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 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 7 |

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

-- [ Страница 4 ] --

Можно было бы попытаться объяснить зависимость теплоёмко сти от температуры негармоничностью колебательных степеней сво боды при больших амплитудах колебаний. Для негармонических ко лебаний средняя кинетическая энергия, приходящаяся на одну степень свободы, уже не равна соответствующей потенциальной энергии. Со отношение между ними зависит от амплитуды колебаний, т.е., в конце концов, от температуры газа. При высоких температурах учёт коле баний улучшает дело, поскольку теплоёмкость, связанная с колеба тельной степенью свободы, меняется с изменением температуры.

Однако эти соображения теряют силу при низких температурах, где расхождения классической теории с опытом проявляются особенно резко. При низких температурах, согласно представлениям классичес кой теории, амплитуды колебаний малы, а потому сами колебания могут считаться гармоническими.

Классическая теория непоследовательна. По теореме о равно мерном распределении кинетической энергии, все степени свободы равноправны. Поэтому лишь требуется посчитать полное число сте пеней свободы, совсем не обращая внимания на их природу. Между тем классическая теория по каким-то непонятным причинам учиты вает одни и отбрасывает другие степени свободы. Так, атом одно атомного газа классическая теория рассматривает как материаль ную точку с тремя степенями свободы и этим достигает согласия с опытом. Но атом – не точка. Если его принять за твёрдое тело, то получится шесть степеней свободы – три поступательные и три вра щательные. Поэтому при последовательном рассмотрении теплоём кость одноатомного газа по классической теории должна быть много больше, чем теоретический расчёт.

Квантовая теория в принципе устранила трудности, на которые натолкнулась классическая теория в вопросе о теплоёмкости тел. В основу квантовой теории теплоёмкости положена формула Эйнштей на. Он пользовался той же моделью твёрдого тела, какая применя лась в классической теории. Атомы кристаллической решётки рас сматривались как гармонические осцилляторы, совершающие тепловые колебания около положения равновесия с одной и той же частотой. Осцилляторы брались трёхмерными, т.е. обладали тремя степенями свободы. При высоких температурах формула Эйнштейна переходит в классическую формулу вычисления теплоёмкости. В дру гом предельном случае низких температур это выражение стремится к нулю, как этого и требует тепловая теорема Нернста. Впрочем, со гласие с опытом носит только качественный характер. При Т0 теп лоёмкость слишком быстро стремится к нулю – приблизительно экс поненциально. Опыт показывает, что в действительности приближение теплоёмкости к нулю идёт по степенному закону, т.е. более медленно.

При других температурах формула Эйнштейна также находится толь ко в качественном, но не в количественном согласии с опытом. Одна ко эти расхождения связаны не с существом квантовой теории, а с упрощением расчёта, в котором предполагается, что все гармоничес кие осцилляторы колеблются с одной и той же частотой. На самом деле кристаллическую решётку следует рассматривать как связан ную систему взаимодействующих частиц. Малые колебания такой си стемы получаются в результате наложения многих гармонических ко лебаний с различными частотами. Число частот очень велико – порядка числа степеней свободы системы. При вычислении теплоём кости тело можно рассматривать как систему гармонических осцил ляторов, но с различными частотами. Задача сводится к вычислению этих частот.

Задача о спектре частот кристаллической решётки твердого тела рассматривалась Дебаем, а затем Борном и Карманом. Борн и Кар ман подошли к решению задачи с последовательно атомистической точки зрения. Дебай сильно упростил задачу, построив простую тео рию теплоёмкости твёрдых тел, особенно хорошо согласующуюся с опытом при низких температурах.

Список литературы 1. Сивухин Д.В. Общий курс физики. Т 2: Термодинамика и молекулярная физика. – М.: Наука, А.А.Луговский, К.В.Шоломицкий, А.В.Егоров Белорусский государственный университет (Минск) Kapleu@bsu.by (руководители Воропай Е.С., Самцов М.П.) ВЛИЯНИЕ ПРИРОДЫ АНИОНА НА ЭЛЕКТРОННЫЕ СПЕКТРЫ КАТИОННЫХ ПОЛИМЕТИНОВЫХ КРАСИТЕЛЕЙ В МАЛОПОЛЯРНЫХ ОРГАНИЧЕСКИХ РАСТВОРИТЕЛЯХ Полиметиновые (цианиновые) красители вызывают у исследо вателей несомненный интерес, связанный с наличием потенциальной возможности использования цианинов в качестве фотосенсибилизато ров для фототерапии рака [1]. В связи с этим актуальность проведе ния исследований и анализа спектральных характеристик этих краси телей в малополярных органических растворителях обусловлена низкой диэлектрической проницаемостью их окружения в опухолевых клет ках, где молекулы катионных полиметиновых красителей связаны с биологическими молекулами [2].

В малополярных органических растворителях одним из факто ров, определяющих формирование электронных спектров поглощения и испускания солеобразных полиметиновых красителей, является об разование равновесной смеси различных ионных форм: свободных ионов, контактных и сольватно разделённых ионных пар [2]. Равнове сие между этими формами может смещаться в сторону одной из них при изменении температуры, природы растворителя, замене противо иона, при введении в раствор ионных и сольватирующих добавок. Со стояние указанных равновесий определяет ионный состав растворов красителей и может оказывать значительное влияние на их физичес кие и химические свойства в основном и электронно-возбуждённых состояниях.

В качестве объекта исследования выбран катионный индотри карбоцианиновый краситель ТИКС [2] с анионом Br-, а также его ка тионный аналог с анионом BF4- и I-. Эти оригинальные соединения синтезированы в лаборатории спектроскопии Института прикладных физических проблем им. А.Н.Севченко при участии авторов настоя щей работы. Спектрально-люминесцентные свойства красителей ис следовались в предварительно очищенных по стандартным методи кам органических растворителях разной полярности.

При проведении спектрально-люминесцентных измерений в дан ной работе использовались традиционные методические приемы [3].

Спектры поглощения красителей в растворах регистрировались с по мощью спектрофотометров PV 1251A и Specord М40, исправленные спектры флуоресценции и возбуждения флуоресценции с помощью спектрофлуориметра Fluorolog фирмы Spex. Длительность флуорес ценции красителя определялась на импульсном спектрофлуорометре [4], в котором реализован времякоррелированный счет фотонов. Вслед ствие того, что характеристики люминесценции полиметиновых кра сителей зависят от вязкости (температуры) раствора, образцы всегда термостатировались.

Исследовано проявление ионных пар в поглощении и испускании индотрикарбоцианинового красителя ТИКС с анионом Br и его кати онного аналога с анионом BF4- и I- в этаноле, хлористом метилене, дихлорбензоле. Установлено, что при переходе к малополярным ра створителям (наряду с изменениями в электронных спектрах погло щения и испускания) образование ионных пар проявляется в спектрах возбуждения и анизотропии флуоресценции. Впервые установлено, что в спектральной области, соответствующей коротковолновым полосам поглощения, также наблюдаются значительные изменения в спектрах возбуждения и поляризационных спектрах флуоресценции, при нагре вании происходит менее значительное падение квантового выхода флуоресценции более длинноволновых излучающих центров. Дана ин терпретация выявленных закономерностей.

Список литературы 1. Voropay E.S., Samtsov M.P., Lugovskiy A.P., et al. // Experimental Oncology. – 1997. – V.19. – №1. – Р.56-60.

2. Воропай Е.С., Самцов М.П., Каплевский К.Н. и др. // Вестник БГУ. Разд. 1:

Физ., Мат. и Информ. – 2000. – №2. – С. 28-30.

3. Паркер С. Фотолюминесценция растворов. – М.: Мир, 1972. – 512 с.

4. Воропай Е.С., Самцов М. П., Каплевский К.Н., и др. // Вестник БГУ. Разд. 1:

Физ., Мат. и Информ. – 2002. – №3. – С. 7-13.

А.В.Лукша Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководитель Сабуть А.В.) ИССЛЕДОВАНИЕ ШАРОВОЙ УПАКОВКИ, ПОСТРОЕННОЙ ПО «ЖАДНОМУ» АЛГОРИТМУ Проблема нахождения шаровой упаковки с максимальным коэф фициентом компактности известна уже достаточно давно. Так, Гиль берт отметил её в 1900 г. в своём списке открытых проблем (нере шённая часть проблемы 18).

Среди известных упаковок в трёхмерном пространстве самыми плотными являются гексагональная плотная упаковка и упаковка с гранецентрированной кубической решёткой (коэффициент компактно сти приближённо равен 0,74). Однако их оптимальность не доказана.

В данной работе рассмотрена упаковка, построенная по «жадно му» алгоритму. Строятся такие упаковки следующим образом. Четы ре шара укладываются так, что их центры образуют тетраэдр.

В лунки, находящиеся в боковых гранях и в осно вании тетраэдра, укладываются четыре шара. Затем во все лунки, образованные тремя соприкасающими ся шарами, укладываются новые шары и т.д. Коорди наты центра!нового шара задаются с помощью ради ус-вектора r :

!! !!

(r2 r1 ) (r3 r1 ) ! 1! ! ! r = (r1 + r2 + r3 ) ± d ! ! ! !, (r2 r1 ) (r3 r1 ) 3 !!!

где r1, r2, r3 – радиус-векторы центров шаров, образующих лун ку;

d – диаметр шара. Начало координат находится в вершине тетра эдра.

Однако, начиная с третьей координационной сферы, расстояние между лунками может быть меньше диаметра шара, поэтому из не скольких лунок нужно выбирать одну. Причём число вакантных лунок резко увеличивается с ростом номера координационной сферы. В свя зи с этим возникают сложности при реализации данного алгоритма на ЭВМ.

Написана программа на языке «Borland Pascal», которая опреде ляет коэффициент компактности и координаты центров шаров в дан ной упаковке.

Список литературы 1. Конвей Дж., Слоэн Н. Упаковки шаров, решётки и группы: В 2-х т. / Пер. с англ. – М.: Мир, 1990. – 415 с.

И.А.Лявшук Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) Ilavshuk@grsu.grodno.by (руководитель Ануфрик С.С.) ИНТЕРФЕРЕНЦИОННЫЙ СРАВНИТЕЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ФОРМЫ ВОЛНОВЫХ ФРОНТОВ НЕКОГЕРЕНТНЫХ СВЕТОВЫХ ПУЧКОВ При сравнительном анализе формы волновых фронтов двух све товых пучков, например, выходящих из различных лазеров, нет воз можности получения интерференционной картины путем сложения исследуемых некогерентных пучков.

В данной работе показана возможность сравнительного анализа формы волновых фронтов двух некогерентных световых пучков как при одновременной регистрации сдвиговых интерференционных кар тин, так и при регистрации каждой на раздельных носителях. В после днем случае появляется возможность регулирования ширины опор ных муаровых или интерференционных полос, а в случае применения интерференционно-голографической методики оптической обработки сдвиговых интерферограмм – возможность повышения чувствитель ности измерений при получении интерференционных картин, визуали зирующих разницу формы волновых фронтов исследуемых световых пучков. Обязательным условием реализации рассматриваемой мето дики является регистрация сдвиговых интерферограмм с настройкой на частые полосы конечной ширины.

Визуализация разности формы волновых фронтов исследуемых некогерентных световых пучков происходит по муаровой картине при наложении в реальном времени интерферограмм бокового сдвига или их снимков. Муаровая картина представляет собой области интерфе рограмм низкочастотной модуляции высокосоставляющей несущей частоты полос конечной ширины. Показана возможность получения интерференционной картины повышенной чувствительности измере ний, визуализирующей разницу формы волновых фронтов исследуе мых некогерентных световых пучков, при оптической обработке пары снимков исходных интерферограмм бокового сдвига. Повышение чув ствительности метода достигается за счет применения интерферен ционно-голографических методик повышения чувствительности изме рений, развитых для голографической интерферометрии фазовых объектов [1].

Приведены результаты экспериментальной апробации методики при визуализации разницы формы волновых фронтов двух световых пучков, выходящих из различных лазеров. При экспериментальной апробации предложенного метода были использованы два гелий-нео новых лазера ЛГН 215. Интерферограммы сдвига регистрировались в четырехзеркальных интерферометрах при величинах поперечного сдвига ~ 1 мм. Четырехзеркальный интерферометр был собран на базе интерферометра Маха–Цендера и позволял регулировать шири ну опорных полос сдвиговых интерферограмм до 0,05 мм. При повы шении чувствительности измерений за счет использования интерфе ренционно-голографических методик было достигнуто шестикратное увеличение изгиба интерференционных полос, что значительно увели чило точность измерений.

Список литературы 1. Бекетова А.К., Белозеров А.Ф., Березкина А.Н. и др. Голографическая ин терферометрия фазовых объектов. – Л., Наука. – 232 с.

А.М.Лях Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) tarkovsky@grsu. by (руководитель Тарковский В.В.) УВЕЛИЧЕНИЕ ФОТОСТАБИЛЬНОСТИ И ЭФФЕКТИВНОСТИ ГЕНЕРАЦИИ ВОДНО ЭТАНОЛЬНЫХ РАСТВОРОВ ЛАЗЕРНЫХ КРАСИТЕЛЕЙ Возможность широкого применения перестраиваемых лазеров, генерирующих в диапазоне 400 – 650 нм, сильно ограничена фотохи мической нестабильностью органических красителей [1-3]. Наиболее типичными красителями для этого диапазона генерации являются ку марины и родамины, возбуждение которых осуществляется излуче нием эксимерных, азотных лазеров или 2-й гармоникой лазера на АИГ.

Использование мощного УФ-излучения эксимерных лазеров для воз буждения красителей вызывает процессы фотохимических превраще ний и, следовательно, обусловливает падение КПД и ресурса работы перестраиваемых лазеров на красителях. Образующиеся фотопродук ты, не обладая генерационной способностью, поглощают излучение накачки и генерации, поэтому лазерные красители должны обладать высокой фотохимической стабильностью. Одной из актуальных про блем в области создания лазеров на красителях является установле ние закономерностей связи фотохимических свойств со строением молекул, исследование механизмов первичных фотохимических про цессов и формирование принципов создания фотостойких при лазер ном и ламповом возбуждении органических красителей.

Генерационные характеристики водно-этанольных растворов кра сителей исследовались при ламповой и лазерной накачке. В экспери ментах использовался электроразрядный эксимерный лазер на ХеС1 с энергией генерации 200 – 300 мДж на = 308 нм (длительность импуль са возбуждения составляла ~60 нс) и лазер на красителях с накачкой стандартной импульсной лампой ИНП-5/75А-1 (энергия накачки – Дж, длительность импульса накачки на половине интенсивности – 1 мкс).

В качестве объекта для исследования были выбраны стандартные ши роко известные красители: кумарин 1, кумарин 120, 4-Метилумбелли ферон, незамещенный родамин и родамин С.

Были проведены экспериментальные исследования зависимости энергии генерации от процентного содержания воды в этанольном ра створе, причем, осуществлялось сравнение этого генерационного па раметра для необлученных растворов и растворов предварительно облученных мощным УФ излучением коаксиальной лампы в спект ральном диапазоне 200–300 нм. Также проводились сравнительные исследования фотохимической стойкости чисто этанольных раство ров красителей и растворов с добавкой воды. В результате обнаруже но возрастание энергии генерации красителей, содержащих гидроксиль ную группу, при добавлении в их этанольные растворы воды. Этот эффект может быть связан с тем, что при увеличении полярности ра створителя происходят образование водородных связей и перерасп ределение электронной плотности, т.е. увеличивается дипольный мо мент молекулы в основном состоянии, в результате чего она стабилизируется и это сопровождается увеличением эффективности генерации [2]. Также было установлено, что в случае использования водно-этанольных растворов красителей происходит существенное уве личение их ресурса работы. Указанный факт увеличения фотостойко сти можно объяснить следующим образом. При оптимальной концен трации воды образуются мицеллярные комплексы, т.е. молекулы воды окружают и стабилизируют молекулы красителя и тем самым пре дохраняют их от разрушения мощным УФ излучением [3]. Кроме того, в водно-этанольных растворах образуется особая форма структуры красителя, которая за счет образования водородных связей с молеку лами воды обладает повышенной фотостабильностью [2].

Список литературы 1. Маслов В.В., Дзюбенко М.И., Никитченко В.М. Влияние растворителя на спектральные и генерационные характеристики лазерных иминокумариновых краси телей // Квантовая электроника. – 1989. – Т.16. – №4. – С.709-714.

2. Fletcher A.N., Bliss D.E., Kauffman J.M. Lasing and fluorescent characteristics of nine, new, flashlamp-pumpable, coumarin dyes in ethanol and ethanol: water // Optics Commun. – 1983. – V.47. – №1. – P.57-61.

3. Левин М.Б. Лазеры с ламповой накачкой на водно-мицеллярных растворах красителей и их применение // ОМП. – 1989. – №5. – С.54-61.

Т.И.Маковская Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) danilyuk_a@travelink.by (руководитель Данилюк А.Л.) САМОПРОИЗВОЛЬНЫЕ КОЛЕБАНИЯ ЗАРЯДА В ПЕРИОДИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЕ КРЕМНИЙ/ ДИЭЛЕКТРИК И КВАНТОВЫЕ ВЫЧИСЛЕНИЯ Интенсивное развитие кремниевой твердотельной электроники и поиск новых технологий получения нанокристаллического кремния привели к созданию наноразмерных периодических структур крем ний/диэлектрик с характерными размерами слоев кремния и диэлект рика порядка 0,8–1,6 нм.

В таких структурах обнаружены эффекты электролюминесцен ции, гистерезиса вольт-амперных характеристик и отрицательного дифференциального сопротивления при комнатной температуре. Ме ханизм возникновения этих эффектов заключается в том, что токопе ренос происходит через ловушки в диэлектрике. В этом случае в ре зультате несоответствия скоростей заряда и разряда этих ловушек возникают указанные выше зарядовые явления. Эти явления ведут к возникновению также зарядовых неустойчивостей в периодической структуре кремний/диэлектрик. Подобные зарядовые неустойчивос ти могут быть использованы для генерации самопроизвольных неза тухающих колебаний заряда в структуре.

Проведенное моделирование самопроизвольных колебаний заря да и тока в периодической наноразмерной структуры кремний/диэлек трик при постоянном внешнем смещении [1] показало, что характер ная частота таких колебаний в зависимости от параметров структуры и внешнего смещения лежит в области от единиц до сотен МГц. Са мопроизвольные колебания инициируются путем выбора специально го режима электронного токопереноса, когда создаются условия для таких колебаний. Это обстоятельство служит основой для разработки квантовой вычислительной системы на основе периодической нано размерной структуры Si/CaF2 с использованием зарядовых свойств диэлектрика.

При прохождении электронов по ловушкам возбуждаются само произвольные колебания с необходимой резонансной частотой для поляризации спинов ядер фтора (спин ?). Электроны при этом должны быть также поляризованы по спину, что достигается приложением магнитного поля.

С использованием описанных эффектов разработана система для квантовых вычислений ансамблевого типа на основе периодической структуры Si/CaF2.

В качестве кубит используются слои диэлектрика. Резонансная частота кубит меняется с помощью градиента магнитного поля. Ини циализация кубит в основное базовое состояние проводится путем поляризации ядерных спинов на выделенное направление при возбуж дении самопроизвольных колебаний электронного заряда на ловуш ках, а логические операции осуществляются путем изменения часто ты переходов ядерных спинов атомов фтора относительно направления поляризации.

Квантовые логические операции осуществляются путем изме нения амплитуды колебаний электронного заряда с помощью прило жения внешнего потенциала к необходимому слою диэлектрика.

Двухкубитные операции осуществляются путем изменения час тоты поляризации ядерных спинов в одном из взаимодействующих между собой кубит таким образом, что меняется поляризация во вто ром кубите.

Список литературы 1. Данилюк А.Л., Маковская Т.И. Колебания заряда и спиновая поляризация в периодических наноразмерных структурах // Известия Белорусской инженерной ака демии. – 2002 –№2(14)/2. – С.81-83.

Д.И.Максименко, О.И.Максименко Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) maxiol@yandex.ru (руководитель Стрекаль Н.Д.) СТРУКТУРНО-РАЗМЕРНЫЕ ЭФФЕКТЫ В УСИЛЕНИИ ЛОКАЛЬНОГО ПОЛЯ ВБЛИЗИ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ НАНОЧАСТИЦ В данной работе изучается взаимодействие света с маленькими металлическими частицами, коллоидными пленками. Интерес к кол лоидным пленкам возрос после открытия явления усиления сечения комбинационного рассеяния (КР) и люминесценции молекул, адсорби рованных на их поверхности. Увеличение КР сигнала достигает 107, а в некоторых случаях до 1012 раз.

Для металлов, таких, как серебро и золото, плазмонная частота p электронного газа лежит в оптическом диапазоне. Это определя ет очень сильное взаимодействие этих металлов со светом и ведет к сильному рассеянию электромагнитных волн с частотами в оптичес ком диапазоне. Эти микроскопические взаимодействия могут проявить ся в резонансе внутри частицы, известные как плазмонный резонанс или поверхностная мода частицы. Граничные условия для уравнений Максвелла на поверхности частицы определяют, может ли такой ре зонанс возникнуть. Следовательно, форма и диэлектрическая прони цаемость частицы, зависящая от частоты, определяют спектр резо нансов, которые могут возбуждаться в частице.

Наибольший интерес для исследований представляют частицы с размерами в области порядка 20 нанометров. Именно данная об ласть размеров приводит к появлению точных и хорошо разделенных резонансов. Более крупные частицы имеют значительно более широ кие резонансы. Кроме того, эта область размеров представляет осо бый интерес вследствие наиболее сильного локального усиления поля.

Структуры с размерами этого порядка могут теперь изготовляться в контролируемом режиме.

Нами рассмотрены результаты по зондированию методом гиган тского КР (ГКР) поля коллоидной пленки золота со среднестатисти ческими размерами коллоидов около 12–15 нм и их агрегатами раз личной формы. В качестве зондов использовались молекулы красителя, а также полупроводниковые квантовые точки CdSe/ZnS. В качестве разделяющего покрытия использовались мономолекулярные слои, толщина которых хорошо контролируется в нанометровом диапазоне.

Для объяснения наблюдаемых эффектов спектрального и про странственного распределения электромагнитного поля мы предпри няли расчеты в, так называемом нулевом или квазистатическом при ближении, получаемые при рассмотрении суперпозиции полей в зоне индукции излучателей.

Другой подход основывается на уравнении с объемным интегралом E (r ) = E 0 (r ) + dr G (r, r ) V (r ) E (r ), V где V (r ) – представляет поляризуемость излучателей;

G (r, r ) – тензор Грина [1;

2].

В дальнейшем планируется произвести расчет картины электро магнитного поля вблизи поверхности золотой пленки, смоделирован ной сферическими частицами.

Список литературы 1. Jorg P. Kottmann, Olivier J. F. Martin. Accurate Solution of the Volume Integral Equation for High-Permittivity Scatterers //IEEE Transactions on Antennas and Propagation. –, 2000. – Vol. 48. – № 11. – Р. 1719-1726.

2. Kottmann J.P.,. Martin O.J.F, David R. Smith, Sheldon Schultz. Field polarization and polarization charge distributions in plasmon resonant nanoparticles // New Journalof Phisics 2 (2000) 27.1-27.9.

Д.Н.Мармыш Белорусский государственный университет (Минск) mogilny@bsu.by (руководитель Могильный В.В.) ПРИМЕНЕНИЕ ВОЛНОВОДНЫХ m-СПЕКТРОВ ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ФОТОИНДУЦИРОВАННОГО КОМПЛЕКСООБРАЗОВАНИЯ В ПОЛИМЕРНЫХ СЛОЯХ Полимерные материалы, содержащие производные антрацена, относятся к фазовым регистрирующим средам с диффузионным уси лением. Основной в них является реакция фотодимеризации молекул производных антрацена. Возникающие молекулы фотодимера в ре зультате комплексообразования связывают молекулы остаточного растворителя. В неоднородных структурах это вызывает диффузию свободных молекул растворителя и изменение показателя прелом ления материала. Изучение такой диффузии ранее проводилось с ис пользованием голографической методики [1]. Её применение к ши рокому кругу материалов затрудняет необходимость использования лазерных источников активирующего излучения. Для волноводной методики такое ограничение отсутствует, кроме того, она позволяет контролировать свойства образцов по величине их показателя пре ломления.

Волноводный m-спектр представляет собой ряд па nks 1, раллельных тёмных линий, n 1, наблюдаемых в поперечном 1, сечении конического лазерно 1, n го пучка, отражённого от ос nkt 1,515 нования призмы с нанесён 1,514 n2 ным на него исследуемым 1, слоем [2]. Координаты точек 480 5480 m-линий в сечении зондирую t, c щего пучка определяются Рис.1. Зависимость показателя преломления от показателем преломления n времени для освещённой 1 и неосвещённой микрообластей слоя и изме областей в постэкспозиционный период няются вместе с ним. Это даёт возможность по форме линий рассчитывать распределение n в плоскости слоя с точностью ~ 5 10 4.

Образцы представляли собой слои полиметилмета-крилата тол щиной 10–20 мкм, содержащие 7,5 % вес. антральдегида и ~50 % вес.

хлороформа (растворителя). Для предотвращения испарения хлоро форма, свободная поверхность слоя покрывалась кварцевой пластин кой. Пространственная модуляция концентрации фотодимера созда валась экспонированием через маску, прижатую к покровному слою.

Освещённость слоя при этом изменялась от нулевого до максималь ного значения с периодом 360 мкм вдоль направления m-линий. Ха рактерные темновые кинетики n в неосвещённых и освещённых обла стях представлены на рис.1. С помощью определяемых по кривым параметров (рис.1.) рассчитывался коэффициент связывания по формуле:

( ) Rфд 2 Ra n n2 + n1 (n1 n kt ) + 2 1 (nks n2 ), = ( ) (n 2 n1 ) R хл n2 + где Rфд, Ra, Rхл – молярные рефракции фотодимера, антральде гида и хлороформа, соответственно.

Измеренные величины лежали в пределах 1,6–2,0, т.е. вероят ный состав комплекса в условиях эксперимента 1:2. Естественно, что описанный метод позволяет измерять также коэффициенты диффузии молекул растворителя.

Список литературы 1. Грицай Ю.В., Могильный В.В. // Оптика и спектроскопия. – 2001. – Т. 90. – № 6. – С. 997-1000.

2. Monneret S., Huquet-Chantome P., Flory F.. m-lines technique: prism coupling measurment and discussion of accuracy for homogeneous waveguides // Journal of optics A. – 2002. – V.2. – №3. – p.188.

О.Э.Матюк Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) ignat@grsu.grodno.by (руководитель Васильев С.В.) ИССЛЕДОВАНИЕ ПЛАЗМЕННОГО ФАКЕЛА У ПОВЕРХНОСТИ МЕТАЛЛИЧЕСКОГО ОБРАЗЦА ВО ВНЕШНЕМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ Целью настоящей работы является изучение особенностей раз вития лазерного факела, возникающего при действии миллисекундно го лазерного импульса на поверхности металлов (Сu, Sn, Al) во вне шних электрических полях различной напряженности. Излучение лазера ГОР-100М фокусировалось и через отверстие в электроде направля лось на облучаемый образец, который являлся вторым электродом.

Для исследования пространственно–временной эволюции поля плот ности электронов в лазерном факеле использовалось скоростная го лографическая киносъемка. Межэлектродный промежуток помещал ся в одно из плеч голографического интерферометра, который освещался излучением зондирующего рубинового лазера. Интерфе рометр был состыкован со скоростной фоторегистрирующей камерой СФР-1М, работавшей в режиме времени. На пленке в камере СФР регистрировались голограммы с пространственным разрешением мкм и временным разрешением 1 мкс Исследования показали: при подаче на облучаемый образец от рицательного потенциала как ударная волна, так и фронт лазерной плаз мы распространяются по второму электроду значительно быстрее, чем в радиальном направлении. По мере приближения фронта плазмы к положительному заряженному электроду скорость его перемеще ния увеличивается. При достижении напряженности пробоя воздуха (E~1 кВ/мм) лазерный факел за время между двумя экспозициями фотопленки достигает положительного электрода – происходит про бой холодного (несветящегося) воздуха, напряжение между электро дами при этом резко падает до нуля. Исследована зависимость вре мени между началом воздействия излучения на вещество и пробоем межэлектродного промежутка от напряженности внешнего поля и па раметров лазерного импульса. Показана возможность управления элек трическим разрядом изменения энергии, плотности и мощности ла зерного излучения.

Д. Г.Мельников Белорусский государственный университет (Минск) Kapleu@bsu.by (руководители Воропай Е.С., Самцов М.П.) СПЕКТРАЛЬНЫЕ СВОЙСТВА ТИОФЛАВИНА Т В РАСТВОРИТЕЛЯХ РАЗНОЙ ПОЛЯРНОСТИ Сворачивание-разворачивание белков часто сопровождается аг регацией или ассоциацией частично-свернутых промежуточных со стояний. При этом могут возникать либо аморфные агрегаты, либо нерастворимые белковые фибриллы (амилоиды) [1]. Накопление ами лоидных фибрилл, возникающих при биосинтезе некоторых белков in vivo, приводит к развитию ряда тяжких заболеваний, таких как: нейро дегенеративные заболевания Альцгеймера и Паркинсона, катаракта, злокачественная миелома, прионные болезни и др [2;

3]. Для тестиро вания образования амилоидных фибрилл in vivo и in vitro используется краситель тиофлавин Т (ThT), который специфически связывается только с милоидными фибриллами и не связывается с белками в дру гих агрегатных состояниях [4]. Наиболее часто он используется в медицинских целях в качестве теста амилоидных фибрилл в тканях.

В то же время механизм связывания ThT с амилоидами до сих пор остается невыясненным.

В связи с этим актуальность исследования изменения спектраль ных характеристик этого соединения при переходе к малополярным растворителям обусловлена низкой диэлектрической проницаемостью окружения флуорофоров при их связывании с биологическими моле кулами [5].

Структурная формула тиофлавина Т представлена на рисунке.

Для исследований был использован краситель фирмы Fluka.

H3C S CH N N CH CH3 Cl Рис.1. Структурная формула красителя Тиофлавин Т При проведении спектрально-люминесцентных измерений в дан ной работе использовались традиционные методические приемы [5].

Спектры поглощения красителей в растворах регистрировались с по мощью спектрофотометров PV 1251A и Specord М40, исправленные спектры флуоресценции и возбуждения флуоресценции с помощью спектрофлуориметра Fluorolog фирмы Spex. Длительность флуорес ценции красителя определялась на импульсном спектрофлуорометре [6], в котором реализован времякоррелированный счет фотонов. Вслед ствие того, что характеристики люминесценции зависят от вязкости (температуры) раствора, образцы всегда термостатировались.

В настоящей работе приведены результаты исследования спект ров поглощения, спектров возбуждения флуоресценции и спектров флу оресценции ThT в разных растворителях. Обнаружено, что спектры поглощения различаются по положению максимума длинноволновой полосы и ее интенсивности. Эта полоса имеет наиболее коротковолно вое положение максимума в случае водного раствора ThT, наиболее длинноволновое – в хлороформе и глицерине. Оказалось, что форма и положение максимума полосы флуоресценции не зависят, а интенсив ность флуоресценции существенно зависит от растворителя. Дана ин терпретация причин зависимости спектральных свойств ThT от со става растворителя.

Список литературы 1. Fink A.L. // Folding and Design. – 1998. – № 3. – P. 9-23.

2. Priola S. A. // Adv Protein Chem. – 2001. – V. 57. – P. 1-27.

3. Uversky V. N., Li J., Fink A.L. // FEBS Letters. – 2001. – V. 500. – P. 105-108.

4. LeVine H. // Methods Enzymol. – 1999. – V. 309. – P. 274-228.

5. Лакович Дж. Основы флуоресцентной спектроскопии. – М.: Мир, 1986. – 496 с.

6. Воропай Е.С., Самцов М. П., Каплевский К.Н., и др. // Вестник БГУ. Разд. 1:

Физ., Мат. и Информ. – 2002. – №3. – С. 7-13.

А.В.Мормыш Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) fkp@bsuir.unibel.by (руководитель Костюкевич А.А.) КОМПЬЮТЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ТЕПЛОВОГО ПОТОКА МОДУЛЬНЫХ ИСТОЧНИКОВ ИК ИЗЛУЧЕНИЯ ДЛЯ ИНДИВИДУАЛЬНОЙ ТЕРМООБРАБОТКИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ПЛАСТИН Плотность и равномерность потока лучистой энергии являются основными характеристиками устройств ИК нагрева. При правиль ном выборе величины плотности потока энергии излучения и равно мерном его распределении на поверхности нагреваемого объекта зна чительно сокращается продолжительность и улучшается качество термообработки. При индивидуальной термообработке кремниевых пластин с помощью устройств ИК нагрева панельного типа равно мерность распределения потока лучистой энергии по их поверхности является определяющим фактором формирования однородных тем пературных полей. Экспериментальное исследование характеристик теплового потока в устройствах ИК нагрева требует специального дорогостоящего оборудования. Поэтому перспективным является ком пьютерное моделирование, которое позволяет при условии адекватно сти разработанных моделей, провести необходимые исследования и получить требуемые результаты при минимуме дорогостоящих на турных экспериментов.

В настоящей работе разработан программный комплекс для мо делирования параметров теплового потока модульных источников ИК излучения панельного типа, в которых в качестве первичных излуча телей используются трубчатые галогенные лампы накаливания (ГЛН) [1]. В основе программного комплекса лежит усовершенствованная математическая модель теплового потока ИК нагревателей [2]. Раз работанный программный комплекс позволяет рассчитать плотность и равномерность потока ИК излучения на поверхности полупроводни ковой пластины в зависимости от конструктивных параметров модуль ных источников ИК излучения (типа, количества и шага расположения ГЛН, геометрической формы профиля рефлектора и др.) и параметров процесса термообработки (напряжения питания ГЛН, скорости враще ния полупроводниковой пластины, расстояния от полупроводниковой пластины до осей ГЛН и др.). Программный комплекс позволяет также учитывать возможность разбиения установленных в модульном источ нике ГЛН на три секции с параллельным включением ГЛН внутри сек ции и раздельным электропитанием каждой секции.

Программный комплекс разработан с использованием открытой архитектуры, что позволяет проводить его расширение без существен ной переработки. Исходные данные для расчета (конструктивные па раметры модульного источника ИК излучения, параметры процесса термообработки, параметры полупроводниковой пластины и др.) за даются в диалоговом режиме. Результаты расчетов хранятся в спе циальных файлах в виде отчетов и таблиц. Кроме того, в состав про граммного комплекса входит база данных технических характеристик ГЛН. Для графического представления результатов расчетов исполь зуется модуль научной графики. Модуль научной графики позволяет получать одномерные профили распределения плотности потока ИК излучения по отдельным координатам и 3D изображение в полярных координатах.

С помощью разработанного программного комплекса проведе ны расчеты плотности и равномерности потока ИК излучения на по верхности кремниевой пластины диаметром 100 мм при термообра ботке ее с помощью модульного источника ИК излучения, состоящего из 10 ГЛН типа КГ 220-2000-3, в зависимости от шага расположения ГЛН в источнике, расстояния от поверхности полупроводниковой пла стины до осей ГЛН и напряжения питания ГЛН. Полученные резуль таты хорошо согласуются с имеющимися экспериментальными и ли тературными данными.

Список литературы 1. Зворыкин Д.Б., Прохоров Ю.И. Применение лучистого инфракрасного на грева в электронной промышленности. – М.: Энергия, 1980.

2. DostankoA., Kostukevitch A., Kundas S., BaranovV., Schukina I. Simulation of a heat flow infrared heater for thermal treatment of silicon substrates// Mixed Design of Integrated Circuits and Systems: Proc. Of 6-th Int. conf. – Krakow, Poland, 1999. – Р.321-326.

А.В.Москаленко, А.В.Мокляк, В.Н.Нестеренко Полтавский государственный педагогический университет им. В.Г.Короленко (Полтава, Украина) allmail@pdpu.septor.net.ua (руководитель Руденко А.П.) ИССЛЕДОВАНИЕ УПРУГИХ СВОЙСТВ АСПАРАГИНА ВДОЛЬ КРИВОЙ РАВНОВЕСИЯ Аспарагин широко распространен в животных и растительных тканях, входит в состав белков и полипептидов и используется в ме дицине.

В работе исследовали водные растворы L-Аспарагина C4H8H2O концентраций 1 % и 2,4 % в интервале температур 293–353 К. Плот ность ( ) определяли пикнометрическим методом с погрешностью 0,05 %. Скорость распространения звука (с) измеряли на частоте 5 МГц.

Погрешность при измерении величины с составляет 0,1 %. Методики измерений параметров с, и подробно описаны в работе [1]. Для приготовления растворов использовали бидистиллированную воду и бесцветные кристаллы аспарагина с прозрачностью 99,9 % и содер жавнием основного вещества 99,6 %.

Полученные экспериментальные данные приведены в таблице.

Используя значения и с, мы рассчитали модули упругости К по формуле K = c 2 для разных концентраций. Значения К также приве дены в таблице.

·10–3, К·10–7 ·10–3, К·10– C, C, T, кг·м–3 м·с–1 H·м-2 м·с–1 м·с–1 Н·м– K 1% 2,4% 293 1,0025 1488 221,9 1,0091 1496 225, 303 1,0011 1513 228,9 1,0061 1518 231, 313 0,9969 1531 293,7 1,0027 1536 236, 323 0,9930 1544 236,7 0,9988 1549 239, 333 0,9886 1553 238,4 0,9945 1558 241, 343 0,9839 1557 238,5 0,9890 1563 241, 353 0,9786 1557 237,2 0,9829 1563 240, Рис. Анализ полученных результатов (см. рис.1) показал, что скорость распространения звука зависит от концентрации аспарагина и темпе ратуры.

Температурная зависимость скорости звука с(Т) в водных ра створах аспарагина (как и в воде) проходит через максимум.

Естественно предположить, что такой ход зависимости с(Т) обус ловлен изменением структуры водных растворов с изменением кон центрации аспарагина.

Увеличение концентрации приводит к различным структурным преобразованиям, что показано в работах [1;

2].

В разбавленных водных растворах аспарагина важную роль иг рает собственная структура воды, поэтому из полученных экспери ментальных данных видно, что зависимость с(Т) проходит через мак симум.

Список литературы 1. Руденко А.П., Сперкач В.С. Экспериментальные методы определения поглоще ния звука в жидкостях. – Полтава: Изд-во УМК при Минвузе Украины, 1992. – 69 с.

2. Ионная сольватация / Под ред. Г.А. Крестова. – М.: Наука, 1987. – 320 с.

3. Современные проблемы химии растворов / Под ред. Б.Д. Березина. – М.:

Наука, 1986. – 264 с.

А.С.Мусский, К.Г.Сеньковский Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) osipov@bsuir.unibel.by (руководитель Осипов А.Н.) СПЕКТРАЛЬНЫЕ ХАРАКТРЕРИСТИКИ ЭЛЕКТРОМИОГРАММ Для разработки аппаратов функциональной электростимуляции необходимо знать особенности процессов, протекающих при сокра щении мышц. Одним из источников информации является, отведен ная поверхностными электродами интерференционная электромиог рамма (ИЭМГ), обусловленная сложением множества случайных некогерентных потенциалов отдельных двигательных единиц (ДЕ) [1].

С помощью ИЭМГ изучают степень пора женности мышц, забо левания опорно-двига тельного аппарата и т.д. Параметры ИЭМГ необходимо учитывать для обеспечения адек ватности стимулирую щего воздействия ес тественным сигналам, вызывающим актив ность мышц.

С помощью сис темы MathCAD 2001, были получены спект рограммы сигналов ИЭМГ (рис.1). Анализ спектрограмм показал, Рис.1. Миограмма и ее спектрограмма, полученные при что для крупных сокращении бицепса. На спектрограмме более темные мышц (двуглавая участки соответствуют большим амплитудам мышца, дельтовидная мышца, продольная мышца живота) основная энергия сигнала приходится на частоты не превышающие 150 Гц. Для более мелких мышц (круговая мышца глаза, мышца, отводящая большой палец) – до 500 Гц. Для их пост роения использовались ИЭМГ, снятые при типичных движениях. Вы явлено, что с увеличением усилия развиваемого мышцей, возраста ет и доминирующая частота, на которую приходится максимум спектральной энергии. Например, для бицепса, при его сокращении, частота у здорового человека возрастает от 40–50 до 120–130 Гц, время нарастания при этом порядка 0,5–1 с. При разгибании наблю дается обратный процесс, но частота снижается не до исходного значения и для бицепса составляет 60–70 Гц. Более мелкие мышцы характеризуются гораздо меньшим временем нарастания частоты (~50 мс) и обеспечивали в эксперименте более быстрое движение.

Таким образом, установлена зависимость между силой, разви ваемой мышцей, и доминирующей частотой возбуждающих ее элект рических потенциалов. Это было подтверждено при спектральном анализе ИЭМГ, снятых при различных статических усилиях. Соот ветствующие частоты различаются для морфологически различных мышц. Время нарастания частоты пропорционально скорости сокра щения мышечных волокон. Полученные результаты могут быть ис пользованы при синтезе сигналов электростимуляции для получения максимального терапевтического эффекта.

Список литературы 1. «Миотон» в управлении движениями / Алеев Л. С., Вовк М. И., Горбанев В. Н., Шевченко А. Б. – Киев: Наук. думка, 1980. – 144 с.

2. Электронная аппаратура для стимуляции органов и тканей / Под ред. Р.И.Утямышева и М.Враны. – М.: Энергоатомиздат,1983. – 384 с.

Р.Ф.Мухаметвалиев Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) vbars@grsu.by (руководитель Барсуков В.Г.) СТЕНД ДЛЯ ИСПЫТАНИЯ МАТЕРИАЛОВ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ДИНАМИЧЕСКИХ НАГРУЗОК В литературе достаточно широко рассмотрены задачи, в кото рых действующие на элемент конструкции нагрузки приложены ста тически. Однако во многих конструкциях встречаются элементы, на которые действуют динамические нагрузки. Например, детали ковоч ных машин, быстро вращающиеся диски турбин, вентиляторы и др.

При столкновении движущихся твердых тел происходит удар. Точный расчет при ударе очень сложен и связан как с трудностью определе ния ударных нагрузок, так и с изменением характеристик механичес ких свойств материалов при высоких скоростях нагружения.

Одним из методов изучения свойств материалов под действием динамических нагрузок является эксперимент. Однако промышлен ность не выпускает никаких конструкций для подобных исследова ний. Поэтому нами с учетом опыта зарубежных исследователей разработан стенд для изучения свойств материалов по методу пада ющего шарика. Данный стенд представляет собой основание, на ко тором установлена стойка с подвешенным электромагнитом и метал лическим шариком. Высоту падения шарика можно регулировать, что позволяет исследовать материалы как в упругой, так и в неупругой области деформирования. В качестве критерия перехода материала из упругой области в неупругую принята критическая скорость, кото рая определяется исходя из решения задачи о динамическом контак те сферы с упругим полупространством.

Вследствие того, что при упругопластическом ударе часть энер гии падающего шарика идет на деформацию исследуемого материа ла, высота отскока шарика не равна высоте его падения. Зная эти высоты, можно найти скорости шарика до удара и после удара и по отношению этих скоростей можно судить о характере деформирова ния исследуемого материала. Используя формулы зависимости ско рости тела от высоты с учетом сопротивления воздуха, можно, не прибегая к вакууму, использовать стенд для изучения нагрузок под действием мелких частиц.

Таким образом, комплекс выполненных исследований и разрабо ток позволил создать конструкцию стенда для изучения динамичес кого контактного нагружения материалов твердыми частицами как в упругой, так и в неупругой области деформирования.

О.И.Мясковский Гродненский государственный университет им. Я. Купалы, (Гродно) oleg_m@tut.by (руководитель Есипок А.В.) УСОВЕРШЕНСТВОВАНИЕ ДВУХЭЛЕКТРОДНОГО ЭГД-ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ Электродинамические течения диэлектрических жидкостей в электрическом поле представляют собой способ прямого преобразо вания энергии постоянного электрического поля в энергию движения жидкой среды. Основанные на этом способе электрогидродинамичес кие (ЭГД) преобразователи конструктивно просты, компактны и обла дают неограниченным сроком работы благодаря отсутствию твер дых движущихся и трущихся элементов конструкции. Особенно перспективно применение данных устройств в системе терморегуля ции и теплообмена в условиях невесомости [1].

К настоящему времени опубликован ряд монографий и статей, посвященных процессам, возникающим в диэлектрических жидкостях при воздействии на них внешнего электрического поля, но ни одна из них не дает исчерпывающей информации о природе явления, основ ных свойствах и структуре ЭГД-течений и процессов зарядообразо вания, лежащих в основе их возникновения. Однако можно считать установленным тот факт, что в диэлектрических жидкостях процессы проводимости и электризации определяются примесными ионами, ко торые становятся центрами образования зарядовых кластеров [2].

Зарядовый кластер состоит из заряженного ядра, окруженного слоя ми поляризованных молекул диэлектрической жидкости. Количество таких слоев достигает 102-103, а диаметр кластера – 10-2 мм [3]. За рядовый кластер обладает нескомпенсированным зарядом, что по зволяет ему перемещаться при наложении электрического поля, увле кая за собой среду.

Один из первых ЭГД-насосов симметричной вертикальной кон фигурации был создан американскими исследователями Дж.Е.Брау ном и Дж.Саидом-Ягоби. Эксперименты показали, что давление, со здаваемое насосом в жидкостях, зависело от их свойств: первичной вязкости и электрической проводимости. Позднее Штуцер изучал ЭГД насос в системе с замкнутой петлей. Он получил расход 0,8 см3/c через секцию диаметром 0,6 мм и длиной 1,2 мм. Рабочей жидкостью в экспериментах Штуцера являлся керосин. Впоследствии Шарбаух и Уолкер экспериментально исследовали прокачку трансформаторного масла (Shell XSL-916) в закрытой петле с применением насоса анало гичной конструкции. Благодаря применению игольчатых электродов им удалось повысить скорость прокачки до 11,5 см3/c при расстоянии между эмиттером и коллектором равном 0,5 см. Однако созданный впоследствии компанией General Electric насос на основе конструкции, предложенной Шарбаухом и Уолкером, после 300 часов работы пока зал снижение расхода. Созданные без учета механики жидкости элек троды создавали дополнительную гидравлическую нагрузку для дви жущейся жидкости. Кроме этого, электрод коллектора работал как электростатический фильтр – на его поверхности осаждались приме си, содержащиеся в жидкости. Наряду с мощными и высокоэффек тивными ЭГД-насосами является перспективным создание и микро насосов. Один из таких приборов был создан во Фрунгоферовском институте твердотельной технологии в г.Мюнхене. Он представляет собой инжекционный сеточный насос, состоящий из двух электродов сетчатой структуры размером 3x3 мм, изготовленных из кремния, и размещенных один под другим. Электроды разделены изолирующим слоем 3 мкм. Каждая структура толщиной около 30 мкм содержит матрицу сопел, имеющих поперечные размеры порядка 70 мкм. Рас стояние между структурами было выбрано равным 380 мкм. Объем жидкости, заключенной между двумя структурами, составлял около мкл. Давление и производительность такого насоса определяются размером и формой сопел, а также напряжением, подаваемым на элек троды. Максимальная производительность составила 20 мл/мин. Та кой насос обладает высокой надежностью, прост в изготовлении и может применяться для миниатюрных систем охлаждения электрон ных компонентов. Однако по истечении некоторого времени вслед ствие взаимодействия кремниевых электродов с рабочей жидкостью кремний окисляется, соответственно увеличивается работа выхода электрона и производительность насоса снижается [4].

На рис.1 изображен односекционный ЭГД-насос с плоскими па раллельными сеточными и игольчатыми электродами.

Рис.1. Цилиндрический ЭГД-насос Одним из способов повышения производительности ЭГД-насоса является увеличение инжекции заряда в жидкость с катода. Предпри нимались различные попытки добиться увеличения этого важного па раметра за счет изменения характеристик рабочей жидкости, формы и материала электродов, а также применения подогрева катода. Ис ходя из анализа литературы, двухэлектродные конструкции ЭГД-на сосов были признаны бесперспективным. Нами предлагается модер низировать двухэлектродную конструкцию, введя третий электрод – сетку, управляя напряжением которой можно управлять инжекционной способностью катода.

Список литературы 1. Стишков Ю.К., Остапенко А.А. Электрогидродинамические течения в жид ких диэлектриках. – Л.: Издательство Ленинградского университета, 1989. – 173 с.

2. Рычков Ю.М. Ионно-кластерная проводимость и электризация жидких сла бопроводящих сред в электрическом поле: Дис. д-ра физ. – мат. наук: 01.04.04. – Минск, 1995. – 201 с.

3. Есипок А.В. Электризация жидких слабопроводящих сред в электрическом поле: Дис. канд. физ. – мат. наук: 01.04.04. – Минск, 1994. – 105 с.

4. Кремниевый микронасос – новое достижение микрообработки // Электрон ная обработка материалов. – 1990. – № 8. – С. 7-8.

А.М.Наумовец Институт физики твердого тела и полупроводников НАН Беларуси (Минск) Naum_1979_alex@tut.by (руководитель Шелег А.У.) ИССЛЕДОВАНИЕ КРИСТАЛЛОГРАФИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ КРИСТАЛЛОВ { (CH 3 )4 }2 ZnCl 4 В N ОБЛАСТИ ТЕМПЕРАТУР 80 -300 К Кристаллы тетраметиламмония тетрахлорцинката {N(CH 3 )4 }2 ZnCl4 принадлежат к большой группе кристаллов типа {N(CH 3 )4 }2 MeX 4, где Me: Zn, Cu, Co, Mn;

X: Cl, Br, I. Характерной особенностью этой группы кристаллов является наличие в них пос ледовательности структурных фазовых переходов при изменении тем пературы. В частности, в кристалле {N (CH 3 )4 }2 ZnCl4 фазовые пе реходы наблюдаются при температурах: 161 К, 181 К, 276 К, 293 К.

В литературе имеется ряд публикаций, посвященных исследова нию данных соединений. Проводились кристаллографические иссле дования [1], исследование термодинамических параметров вблизи фазовых переходов [2], исследование диэлектрических свойств [3] и т.д. Целью данной работы является исследование поведения крис таллографических параметров монокристаллов {N (CH 3 )4 }2 ZnCl рентгенографическим методом в области температур 80-300 К с осо бым акцентом на области фазовых переходов.


Исследования проводились на рентгеновском дифрактометре ДРОН-3. При измерениях использовалось излучение Cu Ka. Образцы были вырезаны из монокристаллов {N (CH 3 )4 }2 ZnCl4 в виде пластин 5x4x3 мм. Отражающими плоскостями служили плоскости роста (100), (011), (001). Измерения проводились по схеме q - 2q. Образец помещался в гелиевый рентгеновский криостат. Заданная температура устанавлива лась вручную и поддерживалась автоматически при помощи регулятора температуры ВРТ-2. Контроль за температурой образца осуществлялся при помощи хромель-медь-0,15 % Fe термопары, один спай которой кре пился на образце, а другой термостатировался в тающем льде.

Нами были проведены измерения межплоскостного расстояния вдоль кристаллографических направлений [100], [011], [001] в области температур 80-300 К. На основании этих данных были определены параметры решетки монокристаллов {N (CH 3 )4 }2 ZnCl4 в указанной области температур.

Установлено, что с ростом температуры параметры элементар ной ячейки a,b,c кристалла {N (CH 3 )4 }2 ZnCl4 увеличиваются. На кри вых температурной зависимости параметров a=f(T), b=f(T), c=f(T) в области температур фазовых переходов обнаружены аномалии. Про водится анализ полученных результатов в сравнении с данными, име ющимися в литературе, о поведении других параметров кристаллов {N(CH3 )4 }2 ZnCl4 в области температур 80-300 К, причем особое внимание уделяется областям фазовых переходов.

Список литературы 1. Tanisaki S., Mashiyama H. // J. Phys. Soc. Jpn. – 1980. – V.48. – P 339-344.

2. Lopez-Echarri A., Tello M., Socias C., Herreros J. // J.Phys. C:Solid State Phys. – 1985. – V.18. – P. 2631-2642.

3. Gesi K. // J. Phys. Soc. Jpn. – 1980. – V.49. – P. 179-186.

В.И.Невмержицкий, Т.А.Писаренко Дальневосточный Государственный Университет (Владивосток, Россия) tata@ifit.phys.dvgu.ru (руководители Юдин В.В., Крайнова Г.С.) АППАРАТ ИНТЕГРАЛЬНЫХ ФУНКЦИЙ МЕР ЛЕБЕГА В ИДЕНТИФИКАЦИИ ПРОЦЕССОВ СТРУКТУРНОЙ РЕЛАКСАЦИИ СПИННИНГОВАННЫХ ЛЕНТ Целью настоящей работы является диагностика и параметриза ция процессов структурной релаксации аморфных металлических спла вов Fe70Cr15B15 (Mo, Sn), полученные методом спиннингования при высоких термогидродинамических градиентах.

Рентгенограммы спиннингованных лент в исходном состоянии представлены двумя диффузными гало, которые мы трактуем как две аморфные фазы. Процессы структурной релаксации индуцированы низ котемпературным изотермическим отжигом (при температурах 100, 150, 250, 400, 500 °C в течение 30 мин). Визуальный анализ рентгенограмм сразу позволяет разделить легирующие добавки на «замораживающие»

аморфную атомную структуру – Мо и модифицирующие структуру – Sn. С увеличением температуры отжига 400 °C спиннингованные ленты с добавкой Sn переходят в сложное аморфно кристаллическое состояние.

Поскольку рентгенограммы крайне сложные, была разработана интегральных функций мер Лебега (ИФМЛ) [1,2], на которых строят ся энтропийные, дивергентные функционалы, что позволяет оценить степень порядка-беспорядка в процессах структурной релаксации в целом.

Энтропийные характеристики фольги Fe70Cr15B15 +3 % Mo апп роксимируются постоянной на всех температурных режимах, что под тверждает роль Мо как жаропрочной, структурно-стабилизирующей, легирующей добавки.

Энтропийные зависимости спиннингованных лент Fe70Cr15B15 +Sn отражают процесс перекачки порядка-беспорядка между аморфны ми фазами. И хотя вторая фаза не перестает быть аморфной, но для режимов 400, 500 °C энтропия существенно увеличивается, что ука зывает на смену характера упорядочения, т.е. в этих температурных пределах идет существенная структурная релаксация.

Дивергентные функционалы, например, линеаризованная мера Кульбака, позволяет оценить структурную динамику относительно некоторой базы сравнения, в качестве таковой нами выбирался ре жим 500 °C и исходное состояние. Оказалось, что для аморфных фольг, легированных Мо, дивергентные функционалы ведут себя монотонно и коррелируют, в то время как дивергентные функционалы фольг, ле гированных Sn, при смене базы антифазны, нелинейны.

Таким образом, нам удалось параметризовать процессы струк турной релаксации и классифицировать типы легирующих добавок как «жесткие» (Мо) – усиливающие структурную устойчивость в процессах структурной релаксации и «мягкие» (Sn) – способствую щие структурной динамике. Кроме того, обе аморфные фазы, пред ставленные на рентгенограммах, соразмерны во всех смыслах, что в конечном счете и приводит к смешанному аморфно-кристалличес кому состоянию.

Кроме того, проведенные нами исследования кривых намагни чивания спиннингованных лент Fe70Cr15B15 (Sn, Mo) показали, что в исходном состоянии все ленты являются парамагнетиками. Поведе ние кривых намагничивания в зависимости от tотж носит осцилляцион ный характер. При изотермическом отжиге фольги с добавками Sn после tотж= 400, 500 °С становятся ферромагнитными, фольга с добав кой Mo остается парамагнитной на всех стадиях отжига.

Проведенные структурный анализ и анализ кривых намагничи вания позволяют сказать, что магнитный фазовый переход парамаг нетик – ферромагнетик не обязательно является следствием струк турной релаксации аморфной матрицы через кристаллизацию в процессе отжига.

Список литературы 1. Юдина Л.А., Фролов А.М., Чухрий Н.И., Юдин В.В. Системная методика обработки сложных РЭМ-изображений // Известия РАН. Сер. физическая. – 1998. – Т. 62. – №3.0. – С. 455-460.

2. Чухрий Н.И., Юдин В.В., Фролов А.М., Юдина Л.А. Корреляция морфоло гии поверхностей быстрозакаленных лент и атомарного разупорядочения в процессах спиннингования // Поверхность. – 1999. – №4. – С. 56-65.

В.А.Неделько Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) bordusov@gw.bsuir.unibel.by (руководитель Бордусов С.В.) ОСОБЕННОСТИ РАБОТЫ ИСТОЧНИКА ИМПУЛЬСНОГО НАПРЯЖЕНИЯ НА ПЛАЗМЕННУЮ НАГРУЗКУ В ВИДЕ РАЗРЯДА С ПОЛЫМ КАТОДОМ Рассмотрены различные способы формирования прямоугольных импульсов напряжения, которые используются для возбуждения тле ющего плазменного разряда с целью выявления наиболее оптималь ной с точки зрения соотношения временных и энергетических харак теристик импульса схемы включения силового коммутирующего элемента в цепь нагрузки.

Импульсные методы воздействия позволяют снизить темпера туру подложек, расширить диапазон операционных параметров и но менклатуру обрабатываемых материалов, избирательно управлять параметрами среды, в которой происходит процесс, значительно по высить плотность импульсной плазмы при небольшом уровне средней мощности, отдаваемой в нагрузку.

Применительно к задачам формирования тлеющего разряда при низком вакууме источники импульсного напряжения должны обес печивать генерирование прямоугольных импульсов частотой до кГц, амплитудой до 1500 В с величиной тока в импульсе до 20 А [1].

Наиболее перспективными электронными приборами, пригодными для формирования импульсов с указанными характеристиками, яв ляются разработанные относительно недавно биполярные статичес кие индукционные транзисторы (БСИТ) и IGBT-транзисторы [2]. С целью выявления особенностей работы на плазменную нагрузку ис следовались следующие схемы включения силового элемента: чоп перная схема (прерыватель), параллельная схема, полумостовая схема.

Результаты исследования указанных схем позволили выявить следующие особенности их работы на плазменную нагрузку.

При работе чопперной схемы происходит постепенное накопле ние заряда в нагрузке в силу её емкостного характера, следствием чего становится понижение потенциала стока и запирание транзисто ра. Таким образом, подобная схема может обеспечивать удовлетво рительные характеристики лишь при частотах до 1 кГц и напряжени ях до 500 В.

Параллельная схема удовлетворяет указанным требованиям, но имеет следующие недостатки: введение балластного резистора с це лью ограничения тока через транзистор приводит к значительным потерям мощности, рассеиваемой балластным резистором. Кроме того, в момент поджига плазмы также за счёт наличия балластного резистора напряжение на нагрузке резко уменьшается, изменяя усло вия горения плазмы.

Полумостовая схема обеспечивает наиболее оптимальные вре менные и энергетические параметры импульсов напряжения на на грузке, предотвращая накопление заряда, и не требует при этом уста новки ограничительного резистора.

Таким образом, наиболее приемлемым вариантом силового ком мутирующего прибора при проектировании высоковольтных источни ков импульсного напряжения с целью получения тлеющего разряда является применение современных IGBT-модулей полумостовой кон фигурации, которые способны коммутировать напряжения свыше В, токи до сотен ампер с частотами десятки килогерц.

Список литературы 1. Бордусов С.В., Неделько В.А. Импульсный модулятор для формирования нестационарного газового разряда в условиях низкого вакуума // Проблемы проек тирования и производства радиоэлектронных средств: Материалы II Междунар.

науч. – техн. конф. – Новополоцк, 2002. – С. 190-193.

2. Воронин П.А. Силовые полупроводниковые ключи: семейства, характерис тики, применение. – М.: Издательский дом «Додэка XXI», 2001 – 384 с.


В.Н.Нестеренко, С.В.Бовсуновский, А.М.Хлопов Полтавский государственный педагогический университет им. В.Г.Короленко (Полтава, Украина) allmail@pdpu.septor.net.ua (руководитель Руденко А.П.) АКУСТИЧЕСКИЕ СПЕКТРЫ ДИСПЕРСНЫХ СИСТЕМ НА ОСНОВЕ ПОЛИПРОПИЛЕНГЛИКОЛЕЙ ППГ–425 И АЭРОСИЛА А– Произведены измерения коэффициента поглощения и скорости распространения звука, коэффициента сдвиговой вязкости и плотнос ти дисперсных систем следующих весовых концентраций 1 %, 5 % и 10 % А–300 в ППГ–400. Коэффициент поглощения звука измеряли импульсно-фазовым методом.

Коэффициент сдвиговой вязкости измеряли с помощью распростра нения и капиллярного вискозиметр. Плотность определяли пикнометри ческим методом. Методики измерения, c, s, описаны в работе [1].

Результаты измерений величин, s, c и / f 2 приведены в таблице 1.

Таблица Зависимость физических свойств дисперсной системы А300–ППГ425 от температуры f –2 f –2 s103, f –, s10 с,, s10 с, T, с,, кг/м3 3, м/с кг/м3 3, кг/м3 Пас K м/с м/с Пас Пас 1% 5% 10% 283 1023.3 204.3 1433 3420 1050.6 362 1428 6682 1079.6 876 1410 293 1019.5 107.6 1400 1950 1043.4 180 1397 3866 1072.2 320 1385 303 1008.2 57.3 1367 – 1036.2 100 1366 – 1064.6 176 1360 – 313 1000.7 33.1 1334 980 1029.0 57 1335 2018 1057.0 124 1334 323 930.0 20.3 1301 – 1021.8 40 1304 1572 1049.4 88 1308 333 855.0 13.8 1267 478 1014.8 31 1273 1136 1041.6 58 1282 343 798.0 11.1 1233 1007.6 27.5 1242 – – – – Акустические спектры исследованных дисперсных систем в ос новном состоят из двух простых областей дисперсии. Частотная за висимость поглощения звука соответствует уравнению 2 2 c b1 1 b2 = 2 + B, + c 0 1 + 1 1 + 2 2 f где с0 – скорость звука на частоте i 1, с – скорость звука на частоте = 2f, bi, i – релаксационные силы и время релаксации i-й простой области дисперсии соответственно, В – высокочастотная граница f 2.

Также приведены результаты расчета величин поглощения зву ка, обусловленного коэффициентом сдвиговой вязкости ( кл f 2 ) и ре лаксационных сил (таблица 2). Результаты расчета показали, что вы численные нами значения аналогичных величин А1, В1, aклf –2 в дисперсных системах превышают значения аналогичных величин в ППГ. С увеличением концентрации дисперсной фазы эта разность уве личивается.

Как было показано, коэффициент поглощения звука в дисперсных системах обусловлен разными механизмами.

Сделано предположение [2], что влияние структурообразования (агрегация) на акустический спектр проявляется в том, что под дей ствием звуковой волны объем агрегата может изменяться и вслед ствие перестройки его пространственного каркаса и трение между частями производит к значительному поглощению. Показано, что по тери, обусловленные диссипацией энергии при деформации простран ственного каркаса коллоидной системы, играют определенную роль только в диапазоне частот до 0,1 МГц.

По нашему мнению, это связано с тем, что между частицами аэросила и ППГ существует взаимодействие, в результате которого резко возрастает вязкость и модуль сдвига в дисперсных системах.

Как известно, для невзаимодействующих частиц время релаксации 4 s ( ~ где – объем частиц аэросила, kT – энергия теплового kT движения) составляет ~10–8с. Взаимодействие между частица ми приводит к образованию агрегатов и к увеличению этого време ни. Следовательно, поглощение, обусловленное взаимодействием между частицами, должно наблюдаться в диапазоне частот ниже 0,1 МГц.

Таблица Зависимость релаксационных свойств дисперсной системы А300–ППГ425 от температуры клf –2 B1103 B T, f1 f A1 A2 B K 1015м–1с2 МГц 1% A– 293 850 1200 260 1015 20 330 7.6 303 668 660 220 575 24 490 7.0 313 500 370 200 366 30 690 6.4 323 324 220 160 244 38 880 5.1 333 160 180 100 181 47 1150 3.0 5% A– 293 1350 1620 240 1672 18.4 300 11.0 303 992 940 230 996 22.1 470 9.5 313 720 580 160 612 27.0 700 8.2 323 570 437 130 464 33.5 860 7.9 333 450 312 100 327 40.0 1100 7.3 343 350 257 90 279 49.0 1250 6.8 10% A– 313 1800 810 400 1209 5.1 280 3.9 96. 323 850 605 380 985 7.7 380 2.7 85. 333 440 410 360 695 10.5 480 1.9 80. По нашему мнению, основным механизмом, обусловливающим избыточное поглощение в исследованных нами дисперсных системах, есть трение агрегата о жидкость. В результате этого величина избы точного поглощения по отношению к ППГ определяется параметра ми агрегата.

Список литературы 1. Руденко А.П., Сперкач В.С. Экспериментальные методы определения поглоще ния звука в жидкостях. – Полтава: Изд-во УМК при Минвузе Украины, 1992. – 69 с.

2. Гомера А.В., Сперкач В.С. Акустическая спектроскопия дисперсных систем // Успехи коллоидной химии. – Л.: Химия, 1991. – С. 141–155.

3. Кольцова И.С., Михайлов И.Г., Сабунов Г. Зависимость дополнительного ко эффициента ослабления ультразвуковых волн в эмульсиях от размера частиц // Акуст.

журнал. – 1975. – Т.21. – №1. – С.122-124.

Ю.В.Никитенко Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) bordusov@gw.bsuir.unibel.by (руководитель Бордусов С.В.) ОПТИЧЕСКИЙ КОНТРОЛЬ ВОСПРОИЗВОДИМОСТИ РЕЖИМОВ ОБРАБОТКИ МАТЕРИАЛОВ В ПЛАЗМЕ СВЧ РАЗРЯДА В последнее время СВЧ разряд начинает находить все более широкое применение в различных областях науки и техники, в частно сти в технологии изготовления интегральных схем на операциях плаз мохимической обработки поверхности подложек.

В отличии от традиционно используемых ВЧ разрядных систем СВЧ плазменные системы отличаются пульсирующим горением раз ряда, обусловленным питанием магнетронов непрерывного действия выпрямленным напряжением промышленной частоты. В связи с этим на первый план выдвигается задача исследования стабильности горе ния СВЧ разряда из-за необходимости получения воспроизводимых технологических результатов от цикла к циклу обработки.

Эксперименты по исследованию характера горения СВЧ разряда в химически активных средах O2, SF6, CF4, C3F8 и их смесях с кислоро дом проводились на установке, включающей резонаторный СВЧ плаз мотрон с реакционно-разрядной камерой диаметром 150 мм и длиной 400 мм. Плазмотрон запитывался от СВЧ генератора, собранного на базе магнетрона М-81. Для выявления влияния сорта газа и параметров разряда на воспроизводимость технологических показателей процесса плазменной обработки проводилась одновременная регистрация фор мы и величины анодного тока магнетрона и светового излучения плаз мы. В качестве приемника излучения служил ФЭУ-28.

Проведенные эксперименты показали следующее:

1) с понижением давления воспроизводимость световых сигна лов (интенсивность и форма импульсов) увеличивается;

2) в диапазоне давлений, где получены максимальные скорости травления моно-Si, Mo, Ta, SiO2, Si3N4 в CF4, SF6 и их смесях с O наблюдается практически полная невоспроизводимость от импульса к импульсу горения разряда;

3) в исследуемом диапазоне мощностей и давлений разряд в O характеризуется высокой степенью повторяемости светового сигнала.

Технологические эксперименты показали, что скорости травле ния вышеназванных материалов от цикла к циклу обработки во фтор содержащих газовых смесях отличается на 20–30 %, в то время как при удалении фоторезистивных покрытий в кислородной плазме раз брос по времени удаления не превышал 3–5 %.

Таким образом, технологический процесс удаления фоторезис тивных покрытий в объеме плазмы СВЧ разряда при условии поддер жания на одном уровне всех технологических параметров можно с достаточной степенью точности проводить по времени.

При проведении травления материалов в среде фторсодержащих газов необходим контроль за ходом процесса и фиксация момента его окончания, поскольку невоспроизводимость процессов обработки, обус ловленная флуктуациями параметров плазмы, не обеспечивает дос таточной точности при проведении процесса во времени, как это обыч но делается при работе с ВЧ разрядными системами.

Экспериментально установлено, что контроль травления струк тур SiO2, Mo и Ta, на Si в плазме СВЧ разряда в CF4 надежно можно осуществлять путем регистрации временного изменения интенсивно стей линий атомарного фтора ( = 703,7 нм) в ходе травления.

Д.А.Никитин Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) (руководители Лиопо В.А., Струк В.А.) МОДЕЛИРОВАНИЕ КОНФИГУРАЦИИ И РАСЧЕТ ХАРАКТЕРИСТИК ЦЕПНЫХ МОЛЕКУЛ Рассмотрена компьютерная модель случайных блужданий (RW – random walk) и случайных блужданий без самопересечений (RWM – random walk with memory) для исследования конфигурации цепных молекул. Представлены и обсуждаются результаты численных экс периментов. Приложение методов RW и RWM к исследованию струк туры и кинетики полимерных цепей обеспечивает получение наибо лее информативных данных об этих объектах. Метод RW как наиболее изученный имеет обширное теоретическое описание. Однако для опи сания формирования и динамики полимерных цепей, в связи с пробле мой «запрещенного объема», применяется метод RWM. Математи ческое описание этого метода и получение аналитических решений вызывает серьезные трудности. Эти трудности могут быть частично преодолены применением численного моделирования на основе мето да RWM.

При исследовании характеристик свободно-сочлененной цепи эффективным является статистический подход. С этой точки зрения наиболее важными параметрами полимерной цепи являются средне квадратичное расстояние между концами цепи (R2)0.5 и среднеквад ратичный радиус инерции (S2)0.5. Характер изменения этих пара метров в зависимости от длины цепи для различных валентных углов представлен на рис. 1, а. За единицу длины принята длина мономера.

а) б) Рис.1. а) мгновенные значения R и S в зависимости от длины полимерной цепи для различных валентных углов;

б) случайные блуждания без самопересечений.

1 – среднеквадратичные значения расстояния между концами цепи, радиуса инерции и среднеквадратичной длины цепи;

2 – характеристические отношения;

3 – плотность распределения расстояний от начала цепи до скелетных атомов Одиночная полимерная цепь при формировании без самопересе чений ограничена в своем росте. Это ограничение обусловлено невоз можностью выполнения присоединения к цепи очередного мономера.

Рост цепи прекращается, после того, как звенья цепи не позволяют очередному мономеру присоединиться к полимерной цепи. На рис.

1,б. представлены характеристики полимерной цепи в зависимости от валентного угла.

Наибольший интерес представляет анализ характеристик цепей с запрещенным объемом, когда не исключается взаимное влияние цепей друг на друга. В нашей модели задается число зародышей N, кото рые являются началом полимерных цепей. Цепи формируются на ос нове RWM-метода. Начальная концентрация зародышей определяет ся их числом и размером области, в которой они генерируются.

Разработанная компьютерная модель обеспечивает расчет па раметров плоских полимерных цепей (среднеквадратичное расстоя ние между концами цепи, радиус инерции, характеристические отно шения, статистические распределения параметров) для случаев:

свободные блуждания;

свободные блуждания без самопересечений;

свободные блуждания без самопересечений при одновременном фор мировании нескольких цепей.

Д.В.Новицкий Белорусский государственный университет (Минск) lvp@dragon.bas-net.by (руководитель Михневич С.Ю.) ПРОЯВЛЕНИЕ МЕЖМОЛЕКУЛЯРНОЙ РЕЛАКСАЦИИ В БИСТАБИЛЬНОМ ПОВЕДЕНИИ ОПТИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ ВЯЗКИХ РАСТВОРОВ СЛОЖНЫХ МОЛЕКУЛ Процессы межмолекулярной релаксации (ММР) играют важную роль в формировании спектрально-поляризационного отклика раство ров молекул. Они могут приводить к красному или синему смещению спектров флуоресценции и поглощения в зависимости от дипольного момента молекул в основном и возбужденном состояниях [1]. Основ ной характеристикой ММР является соотношение между временем пребывания молекулы на соответствующем уровне энергии и по стоянной времени межмолекулярной релаксации r. Так флуоресцен ция или поглощение света может происходить из равновесного ( r ), неравновесного Франк-Кондоновского ( r ) и промежуточного (t~tr) состояний. Варьируя температуру раствора, можно изменять длитель ность релаксации от от 10-12 с [2] до сколь угодно больших величин [3]. Таким образом, в теоретических моделях можно задавать время релаксации в широких пределах, и это дает возможность управления спектрально-люминесцентными характеристиками таких систем.

В данной работе проведено теоретическое рассмотрение харак теристик флуоресценции растворов сложных молекул с учетом про цессов межмолекулярной релаксации. Математическое моделирова ние производилось с использованием методов Монте-Карло.

Полагалось, что релаксация к моменту перехода на другой уровень не завершена, т.е. поглощение происходит их промежуточного уровня ( ~ r ). Исследована возможность бистабильного отклика характе ристик системы «сложная молекула-сольват» на изменение интенсив ности возбуждающего излучения.

Список литературы 1. Немкович Н.А., Мацейко В.И., Рубинов А.Н., Томин В.И. Межмолекуляр ная ориентационная релаксация «вверх» в вязких растворах органических соедине ний // Письма в ЖЭТФ. – 1979. – Т.29. – С. 780-783.

2. Бушук Б.А., Рубинов А.Н., Ступак А.П. Пикосекундная спектроскопия по лярных растворов красителей при антистоксовом возбуждении // Acta Phys. et Chem.

Szeged. – 1980. – V. 24. – № 3. – P. 387-390.

3. Бахшиев Н.Г., Мазуренко Ю.Т., Питерская И.В. // Проявление релаксацион ных процессов в характеристиках люминесценции вязких растворов // Изв. АН СССР.

Сер. физ. – 1968. – Т. 32. – № 8. – С. 1360–1365.

И.И.Ножко Гродненский государственный университет им. Я. Купалы (Гродно) djvanoid@tut.by (руководитель Иванов Е.Е.) АКУСТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ КРИСТАЛЛОВ Согласно общепринятым представлениям классификация ти пов люминесценции кристаллов производится по способу подведе ния энергии к люминесцирующему кристаллу, что обычно отраже но в ее названии. Так, к известным видам люминесценции следует отнести: фотолюминесценцию, электролюминесценцию, катодолю минесценцию, радиолюминесценцию, рентгенолюминесценцию, де формационную, стриммерную, доменную люминесценции кристал лов. Было затруднительно предположить, что акустическая волна может вызвать стационарную во времени люминесценцию крис таллов, поскольку энергия акустического фонона даже при часто тах ультразвука 1010 Гц составляет лишь 10-5 от энергии кванта излучения в видимой области.

Однако учеными была обнаружена люминесценция кристаллов, возбуждаемая ультразвуковой акустической волной. Это явление по лучило название – акустолюминесценция. Возбуждение носит поро говый характер, начиная с некоторой амплитуды ультразвука. Для обнаружения акустолюминесценции были выбраны монокристаллы CdS, выращенные из газовой фазы в форме тонких пластин, посколь ку они обладают хорошими люминесцентными и акустоэлектронны ми свойствами. Схема возбуждения акустолюминесценции показа на на рис 1.

Рис. 1. Схема возбуждения акустолюминесценции:

1 – образец CdS;

2 – металлические электроды для возбуждения ультразвука;

3 – тефлоновые прокладки толщиной 5 мкм Список литературы 1. Гуляев Ю. В., Островский И. В., Рожко А. Х., Лысенко В. Н. Явление акусто люминесценции кристаллов. Материалы заявки на открытие.

2. Островский И. В., Рожко А. Х., Лысенко В. Н. Ультразвуковая люминесцен ция монокристаллов CdS // Письма в ЖЭТФ. – 1979. – Т. 5. – Вып. 15. – С. 910-913.

А.В.Огнев, А.С.Самардак Дальневосточный Государственный Университет (Владивосток, Россия) ognev@lemoi.phys.dvgu.ru (руководитель Чеботкевич Л.А.) ИССЛЕДОВАНИЕ ДОМЕННОЙ И КРИСТАЛЛИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЫ ПЛЕНОК Сo/Cu/Co МЕТОДАМИ ПРОСВЕЧИВАЮЩЕЙ ЭЛЕКТРОННОЙ МИКРОСКОПИИ В данной работе проведено комплексное исследование магнит ной и кристаллической структуры пленок Co/Cu/Co, с одинаковой тол щиной кобальтовых слоев (dCо = 6 нм), а dCu = 1,1;

1,6 и 2,2 нм. Показа на эволюция доменной структуры в процессе изотермического отжига.

Установлено, что изменение доменной структуры с толщиной медной прослойки, связано с величиной биквадратичного косвенного обмен ного взаимодействие (J2), которое индуцирует двухосную анизотро пию. В процессе изотермического отжига в пленках с толщиной dCu = =1,1 нм, первый антиферромагнитный максимум (АФМ), наблюдает ся уменьшение, а во втором АФМ (dCu = 2,2 нм) увеличение J2. Раз мер магнитных доменов после отжига в первом АФМ возрастает (рис.1, а, б), а во втором АФМ – уменьшается (рис.1 д, е). В пленках с dCu = 1,6 нм, после отжига возрастает рябь намагниченности, размер доме нов практически не изменяется (рис.1 в, г).

Кристаллическая структура пленок с ростом толщины медной прослойки не изменяется, а после проведения термической обработки средний диаметр кристаллических зерен возрастает (рис.1 ж, з).

Co/Cu(d C u)/Co До отж ига посл е отжи га пр и Т= 2 50 С в теч ение 1 80 ми н.

d C u = 1,1 нм a б d C u = 1,6 нм г в d C u = 1,6 нм г в d C u = 2,2 нм д е 3?м 1,5 ? м Рис. С.В.Пантелейко Белорусский государственный университет информатики и радиоэлектроники (Минск) lanin@bsuir.unibel.by (руководитель Ланин В.Л.) МОДЕЛИРОВАНИЕ УСТРОЙСТВ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО НАГРЕВА ДЛЯ ПАЙКИ ЭЛЕКТРОННЫХ СБОРОК Современные процессы пайки в электронике активируют концен трированными потоками электромагнитной (ЭМ) энергии, обеспечи вающими локальное и бесконтактное воздействие источника нагрева на паяемые детали, высокую производительность и возможность ав томатизации процессов. Воздействие энергии ВЧ ЭМ колебаний час тотой 200–2000 кГц интенсивностью до 107 Вт/м2 на процессы фор мирования паяных соединений увеличивает до 10 раз скорость нагрева, локализует до 5-10 мм2 область пайки, улучшает растекание припоя за счет пондеромоторных сил.

Качество паяных соединений в процессах высокочастотной пай ки зависит от следующих факторов: скорости нагрева деталей и при поя, избирательности и локальности высокочастотного нагрева, регу лируемости нагрева во времени и по сечению паяемых деталей.

Скорость ВЧ нагрева пропорциональна мощности, выделяемой в зоне нагрева:

U эф cos Pуд =, (1) Rн где Uэф – эффективное напряжение на индукторе;

cosj – коэффи циент мощности ВЧ нагрева;

h – кпд ВЧ нагрева;

Rн – электрическое сопротивление токам ВЧ в зоне нагрева.

Коэффициент мощности ВЧ нагрева зависит от величины зазора h между деталью и индуктором, а также от глубины проникновения токов ВЧ и магнитной проницаемости материала детали. При увели чении зазора h от 1 до 10 мм коэффициент мощности для диамагнети ков падает почти в 10 раз, а для ферромагнетиков уменьшается в 3– раза. Поэтому для диамагнитных материалов необходимо уменьшить величину зазора для значений, обеспечивающих нормальную работу индуктора. Кпд ВЧ нагрева определяется соотношением электричес ких сопротивлений индуктора Rи и детали Rд. Электрическое сопро тивление токам ВЧ в зоне нагрева можно определить из предположе ния, что ширина зоны нагрева при малых величинах зазора h определяется проекцией диаметра индуктора, а длина зоны – кольцом длиной N Dд.

Учитывая, что ток ВЧ в индукторе протекает в основном слое глубиной dи, а длина индуктора зависит от его диаметра витка Dи и числа витков N, получим и Dи N NDи и µ 0 f Rи = =, (2) d и и dи где dи – диаметр трубки индуктора, и и, µ 0 – константы.

В реальных устройствах ВЧ нагрева необходимо для маловитко вых индукторов учитывать также активное сопротивление токопод вода RТИ, которое по величине сравнимо с Rн:

LТИ RТИ = 2 и. (3) d и и Тогда кпд нагрева:

1 = =. (4) Rи + RТИ (0,15 NDи + 0,1LТИ ) f 1+ 1+ Rд Rd д и Моделирование кпд нагрева для различных магнитных материа лов и в зависимости от диаметра нагреваемой детали показало, что максимальные его значения на уровне 0,9-0,95 достигаются для мате риалов при Dд?0.01 м.



Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 || 5 | 6 |   ...   | 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.