авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

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


Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 21 |
-- [ Страница 1 ] --

Перспективы развития фундаментальных наук

ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ

Государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования

«ТОМСКИЙ ПОЛИТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ»

ПЕРСПЕКТИВЫ РАЗВИТИЯ

ФУНДАМЕНТАЛЬНЫХ НАУК

Труды VI Международной конференции

студентов и молодых ученых

РОССИЯ, ТОМСК, 26–29 мая 2009 г.

Том 1 PROSPECTS OF FUNDAMENTAL SCIENCES DEVELOPMENT VI International Conference of students and young scientists RUSSIA, TOMSK, May 26–29, 2009 Volume 1 Под редакцией Г.А. Вороновой Издательство Томского политехнического университета Перспективы развития фундаментальных наук УДК 50(063) ББК 20л П Перспективы развития фундаментальных наук: труды VI Ме П27 ждународной конференции студентов и молодых учёных. Россия, Томск, 26–29 мая 2009 г. Том 1 / под ред. Г.А. Вороновой;

Томский политехнический университет. – Томск: Изд-во Томского политех нического университета, 2009. – 542 с.

ISBN 978-5-98298-546-0(т.1) ISBN 978-5-98298-544- Сборник содержит доклады участников VI Международной конференции студентов и молодых учёных «Перспективы развития фундаментальных наук».

Все доклады разделены по секциям:

1. Физика: физика ускорителей, физика конденсированного состояния, физика поверхности, физические основы радиационных и плазменных технологий, водородная энергетика, наноматериалы и нанотехнологии, геофизика.

2. Химия: химия твердого тела, наноматериалы, новые материалы, физико-химические методы в экологии, нефтехимия.

3. Математика: математическое моделирование и анализ данных, ма тематические методы в физике, химии, биофизике, биологии, экономике, эко биологии, экогеологии, медицине и психологии.

4. Технология: строительство и архитектура, электротехника, геоин женерия, механика, информационные технологии.

5. Семинар «Профессиональный иностранный язык: техническая и профессиональная коммуникация без языковых барьеров».

Сборник представляет интерес для студентов, аспирантов, молодых уче ных, преподавателей в области естественных наук и высшей математики.

УДК 50(063) ББК 20л Конференция организована при финансовой поддержке Российского фонда фундаментальных исследований, Администрации г. Томска, ОАО Томскнефтепродукт ВНК Редакционная коллегия Кандидат химических наук ООФ ТГАСУ И.



А. Курзина Кандидат филологических наук, зав. кафедрой МКПИЯ ЕНМФ Т.Г. Петрашова ISBN 978-5-98298-546-0(т.1) © ГОУ ВПО «Томский политехнический ISBN 978-5-98298-544-6 университет», © Оформление. Издательство Томского политехнического университета, Секция 1. ФИЗИКА СЕКЦИЯ ФИЗИКА Перспективы развития фундаментальных наук ТЕМПЕРАТУРЫ И ДАВЛЕНИЯ В КРЕМНИИ ПРИ ОБЛУЧЕНИИ МОЩНЫМ ИОННЫМ ПУЧКОМ Т.Р. Абдрахманов, Н.Н. Титаренко Научные руководители: профессор, д.т.н. Г.Е. Ремнев, доцент, к.ф.-м.н. Г.А. Блейхер Томский политехнический университет, 634050, Россия, г. Томск, пр. Ленина, E-mail: atr@list.ru TEMPERATURES AND PRESSURES AT IRRADIATION OF HIGH IMPULSE BEAM T.R. Abdrakhmanov, N.N. Titarenko Scientific Supervisors: Prof., Dr. G.E. Remnev, reader G.A. Bleykher Tomsk Polytechnic University, 634050, Russia, Tomsk, Lenin str., E-mail: atr@list.ru It is possible to produce the nanodiamond structures by the ion implantation. Heating of surface layers of Si and generation of thermomechanical stress waves occur at processes of pulse implantation.

Temperatures and pressures which formed in Si at irradiation of power pulse ion beams are calculated.

Введение Получение материалов на основе кремния с формированием в поверхностном слое наноалмазных структур и соединений SiC является весьма актуальной задачей для нужд полупроводниковой промыш ленности. На базе таких структур возможно создание высокотемпературных радиационно-стойких при боров с предельными параметрами для экстремальных условий применения с соответствующим повыше нием удельной мощности и быстродействия [1]. Наибольшая среди твердых тел теплопроводность алмаза позволяет создавать алмазные интегральные схемы с высокой удельной мощностью. Обогащение крем ниевых пластин наноалмазными структурами и соединениями SiC может быть выполнено путем облуче ния кремния мощным импульсным пучком ионов углерода. В данном случае при высокой плотности энергии в пучке имплантация ионов углерода в кремний сопровождается высокотемпературным разогре вом тонких поверхностных слоев с последующим сверхбыстрым охлаждением, а также генерацией волн сжатия и разгрузки (волн термомеханических напряжений) [2]. Этот эффект может привести к образова нию соединений SiC, а также наноалмазов.

Цель данной работы состоит в том, чтобы расчетным путем определить уровень разогрева и величины давлений, которые возникают в кремнии при его облучении импульсным ионным пучком.

Одной из основных задач является выявление условий для синтеза наноалмаза в мишенях из различных веществ (Si, GaAs и др.). Затем необходимо реализовать эти условия на реальном ускори теле и исследовать полученные результаты. Следующая задача – рассчитать давления и температуры на мишени при воздействии мощным ионным пучком с различными параметрами и определить диа пазон реализуемых параметров в рамках возможности установки.

Теоретические положения В основе всех явлений, возникающих в твердом теле при воздействии мощных импульсных пучков заряженных частиц, лежат процессы диссипации энергии, передаваемой частицами пучка веществу в приповерхностном слое в результате торможения частиц пучка. Основными каналами переноса энергии в облучаемом веществе являются теплопроводность, распространение волн термо механических напряжений, фазовые переходы и эрозия поверхности облучаемого вещества.





При воздействии пучков умеренной интенсивности в области торможения частиц энергия, пе реносимая пучком, превращается в тепло, которое расходуется на фазовые превращения и перено сится в глубину мишени посредством теплопроводности. Нагрев и перенос тепла из области тормо жения частиц можно описывать уравнением теплопроводности с фазовыми переходами.

Теплопроводность способствует распространению энергии и выравниванию температуры. Из за высокой скорости разогрева возникают волны сжатия и растяжения. Так как пучок падает нор мально к поверхности и ширина образца много больше его толщины, используют одномерное при ближение. Для расчета эволюции температурного поля уравнение теплопроводности может иметь следующий вид:

T ( x, t) T ( x, t) c p (x) (x) (x) = + W ( x, t ), (1) t x x Секция 1. ФИЗИКА где – коэффициент теплопроводности, Ср – удельная теплоемкость при постоянном давлении, – плотность, W – функция энерговыделения.

W ( x, t ) = j (t )Q ( x ), e здесь e – заряд электрона, j(t) – временное распределение плотности тока в импульсе, Q(x) – пространст венное распределение линейных потерь энергии ускоренных ионов.

T ( 0, t ) T ( x кон., t ) = = 0.

Начальные и граничные условия: T ( x,0) = T0 ;

x x Высокоскоростной разогрев приповерхностных слоев мишени при воздействии импульсных потоков излучения приводит к возникновению механических напряжений. Уравнение распростране ния термомеханических напряжений выглядит следующим образом:

2 ( x, t ) 2T ( x, t ) 2 2u ( x, t ) = cV + Cl.

t t2 x t Г – коэффициент Грюнайзена, cV – удельная теплоемкость, Сl – продольная скорость звука, – плот ность.

Начальные и граничные условия для этого уравнения: (x,o) = 0, (0,t) = 0, (xкон,t) = 0 – условие свободной поверхности при отсутствии внешнего давления.

Результаты расчетов Одна из основных задач – оценить возможности импульсного ионного облучения в создании условий для возникновения наноалмазов. Для этого нужно сделать соответствующие расчеты темпе ратур и давлений, возникающих при облучении.

Проведены расчеты температур и динамических напряжений, возникающих в кремнии при облучении импульсным ионным пучком смешанного состава. Состав пучка: ионы углерода и водо рода в процентном соотношении 30 % на 70 % соответственно. Длительность импульса 80 нс, энер гия падающих ионов 300 кэВ. Плотность тока 100 А/см2. Также используем трапецеидальную ап проксимацию импульса тока. Расчет проводился конечно-разностным методом по явной схеме.

На рис. 1 представлены профили температур в кремнии в различные моменты времени. С тече нием времени происходит сильный разогрев глубинных слоев. Наибольший разогрев достигается в приповерхностной области. В конце действия облучения температура нагрева превосходит температу ру плавления материала образца. На рис. 2 представлена кривая напряжения в образце. Вглубь образца распространяется волна сжатия. Волна растяжения также распространяется вглубь образца. От обрат ной стенки мишени отражается волна разгрузки, формируя также волну растяжения. Для кремния пре дел прочности составляет 7*108 Па, значение которого волны сжатия и растяжения не достигают. На рис. 3 представлены профили максимального растяжения и сжатия в зависимости от плотности тока падающего пучка. С увеличением плотности тока амплитудные значения напряжения увеличиваются.

Рис. 1. Профили температур в кремнии при облучении ионным пучком длительностью 80 нс с начальной энергией частиц 300 кэВ, плотностью тока 100 А/см2, в различные моменты времени Перспективы развития фундаментальных наук Рис. 2. Профили напряжений в кремнии при облучении ионным пучком длительностью 80 нс с начальной энергией частиц 300 кэВ, плотностью тока 100 А/см2, в различные моменты времени Рис. 3. Максимальные напряжения сжатия (–) и растяжения (+) в зависимости от плотности тока при облучении ионным пучком длительностью 80 нс с начальной энергией частиц 300 кэВ Выводы При заданных параметрах пучка определены температуры нагрева и значения термомеханиче ских напряжений. Температуры нагрева могут превышать температуру плавления образца, диапазон напряжений лежит в пределах 106 Па. Теперь стоит задача получения образцов на реальном ускори теле и проведение исследований образцов различными методами (рентгеноструктурный метод, об ратное резерфордовское рассеяние и др.), измерение теплопроводности полученных образцов, чтобы оценить качество сформированных слоев с включением наноалмазов, и соответствие их требуемым характеристикам для применения в электронике.

Авторы выражают глубокую признательность своим научным руководителям Блейхер Г.А. и Ремневу Г.Е. за помощь в работе.

Список литературы 1. Даниленко В.В. Синтез и спекание алмаза взрывом. – М.: Энергоатомиздат, 2003. – 272 с.;

ил.

2. Блейхер Г.А., Кривобоков В.П., Пащенко О.В. Тепломассоперенос в твердом теле под дейст вием мощных импульсных пучков заряженных частиц. – Новосибирск: Наука. Сибирская из дательская фирма РАН, 1999. – 176 с.

Секция 1. ФИЗИКА ФАЗОВЫЕ ПЕРЕХОДЫ В ТРЕХМЕРНОЙ МОДЕЛИ ПОТТСА С ВМОРОЖЕННЫМ БЕСПОРЯДКОМ А.Б. Бабаев, Г.Я. Азнаурова, А.К. Муртазаев Муртазаев Акай Курбанович – д. ф.-м. наук, профессор, чл.-корр. РАН.

Институт физики ДНЦ РАН 367003, Махачкала, ул. М. Ярагского, 94, Россия E-mail: b_albert78@mail.ru ABSTRACT: PHASE TRANSITIONS IN QUENCHED DILUTED 3D POTTS MODEL A.B. Babaev, G.Ya. Aznaurova, A.K. Murtazaev Prof. Murtazaev Akai Kurbanovic – doctor of Science, Corresponding member of RAS Institute of Physics, DSC RAS 367003, ul. Yaragskogo 94, Makhackala, Russia E-mail: b_albert78@mail.ru The phase transitions in 3D Potts model are studied by Wolf single – clucter algorithm of the Monte-Carlo method with a number of spin state q = 3. By means of Binder cummulants method it is re vealed that an inclusion of quenched disorders as non-magnetic impurities c in the system, c = 1–p, where p 1.00, changes the first order phase transition into the second order one. The static critical ex ponents of heat capacity, susceptibility, magnetization, and exponent of radius correlation are calculated on the basis of the finite-size scaling theory.

Изучение фазовых переходов (ФП) и критических явлений (КЯ) в магнитных материалах со держащих примеси, и другие дефекты структуры представляет большой теоретический и экспери ментальный интерес [1]. Это обусловлено тем, что большинство реальных твердых тел всегда содер жит примеси и другие дефекты структуры, присутствие которых влияет на их физические свойства и, в частности, может существенно влиять на поведение систем при ФП.

Было показано, что вмороженные немагнитные примеси изменяют критические показате ли системы, если соответствующий показатель теплоемкости чистой системы положителен (кри терий Харриса) [2]. В тоже время имеются основания предполагать, что немагнитные примеси оказывают совершенно другое влияние, вплоть до изменения рода ФП на системы описываемых моделями Поттса.

В настоящей работе исследованы ФП в трехмерной модели Поттса с числом состояний спина q = в зависимости от степени вмороженного беспорядка на основе одно-кластерного алгоритма Вольфа мето да Монте-Карло (МК). При изучении такой модели необходимо иметь в виду следующие особенности: в узлах кубической решётки расположены спины Si, которые могут находиться в одном из q 2 состояний и немагнитные примеси;

немагнитные примеси распределены случайно и фиксированы на различных узлах решетки;

энергия связи между двумя узлами равна нулю, если они находятся в разных состояниях или же, если хотя бы в одном узле находится немагнитный атом, и равна |J|, если взаимодействующие узлы находятся в одинаковых состояниях. Гамильтониан такой системы может быть, представлен в виде H = J i j ( S i, S j ), S i = 1, 2, 3 (1) 2 i, j 1, если S i = S j, 1, если в узле расположен спин и i = где ( S i, S j ) =.

0, если в узле расположен а немагнитна я примесь 0, если S i S j.

Исследовались системы с линейными размерами L L L = N, L = 20 – 44. Для вывода систе мы в равновесное состояние вычислялось время релаксации 0 для всех систем с линейными разме рами L. Затем усреднение проводилось по участку марковской цепи длиной = 150 0, а конфигура ционное усреднение осуществлялось по 100 – 1000 различным начальным конфигурациям.

Перспективы развития фундаментальных наук Для анализа характера ФП использовали метод кумулянтов Биндера четвертого порядка [3]:

E VL (T, p ) = 1, (2) L 3E L m (T, p ;

L ) U L (T, p ) = 1 L, (3) 3 m 2 (T, p ;

L ) L где Е – энергия и T – намагниченность системы с линейным размером L. Выражения (2) и (3) позволяют оп ределить Тс(p) с большой точностью при фазовых переходах первого и второго рода соответственно. Следует отметить, что применение кумулянтов Биндера позволяет также хорошо тестировать тип ФП в системе. Из вестно, что ФП первого рода характеризуются следующими отличительными особенностями [4]: усреднен ная величина VL(T, p) стремится к некоторому нетривиальному значению V* согласно выражению V (T, p) = V * + bL d (4) при L и T = Tc(L), где V* отлична от 2/3, а минимальная величина UL, min (T = Tmin, p) расходится UL, min (T = Tmin, p) – при L ;

максимумы теплоемкости С и восприимчивости пропорцио нальны объему Ld. Кроме того, в случае ФП второго рода кривые температурной зависимости куму лянтов Биндера UL(T, p) имеют четко выраженную точку пересечения. Характерные зависимости кумулянтов Биндера VL(T, p) и UL(T, p) от температуры для систем с разными линейными размерами при p = 0.95 приведены на рис. 1 и 2 соответственно. Заметим, что из вставки к рисунку 1 наглядно видно, что нетривиальная величина, полученная при аппроксимации в соответствии с выражением (4) V* 2/3 при L. Такое поведение как отмечалось характерно для ФП второго рода. Кроме того, из рис. 2 видно, что в критической области для UL(T, p) наблюдается четко выра женная точка пересечения и UL(T, p) не проявляет тенденцию стремления к – при L, что также свидетельствует о ФП второго рода.

Рис. 1. Температурная зависимость кумулянтов Биндера VL(T, p) Секция 1. ФИЗИКА Рис. 2. Температурная имоь кумулянтов Биндера UL(T, p) Аналогичное поведение температурных зависимостей кумулянтов Биндера VL(T, p) и UL(T, p) наблюдалось и для систем с концентрацией спинов p = 0,90;

0,8;

0,70;

0,65. Определен ные таким способом критические температуры приведены в табл. 1.

+ 2 + = p Tc 0.95 1.724 0.697 –0.001(2) 1.273(4) 0.364(4) 2. 0.90 1.634(2) 0.671(5) –0.008(5) 1.275(5) 0.365(5) 1. 0.80 1.449(2) 0.679(5) –0.018(6) 1.279(5) 0.372(5) 2. 0.70 1.245(3) 0.684(8) –0.025(9) 1.281(6) 0.374(6) 2. 0.65 1.127(3) 0.688(8) –0.027(9) 1.284(6) 0.376(6) 2. Таким образом, очевидно, что немагнитные примеси порядка с = 0,05, с = 1–p приводит к смене ФП с первого рода на второй. Для всех рассмотренных систем, в которых наблюдается ФП второго рода нами на основе теории конечно-размерного скейлинга [5] рассчитаны статические критические индексы (КИ) тепло емкости, восприимчивости, намагниченности, и критический индекс радиуса корреляции. Более под робно методика определения КИ описана в работе [6]. Значения КИ представлены в табл. 1.

Полученные данные в результате тщательных исследований свидетельствуют, что внесение в систе му вмороженного беспорядка в виде немагнитных примесей c, c = 1–p, где p 1.00 изменяет фазовый пере ход первого рода на фазовый переход второго рода.

Данные представленные в табл. 1 показывают, что численные значения КИ рассчитанные в области ФП второго рода на фазовой диаграмме для этой модели в пределах погрешности численно го эксперимента достаточно хорошо согласуются друг с другом и подтверждают универсальность критического поведения трехмерных разбавленных систем.

Работа поддержана грантом РФФИ (№ 07-02-00194, № 06-02-96602) и грантом научной школы (НШ-2253.2003.2) Список литературы 1. Ма. Ш. Современная теория критических явлений. –M.: Мир, 1980. – 198с.

2. Harris A.B. Effect of random defects on the critical behaviour of Ising models // J. Phys. – 1974. – C.

7. P.1671–1692.

3. Eichhorn K., Binder K. Monte Carlo investigation of the three-dimensional random-field three-state Potts model // J. Phys.: Condens. Matter 8, – 1996. – P. 5209.

4. Loison, D., Schotte K.D. First and second order transition in frustrated XY systems // Eur. Phys. – 1998. – J. B. 5 – C.735.

5. Fisher M.E., Barber M.N. Scaling theory for finite-size effects in the critical region // Phys. Rev.

Lett. – 1972. – V. 28. – P.1516.

6. Муртазаев А.К., Бабаев А.Б., Азнаурова Г.Я. Исследование влияния вмороженных немагнитных примесей на фазовые переходы в трехмерной модели Поттса // ФТТ. – 2008. – T. 50. – С. 703–708.

Перспективы развития фундаментальных наук ПРОЕКТ ВЕТРОТЕПЛОВОЙ ЭЛЕКТРОСТАНЦИИ (ВТЭС), РАБОТАЮЩЕЙ В СТАБИЛЬНОМ РЕЖИМЕ НЕЗАВИСИМО ОТ КОЛЕБАНИЙ ВЕТРА А.Д. Акылбекова Научный руководитель: профессор, доктор ф-м.н. А.К. Ершина Казахский государственный женский педагогический университет, Казахстан, г. Алматы, ул. Айтеке би 99, E-mail: Aiman88_88@mail.ru PROJECT OF WIND-HEAT POWER STATION, WORKING IN A STABLE REGIME, REGARDLESS OF WIND FLUCTUATIONS A.D. Akylbekova The Scientific leader: professor, doctor f-m.n. A.K. ERSHINA Kazakh state feminine pedagogical university E-mail: Aiman88_88@mail.ru In article we offer one of the possible variant of the independent work VES in stable mode (refer to scheme 1.). The Idea is concluded in use the electric powers VES for electrolysis of water with диссоциацией her(it) on hydrogen and oxygen for the reason accumulations these chemical element under influence deep заморозки (the fluid condition) in special separate reservoir in quite a numbers that is to say spare these material sufficient for stable production of the electric powers for long time (the order 1-2, but possible and more months). Then hydrogen and oxygen are given in special camera – a tunnel burner for incineration of the hydrogen in oxygen. The Product of the combustion are сверхперегретый water vapour (pair) (with the temperature of the order 3100 To). Herewith stands out 28750 kkal/kgs or 120175 Dzh heats on 1 gram of the hydrogen.

Dannnyy project is calculated on VTES power 5 MVT. This means the unceasing incineration grams of the hydrogen at second (120175 * 40 = 4807000 i.e. beside 5 MVT). Principle scheme VTES is brought On ris.1.

For reception 5 меговаттной to heat power station is required consuption pair on трубину 5 with spare kilogram at second, but is burned;

burnted with formation pair whole 40 N2 and 160 O2 i.e. at incineration of the hydrogen in oxygen we shall get 200 grams высокотемпературного gas (3100 To), недастающие 5 kgs pair get впрыскиванием water in burner (through injectors fine распыла). Will As a result fall the general tem perature a pair before 400–500 °С and rises the pressure before turbine before 30 атм. So hydrogen-oxygen burner must calculate and construct the engineers – an the heat technology.

Все традиционного типа электростанции работают стабильно6 в соответствии с их устанолен ной мощностью. На тепловых электростанциях это достигается дозированной подачей в объем паро генератора одного из видов ископаемого топлива (угля, мазута, природного газа). Стабильность ра боты гидроэлектростанции обеспечивается дозированной подачей воды из верхнего бьефа на труби ны, пользуясь накопленным в водохранилище объемом. Соответственно, атомная электростанция (их реакторы) позволяют поддерживать стабильность выделяемых урановыми стержнями ядерной энер гии. Как видно, во всех этих случаях имеется избыточный запас энерговыделяемых источников. В случае использования ветровой энергии, в подавляющих случаях для аккумулирования электроэнер гии пользуются аккумуляторами тока. В этой связи электроэнергию, вырабатываемую ветроэлектро станциями (ВЭС) используют для обеспечения пиковых нагрузок и для топливосбережения, подклю чив ВЭС к линиям электропередач.

Мы предлагаем один из возможных вариантов независимой работы ВЭС в стабильном режиме (см. схему 1.). Идея заключается в использовании электроэнергии ВЭС для электролиза воды с дис социацией ее на водород и кислород с целью накопления этих химических элементов под воздейст вием глубокой заморозки (жидкого состояния) в специальных раздельных резервуарах в значитель ных количествах, то есть запаса этих веществ, достаточных для стабильной выработки электроэнер гии в течение длительного времени (порядка 1–2, а возможно и более месяцев). Затем водород и ки слород подаются в специальную камеру – туннельную горелку для сжигания водорода в кислороде.

Секция 1. ФИЗИКА Продуктами горения являются сверхперегретый водяной пар (с температурой порядка 3100 К). При этом выделяется 28750 ккал/кг или 120175 Дж тепла на 1 грамм водорода.

Даннный проект рассчитан на ВТЭС мощностью 5 МВт. Это означает непрерывные сжигание 40 грамм водорода в секунду (120175 * 40 г = 4807000, т. е. около 5 МВт). На рис. 1 приведена прин ципиальная схема ВТЭС.

ВЭС 6–7 МВт АККУМУЛЯТОРНАЯ СТАНЦИЯ ТРАНСФОРМАТОРНАЯ СТАНЦИЯ ЭЛЕКТРОЛИЗЕРЫ КРИОГЕННАЯ КРИОГЕННАЯ ТЕХНИКА ТЕХНИКА РЕЗЕРВУАР Н2 О Н2О ГРА ДИР НИ КОНДЕНСАТОР ОТРАБОТАННЫЙ ПАР 5 МВт ЭЛЕКТРОГЕНЕРАТОР ГОРЕЛКА ОНА ПАРОГЕНЕРАТОР Рис. 1. Принципиальная схема ветротепловой электростанций Энергию для электролиза воды обеспечивает ВЭС, мощностью 6–7 МВт. Мы считаем, что при средней скорости ветра 7–8 м/с для организации ВЭС такой мощности потребуется около 50 ВЭУ типа «Бидарье», размещенных на площади в 18–20 гектаров. Одним из преимуществ ветротрубин карусель Перспективы развития фундаментальных наук ного типа является независимость их работы от изменения направления ветра. Поэтому расчет ВЭС можно производить на основании среднесуточной, среднемесячной и срелнегодовой скорости ветра. В зависимости от изменения скорости ветра, будет изменяться количество вырабатываемой электроэнер гии. Следует иметь в виду, что каждый агрегат работает на свой электрогенератор и, вырабатываемая им энергия по кабелям передается в аккумулирующую станцию. Аккумуляция нестабильного энерго производства ветряков обязательна для стабильной работы трансформаторной подстанции, обеспечи вающей требуемое количество электричества для нормированной работы электролизеров и криогенной техники. В данном проекте все основные узлы стандартные, кроме накопителей водорода и кислорода (сферические резервуары), а также конструкции горелки и паргенератора. Для получения 5 меговатт ной тепловой электростанции требуется расход пара на трубину 5 с лишним килограммов в секунду, а сжигается с образованием пара всего 40 г Н2 и 160 г О2, т. е. при сжигании водорода в кислороде мы получим 200 грамм высокотемпературного газа (3100 К), недастающие 5 кг пара получаем впрыскива нием воды в горелку (через форсунки тонкого распыла). В результате снизится общая температура пара до 400–500 °С и поднимается давление перед турбиной до 30 атм. Поэтому водородно-кислородную горелку должны рассчитать и конструировать инженеры – теплотехники.

Список литературы 1. Ершина А.К., Ершин Ш.А., Жапбасбаев У.К. «Основы тоерии ветротурбины дарье» – Алматы:

КазгосИНТИ, 2001. – 104 с.

МОДЕЛИРОВАНИЕ ТРАЕКТОРИЙ ДВИЖЕНИЯ И СПЕКТРОВ ИЗЛУЧЕНИЯ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ АКСИАЛЬНОМ КАНАЛИРОВАНИИ В КРИСТАЛЛАХ А.А. Ананьева, О.В. Богданов Научный руководитель: профессор, д.ф-м.н. Ю.Л. Пивоваров Томский политехнический университет, 634050, Россия, г. Томск, пр. Ленина, E-mail: ananeva_aa@mail.ru TRAJECTORIES OF MOTION AND SPECTRA OF RADIATION FROM RELATIVISTIC ELECTRONS AT AXIAL CHANNELING IN THE CRYSTALS A.A. Ananeva, O.V. Bogdanov Scientific Supervisor: Prof., Dr. Yu.L. Pipovarov Tomsk Polytechnic University, 634050, Russia, Tomsk, Lenin str., E-mail: ananeva_aa@mail.ru The theory of Channeling Radiation (CR) from relativistic particles is well developed, especially for planar channeling, see e.g. in [1-2]. Recently, planar CR spectra from moderately relativistic elec trons and positrons have been investigated in detail, for the case of (111) channeling in the thin Si and LiF crystals [3-4], by means of computer simulations using © Mathematica 6.01. The goal of this work is to extend these calculations for the case of axial channeling radiation.

Целью данной работы является исследование движения релятивистских электронов в кристал лах в условиях аксиального каналирования.

В случае падения пучка заряженных частиц на монокристаллическую мишень под малым уг лом к низкоиндексной кристаллографической оси или плоскости процессы взаимодействия частиц с атомами кристаллов отличаются от взаимодействия с аморфным телом. В этом случае реализуется эффект каналирования при условии малоуглового рассеяния частиц в поле упорядоченно располо женных атомов монокристалла. Если начальный импульс частиц параллелен кристаллографической оси, то говорят об осевом каналировании.

В случае тонкого кристалла уместно перейти к рассмотрению потенциала отдельной цепочки.

С использованием приближения типа Дойли-Тернер [5]:

Секция 1. ФИЗИКА 2h 2 ai b V ( ) = exp b 4 2 + 2 (1) + 4 2 dm i i =1 i ai и bi табулированы для различных элементов в [5], m – масса электрона, d – расстояние между ато мами, h – постоянная Планка, – амплитуда тепловых колебаний Для расчета потенциальной энергии взаимодействия электрона с кристаллом разработан ком пьютерный код в программном пакете © Mathematica 6.01. Результаты расчетов представлены на рис.

1:

Рис. 1. Эффективная потенциальная энергия взаимодействия электрона с осью кристалла кремния Движение заряженной частицы под малыми углами к кристаллографическим осям описывает ся как движение в потенциальном поле. Уравнение движения для релятивистской частицы в поле сводится к уравнению для нерелятивистской частицы с релятивистской массой. Таким образом, не обходимо решить систему уравнений движения:

x V m = t 2 x (2) 2 y V m = Vz = z t ;

2 = x2 + y t 2 y Начальными условиями системы дифференциальных уравнений (2) являются точка влета в кристалл и поперечный импульс электрона:

Перспективы развития фундаментальных наук ( (x0, y0 )) V (x0, y 0 ), p = mc E где – x0, y0 координаты точки влета электрона в кристалл.

Выражение для расчета спектральной плотности излучения каналированных и надбарьерных электронов имеет вид:

[n [(n ) ]] e ( t kr )dt cR d e E ( ) E ( ) = e ikR = (3) d d (1 n ) 2 cR || ct + r (t ) – радиус вектор, r (t ) периодичная функция, определенная по Здесь, r (t ) = перечной составляющей скорости, n – вектор нормали.

Для расчета траекторий движения и спектров излучения электронов при аксиально = м кана лировании в кристаллах разработан компьютерный код с использованием ©Mathematica 6.01. Резуль таты расчетов представлены на рисунках 2, 3, 4:

Рис. 2. Траектория движения и спектр излучения электронов с энергией 500 МэВ в кристалле кремния.

Толщина кристалла 10мкм. Координаты точки влета электрона в кристалл x 0 = 0.02 d ;

y 0 = 0.03d Рис. 3. Траектория движения и спектр излучения электронов с энергией 500 МэВ в кристалле кремния.

Толщина кристалла 10мкм. Координаты точки влета электрона в кристалл x0 = 0.02d ;

y 0 = 0.08d Секция 1. ФИЗИКА Рис. 4. Траектория движения и спектр излучения электронов с энергией 500 МэВ в кристалле кремния.

Толщина кристалла 10мкм. Координаты точки влета электрона в кристалл x0 = 0.03d ;

y 0 = 0.035d Для расчета усредненного (по точкам влета) спектра излучения электронов разработан компьютер ный код с использованием ©Mathematica 6.01, предназначенный для вычислений на суперкомпьютерном кластере Томского политехнического университета.

Рис. 5. Усредненный по точкам влета спектр излучения электронов с энергией 500 МэВ в кристалле кремния.

Толщина кристалла 10 мкм Получены следующие результаты Траектории движения релятивистских электронов с энергией 500 МэВ при осевом каналиро вании в тонких кристаллах.

Спектры излучения электронов, движущихся по найденным траекториям.

Усредненный (по точкам влета электронов в кристалл) спектр излучения релятивистских элек тронов при осевом каналировании.

Расчеты (статистика) выполнены на вычислительном кластере «СКИФ-Политех» ТПУ.

Список литературы 1. V.N. Baier, V.M. Katkov, V.M. Strakhovenko. Electromagnetic Processes at High Energies in Oriented Single Crystals, World Scientific Publishing Co, Singapore, 1998.

2. A.I. Akhiezer, N.F.Shu’lga. High Energy Electrodynamics in Matter, Gordon and Breach, Luxem burg, 3. O.V.Bogdanov, K.B. Korotchenko, Yu.L.Pivovarov. Journal of Physics B: Atomic, Molecular and Optical Physics, 2008, – № 42.

4. O.V.Bogdanov, Yu.L.Pivovarov. NIMB, 2008, V.266, # 17, P. 5. Chouffanie Kh. Ph. D Thesis. The Catholic University of America. Washington D. C. 1995. – P. Перспективы развития фундаментальных наук ХАРАКТЕРИСТИКИ КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ПЛАСТИНОК ИСПОЛЬЗУЕМЫХ ДЛЯ ИЗМЕНЕНИЯ ЭЛЛИПТИЧНОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ П.С. Андреев, Г.В. Куликова, О.Ю. Пикуль, В.А. Лебедев Научный руководитель: профессор, д.ф.-м.н. В.И. Строганов Дальневосточный государственный университет путей сообщения, 680021, г. Хабаровск, ул. Серышева E-mail: paha@khspu.ru CHARACTERISTICS OF CRYSTAL PLATES USED FOR CHANGE ELLIPTICITY RADIATIONS P.S. Andreev, G.V. Kulikova, O.J. Pikul, V.A. Lebedev Scientific Supervisor: Prof., Dr. p.-m. s. V.I. Stroganov Far East state university of means of communication, 680021, Khabarovsk, street Serysheva E-mail: paha@khspu.ru It is shown that for the task ellipticity radiations it is expedient to use a plane-parallel crystal plate of any thickness with an optical axis of a perpendicular plane of a plate. Management ellipticity is carried out at the expense of plate turn on the certain set corner round an axis lying in a plane of a plate.

В задании необходимой величины эллиптичности излучения используются фазовые пластинки определенной толщины [1–2]. Изготовление таких пластинок является довольно трудоемкой задачей;

стоимость их велика.

В работе [3] показано, что для непрерывного изменения эллиптичности излучения может ис пользоваться плоскопараллельная пластинка любой произвольной толщины, изготовленная из опти ческого кристалла. Управление эллиптичностью излучения производится за счет поворота плоскопа раллельной пластинки. Оптическая ось кристаллической пластинки находится также в плоскости пластинки, а проходящее излучение направленно по нормали или под небольшим углом относитель но нормали к пластинке. Недостатком данного способа изменения эллиптичности, является наличие значительной первоначальной разности фаз для обыкновенного и необыкновенного лучей 2d(no – ne)/, обусловленного большой толщиной пластинки d (1 3мм) ( – длина волны;

no и ne – показатели преломления для обыкновенного и необыкновенного лучей соответственно).

Как показали расчеты, результаты которых приведены на рис. 1 наиболее целесообразно изго товить кристаллическую пластинку с расположением оптической оси, вдоль нормали к пластинке.

В этом случае первоначальная разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучами отсут ствует (no – ne = 0). При повороте пластинки на определенный угол разность фаз увеличивается от 0 до достаточно больших значений, что приводит к изменению эллиптичности от 0 ( = 0) до макси мальных значений (циркулярно – поляризованный свет), повторяющихся периодически (рис. 1) при дальнейшем повороте пластинки.

Секция 1. ФИЗИКА Рис. 1. Рассчитанная зависимость интенсивности I/I0 (1), степени поляризации P (2) и эллиптичности (3) от угла, = 450. Отсчет производится в радианах;

P – в пределах от 0 до 1. Толщина пластинки 1 мм Оптическая ось перпендикулярна входной грани пластинки.

Рис. 2. Рассчитанная зависимость интенсивности I/I0 (1), степени поляризации P (2) и эллиптичности (3) от угла, = 450. Отсчет производится в радианах;

P – в пределах от 0 до1. Толщина пластинки 1,2 мм Оптическая ось перпендикулярна входной грани пластинки.

Перспективы развития фундаментальных наук Рис. 3. Рассчитанная зависимость интенсивности I/I0 (1), степени поляризации P (2) и эллиптичности (3) от угла, = 450. Отсчет производится в радианах;

P – в пределах от 0 до 1. Толщина пластинки 0,5 мм Оптическая ось перпендикулярна входной грани пластинки.

Расчеты (рис. 1) выполнен для пластинки толщиной d = 1 мм, 1,2 мм, 0,5 мм для кристалла MgF2. На рис.: I/I0 относительная интенсивность излучения, прошедшего через поляризатор, пла стинку и анализатор (поляризатор и анализатор скрещены) (кривая 1);

P – степень поляризация излу чения (кривая 2);

– эллиптичность излучения (кривая 3). Схема установки: лазер, поляризатор, ис следуемый кристалл, анализатор, фотоприемник. Центровка кристалла производится по коноскопи ческой картине.

При проведении эксперимента лазерное излучение, прошедшее через поляризатор, направле ние пропускания которого расположено под углом относительно вертикальной оси поворота пла стинки, попадает на кристаллическую пластинку, которая находится под углом ( – угол падения луча на пластинку). Выходящий из пластинки луч приобретает эллиптичность.

Расчет эллиптичности () и степени поляризации (P) для излучения, прошедшего через поля ризатор и кристаллическую пластинку производится на основании выражений ( – разность фаз)[1]:

= 0,5 arcsin( 2 ) sin( ), (1) (1 rs2 )2, = arctan ctg ( ) (1.1) (1 r ) 2 p 1 tg P= 1 + tg 2. (2) значение – определяются с учетом френелевского отражения.

Для учета Френелевского отражения в расчетах интенсивности излучения использована фор мула:

I = I 0 ((1 rs )2 + (1 rp )2 2 (1 rs ) (1 rp ) cos()) sin 2 ( ) cos2 ( ), 2 2 2 (3) где rs и rp – амплитудные коэффициенты отражения для «s» и «p» компонент излучения.

Определение степени поляризации и эллиптичности при проведении эксперимента осуществ ляется следующим образом. Измеряется относительная интенсивность излучения I/I0, выходящего из системы поляризатор – пластинка – анализатор. По полученным экспериментальным результатам интенсивности рассчитывает эллиптичность по формуле:

Секция 1. ФИЗИКА I min = arctan, (4) I max Imin, Imax – минимальное и максимальное интенсивности, получаются путем поворота анализатора.

Плоскопараллельные кристаллические пластинки располагаются на столике гониометра ГС – 5 (точ ность отсчета углов 5 угловых секунд). Графики легко градуируются относительно углов. Получен ные экспериментальные графики относительной интенсивности и степени поляризации сравниваются с теоретическими.

Полученные результаты могут быть использованы для получения эллиптически поляризован ного света с заданной эллиптичностью.

Список литературы 1. Константинова А.Ф. Оптические свойства кристаллов / Гречушникова Б.И., Бокуть Б.В., Ва ляшко Е.Г. // Минск.: Наука и техника, 1995. – 302 с.

2. Строганов В.И. Разность хода в пластинках, изготовленных из кристалла кварца. / Толкуно ва Т.К., Шабалина Т.Н. // Бюллетень научных сообщений // Под ред. В.И. Строганова. – Хаба ровск: Изд-во ДВГУПС, 2001 – № 6. – C.55-58.

3. Пат. № 48080 РФ, МПК7 G 02 B 26/00 А. Устройство для преобразования форм поляризации излучения / Пикуль О.Ю.;

патентообладатель ГОУ ВПО «Дальневосточный государственный университет путей сообщения» – № 2005108832;

заявл. 28.03.05;

опубл.10.09.05, Бюл. № 25. – 1 с.: ил.

ВЛИЯНИЕ ОТЖИГА НА МАГНИТНЫЕ ПАРАМЕТРЫ НАНОПОРОШКОВ ГЕКСАФЕРРИТОВ А.В. Аникин, В.А. Журавлев, Е.П. Найден Научный руководитель: доцент, к.ф.–м.н. В.А. Журавлев Томский государственный университет, 634050, Россия, г. Томск, пр. Ленина, E-mail: ptica@elefot.tsu.ru INFLUENCE OF ANNEALING ON MAGNETIC PARAMETERS OF NANOSIZED HEXAFERRITE POWDERS A.V. Anikin, V.A. Zhuravlev, E.P. Naiden Scientific Supervisor: associate professor, k.ph.–m.sc. V.A. Zhuravlev Tomsk State University, 634050, Russia, Tomsk, Lenin str., E-mail: ptica@elefot.tsu.ru In work influence of annealing on elastic and magnetic properties of mechanically activated hexaferrite nanosized powders is investigated. It is shown, that heat treatment essentially reduces micro stresses in a basal plane hexaferrite nanoparticles and poorly influences on micro stresses along hex agonal axes. Transformation of a ferromagnetic resonance spectra as-fired can be explained competing influence of elastic micro stresses and surface anisotropy of nanoparticles.

Обработка порошковых ферримагнетиков гексагональной структуры в высокоэнергетических планетарных мельницах приводит к изменению их магнитных свойств. В зависимости от энергона пряженности при помоле происходит не только измельчение частиц до субмикронных и нано- разме ров, сопровождающееся возрастанием роли возмущенного поверхностного слоя и переходом частиц в состояние, обладающее типичными чертами суперпарамагнитного или спин – стекольного состоя ний [1], но и механическая активация (МА) порошков [2,3]. Под МА мы подразумеваем изменения, происходящие с порошковым материалом при воздействии на него интенсивных деформаций, возни кающих при соударениях шаров в мельнице.

Это:

• индуцирование упругих микронапряжений, которые могут приводить к изменению эффектив ной магнитной анизотропии частиц за счет магнитоупругих взаимодействий;

Перспективы развития фундаментальных наук • распад гексагональной фазы и образование новых, либо состоящих из шпинельных блоков ис ходной гексагональной фазы, либо зарождающихся благодаря протеканию механохимических реакций;

• появление рентгеноаморфной фазы.

Целью данной работы является исследование влияния отжига (2 часа при температуре 600 °С) на упругие и магнитные характеристики нанопорошков гексаферрита BaCo0.56Zn1.44Fe16O27 – CoZnW.

При комнатной температуре этот материал с малой величиной поля анизотропии обладает магнитной анизотропией типа «ось лёгкого намагничивания» и находится вблизи ориентационного перехода «конус-ось лёгкого намагничивания». При этом эффективное поле анизотропии обусловлено сущест вованием, по крайней мере, двух сравнимых констант магнитной кристаллографической анизотро пии разного знака (H = Ha1+Ha2).

Механически активированные порошки приготавливались следующим образом. Поликристал лические образцы гексаферрита BaCo0.56Zn1.44Fe16O27 синтезировались по обычной керамической технологии [4]. После предварительного измельчения в шаровой мельнице до размеров приблизи тельно 1000 мкм они подвергались обработке в высокоэнергетической планетарной мельнице типа МВП. Через определенные моменты времени после начала помола мельница останавливалась, про изводилась выемка небольшой порции порошка для экспериментальных исследований, затем про цесс обработки продолжался. Максимальное время обработки равнялось 480 с. Использовался «мяг кий» режим обработки – энергонапряженность при помоле равна 15g (g – ускорение свободного па дения). При этом отношение массы шаров к массе порошка составляло 5:1.

Параметры кристаллической структуры порошков исследовались методом рентгеноструктурного анализа (дифрактометр Shimadzu XRD 6000, CuK – излучение). Для определения размеров частиц по рошка в направлениях вдоль гексагональной оси (Lc) и в базисной плоскости (La), а также величины внутренних упругих микронапряжений исследовалось физическое уширение дифракционных линий се мейств (00l) и (hh0). Величины упругих микронапряжений можно оценить как произведения относитель ных изменений межплоскостных расстояний (с/с, a/a) на модуль Юнга. Измерения магнитных свойств порошков включали в себя снятие зависимостей от времени механической активации спектров ферромаг нитного резонанса (ФМР) при комнатной температуре в диапазоне частот 27–37 ГГц. Для исследования ФМР порошки гексаферритов помещались в кварцевые трубки с внутренним диаметром 0,7 мм и длиной 10 мм. Плотность порошковых образцов была одинаковой и составляла 2,8 г/см3.

На рис. 1 приведены зависимости среднего размера частиц вдоль гексагональной оси (Lc) и в базисной плоскости (La) от времени механической обработки. Видно, что на начальном этапе обра ботки (до 60 с) происходит быстрое уменьшение размеров частиц, затем оно становится более мед ленным. Причем уменьшение размеров частиц в базисной плоскости происходит медленнее и при больших временах обработки сохраняется заметная анизотропия формы: аспектное отношение La/Lc 4. Это говорит о том, что разрушение кристаллитов по плоскостям спайности, перпендику лярным гексагональной оси с, происходит быстрее и частицы имеют вид пластинок. После термооб работки (ТМО) размеры частиц практически не меняются и поэтому здесь не приводятся.

Рис. 1. Зависимости средних размеров зерен порошка CoZn-W oт времени активации Из зависимостей относительных изменений межплоскостных расстояний от времени обработ ки, представленных на рис. 2, следует, что упругие микронапряжения в базисной плоскости, пропор Секция 1. ФИЗИКА циональные (a/a), до термообработки больше, чем вдоль гексагональной оси (с/с). После ТМО микронапряжения в базисной плоскости уменьшаются в три раза, тогда как напряжения, перпенди кулярные ей (с/с), меняются слабо.

Рис. 2. Зависимости упругих микронапряжений в порошках CoZn-W от времени активации Спектры ферромагнитного резонанса порошков на частоте 37 ГГц для разных времен МА, из меренные до и после ТМО, представлены на рис. 3.

12 поглощение, пр. ед.

поглощение, пр. ед.

0c 45 c 0 4 8 12 16 0 4 8 12 16 магнитное поле, кЭ магнитное поле, кЭ 15 поглощение, пр. ед.

поглощение, пр. ед.

10 8 300 c 90 c 5 0 0 8 16 24 0 4 8 12 16 магнитное поле, кЭ магнитное поле, кЭ Рис. 3. Резонансные кривые МА порошков для разных времен активации, измеренные до () и после () термообработки Перспективы развития фундаментальных наук Из рисунка видно, что термообработка слабо влияет на резонансное поле основного максимума ре зонансной кривой. Тогда как ступенька на резонансных кривых в магнитных полях ниже резонансного значения, соответствующая резонансу частиц, ориентированных вблизи направления легкого намагничи вания, сложным образом зависит как от времени активации, так и термообработки. У кривых ФМР ис ходного порошка (0 с) и порошка после МА в течение 300 с ступенька до термообработки более заметна, тогда как у нанопорошков, обработанных 45 с и 90 с наблюдается обратная картина. Такое поведение можно объяснить совместным влиянием на магнитную анизотропию наночастиц вклада от упругих на пряжений, уменьшающегося при ТМО, с одной стороны, и увеличивающегося по мере измельчения час тиц влияния анизотропии дефектного поверхностного слоя, которая имеет плоскостной характер.

Работа выполнена при поддержке гранта АВЦП Министерства образования и науки РФ и Фе дерального агентства по образованию. Регистрационный номер 2.1.1/ Список литературы 1. Ольховик Л.П., Сизова З.И., Шуринова Е.В., Камзин А.С. Определение вклада поверхностной анизотропии в поле магнитной анизотропии нанокристаллического порошка феррита бария при различных температурах // ФТТ. – 2005. – Т. 47. – № 7. – С. 1261 – 1264.

2. Найден Е.П., Журавлев В.А., Итин В.И., Терехова О.Г., Тюкпиеков А.Н. Магнитные свойства на норазмерных порошков гексаферритов // ЖСХ. – 2004. – Т. 45. – С. 106 – 111.

3. Naiden E.P., Zhuravlyov V.A., Itin V.I., Terekhova O.G., Politov M.V., Lopushniak Yu.M., Tcherba kov V.E. Magnetic properties of hexaferrite nanosized powders prodused via mechanoactivation // Sci ence of Sintering. – 2005. – V. 37. – P. 107 – 114.

4. Смит Я., Вейн Х. Ферриты. – М.: ИЛ, 1962. – 504 С.

ИССЛЕДОВАНИЕ ТРЕХМЕРНОЙ ФРУСТРИРОВАННОЙ МОДЕЛИ ГЕЙЗЕНБЕРГА С ВЗАИМОДЕЙСТВИЯМИ ВТОРЫХ БЛИЖАЙШИХ СОСЕДЕЙ М.К Бадиев, А.К. Муртазаев, М.К. Рамазанов Муртазаев Акай Курбанович – доктор физ. мат. наук, профессор, член корр. РАН Институт физики ДагНЦ РАН, 367003, Махачкала, ул. М.Ярагского, E-mail: m_zagir@mail.ru INVESTIGATION THREE-DIMENSIONAL FRUSTRATED HEISENBERG MODEL WITH NEXT-NEAREST NEIGHBOURS INTERACTIONS M.K. Badiev, A.K.Murtazaev, M.K.Ramazanov Prof. Murtazaev Akai Kurbanovic – doctor of Science, Corresponding member of RAS Institute of Physics, DSC RAS 367003, ul. Yaragskogo 94, Makhackala, Russia E-mail: m_zagir@mail.ru The critical properties of three-dimensional frustrated Heisenberg model on a triangular lattice with next-nearest neighbours interactions are investigated by the replica Monte Carlo method. The static magnetic and chiral critical exponents of heat capacity, susceptibility, k, magnetization, k and corre lation length, are calculated by means of the finite-size scaling theory.

Исследование фазовых переходов (ФП) и критических явлений (КЯ) в фрустрированных спи новых системах является одной из фундаметальных проблем статистической физики [1–3].

Успехи, достигнутые в последние годы, в понимании ФП и КЯ в фрустрированных системах (ФС) в значительной степени связаны с применением методов Монте-Карло (MK) [4–11].

В данной работе, нами на основе специального репличного алгоритма метода Монте-Карло проведены исследования трехмерной (3D) фрустрированной антиферромагнитной модели Гейзен берга на треугольной решетке с учетом взаимодействия вторых ближайших соседей.

Гамильтониан такой системы может быть представлен в следующем виде [11]:

= J ( S i S j ) J ' ( S i S j ), (1) ij ij Секция 1. ФИЗИКА ( ) Si – трехкомпонентный единичный вектор Si = Si, S i, Si, J 0 и J' 0 – константы антифер x y z где ромагнитного обменного взаимодействия. Первый член в формуле (1) характеризует взаимодействие ближайших соседей, а второй – взаимодействие вторых ближайших соседей.

Исследование магнитных и общетермодинамических свойств этой модели, без учета взаимо действий вторых соседей, методом МК выполнены в работах [8, 9]. В данной работе рассчитаны не которые статические магнитные и киральные критические индексы с учетом взаимодействия вторых ближайших соседей.

Расчеты проводились для систем с периодическими граничными условиями и с линейными ' размерами L x L x L = N, L = 12 42 и k = J J = 0.0 0.1.

Для вывода системы в состояние термодинамического равновесия отсекался участок длиной 0 = 4 х 105 МКшагов/спин, что в несколько раз больше длины неравновесного участка. Усреднение термодинамических величин проводилось вдоль марковской цепи длиной = 250. Для повышения точности проводилось усреднение и по данным, полученным из двадцати различных начальных кон фигураций.

Для наблюдения за температурным ходом поведения теплоемкости и восприимчивости нами ис пользовались выражения [7]:

( ), C = ( NK 2 ) U 2 U ( ) ( NK ) m 2 m, T TN = ( NK ) m 2, T TN ( ) ( NK ) mk 2 mk 2, T Tk k = ( NK ) mk 2, T Tk где K = J / k BT, N – число частиц, m – магнитный параметр порядка, mk – киральный параметр порядка, k – киральная восприимчивость.

Параметр порядка системы m вычислялся по формуле [5]:

m= +M +M 2 2 M 3, A B C N где MA, MB и MC – намагниченности трех подрешеток, соответственно.

Намагниченность подрешетки определялась следующим образом [5]:

Mr = S x2 + S y + S z2, r = A, B, C.

На рис. 1 представлены характерные зависимости магнитного параметра порядка m от темпе ратуры для различных значений величины k.

Рис. 1. Зависимость намагниченности m от температуры k BT / |J| для системы с L = Перспективы развития фундаментальных наук Рис. 2. Зависимость теплоемкости C / k B от температуры k BT / |J| для системы с L = Из рисунка видно, что с увеличением взаимодействий вторых ближайших соседей спад на кривой намагниченности смещается в сторону низких температур. Это свидетельствует о том, что критическая температура уменьшается с увеличением k.

от температуры k BT / |J| для системы с L = Рис. 3. Зависимость восприимчивости Температурные зависимости теплоемкости (рис. 2) и восприимчивости (рис. 3) имеют хорошо выраженные максимумы в критической области. При этом увеличение соотношения обменных пара метров ведет к уменьшению температуры фазового перехода и, соответственно смещению максиму мов теплоемкости и восприимчивости в сторону низких температур.

Для расчета статических киральных и магнитных критических индексов теплоемкости, восприимчивости, k намагниченности, k и радиуса корреляции, k использовались соот ношения теории конечно-размерного скейлинга [12]. Все критические параметры, полученные нами, представлены в таблице 1.

Таблица 1. Значение критических параметров для антиферромагнитной 3D модели Гейзенбер га на треугольной решетке.

k k TK k 0.0 0.957(1) 0.65(1) 0.18(2) 0.30(2) 1.27(2) 0.53(2) 0.84(4) 0.05 0.824 0.65 0.22 0.28 1.26(3) 0.46 0. 0.1 0.657 0.64 0.27 0.23 1.30(1) 0.36 1. Список литературы 1. Паташинский А.З., Покровский В.Л. Флуктуационная теория фазовых переходов, Наука, Мо сква (1982).

Секция 1. ФИЗИКА 2. Ш. Ма, Современная теория критических явлений, Мир, Москва (1980).

3. Доценко Вик. С. УФН 165, 481 (1995).

4. Муртазаев А.К., Камилов И.К., Алиев Х.К. УФН 169, 773 (1999).

5. Kawamura H.J. J. Phys. Soc. Jap. 56, 474 (1987).

6. Kawamura H.J. J. Phys. Soc. Jap. 61, 1299 (1992).

7. Binder K., and Wang J. – Sh. J. Stat. Phys. 55, 87 (1989).

8. Муртазаев А.К.,. Рамазанов М.К, Бадиев М.К. ЖЭТФ 132, 1152 (2007).

9. Murtazaev A.K., Ramazanov M.K. Phys. Rev. B. 76, 174421 (2007).

10. Муртазаев A.К., Камилов И.К., Алиев Х.К., Мутайламов В.А. ЖЭТФ 117, 559 (2000).

11. Loison D., and Diep H.T. Phys. Rev. B 50, 16453 (1994).

12. Ferrenberg A.M., Landau D.P. Phys. Rev. B 44, 5081 (1991).

ТЕСТИРОВАНИЕ МОНОТОННОЙ РАЗНОСТНОЙ СХЕМЫ ИЗОТЕРМИЧЕСКОЙ ГАЗОДИНАМИКИ НА ТОЧНОМ РЕШЕНИИ ОДНОЙ ЗАДАЧИ С.В. Белов Научный руководитель: с.н.с, к.ф.м.н. В.В. Жаровцев НИИ прикладной математики и механики Томского государственного университета 634050, Томск, пр. Ленина, 36, корпус E-mail: belovsv@sibmail.com TESTING OF MONOTONONUS ISOTHERMAL DIFFERENCE SCHEME OF GAS DYNSMICS BY VIA OF COMPARING IT WITH EXACT SOLUTIONS ONE PROBLEM S.V. Belov Scientific Supervisor: senior staff scientist, Ph.D V.V. Zharovtsev Research Institute of Applied Mathematics and Mechanics of Tomsk State University 634050, Tomsk, Lenin str., 36, building E-mail: belovsv@sibmail.com The solution for the arbitrary discontinuity in the gas flow decay problem has been tested by the finite difference scheme suggested as in [1]. The theoretical results obtained by the linear analog of the scheme are confirmed with the calculations for difference non-linear equations.

Известно, что для расчета газодинамических уравнений довольно часто привлекаются явные разностные схемы. К настоящему времени построены явные схемы газовой динамики, которые для соответствующих линеаризованных уравнений являются схемами с неотрицательно определенны ми матрицами. При переходе к инвариантам Римана такие схемы распадаются на независимые разностные уравнения с неотрицательными коэффициентами и согласно [2] переводят монотонные профили в монотонные. Поэтому их часто называют монотонными схемами или схемами с неот рицательной аппроксимацией. Расчеты показывают, что нелинейные аналоги таких схем позволя ют проводить сквозной расчет течений газа с сильными разрывами, при этом профили газодина мических параметров получаются более монотонными, чем у схем, которые в линейном случае этим свойством не обладают. Поскольку класс явных схем с неотрицательной аппроксимацией весьма ограничен, то любое его расширение представляет определенный интерес.

Cистему уравнений для описания движения идеального изотермического газа в трубе с посто янным сечением S0 запишем в виде:

( ) s 0 s 0 u s 0 u s 0 u 2 + s 0 p p = 0;

p = RT + = 0;

+ ;

cT = = const.

(1) t x t x В уравнениях (1) t 0 – время, x – декартова координата, – плотность, u – скорость, p – давление, T0 – температура, R – универсальная газовая постоянная, – молекулярный вес, cT – изотермическая ско рость звука. Известно, что наиболее простые расчетные формулы получаются в случае прямоугольной неподвижной сетки. Поэтому считаем, что область интегрирования системы (1) прямоугольник, Перспективы развития фундаментальных наук в котором вводится неравномерная по времени и равномерная по пространственной координате сетка с шагами t n+0,5 и x = xi+1 – xi (i = 0,1…N), где N – заданное целое число. Значения параметров газа опреде ляются в центрах ячеек, а также на границах между соседними ячейками сетки.

Запишем разностный аналог для системы уравнений (1) в удобном для программирования виде [1]:

[ ] t n + i + 0,5 = i + 0,5 x (u )i +1 (u )i ;

* * n [( ) ] = 0;

t ) ( (u )i + 0, * * n + u 2 + p i +1 u 2 + p (2) i x p i + 0, 5 = cT i + 0, 5, n +1 2 n + * 1 n ( ) ( ) i = in ain in+0,5 in0,5 bin uin+0,5 uin0,5 ;

4 c i 1 n n ( ) ( ) * ui = ui ai ui +0,5 ui 0,5 bin pin+0,5 pin0,5 ;

n n (3) 4 (c )in * pi = cT i +0, 2* Считаем, что ( ) ( );

x ;

a in = sign u in + c T + sign u in c T t = u in+ 0,5 + cT max i ( ) ( );

b in = sign u in + c T sign u in c T 0 1 – коэффициент запаса устойчивости.

Монотонная разностная схема (2), (3) с минимальной аппроксимационной вязкостью была протестирована на решениях задачи, имеющей точное решение. В качестве тестовой была выбрана задача о распаде произвольного разрыва, которая формулируется следующим образом: труба посто янного сечения ограничена слева и справа неподвижными стенками. В середине трубы расположена диафрагма. Левая часть трубы заполнена покоящимся газом (с давлением pa и плотностью a), а правая часть – газом pb и плотностью b. Необходимо расчитать течение газа в трубе. Задача реша лась в безразмерных переменных T 0R s0 tc p u x ;

t = 0 ;

x= ;

p= 0 2 ;

T = 1;

= 0, u = s= = b b c0 b c s c0 l0 l, b0 – плотность газа в правой части где l0 – длина половины трубы, в которой происходит течение, трубы, c 0 = RT 0 / начальная скорость звука в правой части трубы, T0, R0 – начальная темпера тура и универсальная газовая постоянная соответственно.

В этих переменных вид системы (1) не меняется, граничные условия записываются в ви де u (0, t ) = 0, u (2, t ) = 0, a начальные условия для задачи выбраны следующие:

p 0, 0 x 1;

p 0, 0 x 1;

u ( x,0 ) = 0, p ( x,0 ) = a ( x,0 ) = a.

1, 1 x 2, 1, 1 x Далее черта над безразмерными переменными опущена.

Секция 1. ФИЗИКА Точное решение поставленной задачи, согласно [3] записываются в зависимости от величины x. Мы находим точное решение в узлах расчетной сетки для трех моментов времени, которые t выбраны следующим образом:

t1 = 0,25t k, t 2 = 0,5t k, t 3 = 0,75t k, где tk конечное время расчета. Формулы точного решения представляются в следующем виде:

x u = u a, p = p a при t 1;

u = x 1, p = p exp x 1 c, при 1 x 1 u c ;

T a k T t t t (4) u = u, p = p, при u c x 1 D;

k k k T t x u = u b, p = pb, при D.

t Значение pk в (4) это корень нелинейного уравнения ( p k p ) p k p b + ln ( p k p a ) = 0, ко торый определяется методом деления отрезка пополам, а величины u k, D, t k из соотношений u k = cT ( p k pb ) ( p k pb ), p k pb, D = p k u k tk = 1 D.

На рис. 1–4 приведены графики давлений и скоростей точного и приближенного решений рассмат риваемых в моменты времени t1, t2, t3, из которых видно, что с уменьшением количества точек по простран ственной переменной графики приближенных решений отклоняются от точных решений, a c увеличением числа точек приближаются к графикам точных решений. Далее видим, что с увеличением коэффициента запаса устойчивости имеют место осцилляции на графиках давлений и скорости, а с уменьшением ос цилляции уменьшаются, что согласуется с теоретическими результатами полученными в [1].

1. 1. 0. 0. 0. 0. 0 0.4 0.8 1.2 1.6 0 0.4 0.8 1.2 1.6 Рис. 1. Профили скоростей Рис. 2. Профили скоростей при N = 100, 1000, = 0,5, pa = 10 при N = 1000, = 0,5, = 1, pa = Перспективы развития фундаментальных наук 0 0.4 0.8 1.2 1.6 0 0.4 0.8 1.2 1.6 Рис. 3. Профили давлений Рис. 4. Профили давлений при N = 100, 1000, = 0,5, pa = 5, pa = 10 при N = 1000, = 0,5, = 1, pa = 5, pa = Список литературы 1. Белов С.В., Жаровцев В.В. Монотонная разностная схема с минимальной аппроксимационной вязкостью для одномерных уравнений газовой динамики // Фундаментальные и прикладные проблемы современной механики: Материалы VI всероссийской научной конференции. – Томск, 2008. – С. 69–70.

2. Годунов С. К., Забродин А. В., Иванов М. Я. и др. Численное решение многомерных задач га зовой динамики. М.: Наука, 1976. 400 с.

3. Рождественский Б. Л., Яненко Н. Н. Системы квазилинейных уравнений и их приложения к газовой динамике. М.: Наука, 1978. 688 с.

ВЛИЯНИЕ ВОДОРОДА И РЕНТГЕНОВСКИХ КВАНТОВ НА МЕХАНИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА FE-12CR-18NI-10TI АУСТЕНИТНОЙ НЕРЖАВЕЮЩЕЙ СТАЛИ О.А. Бессараб, Ю.Н. Данильсон Научный руководитель: к.ф.-м.н. Е.И. Купрекова.

Томский политехнический университет, Россия, г. Томск, пр. Ленина, 30, E-mail: bolga@sibmail.com INFLUENCE OF HYDROGEN AND X-RAY ON MECHANICAL PROPERTIES OF FE-12CR-18NI 10TI AUSTENITIC STAINLESS STEEL O.A. Bessarab Scientific supervisor: c.ph. – m.s. E.I. Kuprekova Tomsk Polytechnic University, Russia, Tomsk, pr. 30 Lenina E-mail: kuprekova@mail.ru The investigations of influence of cathodic saturation by induced hydrogen and following X-ray irradiation on mechanical properties of austenitic stainless steel Fe-12Cr-18Ni-10Ti were carried out. It has been shown that the hydrogenation resulted in increasing of yield stress 0,1, promote decreasing plasticity. Low-energy X-ray irradiation led to complete recovering mechanical properties of the steel.

Проблема совместимости материалов с водородом имеет важное практическое значение. Сплавы обладают уникальным свойством накапливать на единицу объема большое количество водорода и спо собны хранить его. Водород хорошо растворяется в них, особенно при нагревании. После этого водород начинает накапливаться в имеющихся в сплавах микротрещинах, пустотах, порах, где могут создаваться очень высокие давления. Это является одной из причин повышения хрупкости. Облучая сплавы, можно Секция 1. ФИЗИКА стимулировать неравновесный выход и перераспределение водорода у ядер дислокаций, вершин трещин, межзеренных границ. Тем самым появляется возможность неравновесного, низкотемпературного управ ления свойствами материалов. Катодное насыщение сплавов водородом в условиях воздействия излуче ния открывает новые перспективы, как с точки зрения научных, так и практических интересов по форми рованию материалов и структур, недостижимых в равновесных и слабо-неравновесных условиях. Целью исследования в данной работе являлось исследование зависимости предела текучести 0,1, вида кривых течения образцов аустенитной нержавеющей стали Fe-12Cr-18Ni-10Ti (масс. %) от времени насыщения водородом, а также изучение принципиальной возможности восстановления механических характеристик наводороженных образцов при воздействии низкоэнергетическими рентгеновскими пучками. [1] Образцы для испытаний на растяжение в форме двойных лопаток размером 1.52.216 мм были вырезаны на электроискровом станке из промышленной стали Fe-12Cr-18Ni-10Ti (масс. %).


Повреждения на поверхности образцов удаляли механической шлифовкой, затем электролитически полировали в растворе 50 г Cr2O3 + 200 г H3PO4 при 300 К в течение 1–2 мин. Наводороживание осуществляли в 1 М растворе H2SO4 при 300 К и плотности тока 10 мА/см2. До проведения испыта ний наводороженные образцы хранили в жидком азоте, так как при комнатной температуре водород быстро выходит из металла. Были подготовлены две серии образцов. Образцы первой и второй серии были насыщены водородом в течение 0, 10, 50, 100 часов. Образцы второй серии были дополнитель но подвергнуты облучению рентгеновскими квантами с энергией 120 кэВ при катодном токе 5 мА в течении 15 мин. Испытания на растяжение проводили на установке DFM5000 – DIGITAL FORCE METER со скоростью 0,5 мм/мин. По полученным данным была построена зависимость напряжения (МПа) от относительной деформации образца (%) (рис. 1). Определение концентрации атомов водорода осуществляли газоаналитическим методом LECO. Результаты приведены на рис. 1.

Рис. 1. Концентрация водорода СН (мас. %) в зависимости от времени наводороживания t в стали Fe-12Cr-18Ni-10Ti На рис. 2 представлены кривые течения стали Fe-12Cr-18Ni-10Ti в исходном состоянии и по сле наводороживания, а также после наводораживания и последующего облучения рентгеновскими квантами при растяжении при комнатной температуре. Кривые течения представляют собой парабо лы вставленные одна в другую.

а б Рис. 2. Кривые течения стали Fe-12Cr-18Ni-10Ti в зависимости от условий водородной обработки:

а) 1 – исходный образец, 2 – 50 часов, 3 – 100 часов, б) 1 – исходный образец, 2 – 50 часов, 3 – 100 часов и последующее облучение рентгеновскими квантами Перспективы развития фундаментальных наук Рис. 3. Зависимость предела текучести 0,1 от времени наводороживания (1) и последующего облучения (2) Из приведенных данных, рис. 3, следует, что в исходном состоянии кристаллы имеют относи тельное значение предела текучести равное 284 МПа. При наводораживании наблюдается возраста ние предела текучести 0,1, при 50 часов на 30 МПа, а при 100 часов на 100 МПа. Водород представ ляет собой в сплаве точечные препятствия, также может образовывать комплексы, все это препятст вует движению дислокаций. Поэтому 0,1 растет, и следовательно, уже при комнатной температуре имеем твердорастворное упрочнение.

Также в данной работе проводилось исследования концентрации водорода в зависимости от времени насыщения водородом стали Fe-12Cr-18Ni-10Ti. Из приведенных данных рис. 1 следует, что в интервале от 0 до 50 часов концентрация увеличивается с увеличением времени наводораживания.

На интервале от 50 до 100 часов происходит обратный процесс, то есть концентрация уменьшается с увеличением времени наводораживания.

Общим явлением, наблюдающимся при насыщении стали водородом, является уменьшение их относительного удлинения, у исходного образца = 49,51 %, а после водородной обработки в тече нии 50 часов = 49,95 %. Исключением является образец насыщенный водородом в течении 100 ча сов, = 59,5 %.Следует отметить также, что коэффициент деформационного упрочнения = d/d при деформации 0–5 % оказывается больше, чем наводороженных, то есть имеется зависимость исх. 50 100. Это является косвенным доказательством, что при наводораживании имеет место локализация деформации. То есть резко выраженная равномерность пластической деформации тел в виде участков, где степень деформации, выше, чем в остальных объемах тела.[2–6].

Дополнительным подтверждением локализации деформации может служить увеличение пла стичности при наводороживании. Дислокации легче двигаться в одной плоскости скольжения. Попе речное скольжение затруднено, подавлено падает, а – растет. Наблюдается увеличение напряже ния разрушения f до разрушения образца при легировании водородом.

Воздействие рентгеновского излучения на сплавы при комнатной температуре вызывает интен сивный выход водорода из образца. При исследовании второй серии образцов, которая помимо насы щения, была подвергнута рентгеновскому облучению, следует, что облучение восстанавливает, в большей степени, прочностные характеристики стали. Из рис. 3 видно, что при облучении предвари тельно насыщенных водородом образцов, эффект упрочнения твердого раствора водородом исчезает и значения предела текучести 0,1, коэффициента деформационного упрочнения, напряжения разруше ния f оказываются близкими к 0,1,, f в образцах без водорода.

Физическая причина исчезновения зависимости прочностных свойств стали Fe-12Cr-18Ni-10Ti от концентрации атомов водорода после облучения связана с возбуждением водородной подсистемы рентгеновскими квантами. При облучении происходят два процесса, которые конкурируют между собой. Во-первых, происходит накопление радиационных дефектов – разупорядочение структуры образцов;

во-вторых, аннигиляция дефектов под действием рентгеновских квантов, стимулированная мигрирующим водородом. Энергия, вносимая в процессе радиационного воздействия, аккумулирует ся водородной подсистемой, в результате чего атомы приобретают энергию, на порядки большую по сравнению с атомами матрицы, и начинают интенсивно выходить из материала при комнатной тем пературе. Движение водорода стимулирует диффузию атомов и ведет к перестройке дефектной структуры материала. [1] Проведенные исследования влияния электролитического насыщения водородом и последую щего облучения рентгеновскими квантами на механические свойства аустенитной нержавеющей ста ли Fe-12Cr-18Ni-10Ti показали, что наводораживание приводит к росту предела текучести 0,1, спо Секция 1. ФИЗИКА собствует уменьшению пластичности. Облучение водородосодержащих образцов приводит к вос становлению прочностных свойств по отношению к исходному материалу, а в некоторых случаях и улучшает их. Предполагается, что физическая причина восстановления механических свойств стали после воздействия рентгеновских квантов связана с возбуждением водородной подсистемы рентге новскими квантами.

Список литературы 1. Тюрин Ю. И., Чернов И.П., Кренинг М. и др. Неравновесные системы металл – водород. Ти тан, нержавеющая сталь. Томск: Изд-во Том. ун-та, 2002. 349с.

2. Тюрин Ю. И., Чернов И.П. Аккумулирующие свойства водорода в твердом теле. М: Энерго атомиздат, 2000. 285 с.

3. Oriani R.A. The physical and metallurgical aspects of hydrogen in metals. – 4th International Confer ence on Cold Fusion. – 1993. – P. 23–38.

4. Gavriljuk V.G., Shivanyuk V.N., Foct J. // Acta Mater. – 2003. – V. 51. – P. 1293–1305.

5. Sofronis P., Liang Y., Aravas N. // J. Mech. A. Solids. – 2001. – V. 20. – P. 857–872.

6. Birnbaum H.K., Sofronis P. // J. Mater. Sci and Eng. A. – V. 176. – P. 172-195.

ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ПРОДОЛЖИТЕЛЬНОСТИ ВРЕМЕНИ ЗАХОЛАЖИВАНИЯ НА ПРОЦЕСС ДЕСУБЛИМАЦИИ А.С. Блинникова, А.В. Вильнина, С.А. Байдали Научный руководитель: В.Ф. Дядик, к.т.н., доцент Томский политехнический университет, Россия, г. Томск, пр. Ленина, 30, E-mail: anviv@mail.ru INVESTIGATION OF COOLING TIME PERIOD INFLUENCE ON DESUBLIMATION PROCESS A.S. Blinnikova, A.V. Vilnina, S.A. Baydali Scientific Supervisor: Dr. V.F. Dyadik Tomsk Polytechnic University, Russia, Tomsk, Lenin str., 30, E-mail: anviv@mail.ru Degree of desublimation and transport capacity filling are main indicators of operation of the desublimator. This paper describes experimental research of influence on these indicators that was car ried out. As a result of optimal cooling time period was determined.

Начало возрождения атомной энергетики заставляет пересмотреть проблемы отрасли с учетом современных экономических требований, что выводит на новый уровень задачи по по вышению технико-технологических критериев производительности предприятий ядерно топливного цикла, к которым относится производство гексафторида урана.

Для выделения гексафторида урана из газовой смеси в твердом виде используется метод поверх ностной десублимации. Технологический газ поступает в десублиматор, находясь в нагретом состоя нии. Проходя через десублиматор, смесь газов остывает, и появляются пересыщенные пары гексафто рида урана. Давление и температура в аппарате способствует тому, что согласно законам термодина мики процесс будет смещаться в сторону образования твердого гексафторида урана и на поверхности трубчатки начнут выделяться его кристаллы [1, 2]. Поверхностью для осаждения служат вертикальные трубки, в которые подается хладоагент. Для обеспечения сброса накопившегося количества твердого продукта с внешней поверхности трубок подача хладоагента прекращается и вместо него подается теп лоноситель.

Десублимация представляет собой сложный процесс, при котором, вследствие диффузии и те плопроводности, одновременно протекают процессы массо- и теплообмена: охлаждение газа и пере нос молекул гексафторида урана к охлажденной поверхности. Таким образом, десублимация вклю чает в себя следующие основные процессы [3, 4]:

• Теплообмен между газовой фазой и хладоагентом через стенку трубчатки аппарата;

• Диффузия компонентов технологического газа к поверхности раздела фаз и от нее;

Перспективы развития фундаментальных наук • Фазовый переход газообразного гексафторида урана в твердый с выделением теплоты десуб лимации;

• Теплообмен между твердым гексафторидом урана и хладоагентом – процесс, лимитирующий скорость общего процесса и количества десублимата на стенке;

• Теплообмен между газовой фазой и твердым гексафторидом урана.

Эффективность работы десублиматора характеризуется производительностью по кристалли ческому гексафториду урана и степенью десублимации, представляющей собой отношение твёрдого гексафторида, накопленного в транспортной ёмкости, к его количеству, поступающему в аппарат с входным газовым потоком за определённый интервал времени.

Анализ физико-химических свойств процесса десублимации выявил, что основными показате лями работы десублиматоров является не только максимальное извлечение гексафторида урана из технологического газа, но и обеспечение максимального заполнения транспортных емкостей, что обеспечивается за счет насыпной массы твердого продукта. О максимально возможной величине степени десублимации можно судить по выходной концентрации, которая зависит от температуры охлаждающей поверхности и теплопроводности твердого слоя гексафторида урана. На насыпную плотность, которая является характеристикой уплотняемости дисперсных сыпучих материалов, влияет продолжительность времени захолаживания.

Варьирование продолжительности цикла захолаживания позволяет изменять не только толщи ну слоя десублимата но и условия протекания процесса. При уменьшении времени захолаживания степень десублимации увеличивается, так как меньшим значениям толщины слоя продукта соответ ствуют и более низкие величины температуры и давления насыщенного пара на границе раздела фаз, которые по существу и определяют скорость массопередачи [5]. В тоже время, если толщина слоя мала, то большая часть гексафторида урана возгонится в момент теплового сброса. Известно, что гексафторид урана в твердом виде обладает низким коэффициентом теплопроводности, поэтому при большом значении толщины слоя снижается интенсивность теплообмена между парогазовой фазой и охлаждаемой поверхностью, следствием чего является больший проскок газообразного гексафторида урана через десублиматор и уменьшение степени десублимации [6].

Для повышения же насыпного веса продукта следует увеличивать циклы охлаждения. Обычно в на чале цикла захолаживания образуется пористый кристаллический слой в виде инея, который затем уплотня ется за счет диффундирования пара в слой и последующей его кристаллизации там вплоть до образования монолитного слоя. Перенос массы при этом вызван наличием градиента равновесных концентраций десуб лимируемого гексафторида урана [5]. С увеличением продолжительности цикла захолаживания наблюдает ся рост силы сцепления (адгезия) кристаллического слоя к охлаждаемой поверхности, что необходимо учи тывать при выборе режимов работы десублиматора.

Также, при постановке эксперимента, необходимо учесть пропускную способность горлови ны, через которую происходит сброс гексафторида урана в транспортную емкость. Данная особен ность конструкции аппарата вносит ограничения на продолжительность цикла захолаживания, так как возникает вероятность забивки горловины в результате сброса большого количества твердого гексафторида урана.

Таким образом, нормальное протекание процесса десублимации происходит при накоплении некоторой оптимальной толщины слоя десублимата, которой соответствует рациональной соотно шение степени десублимации и насыпной плотности твердого гексафторида урана.

Для определения количественных оценок влияния времени захолаживания на степень десуб лимации и насыпную плотность твердого гексафторида урана в транспортной ёмкости, была разра ботана программа промышленных испытаний, которая заключалась в следующем:

• плавное увеличение продолжительности захолаживания с 10 до 60 мин;

• проведение прямых измерений массы емкостей заполненных твердым гексафторидом урана;

• оценка времени заполнения транспортных емкостей;

• прямое измерение уровня заполнения емкости.

Степень десублимации представляет собой отношение твёрдого гексафторида урана, накоп ленного в транспортной ёмкости, к его количеству, поступающему в аппарат с входным газовым по током за определённый интервал времени и определяется экспериментальным способом по следую щему выражению:

W =, Gm t где W – масса твердого гексафторида урана поступившего в транспортную емкость за время заполне ния, кг;

Gm – массовый расход гексафторида урана поступившего в десублиматор за время заполнения, кг/ч;

t – время заполнения транспортной емкости, ч.

Секция 1. ФИЗИКА Массовый расход рассчитывается по формуле полученной из материального баланса состав ленного для пламенного реактора, в котором протекает реакция фторирования полупродуктов:

GF ( CF CF ) (1.244 0.895qF ) вх вых Gm =, 0.240 0.762qF CF ( 0.0536 0.432qF ) вых вх где GA – расход технического фтора, м3/ч.;

C F – концентрация фтора на входе пламенного реактора, вых об. доли;

CF – концентрация фтора в технологическом газе на выходе пламенного реактора, об.

доли;

qF – количество фтор-иона в полупродуктах, определяется из материального баланса работы аппарата улавливания, в котором происходит процесс улавливания ценных компонент из «хвостово го» газа при взаимодействии с оксидами урана.

Насыпная плотность определяется экспериментальным способом по выражению:

W =, Vm где Vm – объем твердого гексафторида урана в емкости, м3.

Объем твердого гексафторида урана Vm в емкости объемом 2,5 м3 зависит от уровня заполне ния и определяется по формулам:

Vm = 2, 47;

L 0, Vm = 3,892 L 5,928 L + 1,795 L + 2,319;

L 0, 3 где L – уровень твердого гексафторида урана в емкости, м.

В таблице 1 приведены данные для оценки зависимости прямых измеряемых показателей эффективности работы десублиматоров – массы гексафторида урана в емкости и времени запол нения емкости.

Таблица Зависимость массы гексафторида урана в емкости и времени заполнения емкости от цикла захолаживания Цикл, Кол-во Статистическая оценка средних значений мин емкостей Масса гексафторида урана Время в емкости, кг заполнения, ч 10 21 5861 ± 139 6,00 ± 0, 30 31 6599 ± 60 6,96 ± 0, 40 3 6393 ± 335 7,23 ± 0, 45 2 6738 ± 709 7,80 ± 2, 50 5 6598 ± 244 8,12 ± 0, 55 3 6612 ± 556 7,80 ± 1, 60 4 6419 ± 736 7,38 ± 0, Рис. 1 и 2 иллюстрируют зависимости средних значений, с указанием доверительных интерва лов, массы гексафторида урана в емкости и времени заполнения емкости от цикла захолаживания.

Масса ГФУ, кг Тц, мин 5 15 25 35 45 55 Рис. 1. Зависимость массы гексафторида урана в емкости Перспективы развития фундаментальных наук Тзаполн, час 11. 9. 7. 5. 3. Тц, мин 5 15 25 35 45 55 Рис. 2. Зависимость времени заполнения емкости Согласно полученным результатам при 10-минутном цикле среднее время заполнения емкости составило 6 ч, при 30-минутном цикле – 7 ч, при 50-минутном цикле – 8 ч. Т. е. увеличение времени заполнения емкости по отношению к 10-минутному циклу составляет 14,3 % для Тц = 30 мин и 28,6 % для Тц = 50 мин. Что соответствует пропорциональному уменьшению степени десублимации на этих циклах.

По отношению к начальному циклу захолаживания Тц = 10 мин степень заполнения транс портных емкостей повысилась на 12,6 % при цикле работы секций трубчатки Тц = 30 мин. Макси мально достигнутое увеличение степени заполнения по отношению к степени заполнения на 10-минутном цикле составляет 15 % при Тц = 40 мин.

Таким образом, анализ результатов проведенных испытаний показал, что оптимальным вре менем захолаживания, обеспечивающим наиболее рациональное соотношение степени заполнения транспортной емкости и степени десублимации является цикл захолаживания и отпарки секций ап паратов равный 30 мин.

Список литературы 1. Малин Дж.У. Кристаллизация. – М.: Металлургия, 1965. –342 с.

2. Хамский Е.В. Кристаллизация в химической промышленности. – М.: Химия, 1979. – 343 с.

3. Кафаров В.В. Системный анализ процессов химической технологии: Процессы массовой кристал лизации из растворов и газовой фазы. – М.: Наука, 1983. – 368 с.

4. Контактная кристаллизация / Под ред. М.Ф. Михалева. – Л.: Изд-во ЛГУ, 1983. – 190 с.

5. Горелик А.Г., Амитин А.В. Десублимация в химической промышленности. – М.: Химия, 1986. – 272 с.

6. Михеев М.А. Основы теплопередачи. – М.: Энергия, 1977. – 344 с.

Секция 1. ФИЗИКА МОДИФИЦИРОВАНИЕ КЕРАМИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЭЛЕКТРОННЫХ ПУЧКОВ А.Н. Буланович, С.А. Гынгазов Научный руководитель: кандидат технических наук С.А. Гынгазов Томский политехнический университет, 634050, Россия, г. Томск, пр. Ленина, E-mail: bulanovich@sibmail.com MODIFYING OF CERAMIC MATERIALS UNDER ACTION OF ELECTRONIC BEAMS A.N. Bulanovich, S.A. Ghyngazov Scientific Supervisor: Dr. Sci. Tech. S.A. Ghyngazov Tomsk Polytechnic University, 634050, Russia, Tomsk, Lenin str., E-mail: bulanovich@sibmail.com The given work is devoted to studying of influence high-current pulse beams low-energy elec trons (HPBLE) on alumina – zirconium ceramics (AZC). Effects modifying surface layers AZC, radia tions shown under action are researched. The problem of modifying of a structural condition and prop erties surface layers of ceramics has a special urgency.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 21 |
 

Похожие работы:





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

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