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 |   ...   | 14 |
-- [ Страница 1 ] --

ББК 74.58г

C 88

Студенты и молодые ученые – инновационной России : материалы работ

молодежной научной конференции. – СПб.: Изд-во Политехн. ун-та, 2013. – 370 с.

В

сборнике публикуются материалы работ студентов и молодых ученых,

представленные на молодежной научной конференции «Студенты и молодые ученые

– инновационной России», проведенной в рамках Политехнического молодежного

фестиваля наук

и. Доклады отражают современный уровень научно-

исследовательской работы студентов и молодых ученых политехнического университета и других вузов и организаций – участников конференции в области фундаментальных, технических, экономических, социальных и гуманитарных наук.

Представляет интерес для специалистов в различных областях знаний, учащихся и работников системы высшего образования и Российской академии наук.

Печатается по решению редакционно-издательского совета Санкт-Петербургского государственного политехнического университета.

© Санкт-Петербургский государственный ISBN 978-5-7422-3958-1 политехнический университет, ФУНДАМЕНТАЛЬНАЯ И ПРИКЛАДНАЯ ФИЗИКА УДК 535. К.А. Баранцев, А.Н. Литвинов Санкт-Петербургский государственный политехнический университет УПРАВЛЕНИЕ ОПТИЧЕСКИМИ СВОЙСТВАМИ ФАЗОЧУВСТВИТЕЛЬНОЙ АТОМНОЙ СРЕДЫ В случае среды двухуровневых атомов высокое значение коэффициента преломления обусловлено значительным поглощением оптического излучения. Однако в трёхуровневых системах ввиду интерференции атомных переходов, которая ведет к возбуждению низкочастотной когерентности, можно получить прозрачную среду с высоким коэффициентом преломления [1]. Это связано с существованием в таких трехуровневых средах эффекта электромагнитно-индуцированной прозрачности (ЭИП) [2]. Такие особенности поведения коэффициента преломления могут быть актуальны при разработке лазеров без инверсии [3].

Управление коэффициентом преломления для приложений в области квантовой памяти рассмотрено в [4]. Особое место среди других занимают атомные системы, которые имеют замкнутый контур взаимодействия [5]. Оказывается, что для таких систем параметром, значение которого полностью меняет динамику системы, является алгебраическая сумма начальных фаз полей, действующих на атомную систему. Рис. 1. Схема уровней в Вопрос о поведении показателя преломления в трехуровневой системе с зависимости от соотношения фаз между модами, от замкнутым контуром возбуж их интенсивностей и отстроек, а также о достижении дения. Здесь 1 и 2 – частоты высоких значений преломления на фоне малого оптического излучения, 3 – поглощения остается открытым.



Так как матрица частота микроволнового излуче плотности системы имеет периодическую ния. 1 и 2 – частоты Раби зависимость от фаз полей, что показано в [5], оптических полей, U – частота показатель преломления и коэффициент поглощения Раби микроволнового поля, – должны достигать экстремальных значений на этом скорость релаксации оптической периоде, причем положение максимума преломления когерентности, – скорость вообще говоря не должно совпадать с максимумом релаксации микроволновой поглощения на фазовой шкале. Чтобы обеспечить когерентности, 1 и 2 – разведение этих максимумов, нужно найти их однофотонные отстройки положения и исследовать движение максимумов при вариации различных параметров. Нахождение аналитических выражений для поглощения и дисперсии, исследование их на экстремумы является задачей данной работы.

В работе исследована трёхуровневая система, взаимодействующая с двумя оптическими и одним микроволновым полями, которые образуют замкнутый контур возбуждения (-система) (рис. 1). Обнаружен максимум коэффициента преломления в зависимости от алгебраической суммы фаз возбуждающих полей. Показано, что в зависимости от значений частот Раби максимум коэффициента преломления сдвигается от значения фазы замкнутого контура = / 4 к значению = 0. Подчеркнем, что наличие максимума в коэффициенте преломления в области фаз / 4 имеет место не только в рассматриваемой системе, а проявляется в любых системах, имеющих замкнутый контур возбуждения. При этом величина коэффициента преломления по порядку величины сравнима со значением в трехуровневой -системе. Проведены исследования взаимодействия излучения с атомами в оптически плотной среде, то есть, учитывая уравнение переноса излучения для всех частотных компонент. Для каждой компоненты в среде возникает своя дисперсия, поэтому имеет место набег фаз компонент, что позволяет создать квазипериодическую структуру показателя преломления по длине среды, что характерно для фотонных кристаллов.

Работа выполнена при финансовой поддержке ФЦП “Научные и научно педагогические кадры инновационной России на 2009-2013”гг. (проект 16.740.11.0586), Российского Фонда Фундаментальных Исследований, фонда некоммерческих программ “Династия”, стипендии Президента Российской Федерации.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Scully M.O. // Phys. Rev. Lett. 67, 1991. 1855 c.

2. Gorny M. B., Matisov B. G. and Rozhdestvenski Yu. V. // Sov. Phys. JETP 68, 728-732p.

3. Harris S. // Phys. Rev. Lett. 62, 1989. 1022.

4. Kalachev A. and Kocharovskaya O. // Phys. Rev. A. 83, 053849, 2011.

5. Kosachiov D.V., Matisov B.G., Rozhdestvensky Yu.V. // J. Phys. B. 25, 2473, 1992.

УДК 681.142.2(073) В.С. Ведров, О.Г. Быкова Национальный минерально-сырьевой университет «Горный»

ОЦЕНКА ТОЧНОСТИ ЧИСЛЕННОГО РЕШЕНИЯ УРАВНЕНИЯ ЛАПЛАСА При исследовании стационарных процессов различной физической природы (колебания, теплопроводность, диффузия и др.) обычно приходят к дифференциальным уравнениям второго порядка в частных производных эллиптического типа. Наиболее распространенным уравнением этого типа является уравнение Лапласа, названного по имени французского учёного П. Лапласа, применившего его в работах по тяготению [1] 2U ( x, y ) 2U ( x, y ) + = 0, (1) x 2 y где U(х, у) – функция независимых переменных х, у. Для его решения задаются значения по контуру области, в которой определяется решение. В зависимости от вида задаваемых граничных условий выделяют две постановки задачи: задача Дирихле и задача Неймана.





Задачей Дирихле называют задачу отыскания функции, удовлетворяющей уравнению (1) и принимающую на границе области, в которой определяется решение, т.е. для прямоугольной области при х=а, х=b, у=с, у=d, значения U ( x, y ) x=a = f1 ( y ), U ( x, y ) x=b = f 2 ( y ), U ( x, y ) y =c = f 3 ( y ), U ( x, y ) y =d = f 4 ( y ). (2) Задача Дирихле всегда имеет решение [1]. В ряде простых областей известно аналитическое решение уравнения Лапласа. Однако в основном его решают численно.

Рассмотрим численное решение уравнения Лапласа в табличном процессоре Microsoft Excel и аналитическое решение в пакете MathCAD и оценим точность.

В частности, приближенное решение можно получить, используя разностные соотношения [2], как это делают при решении граничной задачи для обыкновенных дифференциальных уравнений. Метод конечных разностей является одним из наиболее распространенных численных методов решения уравнений с частными производными. В соответствии с этим методом вычисляются значения функции U(х, у) в точках разбиения области определения переменных. Область интегрирования дифференциального уравнения (1) разбивается сеткой линий xi, yj (i=1, 2,… n-1 и j=1, 2,…m-1) с определенным, как правило, постоянным, шагом по осям абсцисс х и ординат у. Частные производные в уравнении (1) заменяют на конечные разности. Если шаг разбиения по переменным принят одинаковым, то для каждой внутренней точки области xi, yj уравнение (6) можно записать в виде U (xi +1, y j ) + U (xi 1, y j ) + U (xi, y j 1 ) + U (xi, y j +1 ) U (xi, y j ) =. (3) Для решения системы линейных алгебраических уравнений (3) можно использовать любой из известных методов решения систем линейных алгебраических уравнений, в частности, метод итерации. Процесс будет сходиться, так как коэффициент перед неизвестным U(xi,yj) больше суммы коэффициентов перед другими неизвестными.

Для оценки точности численного решения сопоставим его с точным (аналитическим) решением. Используем для этого известное аналитическое решение уравнения Лапласа [1]:

найти решение уравнения Лапласа u(x,y) в квадратной области со стороной, равной единице при краевых условиях U(x,y)x=0=3, U(x,y)x=1=0 и U(x,y)y=0=0, U(x,y)y=1=0. (4) Рис. 1. Аналитическое (слева) и численное (справа) решения уравнения в табличной и графической формах Аналитическое решение имеет вид [1]:

(2k + 1) (a x ) sh sin (2k + 1) y.

4 V b u ( x, y ) = (5) (2k + 1) sh (2k + 1) a k =0 b b Для расчетов принимаем a=b=1, V=3, h=0,25. Вычисляем значения функции по формуле (5) и как решение уравнения (3) в узлах сетки.

Решение. Численное решение: разобьем область определения решения – квадрат с единичной стороной шагом изменения аргументов и пронумеруем точки пересечения соответствующих значений аргументов. Решим систему линейных алгебраических уравнений и полученное решение соберем в виде таблицы (матрицы) согласно разбиению.

Для повышения наглядности полученного результата представим его графически (рис. 1).

Результаты точного и численного решений расходятся не более чем на 0.042, что представляется достаточно высокой точностью, так как шаг разбиения области решения принят большим. И это не противоречит аналитической оценке точности приближенного решения, пропорциональном квадрату шага разбиения области определения решения.

Вывод. Оценена точность численного решения уравнения Лапласа. Решение в Microsoft Excel полезно при изучении метода численного решения уравнения Лапласа.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Пикулин В.П., Похожаев С.И. Практический курс по уравнениям математической физики. 2-е изд., стереотип. – М.: МЦНМО, 2004.- 208 с.

2. Тихонов А.Н., Самарский А.А. Уравнения математической физики (5-е изд.). М.: Наука, 1977. – 742 с.

УДК 533. Р.В. Давыдов СПбГПУ ПОЛУЭМПИРИЧЕСКОЕ УРАВНЕНИЕ СОСТОЯНИЯ ПЛОТНОЙ ПЛАЗМЫ МЕТАЛЛОВ При воздействии на металлы интенсивных потоков энергии (например, пучки электронов и ионов) происходит быстрый нагрев вещества с последующим расширением. В этих процессах достигаются значительные температуры и плотности – вещество ионизируется, образуя плотную плазму. Расчет термодинамических свойств неидеальной плазмы, в которой энергия взаимодействия между частицами сравнима или превосходит кинетическую энергию частиц, представляет собой достаточно сложную задачу [4, 5].

Строгие теоретические подходы применимы лишь в ограниченной области фазовой диаграммы [8]. Химическая модель плазмы основана на уравнениях ионизационного равновесия и широко используется для моделирования свойств слабонеидеальной плазмы.

Учет эффектов связанных с неидеальностью представляет собой серьезную теоретическую и методическую проблему, полностью не решенную до настоящего времени [2, 6]. Метод квантовой молекулярной динамики, основанный на методе функционала плотности для электронной подсистемы и методе классической молекулярной динамики для ионов, требует большого объема вычислений и может применяться только при сравнительно низких температурах [7]. Квантово-статистические модели, основанные на решение многоэлектронного уравнения Шредингера для изолированного атома или атома в ячейке с различными граничными условиями, не отражают все физические процессы. Чаще всего в таких моделях рассматривают только свойства электронной подсистемы в приближении сферической ячейки и пренебрегают корреляционными эффектами [3].

Таким образом, несмотря на значительный прогресс в разработке моделей для расчета термодинамических свойств плотной плазмы, при построении уравнений состояния чаще всего используется полуэмпирический подход, в котором в выражение для термодинамического потенциала вводятся константы, определяемые путем сопоставления с экспериментальными и расчетными данными [1].

В работе рассмотрено создание уравнений состояния, которые можно использовать в широком диапазоне температур и плотностей, включая нормальные условия и область плотной плазмы.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Бушман А. В., Фортов В. E. Модели уравнения состояния вещества // УФН. 1983. Т. 140, № 2.

С. 177-232.

2. Грязнов В. К., Иосилевский И. Л., Фортов В. Е. Термодинамика ударно-сжатой плазмы в представлениях химической модели // Ударные волны и экстремальные состояния вещества, Под ред.

В. Е. Фортова, Л. В. Альтшулера, Р. Ф. Трушша, А. Фунтикова. Москва: Наука, 2000. С. 299-387.

3. Никифоров А. Ф., Новиков В. Г., Уваров В. Б. Квантово-статистические модели высокотемпературной плазмы и методы расчета росселадновых пробегов и уравнений состояния.

Москва: Физико-математическая литература, 2000.

4. Норман Г. Э., Старостин А. Н. Термодинамика сильно неидеальной плазмы // Теплофизика высоких температур. 1970. Т. 8, № 2. С. 413-438.

5. Фортов В. Е., Храпак А. Г., Якубов И. Т. Физика неидеальной плазмы. Москва: Физматлит, 2004.

6. Хомкин А. Л., Муленко И. А., Шумихин А. С. Базовые химические модели неидеальной атомарной плазмы // Теплофизика высоких температур. 2004. Т. 42, № 6. С. 835-842.

7. Car R., Parrinello М. Unified Approach for Molecular Dynamics and Density-Functional Theory // Phys.

Rev. Lett. 1985. —Nov. Vol. 55, no. 22. P. 2471-2474.

8. Ebeling W., Kraeft W. D., Kremp D. Theory of Bound States and Ionization Equilibrium in Plasmas and Solids. Berlin: Akademic-Verlag, 1976.

УДК 62-1. Д.В. Дворцов, В.А. Парфенов СПбГПУ ОСОБЕННОСТИ ПЕРЕСТРОЙКИ ЧАСТОТЫ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРОВ Данное сообщение посвящено вопросам перестройки частоты полупроводниковых лазерных диодов. Объектом исследования являются серийно выпускаемые маломощные полупроводниковые диоды красного диапазона спектра с длинами волн 635 и 655 нм, называемые также FP лазерами.

В настоящее время практически все такие лазеры работают в одномодовом режиме. Это соответствует требованиям к их излучению, предъявляемыми основными, массовыми применениями данных приборов. Условиям накачки диодного лазера и генерации одномодового излучения лучше всего соответствует волноводная структура активной области, которая формируется распределением показателя преломления. Поэтому технологии ее создания важны и совершенствуются в процессе развития техники полупроводниковых лазеров.

Как показали исследования [1], современные лазеры, выпускаемые, например, фирмами Hitachi и Arima Lasers, не только создают одномодовое излучение высокого качества, но и показывают наличие одночастотного режима работы. Специальных селектирующих элементов в данных лазерах нет. В этих условиях одночастотный режим работы может реализоваться только в результате конкуренции между продольными модами, но наличие одномодового режима генерации при этом обязательно.

Задачи, для решения которых необходим одночастотный режим работы лазера, не так распространены, как применения, требующие одномодового излучения. Известно также, что для ряда важных направлений, разработаны специальные одночастотные лазеры с узкой линией генерации. Тем не менее, возможности лазерных диодов как источников одночастотного излучения могут представлять не только научный, но и практический интерес.

Проведенный исследования показывают, что для большинства лазерных диодов мощностью единицы-десятки мВт одночастотная генерация при постоянном токе накачки осуществляется в пределах ограниченных зон существования одночастотного режима величиной порядка (0,5–1) градуса. В пределах зоны частота лазера при изменении температуры смещается непрерывно, примерно, со скоростью 29 ГГц/град. Переход из одной зоны в другую сопровождается возникновением конкуренции между соседними продольными модами (многомодовый режим), и затем возобновлением одночастотной генерации либо на соседней, либо следующей за ней продольной моде (новая зона).

При этом увеличение температуры лазерного диода приводит к уменьшению частоты генерации и наоборот, уменьшение температуры приводит к увеличению частоты.

Общее смещение длины волны генерации при изменении температуры без разделения на одночастотный и многочастотный режимы работы происходит в среднем со скоростью ST = 0,2 нм/0С.

Кроме того, при постоянной температуре с повышением (понижением) рабочего тока частота генерации уменьшается (увеличивается). При изменении тока также наблюдается наличие одночастотных зон, величиной в 2–3 мА. Скорость изменения частоты при изменении тока в пределах тока происходит со скоростью примерно SI = 8 ГГц/мА. При переходе из одной зоны в другую, происходит смена генерируемой продольной моды, другими словами, перескок генерируемой моды на ближайшую к ней моду или через одну.

Наблюдаемая картина перестройки частоты может быть объяснена следующим образом.

В данном лазере усилительная среда и резонатор построены на одном кристалле, и разделить факторы, воздействующие на них, не представляется возможным. Это ведет к появлению особенностей, о которых говорилось выше.

С одной стороны, генерируемая лазерная мода имеет свою частоту и при изменении температуры сдвигается по шкале частот. Это связано с изменением оптической длины лазерного резонатора. С другой стороны, из-за возрастания температуры лазерного диода, ширина запрещенной зоны сужается, что приводит к соответствующему смещению максимума кривой усиления активной среды. Если бы эти процессы происходили с одинаковой скоростью, лазер работал в одночастотном режиме и генерировал бы одну и ту же моду, а изменение температуры непрерывно изменяло частоту генерации. Однако максимум линии усиления смещается по частоте почти на порядок быстрее, чем мода лазерного резонатора, что приводит к перескокам продольных мод. При этом мода, для которой выполняются наиболее благоприятные условия генерации (ближайшая к максимуму кривой усиления), оказывается доминирующей, и лазер работает в одночастотном режиме. В случае, когда две или более мод оказываются в одинаково благоприятных условиях, реализуется многомодовый режим работы лазера. Таким образом, при изменении температуры одночастотный режим будет то появляться, то пропадать на общем фоне перестройки частоты генерации лазера с температурой.

Отсюда следует, что зонная модель существования одночастотного режима и связанные с ней особенности перестройки частоты присущи лазерам данного типа.

Механизм изменения частоты при изменении тока, по-видимому, аналогичный, так как изменение температуры пропорционально протекающему через диод току, поэтому плавное его изменение приводит к смещению длины волны, за счет изменения температуры.

Находясь в зоне одночастотного режима, есть возможность сдвигаться по частоте за счет изменения температуры и при этом оставаться в зоне за счет того, что можно вернуться в центр зоны, смещая частоту с помощью изменения тока. Таким образом, полупроводниковые лазеры позволяют при любой температуре диода сохранять одночастотный режим работы и дают возможность температурной перестройки длины волны генерации в пределах нескольких нм.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Парфенов В.А., Дворцов Д.В., Галямина О.Д. Исследование спектральных характеристик полупроводниковых лазерных диодов // Труды конференции «ЛАЗЕРЫ ИЗМЕРЕНИЯ ИНФОРМАЦИЯ», под ред. проф. Привалова В.Е. Изд-во Политехн. ун-та, 2012, стр. 99.

УДК 537.533. А.Ю. Емельянов, П.Г. Габдуллин, Н.М. Гнучев СПбГПУ ЭФФЕКТИВНЫЕ ЭМИТТЕРЫ НА ОСНОВЕ УГЛЕРОДНЫХ ПЛЕНОЧНЫХ СИСТЕМ Углеродные образования наноразмерного масштаба обладают высокой автоэлектронной эмиссионной активностью: эмиссионные токи таких объектов в несколько раз больше, чем для объемных структур [1]. В различных работах сообщается о зависимости соотношения sp2 и sp3 гибридизированных атомов углерода от температуры, при которой этот материал выдерживался [2]. Не оставляет сомнений тот факт, что данное соотношение влияет как на наличие полевой эмиссионной активности, так и на параметры эмиссии электронов с поверхности. Исходя из вышесказанного, был проведен эксперимент по установлению зависимости между температурой роста углеродной пленки и наличии полевой электронной эмиссии.

С использованием метода магнетронного напыления получены углеродные пленки на подложках из монокристалла Si (100), легированного бором. Процесс роста происходил при температурах подложки от 200 до 780оC. В данных пределах построена зависимость морфологии поверхности образцов от температуры осаждения тонких углеродных пленок.

Профили построены с использованием атомно-силового микроскопа (АСМ) NanoDSTtm.

Поверхность подложек по данным АСМ была практически гладкой: величина характерных выступов составляла 2 нм. Это позволило исключить возможность значительного влияния фактора геометрического усиления поля.

Измерения показывают, что равномерное покрытие подложки островковой пленкой начинается с температуры роста 400оС и заканчивается при 780оС. Характерные размеры наблюдаемых островков увеличиваются по мере роста температуры: при 400оС составляют 10-20 нм, при 720оС составляют 20-50 нм. Морфология поверхности пленки, изготовленной при температуре 780 0С, резко изменяется: углеродные частицы спекаются в более крупные образования с размерами 200–400 нм.

Для выявления взаимосвязи между морфологией поверхности полученных образцов и их эмиссионной активностью проводились измерения полевой эмиссии пленок. Выявлен температурный диапазон подложек, вне которого полевая электронная эмиссия полученных на них образцов не проявляется: 700–770 оC. Известно, что данный эффект обнаруживается у образцов углеродных пленок со смешанным фазовым составом [3]: на поверхности должны существовать алмазная и графитовая фазы. В указанном интервале температур роста, по видимому, реализуются оптимальные для появления полевой эмиссии размеры поверхностных углеродных нанообразований и соотношение фаз с разным типом гибридизации. Исчезновение эмиссии для пленок с температурой роста выше 780 0С можно объяснить переходом sp3-гибридизированных атомов углерода в состояние sp2, что влечет за собой графитизацию аморфной пленки.

ЛИТЕРАТУРА:

1. L.M. Baskin, P. Neittaanmki, B.A. Plamenevskii, Technical Physics (2011) Vol. 55, Is. 12, P. 1793-1796.

2. X. Chen, J. P. Sullivan, T. A. Friedmann, J. Murray Gibson, Appl. Phys. Lett.( 2004) Vol. 84. Is. 15. P.

2823.

3. J. Robertson Amorphous carbon cathodes for field emission display [Text] / J. Robertson // Thin Solid Films. 1997. V. 296. P. 6165.

УДК 53. А.Ю. Карсеев, В.В. Давыдов Санкт-Петербургский государственный политехнический университет ЯДЕРНО-МАГНИТНЫЙ РЕЛАКСОМЕТР ДЛЯ ОПРЕДЕЛЕНИЯ КОНЦЕНТРАЦИИ ВОДЫ В ТЕКУЩЕМ ПОТОКЕ ТОПЛИВНОЙ НЕФТЯНОЙ ЭМУЛЬСИИ С непрерывным развитием промышленности и постоянным увеличением численности населения увеличиваются потребности в жидком топливе и других продуктах нефтяной отрасли. Возрастает добыча, увеличиваются объемы транспортировки и переработки нефти, а также отходы нефтяной промышленности. Особый интерес представляют нефтяные остатки (осадки) – это шлам после сепарации нефти и топлива, отходы чисток судового оборудования (в основном танкеров), нефтяные протечки судовых механизмов и другие остатки. Причем количество отходов сепарации нефти и нефтяных топлив зависит от типа используемого топлива, от цикла сепарации (первичная или вторичная) [1-3].

Количество таких остатков ориентировочно может быть оценено как 1.5–2.0 % ежедневного расхода топлива при работе на тяжелой нефти и продуктах её переработки, которая в основном добывается в нашей стране [1]. При этом остатки в топливных танках могут достигать 7 % от количества находящегося в нем тяжелого топлива [2]. Это очень большое количество отходов, особенно если процесс идет непрерывно [4].

Общее у всех нефтяных отходов то, что их достаточно трудно и дорого очищать, поэтому они представляют самую большую проблему с точки зрения охраны окружающей среды [5, 6]. Причем дальнейшее получение нефти и других продуктов из них экономически не выгодно из-за низкой рентабельности.

В настоящее время нефтяные отходы подвергаются разрушению специальными деэмульгирующими реагентами, используется также выщелачивание (продукты, которого в последующем также нуждаются в очистке) и биодеградация [2, 6]. Все эти методы нуждаются в специальном полигоне для захоронения остатков. Требуется много территории и постоянное проведение работ на ней. В нашей стране нередки случаи смешивания на полигонах различных остатков, что приводит к образованию смесей, которые уже не подвергаются очистки и чрезвычайно опасны. Чтобы избежать этих неприятностей из этих остатков изготавливают топливные нефтяные эмульсии [7].

Топливные нефтяные эмульсии (ТНЭ) имеют ряд преимуществ перед традиционными продуктами из нефти, используемые в котельных и ТЭЦ. При их использовании происходит быстрое и практически полное сгорание самой эмульсии, конверсия углерода. Причем процесс горения происходит при малых концентрациях кислорода и более низкой температуре. В зависимости от вида ТНЭ сокращается на минимум порядок выбросы в атмосферу полиароматических канцерогенных соединений, на 60-85 % уменьшатся выбросы окислов азота NOx. Концентрация золы после сжигания эмульсий в 100 раз меньше чем от угля.

Многочисленные эксперименты и опыт работы установок на ТНЭ показал, что оптимальная концентрация воды в ТНЭ для различных её типов составляет от 20 до 30 %.

Дальнейшее процентное увеличение состава воды приводит уменьшению выделяемой мощности с последующим срывом факела и затухание форсунки. Попытка вторичного пуска котлоагрегатов сопровождаются сильными хлопками и разрушением топок [1]. Чтобы также добиться устойчивой работы топок надо, чтобы ТНЭ имела равномерное распределение [7].

В такой ситуации необходимы надежные системы контроля ТНЭ, позволяющие контролировать как расход, так и состав приготовленной ТНЭ. Наиболее надежным из известных методов контроля для вязких жидкостей, имеющих в своем составе пузыри и твердые вкрапления, является метод ядерного магнитного резонанса [7, 8]. Последнее особенно важно, так как при приготовлении НТЭ в установку в качестве стабилизатора добавляют побочный продукт переработки сланцевого масла – полимеры молекулярной массы 5000-7000.

Ядерно-магнитные расходомеры и релаксометры обладают рядом неоспоримых достоинств при проведении измерений на текущем потоке ТНЭ. В первую очередь – это полностью бесконтактные приборы, что позволяет их использовать для различных видов ТНЭ во всем диапазоне вязкостей и температур. В отличие от других приборов они не вносят изменений в текущий поток (не нарушают его равномерность) ТНЭ. Кроме того измерения проводятся с высокой точностью в реальном времени. Измерение расхода НТЭ производят с помощью меточного ЯМР расходомера.

Наибольшую сложность представляет определение процентного соотношения воды в ТНЭ и степень однородности потока. На рис. 1 представлен сигнал ЯМР от ТНЭ.

Рис. 1. Сигнал ЯМР от текущего потока ВТЭ на частоте модуляции 50 Гц Определить процентное соотношение воды в ТНЭ можно если измерить температуру и времена продольной Т1 и поперечной Т2 релаксации ТНЭ. Степень однородности потока контролируется по максимальной амплитуде сигнала ЯМР. Согласно рис. 1 форма сигнала ЯМР ТНЭ представляет собой затухающие по экспоненциальному закону пики – «вигли» [8].

В случае изменения однородности текущего потока ТНЭ амплитуда первого (максимального) пика изменится. Причем характер изменения пика может показать, как изменилось в потоке соотношение между нефтепродуктами и водой, что увеличилось, а что уменьшилось. Есть ли в большом количестве в потоке ТНЭ воздушные пузыри. По интервалу колебаний амплитуды пика устанавливают допустимые пределы колебаний однородности потока ТНЭ. По затуханию «виглей» сигнала ЯМР определяют Т2 [9]. Измерив предварительно Т2 и измеряя Нопт соответствующее максимальной амплитуде сигнала ЯМР, вычисляем Т1. Сравнив измеренные ядерно-магнитным релаксометром Т1 и Т2 с табличными, полученными в лаборатории для данного типа ТНЭ мгновенно устанавливается концентрация воды в ТНЭ.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Поконова Ю.В. Нефтепродуктосбережение (водо-топливные эмульсии). – СПб.: Рикон, 2010. – 172 с.

2. Леффлер У. Переработка нефти. – М.: Олимп – Бизнес, 2007. – 223 с.

3. Алдакимов Ф.Ю. Теория, практика и переработка нефти ОАО "Сургутнефтегаз". – Сургут: РИИЦ "Нефть приобья", 2008. – 118 с.

4. Кашаев Р.С. Импульсная спектроскопия ЯМР структурно-динамического анализа нефтяных дисперсных систем. / Р.С. Кашаев, И.Н. Дияров. – Казань: Грандан, 2002. – 109 с.

5. Беляков В.Л. Автоматический контроль нефтяных эмульсий. – М.: Недра, 1992. – 262 с.

6. Позднышев Г.Н. Стабилизация и разрушение эмульсий. – М.: Недра, 1982. – 222 с.

7. Кашаев Р.С. Управляемая от релаксометра ядерного магнитного резонанса (ЯМР) установка для переработки нефтяных остатков, отходов нефтепереработки и стоков в топливные эмульсии. // Современные наукоемкие технологии. – 2006. – № 3 – С. 65-65.

8. Жерновой А.И. Ядерно – магнитные расходомеры. Л.: Машиностроение, 1985. – 136 с.

9. Лёше А. Ядерная индукция. М.: Иностранная литература, 1963. – 678 с.

УДК 537. Н.С. Клёхта СПбГПУ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССА ФОРМИРОВАНИЯ СИГНАЛА ЯМР В МАГНИТОУПОРЯДОЧЕННЫХ ВЕЩЕСТВАХ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ИМПУЛЬСОВ МАГНИТНОГО ПОЛЯ Цель работы состояла в изучении формирования сигнала ядерного магнитного резонанса в магнитоупорядоченных веществах от доменов и доменных границ [1–3], и математическое моделирование этого процесса в среде MAPLE с использованием геометрической алгебры Клиффорда, [4, 5].

Исследования такого вида ЯМР ведутся с шестидесятых годов прошлого века [6, 7].

Они являются инструментом, дающим о магнитном состоянии многообразную информацию.

Сигнал ЯМР в данных веществах представляет собой сумму сигналов от доменов и доменных границ, причем существует несколько методов разделения общего сигнала, один из которых основан на изучении процесса намагничивание вещества, [8]. Настоящая работа посвящена другому подходу, связанному с введением дополнительного воздействия магнитными видеоимпульсами (МВИ), а также с более подробном исследовании механизма формирования сигналов ЯМР в доменах и доменных границах. В работах [1–3, 8] были построены простые качественные модели формирования сигнала ЯМР при воздействии МВИ. Математическое моделирование позволяет обосновать правильность развитой в них методики.

В данной работе рассматривается сигнал ЯМР в виде сигнала спинового эха. Механизм его формирования моделируется в вычислительной среде MAPLE. Эта среда удобна для анализа процессов в средах с распределенными параметрами, к которым относится рассматриваемая спиновая система. Для описания пространственных вращений используются представления геометрической алгебры [4, 5], однако вместо матричных представлений, которые допускают выделение в пространстве лишь одного направления приложения статического магнитного поля, используется представление аддитивного вычислительного базиса [4]. В нем нормированные на 1/8 и объединенные в форму единичного ориентированного куба октанты декартовой системы координат группируются со знаком плюс по главным диагоналям куба. Это позволяет использовать для описания вращений кватернионы с унифицированными параметрами, [4]. Как и в случае параметров Кэли-Клейна или Эйлера-Родригеса такой подход позволяют избежать сложных процедур сшивания начальных и конечных условий на границах каждого радиоимпульса - вместо этого используются упорядоченные произведения унитарных кватернионов или рекуррентные соотношения для их параметров. Однако в данном случае описание вращений не зависит от выбора преимущественного направления в системе координат. Это является первым шагом адаптации рассматриваемого подхода к моделированию особенностей формирования эхо-сигналов в поликристаллическом многодоменном образце.

Так как система нелинейна [9], принцип суперпозиции на этапе возбуждения нарушен.

Это обстоятельство не позволяет применять для расчета управляющих воздействий спектральные представления и представления квантовой механики, и именно здесь оказываются полезными представления геометрической алгебры Клиффорда.

ЛИТЕРАТУРА:

1. И.В. Плешаков, Н.С. Клёхта, Ю.И. Кузьмин. Исследование действия импульсного магнитного поля на сигнал ядерного спинового эха в феррите. Письма в ЖТФ, 2012, том 38, вып. 18, C. 60–67.

2. Н.С. Клёхта, И.В. Плешаков, В.И. Дудкин. Импульсное управление откликами ядерной спиновой системы в магнетике с доменными границами. НТВ СПбГПУ. Физико-математические науки № (165) 2013, С. 200–205.

3. И.В. Плешаков, Н.С. Клёхта, Ю.И. Кузьмин. Влияние импульсного поля на процесс возбуждения ядерной спиновой системы в доменной границе магнитоупорядоченногоматертала. Письма в ЖТФ, 2013, том 39, вып. 14, C. 43–49.

4. В.И. Тарханов. Геометрическая алгебра, ЯМР и обработка информации, СПб, изд-во СПбГПУ, 2002. – 214 с.

5. Клёхта Н.С., Тарханов В.И. Моделирование процессов формирования сигналов спинового эха от составных радиоимпульсов. XXXIX Неделя науки СПбГПУ. Материалы международной научно практической конференции 6–11 декабря 2010 г. Часть IX. С. 87–89.

6. Туров Е. А., Петров М. П. Ядерный магнитный резонанс в ферро- и антиферромагнетиках.

Ленинград.: Из-во Наука, 1969. 454 с.

7. Петров М. П. Электронно-ядерные взаимодействия // Физика магнитных диэлектриков. Москва:

Изд-во Мир. 1974. С. 177–284.

8. И.В. Плешаков, С.И. Голощапов, Ю.И. Кузьмин, А.П. Паугурт, Я.А. Фофанов, В.И. Дудкин, Н.С.

Клёхта, А.И. Явтушенко. Анализ поведения сигнала ядерного спинового эха в намагничиваемом феррите. Научное приборостроение, 2012, том 22, № 3, c. 17–24.

9. А. Эбанга, В.И. Тарханов. Паравекторная логика операций на состояниях геометрического байта.

НТВ СПбГПУ. Физико-математические науки. №3 (59) 2008, С. 278–283.

УДК 548. С.А. Красницкий, М.Ю. Гуткин СПбГПУ КРУГОВЫЕ ПРИЗМАТИЧЕСКИЕ ДИСЛОКАЦИОННЫЕ ПЕТЛИ В СФЕРИЧЕСКИ СИММЕТРИЧНЫХ НАНОСТРУКТУРАХ Дислокационные петли играют важную роль в физике и механике различных наноструктур. Разработка теоретических моделей их поведения требует знания упругих полей и энергий этих петель в соответствующих наноструктурах. Сегодня уже известны упругие поля и энергии круговых дислокационных петель в бесконечной среде, у плоских границ раздела и свободных поверхностей, в тонких плоских слоях и в цилиндрических системах. В то же время, строгие решения задач об упругих полях круговых дислокационных петель в телах со сферическими границами раздела или свободными поверхностями, которыми удобно моделировать некоторые наноструктуры, исчерпываются работами [1-3].

В настоящей работе получено решение граничной задачи теории упругости о круговой призматической дислокационной петле в упругом теле с одной или двумя сферическими свободными поверхностями: в шаре, в бесконечном теле со сферической полостью и в сферической оболочке конечной толщины. В предположении, что петля занимает осесимметричное положение относительно сферических поверхностей, найдены поля напряжений, дилатации и упругая энергия петли. Решения получены аналитически в виде рядов с полиномами Лежандра, удобных для численных расчетов. Показано, что в случае, когда радиус петли соизмерим с радиусом свободной поверхности, поля напряжений и дилатации сильно экранируются и искажаются свободной поверхностью. Упругая энергия петли сильно зависит от ее радиуса и положения в шаре (частице), в оболочке или вблизи полости. В частицах и оболочках энергия достигает максимума, когда петля залегает в экваториальной плоскости и имеет радиус порядка 0.8 радиуса частицы или оболочки. В случае полости она увеличивается по мере роста радиуса петли и ее смещения из экваториальной плоскости. По результатам этой работы опубликована статья [4].

Точное аналитическое решение граничной задачи теории упругости, полученное ранее, использовано для строго анализа критических условий зарождения круговых петель в сферически симметричных наночастицах типа «ядро-оболочка». Такие структуры обладают уникальными электронными и оптическими свойствами, которые находят широкое применение в различных областях современной техники: оптоэлектронике, фотоники, спинтронике, солнечных батареях, сенсорах, устройствах накопления и передачи информации, катализе, медицине [5-7]. Поскольку материалы ядра и оболочки имеют разные параметры кристаллических решеток и коэффициенты теплового расширения, образование таких наночастиц сопровождается формированием в них остаточных напряжений несоответствия, которые при определенных условиях могут релаксировать по разным механизмам [8,9]. Один из таких механизмов – образование вокруг ядра круговых призматических петель дислокаций несоответствия (рис. 1).

Приближенный анализ критических условий формирования такой петли в экваториальной плоскости наночастицы сделан в работе [9], где рассмотрены предельные случаи, когда радиус ядра либо много меньше радиуса оболочки, либо стремится к нему. Отличие данной работы от [9] заключается в использовании точного выражения для упругой энергии круговой призматической петли, залегающей в произвольной плоскости наночастицы.

В данной работе рассчитано изменение полной энергии такой системы при образовании на границе ядра и оболочки Рис. 1. Модель наночастицы круговой призматической петли дислокации типа ядро-оболочка с петлей несоответствия. Показано, что появление такой петли дислокации несоответствия становится энергетически выгодным, если параметр MDL на межфазной границе несоответствия превышает некоторое критическое значение, которое определяется геометрическими характеристиками системы (рис. 2). Из рис. 2(а) видно, что полученные точные результаты хорошо согласуются с результатами приближенных расчетов [9], если радиус наночастицы достаточно велик. Если же он становится меньше 60–80 нм, то точные значения критического несоответствия становятся заметно ниже приближенных, т. е. предсказывают меньшую устойчивость системы к зарождению петли дислокации несоответствия. Для всех кривых на рис. 2(b) наименьшему критическому несоответствию соответствует положение петли в экваториальной плоскости наночастицы, что свидетельствует об энергетической предпочтительности экваториального положения петли.

Рис. 2. Зависимость критического несоответствия от параметров системы: a) – от отношения радиуса ядра R0 к радиусу наночастицы a для наночастиц разных размеров;

сплошные линии соответствуют точному решению, пунктирные – приближенному;

b) – от отношения положения петли z0 к радиусу ядра R0 при R0/a = 0.2…0.8;

сплошные линии построены для малой наночастицы (a = 50b), пунктирные – для большой (a = 200b);

b – величина вектора Бюргерса дислокационной петли ЛИТЕРАТУРА:

1. J.R. Willis, B. Bullough, A.M. Stoneham, Philos. Mag. A 48, 95 (1983).

2. V.G. Gryaznov, I.A. Polonsky, A.E. Romanov, L.I. Trusov, Phys. Rev. B 44, 42 (1991).

3. В.П. Бондаренко, Н.В. Литошенко, Прикл. механика 33, 7, 16 (1997).

4. A.L. Kolesnikova, M.Yu. Gutkin, S.A. Krasnitckii, A.E.Romanov, Int. J. Solids & Structures 50 (2013), 1839-1857.

5. Y.W. Cao, U. Banin, J. Am. Chem. Soc. 122, 9692 (2000).

6. W. Schartl, Nanoscale 2, 829 (2010).

7. C. De Mello Donega, Chem. Soc. Rev. 40, 1512 (2011).

8. Trusov, L.I., Tanakov, M.Yu., Gryaznov, V.G., Kaprelov, A.M., Romanov, A.E., J. Cryst. Growth 114, 133 (1991).

9. M.Yu. Gutkin, Int. J. Engng. Sci. 61, Special Issue, 59 (2012).

УДК 629. М.Г. Кунрат Московский авиационный институт ЗАДАЧА ИССЛЕДОВАНИЯ АСТЕРОИДОВ Результаты исследования могут составить представление о составе поверхности астероида (получение графической информации, минерального состава грунта). Сложнейшей задачей является доставка грунта на Землю. С этой задачей справился КА «Хаябуса»

Японского агентства аэрокосмических исследований. По образцу грунта возможно измерить эффект «космического выветривания» – процесса, при котором поверхность астероида изменяется под действием космического излучения, солнечного ветра и микрометеоритов.

Актуальной задачей является вычисление траектории астероида, так как некоторые астероиды, например, Апофис, сближаются с нашей планетой и в будущем могут выйти на орбиту Земли. Также астероиды S-типа (кремниевые) считаются источниками подавляющего числа метеоритов, попадающих на Землю.

Работа заключается в проектировании перспективного КА на базе ксенонового ионного двигателя. Недостатком нынешних реализаций является слабая тяга – до 100 мН. Но в условии невесомости, при долгой работе двигателя, имеется возможность разогнать КА до скоростей, недоступных сейчас другим существующим видам двигателей.

В первом приближении можно сделать баллистический расчет следующим образом, выделив три основных участка (используем упрощенную схему – двухимпульсный перелёт).

1) расчет геоцентрического участка;

2) расчет гелиоцентрического участка;

3) расчет участка подлёта к астероиду.

В результате расчета получаем значения требуемых импульсов для совершения маневра. Используя результаты расчета, можно оценить потребное количество топлива.

Далее можно оптимизировать траекторию перелёта. Задача оптимизации – нахождение такой траектории, на которой суммарная величина всех импульсов минимальна.

Аппарат включает в себя следующие исследовательский инструменты: спектрометр видимого и инфракрасного диапазонов (анализ состава поверхности), детектор нейтронов и гамма-квантов, ПЗС-камеры. Также КА оснащен системой автономной навигации (два и более астероида позволяют аппарату вычислить свою позиция при помощи триангуляции, две или более позиции во времени позволяют определить траекторию).

Предполагается посадить на астероид аппарат-маяк для получения данных о траектории объекта. Также важно уделить внимание тепловым свойствам астероида.

Тепловые инфракрасные наблюдения и знание тепловых свойств позволяют понять, как может меняться его орбита по мере сближения с Солнцем.

Данные об опасных астероидах – первый шаг для решения проблем потенциальной угрозы из космоса, так как небесные тела, возможно, будут сближаться с Землей. Также открыт вопрос об уничтожении и отклонении потенциально опасных объектов.

УДК 539. А.С. Курапцев, И.М. Соколов СПбГПУ ВЛИЯНИЕ МЕЖАТОМНОГО РЕЗОНАНСНОГО ДИПОЛЬ-ДИПОЛЬНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ НА ДИНАМИКУ СПОНТАННОГО РАСПАДА ПРИМЕСНОГО АТОМА В ПЛОТНОМ ХОЛОДНОМ АТОМНОМ АНСАМБЛЕ Работа посвящена исследованию модификаций динамики спонтанного распада возбужденного атома, вызванной его диполь-дипольным резонансным взаимодействием с атомами окружения.

Впервые влияние близлежащих атомов на процесс спонтанного распада возбужденного атома продемонстрировал Роберт Генри Дикке еще в 1954 году [1]. Это влияние связано с эффектами коллективизации в атомной системе. Межатомное диполь дипольное взаимодействие в плотных холодных атомных ансамблях, обусловленное обменом резонансными фотонами, приводит к формированию коллективных квантово механических состояний, так что процесс спонтанного распада становится существенно многоатомным. Целью настоящей работы является анализ временной динамики спонтанного распада примесных атомов внедренных в плотные атомные облака, охлажденные до низких температур в специальных атомных ловушках.

Расчет проведен на основе разработанной нами ранее общей квантовой теории [2, 3], позволяющей описать взаимодействие комплексных холодных атомных систем с электромагнитным излучением, учитывая коллективные эффекты, а также такие важные аспекты, как поляризационные свойства света, многоуровневость атомов и дискретную структуру атомного ансамбля. Данная теория базируется на решении уравнения Шредингера для объединенной системы, состоящей из атомов и взаимодействующего с ними поля. Ключевым упрощением при описании рассматриваемой системы является ограничение числа ее квантовых состояний, учитываемых в расчете. Исключение переменные полевой подсистемы, позволяет нам получить систему динамических уравнений для амплитуд различных возбужденных атомных состояний.

При анализе спонтанного распада внедренного атома мы предполагаем, что атом находится в центре облака и в начальный момент времени t = 0 он возбужден в состояние e. Таким образом, мы дополняем нашу систему уравнений следующим начальным условием be ( 0 ) = 1. Здесь be ( t ) – амплитуда вероятности возбуждения примесного атома.

Решение системы уравнений и определение этой амплитуды дает нам возможность рассчитать вероятность найти атом в возбужденном состоянии в произвольный момент времени Pe (t ) = be (t ), и, таким образом, рассчитать динамику спонтанного распада этого атома.

Рис. 1. Временная динамика спонтанного распада примесного атома в плотном холодном атомном ансамбле. Расчет проведен при следующих параметрах: естественная ширина линии возбужденного состояния примесного атома = 2 0, где 0 – естественная ширина возбужденного состояния атомов окружения;

отстройка частоты оптического перехода примесного атома от атомов окружения 0 равна = 0 = 3 0, концентрация атомов окружения n = 0.05k03, где k0 = 0 / c, c – скорость света в вакууме В результате проведения расчетов нами показано, что спонтанный распад примесного атома в случайно-неупорядоченном холодном атомном окружении существенно модифицируется (рис. 1), если среднее межатомное расстояние меньше или соизмеримо с длиной волны излучаемого при распаде фотона.

На рис. 1 видно, что на временах t 1, примесный атом в ансамбле распадается быстрее, чем без окружения (штрихпунктирная кривая на рис. 1 соответствует распаду свободного одиночного атома). Но на временах t 1 модифицированная кривая, соответствующая спонтанному распаду в холодном атомном ансамбле, становится более пологой по сравнению с немодифицированной.

Представленная на рис. 1 временная динамика спонтанного распада примесного атома в холодном атомном ансамбле объясняется тем, что в атомной системе формируются коллективные квантово-механические состояния, среди которых есть суперизлучательные (быстро распадающиеся) и субизлучательные (медленно распадающиеся).

Суперизлучательные состояния в наибольшей степени оказывают влияние на спонтанный распад при малых временах, на которых населенности субизлучательных состояний изменяются крайне незначительно. На больших временах, наоборот, наибольшее влияние оказывают субизлучательные состояния, поскольку при t 1 суперизлучательные состояния успевают практически полностью распасться.

УДК 534- В.В. Махорин1, П.Н. Звягин1, Санкт-Петербургский государственный политехнический университет, Крыловский Государственный Научный Центр ЭКСТРЕМАЛЬНЫЕ ЗНАЧЕНИЯ СИЛЫ ПРИ КОЛЕБАНИИ МОДЕЛИ ЛЕДОКОЛА В ВЯЗКОЙ СРЕДЕ При испытании модели корпуса судна в ледовом бассейне модель, закреплённая на тележке, протягивается через неподвижное ледовое поле. Возникающие нагрузки измеряются динамометром, расположенного в месте крепления модели к тележке. При единичном воздействии ледового препятствия модель испытывает колебания (1).

Рассмотрим следующую модель этих колебаний.

Предположим, что материальная точка закреплена на пружине и испытывает колебательное движение вследствие единичного воздействия возмущающей силы в среде с сопротивлением. Тогда ее движение вдоль оси, которая совпадает с продольной осью симметрии модели судна, описывается функцией x(t ) = A e nt sin ( t + ), (1) которая является решением дифференциального уравнения x (t ) + 2nx (t ) + k 2 x(t ) = 0. (2) При этом зависимость для возмущающей силы будет иметь вид:

( )= F (t ) = m x = A m e nt (n 2 w 2 ) sin(t + ) 2n cos(t + ) A m C e sin(t + + ).

nt (3) Найдем точки экстремума функции F (t ) :

F (t ) = A m C e nt ( cos(t + + ) n sin(t + + ) ) = 0.

Отсюда следует, что моменты времени, в которых F (t ) достигает своих экстремальных значений, можно найти по формуле + r arctg n t=, (4) где, с учетом неотрицательности t, r неотрицательное целое число.

Рассмотрим результаты эксперимента в ледовом бассейне. В результате единичного воздействия возмущающей силы модель корпуса ледокола массой m = 1050 кг, закрепленная в одной точке, совершала колебательное движение с затуханием амплитуды. При этом в точке крепления, с помощью динамометра, производились измерения силы.

Функция (3) F (t ) рассматривалась в качестве модели для силы, регистрируемой динамометром. По полученным экспериментальным данным численно [2], [3] были оценены параметры функций (1) и (3):

A = 0,022 м;

n = 0,36c 1 ;

= 4,6c 1 ;

k 2 = n 2 + 2 = 21,29с 1 ;

= 1,7 рад;

C = 21,29с 2 ;

= 0,156 рад. (5) В табл. 1 приведены моменты времени t экспер, с, в которые наблюдались пиковые значения, зарегистрированные динамометром, и моменты времени t теор, с, полученные при помощи (4), в которых функция (3) с параметрами (5) достигает экстремальных значений.

Таблица 1.

0,60 1,29 1,97 2,65 3,34 4, t теор, с 0,73 1,38 2,04 2,73 3,43 4, t экспер, с Средняя погрешность оценки точки экстремума при помощи формулы (4) составила 7% от величины периода. Погрешность в оценке точек экстремальных значений t вызвана тем, что для колебательного движения тела сложной формы (модели ледокола) применялась обобщенная модель (2), а также погрешностями при численной оценке параметров (5).

Выводы В настоящей работе получено аналитическое соотношение (4) для проверки согласованности экспериментальных данных и теоретической модели колебания материальной точки в вязкой среде. Сравнение осуществляется по расположению моментов экстремальных значений регистрируемых динамометром сил. Полученное соотношение (4) использовано для сравнения сил, возникающих при колебании модели ледокола.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Сазонов, К.Е. Теоретические основы плавания судов во льдах / К.Е. Сазонов. Изд-во ЦНИИ им.

акад. А.Н. Крылова. СПб.: 2010. 274 с.

2. Звягин, П.Н. Метод оценки результатов тензонаблюдений / П.Н. Звягин // Труды ЦНИИ им.

академика А.Н.Крылова «Вопросы морской ледотехники». СПб.: Изд-во ЦНИИ им. акад. А.Н.

Крылова, 2007. № 34(318). С.52-61.

3. Звягин, П.Н. Применение численного эволюционного алгоритма для отыскания колебательных характеристик наблюдаемых процессов / П.Н. Звягин // Научно-технические ведомости СПбГПУ, серия «Физико-математические науки». 2009. № 2. с.62-70.

УДК 614. Ю.А. Николаева СПбГПУ ИЗУЧЕНИЕ ПИРОЛИЗА ПОЛИСТИРОЛА РАЗЛИЧНОЙ СТЕПЕНИ ПОЛИМЕРИЗАЦИИ С ПОМОЩЬЮ PCF-КАЛОРИМЕТРА В связи с многообразием условий применения полимеров, особое значение имеет исследование их на огнестойкость: снижение горючести снижает риск развития пожара и, в случае его возникновения, уменьшает мощность и количество токсичных продуктов сгорания. Для этих целей используются различные стандартные методы (ТГА, ДСК, АК) [1,2,4], однако все они отличаются низкой воспроизводимостью, временными затратами и приводят к результатам, зависящим от размеров образца.

Решением этих проблем может стать новый метод, разработанный в Американском Управлении Авиацией в 2007 году [3] и реализуемый с помощью установки The Pyrolysis Combustion Flow Calorimeter (рис. 1). Он позволяет оценить объективные индикаторы горючести материала и дает информацию для построения кинетической модели термического разложения.

Принцип действия основан на разделении процесса горения на стадии: пиролиз в отсутствии окислителя и последующее окисление летучих при контролируемой температуре, характерной для температуры пламени при пожаре. Важными преимуществами установки является компактность, высокая воспроизводимость опытов, а так же широкий диапазон управляемых входных данных.  Единственный в России действующий аппарат PCF-калориметра установлен на кафедре ГАД СПб ГПУ.

В данной работе, с помощью PCF-калориметра, исследовался характер термического разложения образцов полистирола с Рис. 1. Вид PCF различной степенью полимеризации. Полистирол – продукт калориметра полимеризации стирола, термопластичный полимер линейной структуры. Для промышленно выпускаемых полистиролов степень полимеризации (число звеньев в молекулярной цепи) n=600-25000. Отличие в структуре этих материалов дает основание предположить различность в характере их термического разложения.  Стоит обратить внимание, что изучение подобной зависимости в литературе не встречается, что дает основание для новизны исследования.

Опыты проводились с образцами GPPS ( )n для восьми различных молекулярных масс: от 45.000 г/моль (n=432) до 2.636.000 г/моль (n=25 346) при 4-х скоростях нагрева. Численными результатами исследования являются мощность тепловыделения, а так же параметры, необходимые для построения кинетической модели Рис. 2. Мощность тепловыделения HRR [W/g] для реакции: и энергия активации образцов различной молекулярной массы М [г/моль] кинетическая функция. Все характеристики получены для каждой молекулярной массы полистирола.

Мощность тепловыделения (HRR) является объективным индикатором горючести материала. Эксперименты показали (рис. 2), что степень полимеризации не оказывает сильного влияния на тепловыделение: наблюдается незначительный рост мощности с увеличением степени полимеризации. Однако обнаружены существенные отличия в характере разложения для 2-х материалов: 45.000 г/моль и 1.200.000 г/моль.  Рис. 3. Зависимость энергии активации (слева) и кинетической функции (справа) от конверсии для образцов различной молекулярной массы M [г/моль] )) Кинетические параметры (энергия активации и кинетическая функция определяют кинетическую модель реакции.  Графики демонстрируют отсутствие сложного характера зависимости энергии активации и кинетической функции от конверсии (рис. 3), что дает основание рассматривать термическое разложение этих материалов в приближении одностадийной реакции. Так же видно, что величина молекулярной массы образцов полистирола не оказывает сильного влияния и на величину кинетических параметров.

Однако, как и в случае мощности тепловыделения, характер кинетики для молекулярной массы 1.200.000 г/моль не так очевиден и заслуживает более тщательного анализа и проведения дополнительных опытов.

Данное исследование в области термического анализа может служить основанием для построения полноценной кинетической модели пиролиза полистирола, а так же имеет научную значимость в силу новизны исследования зависимости кинетических параметров от степени полимеризации полимера.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Standard Test Method for Determining Flammability Characteristics of Plastics and Other Solid Materials Using Microscale Combustion Calorimetry;

Designation: D 7309 – 07a, ASTM-international, 2007.

2. Richard E. Lyon: THe role of thermal decomposition kinetics in the burning of polymers;

12th International Conference on Fire Science and Engineering (INTERFLAM);

University of Nottingham, UK, July 2010.

3. Pyrolysis combustion flow calorimetry: a tool for flame retardant development and fundamental combustion science, Alexander B. Morgan, Ph.D. University of Dayton Research Institute Multiscale Composites and Polymers Division Dayton, OH 45469-0160 USA.

4. A.Yu. Snegirev, V.A. Talalov, V.V. Stepanov, J.N. Harrisb, Formal kinetics of polystyrene pyrolysis in non-oxidizing atmosphere, Thermochim. Acta 548, 2012.

УДК 539. О.В. Бразгина, В.А. Кузькин, С. Антонюк МОДЕЛИРОВАНИЕ ДЕФОРМИРОВАНИЯ ГРАНУЛИРОВАННЫХ ТВЕРДЫХ ЧАСТИЦ:

ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ФОРМЫ Многие продукты, например, катализаторы, абсорбенты, удобрения и таблетки, часто производятся в виде гранул. Главные преимущества гранул по сравнению с порошками – это большая плотность упаковки и меньшее пылеобразование. Во время цикла обработки, транспортировки и использования гранулы подвергаются различным механическим воздействиям при соударении гранул друг с другом и со стенками устройств. Механическое взаимодействие совокупности гранул во время технологических процессов может быть изучено путем численного моделирования [1].

На данный момент существуют аналитические модели, позволяющие описать деформационное поведение сферических частиц, однако при производстве полученные гранулы могут существенно отличаться от сферических, по этой причине влияние формы на отклик частиц при деформировании представляет научный интерес.

В данной работе рассматривается упругое деформирование и разрушения частиц эллипсоидальной формы, а также частиц, обладающих внутренней полостью.

В ходе исследования проведено моделирование методом конечных элементов гранул диоксида титана (рутила) эллипсоидальной формы с одинаковым объемом (рис. 1). Для упругого случая получена обобщенная зависимость, позволяющая определить силу сжатия гранулы FN при различных соотношениях полуосей эллипсоида, которая оказалась степенной по отношению к силе FHertz, полученной при решении задачи Герца [2] для сферы с тем же объемом:

a 3/ FN = FHertz 1 + С 1, b где FHertz – сила, полученная в результате решения задачи Герца, a и b – полуоси эллипсоида (размер третьей полуоси также равен a), была построена зависимость коэффициента C от деформации с помощью метода наименьших квадратов.

Описаны образование и рост трещин в грануле. При этом локализация и скорость роста трещины соответствуют Рис. 1. Зависимость силы и относительного результатам ранее проведенных смещения при различной толщине стенки экспериментов с помощью метода дискретных элементов и результатам натурных экспериментов, проведенных в TUHH: при нормальной нагрузке рост трещины начинается вблизи области контакта.

При моделировании полых сфер рассматривался процесс деформирования при различной толщине стенки. Получены силы сжатия гранул при различных соотношениях внутреннего и внешнего радиусов (R1 и R2 соответственно), результаты представлены на рис. 1. Для сфер с большим размером полости сила существенно отличается от решения Герца, зависимость близка к линейной. Выведен обобщенный закон, определяющий силу сжатия полой гранулы по отношению к решению задачи Герца для аналогичной сплошной гранулы:

R k FN = FHertz 1 + 1, R где k определяется по аппроксимированной формуле 0. s k = 0.14 +.

R Полученные результаты играют важную роль при дальнейшем описании взаимодействия гранул. Поскольку моделирование частиц эллиптической формы с помощью метода дискретных элементов требует существенно больших вычислительных мощностей, использование обобщенных зависимостей позволит проводить моделирование взаимодействия гранул частицами сферической формы с применением полученных зависимостей силы от смещения при нормальной нагрузке. Полученные зависимости для полых сфер также играют важную роль для дальнейшего изучения деформирования частиц и их взаимодействия.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Antonyuk S., Heinrich S., Tomas J., Deen N. G., van Buijtenen M. S. and Kuipers J. A. M.. Energy absorption during compression and impact of dry elastic-plastic spherical granules // Granular Matter. – 2010 № 12: p.15–47.

2. Hertz, H. ber die Berhrung fester elastischer Krper (On the contact of elastic solids). // J. Reine Angewandte Math. – 1882. № 92, p.156–171.

УДК 53. А.А. Петров, В.В. Давыдов СПбГПУ ЦИФРОВОЙ СИНТЕЗАТОР ЧАСТОТЫ ДЛЯ КВАНТОВОГО СТАНДАРТА ЧАСТОТЫ НА АТОМАХ Cs- Стандарты частоты являются одними из основных устройств, обеспечивающих формирование и воспроизведение физической единицы измерения времени и частоты.


Стандарты частоты используются в разнообразных метрологических службах и измерительных системах, в качестве синхронизирующих генераторов в аппаратуре связи и устройствах для передачи данных, исполняют роль опорных источников сигнала высокой точности и стабильности в радиоизмерительной аппаратуре, а так же могут применяться в приемниках ГЛОНАСС и GPS в качестве синхронизирующих генераторов. Область науки, посвященная квантовым стандартам частоты (КСЧ) тесно связана с прогрессом в этих и многих других областях. Она открывает возможности использования высокоточных часов для обобщения результатов измерений и их анализа, предоставляет новые сведения о многих физических явлениях [1, 2]. Все шире проявляется тенденция сведения самых разнообразных физических величин к измерению частоты, так как частотные измерения обладают самой высокой точностью. Это в свою очередь предъявляет все более жесткие требования к точности, надежности и удобству измерения частоты и превращает этот процесс в одну из наиболее актуальных физических и технических задач. Без надежной работы этих приборов невозможно нормальное функционирование многих сфер деятельности человека, особенно если в них используется вычислительная техник.

Концепция развития космической навигационной системы и развитие метрологической службы исходит из необходимости постоянной модернизации используемых в настоящее время стандартов частоты с целью совершенствования их метрологических и эксплуатационных характеристик [1].

В работе рассмотрена модернизация одного из блоков КСЧ-синтезатора частоты с целью повышения точностных характеристик стандарта и увеличения его универсальных возможностей по применению. В связи с тем, что при эксплуатации космических аппаратов, разрешено использовать только отечественные разработки, которые хорошо согласуются по характеристикам с действующими устройствами, находящимися в эксплуатации, была разработана новая конструкция цифрового синтезатора (генератора синусоидального сигнала управляемой частоты) с использованием метода прямого цифрового синтеза (DDS – Direct Digital Synthesis). Эта конструкция собрана с использованием новейшей зарубежной электронной базы.

Прямой цифровой синтез уникален своей цифровой определенностью – генерируемый ими сигнал синтезируется со свойственной цифровым системам точностью. Частота, амплитуда и фаза сигнала в любой момент времени точно известна и подконтрольна.

Разработанная схема генератора синусоидального сигнала включает в себя несколько основных блоков. Структурная схема устройства приведена на рис. 1.

Рис. 1. Структурная схема цифрового генератора Блок «Загрузка данных» с помощью периферийного интерфейса передачи данных SPI (Serial Peripheral Interface) осуществляет загрузку кода частоты в последовательном режиме (42 разряда), что представлено на рис. 2.

Полученный код частоты попадает в «Блок модуляции». Устройство модуляции осуществляет мультиплексирование кода частоты из двух регистров на вход аккумулятора фазы сигналом Fm, являющимся меандром низкой частоты (15, 30 или 78 Гц). Аккумулятор фазы («Накопительный сумматор») формирует аргумент функции Sin(x), который поступает на устройство «Функция Sin(x)», реализующее функцию Sin(x) с помощью таблицы синусов, заложенной в ПЗУ. На выходе этого блока формируется 10-разрядный цифровой код синуса, который далее поступает на ЦАП. В связи с применением 40-разрядного сумматора обеспечивается стабильная работа на заданной тактовой частоте 40 МГц. Кроме того, большая разрядность аккумулятора фазы и возможность модуляции, обеспечивают высокую точность выходной частоты [3].

Рис. 2. Временная диаграмма загрузки кода частоты в последовательном режиме Результаты исследований работы синтезатора частоты показали, что появилась возможность получения различных частот синусоидального сигнала. Разрешение по частоте и фазе увеличено более чем на два порядка. Реализована возможность цифрового управления частотой и фазой. Улучшены спектральные характеристики. Собранная новая конструкция синтезатора частоты обладает более низким энергопотреблением, что очень важно для эксплуатации спутников.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Гужва Ю.Г., Геворкян А.Г., Басевич А.Б. и др. Глобальная навигационная спутниковая система ГЛОНАСС и роль РИРВ в ее создании и совершенствовании. — Радионавигация и время, 1997, № 1, 2. Дудкин В.И., Пахомов Л.Н. Квантовая электроника. Приборы и их применение. - М.: Техносфера, 2006.

3. Петров А.А., Давыдов В.В., Разработка генератора синусоидального сигнала управляемой частоты для квантового стандарта частоты на атомах Cs 133. Тезисы докладов Международной конференции "Ломоносов 2013", Москва, 9-12 апреля 2013 г, с. 231.

УДК 530. Ю.Д. Овчинников, Э.А. Шакирова, Ф.А. Дмитриева Военно-космическая академия им. А.Ф. Можайского НЕКОТОРЫЕ ДОПОЛНЕНИЯ К ОБЩЕМУ КУРСУ ФИЗИКИ В настоящее время накоплен значительный интересный материал, который может войти как дополнение к общему курсу физики. Школьные учебники физики включают такие вопросы как мир элементарных частиц, строение и эволюция вселенной, галактики, квазары, судьбы звезд и черные дыры. Казалось бы, что высшие учебные заведения должны дальше нести эстафету знаний по этим вопросам. Нам представляется, что должны быть современные учебники, которые продолжали бы на современном уровне начатое в школе.

Ниже следуют тезисы, посвященные некоторым вопросам, которые вызывают интерес аудитории.

1. Крупнейшее достижение фундаментальной физики начала XX века – открытие новой частицы – бозона Хиггса. Эта долгожданная частица была предсказана в 1964 году. Бозон Хиггса открыт в полном соответствии с предсказаниями Стандартной модели и подтверждает состоятельность этой модели. Появился термин – механизм Хиггса. В его основе лежат скалярные поля с бесспиновыми квантами – хиггсовские бозоны. Роль хиггсовского поля и хиггс бозонов чрезвычайно важна – они наделяют элементарные частицы определенной массой.

2. Теория струн родилась в середине 70-х годов прошлого века и с тех пор “приковывает” к себе внимание. Она предсказывает, что пространство имеет более трех измерений. Ученые полагают, что эти дополнительные измерения компактно скручены в очень маленькие узлы и “спрятаны” в глубине обычного пространства.

Теория струн основывается на принципах квантовой механики. Она рассматривает взаимодействие не точечных частиц, а одномерных протяженных объектов – квантовых струн. Все материальные объекты (в теории струн) взаимодействуют посредством гравитационных сил. Теорию струн удалось объединить с концепцией суперсимметрии. В результате появилась теория суперструн. На сегодняшний день эта теория более других продвинулась в плане объединения всех четырех основных взаимодействий сил, действующих в природе. Гипотеза великого объединения давно “витает” в воздухе, продолжая привлекать всех физиков мира.

3. Изучение черных дыр продвинулось чрезвычайно стремительно [1]. Еще в 2000 году были опасения, что при проведении экспериментов в лаборатории с образованием мини черной дыры может произойти неконтролируемая реакция. Черные дыры создают в пространстве сверхмощные гравитационные поля, всасывающие внутрь все окружающее вещество, и если такая минидыра вдруг образуется в лаборатории, то Земля будет разрушена, так как ее вещество окажется вовлеченным в гравитационную воронку. В настоящее время эти страхи позади: общие принципы квантовой механики указывают, что микроскопические черные дыры не могут быть устойчивыми, а значит, они безопасны.

В центр внимания современной науки, связанной с черными дырами, можно отнести два вопроса:

1) исчезает ли информация в черных дырах и 2) голографический принцип черных дыр.

Знаменитый британский физик Стивен Хокинг заявил, что информация уходит в черную дыру и никогда не возвращается. Когда черная дыра испаряется, информация полностью пропадает. Вопрос о том, теряется ли информация в черных дырах, поначалу был спорным. Американский физик Леонард Сасскинд много лет спорил со С. Хокингом о природе черных дыр, доказывая, что “информация не умрет никогда”. В 2004 году С. Хокинг признал свою ошибку. Одним из основных аргументов против исчезновения информации является закон сохранения энергии. Он утверждает, что энергия существует во множестве разных форм, может переходить из одной формы в другую, но полное количество энергии никогда не меняется.

Дискуссии с Хокингом Сасскинд посвятил книгу “Битва при черной дыре. Мое сражение со Стивеном Хокингом за мир, безопасный для квантовой механики” [2]. У нас книга вышла в 2013 году. Самое поразительное в этой книге то, что такой маститый ученый как Сасскинд использует голографический принцип, утверждая, “что все находящееся внутри некоторой области пространства можно описать посредством битов информации, расположенных на ее границе”.

Далее Сасскинд в своей книге показывает, что голографический принцип стал “повседневным рабочим инструментом”. Тем не менее, Сасскинд признает, что “добиться понимания голографического принципа – это, вероятно, самый большой вызов физикам со времен создания квантовой механики”.

В заключении отметим, что одним из важнейших направлений совершенствования образования в высшей школе является трансформация новейших научных идей и достижений в учебные курсы. Это вызывает интерес к физике и желание приобщиться к ее тайнам.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Стивен Хоккинг, Роджер Пенроуз «Природа пространства и времени», Санкт-Петербург, Амфора, 2012.

2. Л. Сасскинд «Битва при черной дыре. Мое сражение со Стивеном Хоккингом за мир, безопасный для квантовой механики», Санкт-Петербург, Питер, 2013.

УДК 537. Ф.Г. Бакшт1, В.

Ф. Лапшин1,2, А.В. Пелли1, 1 ФТИ им. Иоффе РАН, Петербургский государственный университет путей сообщения, Санкт-Петергбургский Государственный политехнический университет АНАЛИЗ ПРИМЕНИМОСТИ ДИФФУЗИОННОГО ПРИБЛИЖЕНИЯ ДЛЯ РАСЧЁТА РАДИАЦИОННЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ГАЗОВЫХ РАЗРЯДОВ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ В газовых разрядах высокого давления, излучение является важным, а, зачастую, и основным механизмом переноса энергии. Благодаря большой скорости столкновительных процессов, в таких разрядах электронная компонента находится в состоянии локального термодинамического равновесия (ЛТР), что существенно упрощает уравнение переноса излучения в плазме [1]. Не смотря на это, расчёт теплообмена излучением (особенно в нестационарных разрядах), остаётся весьма трудоёмкой задачей. В связи с этим, большую роль в моделировании излучающих разрядов играют различного рода приближения. В настоящей работе выполнен анализ применимости диффузионного приближения для расчёта радиационных характеристик газовых разрядов высокого давления. С этой целью выполнено сравнение изотропной и анизотропной частей спектральной интенсивности излучения в столбе цезиевой плазмы в условиях импульсно-периодического разряда (ИПР) высокого давления [2]. Проведено сравнение радиационных характеристик разряда, полученных с помощью метода прямого интегрирования (МПИ) и в диффузионном приближении.

Для аксиально-симметричной плазмы, находящейся в условиях ЛТР, уравнение переноса излучения вдоль заданного направления при отсутствии рассеяния света имеет вид [1]:

I = k (I P I ), (1) s где IP(Те) – равновесная (планковская) спектральная интенсивность, I = I ( r, ) – спектральная интенсивность излучения c длиной волны ;

r – радиальная координата;

s – координата вдоль светового луча;

Te = Тe(r) – температура электронов);

k'(r) – коэффициент поглощения плазмы, рассчитанный с учётом свободно-свободных, связанно-свободных и связанно-связанных переходов электронов и с учётом поправки на вынужденное излучение.

Расчёт k' в цезиевой плазме подробно изложен в работе [2].

В случае слабой анизотропии поля излучения, можно разложить I в ряд по сферическим гармоникам и ограничиться двумя первыми членами разложения [1]:

I ( r, ) = I 0) ( r ) + 3 F ( r ) / 4.

( (2) Здесь симметричная часть интенсивности I(0) = cU/4, U = I d. Подстановка c ( 4 ) выражения (2) в (1) и усреднение по всему телесному углу с весом приводит к соотношению c F ( r ) = U. (3) 3k r После усреднения (1) по телесному углу и использования (3) получаем уравнение диффузионного приближения для спектральной плотности энергии излучения U с1 r k r U = ck (U P U ).

(4) 3 r r Граничные условия к (4) имеют вид [1]:

1 U U =0 и = U ( R). (5) 3k r r r =0 r=R На рис. 1 и 2 приведены результаты расчётов радиационных характеристик для столба цезиевой плазмы, параметры которой соответствуют характерному для ИПР режиму [3] при = 1000 Гц, Imax = 78 А, R = 2,5 мм и давлении P = 744 Toрр в момент окончания импульса тока. На рис. 1 приведены результаты расчётов спектрального потока энергии излучения F (1), выходящего из столба плазмы (сплошная линия – МПИ, пунктир – диффузионное приближение), и радиальной оптической толщины плазмы R (2). Поскольку большая часть энергии излучения выходит в той части спектра, для которой R ~ 1, расчёты параметра = 3F/cU, характеризующего степень анизотропии плазмы, приведены на рис. 2 для длины волны = 532 нм, для которой R = 1,6.

R() F(R), кВт/(м нм) 0, 400 600 800, нм Рис. 1 Рис. Как видно из расчётов, критерий слабой анизотропии поля излучения выполнен в большей части объёма разряда. При этом отличие спектра излучения разряда рассчитанного в диффузионном приближении и методом прямого интегрирования не превышает 20%.Это позволяет использовать существенно более эффективное (по затратам времени счёта) диффузионное приближение для расчёта радиационных характеристик газовых разрядов высокого давления. Результаты, полученные в работе, могут быть использованы при моделировании плазменных источников излучения.

ЛИТЕРАТУРА:

1. Зельдович, Я.Б. Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений [Текст] / Я.Б Зельдович, Ю.П. Райзер. – М.: Наука, 1966. – 688 с.

2. Бакшт, Ф.Г. Плазма импульсно-периодического разряда в цезии как эффективный источник света [Текст]/ Ф.Г. Бакшт, В.Ф. Лапшин // ЖТФ. – 2002. – Т. 72. – Вып. 7. – С. 100-105.

3. Бакшт, Ф.Г Особенности формирования непрерывного спектра излучения в видимой области в условиях импульсно-периодического разряда в цезии[Текст]/ Ф.Г. Бакшт, В.Б. Каплан, В.Ф.

Лапшин, А.М. Марциновский // Письма в ЖТФ – 2009– Т.35, – В. 23–С. 17-22.

УДК 530. В.Ю. Чмыхов, Ф.А. Дмитриева, Г.М. Матвеев, Э.А. Шакирова Военно-космическая академия им. А.Ф. Можайского ИССЛЕДОВАНИЕ ФОТОЭЛЕКТРИЧЕСКИХ СВОЙСТВ СОЛНЕЧНОГО ЭЛЕМЕНТА НА ХОЛОСТОМ ХОДУ Предложена новая учебно-исследовательская работа по исследованию фотоэлектрических свойств солнечного элемента на холостом ходу. Солнечные элементы относятся к прямым преобразователям солнечной энергии в электрическую. Солнечные батареи применяются для питания электрической аппаратуры, для зарядки аккумуляторов, для различных автоматических счётных и сортирующих устройств, фото и киноаппаратуры.

Фотоэлектрические преобразователи солнечного излучения (солнечные элементы) объединяются в солнечные батареи – устройства, обеспечивающие электрическую коммутацию солнечных элементов, их размещение на единой несущей основе с целью получения необходимой мощности [1].

Для измерения электрических параметров солнечных батарей необходимо исследовать физические явления, определяющие энергетические характеристики солнечных элементов (ток короткого замыкания Iкз, напряжение холостого хода Uхх, максимальную мощность Рсэ).

Неоднородность структуры солнечных элементов может быть получена путём легирования одного и того же полупроводника различными примесями (создание p-n перехода). Эффективность работы солнечных элементов зависит от p-n перехода и от процессов взаимодействия солнечного излучения со структурой элемента.

Генерация фототока и фото-ЭДС солнечных элементов обуславливаются вентильным фотоэффектом [2]: при попадании солнечного излучения на поверхность солнечного элемента происходит его частичное поглощение в полупроводниковой структуре. Фотоны солнечного излучения с энергией E, могут генерировать электронно-дырочные пары.

(E- ширина запрещённой зоны, h- постоянная Планка, с – скорость света, – длина волны излучения). Через p-n переход протекает фототок. Электроны, подошедшие к p-n переходу, подхватываются контактным полем, направленным от n к p-области и перебрасываются в n – область, заряжая её отрицательно. Дырки, подошедшие к p-n переходу, не способны преодолеть потенциальный барьер и остаются в области p, заряжая её положительно.

Вследствие этого на переходе возникает разность потенциалов U.

При коротком замыкании p-n перехода практически все носители, сгенерированные солнечным излучением, поступают в электрическую цепь, вследствие чего Uф 0, а ток в цепи равен Iф=Iкз. При разомкнутой цепи разность потенциалов U представляет собой фото-ЭДС или напряжение холостого хода Uxx солнечных элементов. Предельное теоретическое значение максимальной мощности солнечного элемента определяется Pсэ= Iкз Uxx Схема лабораторной работы включает: имитатор солнца, несколько солнечных элементов, электрическую цепь, вольтметр (для измерения фото-ЭДС), микроамперметр (для замера фототока), люксметр (для измерения освещённости).

Экспериментальная часть лабораторной работы состоит из:

-измерение освещённости E солнечного элемента;

-определение потока Ф солнечного излучения, падающего на поверхность Sсэ;

-измерение тока в режиме короткого замыкания Iкз, равного фототоку солнечного элемента Iф;

-измерение фото-ЭДС или напряжения холостого хода солнечного элемента Uxx;

-определение мощности солнечного элемента Pсэ в режиме короткого замыкания.

Результаты измерений и вычислений фотоэлектрических характеристик солнечных элементов заносятся в таблицу. По полученным данным строятся графики зависимостей Iкз (Ф), Uxx (Ф), Pсэ (Ф).

Нелинейные зависимости Iкз(Ф) – ток в режиме короткого замыкания от потока солнечного излучения, падающего на поверхность солнечного элемента и Pсэ(Ф) – мощности солнечного элемента короткого замыкания определяется тем, что одновременно с генерацией фотоносителей происходит их рекомбинация как в объеме, так и на поверхности солнечного элемента.

Эти процессы зависят от структуры солнечных элементов, концентрации примесей, состояния поверхности, уровня освещённости и других факторов. В дальнейшем рекомендуется изучать характеристики солнечных батарей под нагрузкой.

ЛИТЕРАТУРА 1. Грилихес. Солнечные космические энергостанции, Л. Наука, 1986, с. 41-71.

2. Белонучкин В.Е., Заикин Д.А., Ципенюк Ю.М. Основы физики, т. 2, М. Физматлит, 2001, с. 23-26.

УДК 548. А. М. Смирнов, М. Ю. Гуткин СПбГПУ ПРИЗМАТИЧЕСКИЕ ПЕТЛИ ДИСЛОКАЦИЙ НЕСООТВЕТСТВИЯ В ОБОЛОЧКАХ КОМПОЗИТНЫХ НАНОЧАСТИЦ Композитные наночастицы – одна из самых обсуждаемых тем в современном материаловедении, физике твердого тела, химии и биомедицине [1-3]. Контакт составляющих эти наночастицы разнородных материалов приводит к возникновению остаточных упругих деформаций и напряжений несоответствия, которые могут релаксировать за счет формирования разнообразных дефектов [4,5]. Появление дефектов может привести к деградации электронных, оптических и других свойств или разрушению таких наночастиц. Все это объясняет повышенное внимание к данной проблеме. Различные механизмы релаксации напряжений несоответствия в наночастице типа «ядро-оболочка»

были предложены более двадцати лет тому назад [4]. В последнее время они были рассмотрены более подробно [5]. Одним из предложенных в [4,5] механизмов релаксации является зарождение призматических дислокационных петель в оболочке композитной наночастицы, однако авторами этот вопрос подробно рассмотрен не был.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 14 |
 

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.