глубины ямки травления h и её радиуса r с те чением времени травления могут быть представлены следующими соотношениями [1]:

k t k t k 2 e 1 k1 e 2, h = h 0 1 + (1) k1 k 2 k t k t 1 (2) k 4 e 3 k 3 e 4.

r = r0 1 + k3 k 4 Здесь k1, k2 – константы скорости травления в вертикальном на правлении, k3, k4 – константы скорости травления в горизонтальном направлении.

Экспериментально исследовано лазерное электрохимическое травление медной фольги толщиной =30 мкм при различной частоте следования лазерных импульсов и различном времени травления. Про фили зоны травления образцов зарегистрированы на установке, со зданной на базе профилометра, – профилографа 252, управляемой с помощью компьютера. Измерения проводились с шагом 2 10-6 м, трас са сканирования составляла 7 10-4 м, радиус кривизны сканирующей иглы составляла 10-5 м. На примере профилограммы зоны травления, полученной при энергии 1 Дж в импульсе, частоте 2 Гц, длительности импульса 10-3 с и времени травления 195 с и на основании соотноше ний (1) и (2), рассчитаны константы скорости k1, k2, k3 и k4. Для часто ты следования 2 Гц они имеют значения k1 = 0,018 с-1, k2 = 0,017 с-1, k3= = 0,028 с-1, k4 = 0,026 с-1. Аналогичный анализ был проведен и для зон травления, полученных при частотах следования 1 и 5 Гц. Показано, что увеличение частоты следования импульсов обусловливает увели чение констант скорости как в вертикальном, так и в горизонтальном направлениях.

Список литературы 1. Даниэльс Ф., Олберти Р.. Физическая химия. / Пер. с англ.;

Под. ред. д-ра хим. наук. проф. К.В.Топчиевой – М.: Мир, 1978. – 648 с.

Е.С.Курчевская Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) A638@mail.ru (руководитель. Ануфрик С.С.) ПАРАМЕТРИЧЕСКОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В ПАРАХ НАТРИЯ В УСЛОВИЯХ КОГЕРЕНТНОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ Интерес к исследованиям двухуровневых и трехуровневых кван товых систем при резонансном взаимодействии с когерентным из лучением обусловлен многообразием нелинейно-оптических процес сов, таких, как когерентное пленение населенностей, усиление оптического излучение без инверсии, модификация спектра спонтан ного излучения, которые являются следствием нелинейных интер ференционных эффектов. Нелинейные интерференционные эффекты могут сопровождаться появлением в некоторой полосе частот зна копеременных контуров спектральных линий поглощения, т.е. лазер но-индуцированной прозрачности при ненулевых разностях населен ностей на резонансных переходах, поглощением излучения на переходах с инвертированными населенностями и усилением без инверсии населенностей. Резонансное поглощение излучения накач ки и излучения, возникающего за счет нелинейно-оптических про цессов, существенно изменяет условия нелинейного взаимодействия по мере распространения в среде. При взаимодействии мощного квазирезонансного поля и атомного пара возможно возникновение излучения, распространяющегося в конусе.

Данная работа посвящена исследованию параметрической лю минесценции в парах атомов натрия при накачке узкополосным излу чением вблизи линий главного дублета натрия и в область нулевой дисперсии. В ходе выполнения работы получены следующие резуль таты: изучен спектр конического излучения при накачке узкополос ным излучением в область нулевой дисперсии атома Na при зондиро вании широкополосным пробным полем;

изучены спектрально-угловые зависимости спектра люминесценции при различных плотностях мощ ности излучения накачки;

смоделированы спектрально-угловые зави симости длин волн компонент, генерируемых за счет излучения Че ренкова–Вавилова, от напряженности поля накачки и концентрации паров атомов натрия;

дано качественное объяснение зарегистрирова ных спектров.

Эксперименты показали, что самофокусировка не играет крити ческой роли в формировании конического излучения, но формирует нитевидную структуру излучения, приводит к увеличению интенсив ности нитей и модифицирует спектр вследствие преломления на гра ницах нитей. При отстройках накачки в синей области D1 перехода атома натрия модель четырехволнового смешения, основывающаяся на двухуровневой модели атома натрия, не может описать смещен ный в красную сторону двойной компонент конического излучения.

Показано, что использование трехуровневой модели атома на трия позволяет описать появление одного из компонентов, смещен ных в красную область, и не описывает другой компонент, который может быть результатом совместного излучения.

Проведено численное моделирование, подтверждающее объяс нение полученного спектрально-углового распределения конического излучения, возникающего в парах атомов натрия в условиях когерент ного возбуждения.

Список литературы 1. Chalupczak W., Gawlik W., Zachorowski J. Conical emission as cooperative fluorescence // Physical review A. – 1994. – Vol. 49. – P. R2227-R2230.

2. Chalupczak W., Gawlik W., Zachorowski J. Degenerate parametric emission in dense barium vapor // Opt. Commun. – 1994. – Vol. 111. – P. 613-622.

3. Zhou P. and Swain S. Ultranarrow Spectral bines via Quantum Interference // Phys. Rev. Lett. – 1996. – Vol. 77 – P. 3995-3998.

4. Эволюция частотно-пространственной структуры интенсивного лазерного импульса, распространяющегося в резонансной среде / Старостин А.Н., Пантелеев А.

А., Лебедев В. И., Ротин С. В. и др. // ЖЭТФ. – 1995. – Т. 108. – № 4(10). – С. 1203 –1222.

А.В.Лаврисюк Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) lanin@bsuir.unibel.by (руководитель Ланин В.Л.) ВЫСОКОЧАСТОТНЫЙ ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЙ НАГРЕВ ПРИ СБОРКЕ ЭЛЕКТРОННЫХ ПЛАТ Электромагнитный нагрев при пайке в электронике за счет по верхностного эффекта отличается высокой скоростью, бесконтакт ностью и локальностью. Эффективность нагрева зависит от элект рофизических свойств материалов деталей, частоты тока, конструкции индуктора и др. Тепловая энергия локализуется в тон ком слое, глубина которого определяется проникновением токов вы сокой частоты.

Электромагнитное поле низких частот 22-66 кГц в зазоре магни топровода обеспечивает высокую скорость нагрева при небольших удельных мощностях, однако зависит от материала детали и геомет рических факторов. Материалы с низкой электропроводностью при оптимальном перекрытии зазора испытывают нагрев со скоростью до 50 °C / c.

Переменное электромагнитное поле создавалось в зазоре маг нитного сердечника, обмотка которого подключалась к генератору.

Параметры воздействия на выходе генератора контролировались при борами: вольтметром В7-40 и частотомером Ч3-34. Температура в рабочей зоне измерялась с помощью термопары Х-К, прикрепленной к детали и измерителя температуры Щ-4540. Напряженность магнит ного поля в зазоре магнитопровода оценивалась по величине наведен ной ЭДС с помощью измерительной рамки и вольтметра В7-40.

Анализ зависимостей температуры в рабочей зоне от времени нагрева и коэффициента перекрытия зазора, показал, что на первом этапе нагрева (до 10 с) скорость нагрева составляла 60 °C / c, в даль нейшем скорость уменьшилась до 20 °C / c, что объясняется увели чением потерь энергии в окружающую среду за счет излучения, а при Кп1 рассеяние тепла происходит с большей скоростью.

Исследовалась зависимость напряженности поля по величине наведенной ЭДС в рамке от мощности нагрева и величины тока под магничивания. Анализ зависимости показывает, что напряженность поля линейно растет от величины мощности, а влияние тока подмаг ничивания существенно сказывается после 10 А.

Скорость нагрева образцов деталей из латуни ЛС-54-1 толщи ной 0,25 мм и стали Ст.10 толщиной 0,5 мм в зазоре магнитопрово да с ростом частоты падает, поскольку уменьшается напряжен ность электромагнитного поля и, соответственно, выделяемая мощность.

Исследованы и оптимизированы параметры нагрева в зазоре магнитопровода сечением 4-10 см2 по напряженности электромагнит ного поля, степени перекрытия зазора, числу витков индуктирующей обмотки, величине тока подмагничивания. Анализ эксперименталь ных зависимостей показал линейную зависимость скорости нагрева от напряжения на индукторе и степени перекрытия зазора. Результа ты исследований позволили определить оптимальные технологичес кие параметры ВЧ нагрева деталей в индукторе с незамкнутым маг нитопроводом: f=20 кГц, H=2,5·104 А/м, Кпер=1.

Для повышения качества паяных соединений за счет увеличения площади растекания припоя и более полного заполнения им капилляр ных зазоров в соединении, а также надежности изделий путем форми рования паяных соединений с высокой механической прочностью и низким переходным электрическим сопротивлением нагрев изделий и припоя осуществляли энергией переменного электромагнитного поля средних частот в зазоре магнитопровода индуктора до температуры пайки. С момента начала растекания припоя до окончания пайки пая емому изделию сообщали низкочастотные вибрации путем подачи переменного тока подмагничивания частотой 50–400 Гц и амплиту дой 1-10 А в индуктирующую обмотку. Амплитуда вибраций деталей составляла 0,5 – 1,0 мм.

Электромагнитный нагрев в зазоре магнитопровода использован с большой эффективностью при пайке контактов и жгутов при сборке плат электронной аппаратуры.

А.Я.Ладыш Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Иванов Е.Е..) СРАВНИТЕЛЬНЫЙ АНАЛИЗ КОЛЕБАНИЙ МАТЕМАТИЧЕСКОГО МАЯТНИКА На данный момент существует множество программ, которые довольно точно могут смоделировать физические процессы. Но сре ди них я ни разу не встретил хорошей модели маятника, которую мож но было бы использовать в обучающих целях. Именно поэтому я ре шил разработать подобный тренажёр.

Как известно, уравнение колебаний математического маятника имеет вид:

d + 2 sin = 0.

dt Но данная формула справедлива для больших углов.

Рассмотрим случай для малых колебаний.

Пусть в начальный момент маятник отклонён от вертикали на угол 0 и отпущен без начальной скорости. Тогда начальные условия будут:

при t = 0, = 0, 0 = 0.

$ Если угол 0 мал ( 0 1), то и 0 будет также мал. Получим:

d + 2 = 0.

dt Это и есть дифференциальное уравнение простого гармоничес кого колебания.

Моей задачей является сравнение графика колебаний для пер вой и второй формулы движения маятника при одинаковых углах отклонения. Я думаю, никто не сможет сразу угадать результат, в литературе различие между этими формулами описывается поверх ностно.

Решить данную задачу можно, только сравнив получившиеся графики. Естественно, что одно из решений будет неправильным для каждого случая, но для поставленной мной задачи получение верного решения не является целью. Важно лишь доказать правильность вы вода формулы для малых углов.

Рассчитаем синусы для малых углов и сравним (углы в радианах):

Угол Синус угла 1 0. 0.9 0. 0.8 0. 0.7 0. 0.6 0. 0.5 0. 0.4 0. 0.3 0. 0.2 0. 0.1 0. 0.05 0. Как видно из таблицы, чем меньше угол, тем слабее он отлича ется от синуса. Но в любом случае значение синуса немного отстаёт от угла. Логично сделать вывод, что период колебаний, когда мы под ставляем просто угол, будет немного больше, чем если подставим синус. Это видно из следующих формул:

период колебаний плоского математического маятника l 1 2 2 0 4 1 T = 2 1 + sin + +....

sin 2 g 2 2 если при малых размахах ограничится в предыдущей формуле 0 только двумя первыми членами, то, полагая sin, получим 2 приближённое выражение периода l 1 +.

T g Следовательно, чем больше 0 (угол размаха), тем больше пе риод колебаний маятника. Таким образом, математический маятник свойством изохорности не обладает.

О.В.Ланина Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) ollanina@yandex.ru (руководитель Осипов А.Н.) ВОЗДЕЙСТВИЕ УЛЬТРАЗВУКА НА МОДЕЛИ БИОЛОГИЧЕСКИХ ТКАНЕЙ Распространение акустических волн в биологических тканях ха рактеризуется с одной стороны: поглощением и рассеиванием акусти ческой волны, с другой – дисперсией скорости звука. Значение этих параметров, а также зависимость их от частоты, амплитуды, темпе ратуры, играют важную роль при анализе характера и эффективности биологического действия ультразвука. Поглощение энергии акустичес кой волны приводит к ее необратимому преобразованию в тепло. Для измерения поглощения акустической энергии использован метод не стационарного нагрева, заключающийся в регистрации скорости по вышения температуры в локальной области [1].

В качестве эквивалентов биологических тканей таких как, кровь, мышца, жир, с учетом плотности и скорости распространения ульт развука, взяты вода, касторовое масло, глицерин в определенных со отношениях. Перед началом проведения исследований подготавли вается ванночка с моделью биологической ткани, которая заполняется до краев исследуемой средой. Температура среды дол жна быть 25±1 °C.

Излучатель располагали в центре ванночки таким образом, что бы он касался исследуемой среды. Это необходимо для того, чтобы исключить поглощение УЗ в воздухе и отражение от поверхности мо дели. Термопару погружают на глубину h, равную 28 мм, т.е. практи чески на всю глубину ванночки. Интенсивность ультразвука выбира ли 0,2 Вт/см2, а род работы – постоянный. На процедурных часах аппарата УЗТ-3.03Л устанавливали время исследований 1 мин. Тем пературу измеряли прибором КСП4, первые 20 с каждые 2 с, затем каждые 5 с. Затем интенсивность выбирали, равную 1 Вт/см2, и по вторяли измерения.

Коэффициент поглощения определялся по формуле [2]:

2f =, 3 c где – динамическая вязкость;

– плотность;

f – частота аку стических колебаний;

с – скорость распространения звука в модели.

Расчетные значения коэффициентов поглощения для моделей биоло гических тканей составили: кровь – 2 м-1;

жир – 805,5 м-1;

мышца – 1,9 м-1.

Анализ зависимости температуры исследуемых моделей от вре мени показал, что в течение 20 с происходит быстрое повышение тем пературы датчика, обусловленное поглощением энергии за счет вяз кого относительного движения среды. Затем в течение 60 с зависимость имела линейный характер, что обусловлено локальным поглощением звука в модели.

Наибольший рост температуры наблюдался у жира, что можно объяснить тем, что поглощение УЗ колебаний тканью при условии её однородности, зависит от свойств ткани (плотности, вязкости). Чем выше вязкость, тем больше УЗ энергии затрачивается на преодоле ние сил сцепления между частицами среды и тем больше поглощение энергии. Тем самым акустической энергии затрачивается больше при прохождении УЗ волны через жир, чем через кровь и мышцу.

Вопросы, связанные с исследованием затухания и поглощения продольных ультразвуковых волн в различных биологических тканях, представляются чрезвычайно сложными и требуют дальнейших ис следований.

Список литературы 1. Применение ультразвука в медицине: Физические основы / Пер. с англ.;

Под ред. К. Хилла. – М.: Мир, 1989. – 568 с.

2. Physical acoustics. Principles and Methods. Edited by Warren P. Mason. – N.Y.

Academic Press.1964. – 362 p.

И.Ю.Ларин Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) larin_iy@yahoo.com (руководитель Струк В.А.) ПОЛУЧЕНИЕ ЗАЩИТНЫХ ПОКРЫТИЙ В ПСЕВДООЖИЖЕННОМ СЛОЕ ДИСПЕРСНЫХ ПОЛИМЕРОВ НА БАЗЕ ПОЛИАМИДА В последнее время большое значение в технологии композицион ных материалов и покрытий приобретают полимеры в тонкодисперс ном виде в силу их улучшенного качества в сравнении с покрытиями, формируемыми традиционными методами – с использованием раство ров полимеров.

При формировании композиционных материалов и покрытий (КПМ) в газодисперсных полимерных потоках используют различ ные приемы нанесения частиц полимера на поверхности твердого тела, что приводит к различиям процессов смачивания, растекания, пленко образования и свойств формируемых систем [1].

Для повышения эксплуатационных характеристик карданных пе редач используется способ нанесения порошкообразного полимерно го материала в псевдоожиженном слое. В качестве базового полиме ра на сегодняшний день на ОАО «Белкард» используется полимерный тонкодисперсный порошок полиамида-11 известный под торговой мар кой «Rilsan». Данное покрытие наносится на шлицевые соединения втулок карданных передач и обеспечивает коррозионную стойкость и износостойкость соединения, а также снижение шума карданной пе редачи и уменьшение энергетических потерь на трение. Недостатка ми наносимого покрытия являются высокая стоимость и использова ние дорогостоящего и экологически вредного клеевого подслоя торговой марки «Rilprim».

В ходе исследований разработан композиционный материал на базе полиамида 6 (ПА6) производства ГПО «Химволокно», не усту пающий по ряду эксплуатационных характеристик (адгезионная проч ность, влаго- и маслопоглощение, износостойкость) используемому зарубежному аналогу. В этапы изготовления композиционного мате риала входят: 1) криогенное измельчение гранулята первичного ПА6;

2) вибрационный просев порошка (ячейка сита d200 мкм);

3) механи ческое перемешивание порошка ПА6 с модификатором.

Тонкодисперсное измельчение полиамида осуществляется с по мощью криогенной установки для измельчения полимеров в следую щем порядке: гранулы материала помещаются в теплоизолированный сосуд и заливаются техническим жидким азотом (Т=77 К). Гранулы, охлажденные до температуры жидкого азота, шнеком подаются в зону измельчения. Конструкция ножей мельницы такова, что при вращении создается направленный воздушный поток, втягивающий гранулы в рабочую зону и отправляющий готовый порошок в бункер. Стеклооб разное состояние охлажденного полимера позволяет получать части цы порошка оскольчатой формы и преимущественно одинакового раз мера с развитой поверхностью, о чем свидетельствуют данные гранулометрического состава согласно ГОСТ 3584–73. Однако в про цессе рассева полимеров наблюдаются эффекты интенсивной элект ризации, приводящие к закупорке ячеек сит и негативно влияющие на точность эксперимента. В связи с этим для изучения дисперсного состава полимеров и формы частиц были использованы фотографии частиц криогенно измельченных полимеров и снимки атомной сило вой микроскопии поверхности частиц порошка ПА6.

Таким образом, использование композиционного материала на базе ПА6, осажденного в псевдоожиженном слое, позволяет получить защитные покрытия с высокими служебными характеристиками и сравнительно невысокой стоимостью. Для повышения адгезионной прочности и удешевления технологического процесса целесообразно проводить фосфатирование шлицевых соединений.

Список литературы 1. Довгяло А.В., Юркевич О.Р. Композиционные материалы и покрытия на основе дисперсных полимеров. – Минск.: Наука и техника, 1992. – 241 с.

Д.В.Лось Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) ул. Ожешко, 22, 230000,г. Гродно, Беларусь (руководитель Никитин А.В.) МОДЕЛИ ТЕПЛОЁМКОСТИ ТВЁРДЫХ ТЕЛ Сравнение классической теплоёмкости с опытом показывает, что она в основном правильно описывает определённый круг явлений.

Однако многие явления она не объясняет. Ряд опытных фактов нахо дится в резком противоречии с этой теорией. Прежде всего класси ческая теория не даёт объяснения зависимости теплоёмкости тел от температуры.



Pages:     | 1 | 2 || 4 | 5 |   ...   | 7 |
 





 
© 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.