WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 || 3 |

«Министерство образования и науки Российской Федерации Федеральное агентство по образованию Российская академия наук Государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования ...»

-- [ Страница 2 ] --

Эксперименты по исследованию взаимодействия горячей плотной плазмы с конденсированными дисперсными средами показали возможность эффективного управления различными стадиями разряда. Динамика пинча существенным образом зависит от параметров пылевой мишени. Благодаря объемному характеру взаимодействия пылинок с плазмой и излучением, происходит эффективное испарение и ионизация пылинок, обеспечивающие наличие дополнительных источников плазмы в области пинча, «сглаживающих» развитие МГД-неустойчивостей. Показано, что в разрядах с пылевой мишенью (мелкодисперсной фракцией порошка Al2О3) формируются более стабильные относительно МГД неустойчивостей пинчи (см.

рис. 1 в, г). Степень стабильности возрастает с повышением погонной массы мишени.

Литература 1. V.V.Myalton et al., Plasma-2001, International Symposium: Research and Applications of Plasmas, Warsaw, Poland, 19-21 September, 2001, Book of Abstracts, O8.2, p.208, http://www.ifpilm.waw.pl/Plasma2001/#topic 2. M.A. Karakin et al., Czechoslovak Journal of Phys..52, Suppl.D (2002), 255- 3. V.I.Krauz et al., Plasma-2001, International Symposium: Research and Applications of Plasmas, Warsaw, Poland, 19-21 September, 2001, Book of Abstracts, I3.1, p.63, http://www.ifpilm.waw.pl/Plasma2001/#topic 4. V.E. Fortov et al., Dense Z-pinches, 5th Int. Conf, on Z-pinches, Albuquerque, New Mexico, 23-28 June 2002, Editors J.Davids, Ch.Deeney and N.R.Pereira, Melville, New York, 2002, ACP, V.651, p. 37- 5. M.A.Karakin, E.Yu.Khautiev, V.I.Krauz, A.N.Mokeev, V.V.Myalton, V.P.Smirnov, Problems of Atomic Science and Technology (Ukraine J.), 2003. № 1. Series: Plasma Physics (9), P. 95- 6. M.A. Karakin et al., Beams’04, Proc. of the 15th Int. Conf. on High-Power Particle Beams (Saint-Petersburg, Russia, July 18-23, 2004). Edited by V.Engelko et al. Saint Petersburg, D.E.Efremov Insitute, 2005, p. 738-741.

7. D.Klir et al., Beams’04, Proc. of the 15th Int. Conf. on High-Power Particle Beams (Saint-Petersburg, Russia, July 18-23, 2004). Edited by V.Engelko et al., Saint Petersburg, D.E.Efremov Insitute, 2005, p. 778-781.

8. P. Kubes et al., Czech J. Phys.54, 2004, pp.285-290.

9. A.E.Gurey et al., Beams’04, Proc. of the 15th Int. Conf. on High-Power Particle Beams (Saint-Petersburg, Russia, July 18-23, 2004). Edited by V.Engelko et al., Saint Petersburg, D.E.Efremov Insitute, 2005, p. 746-749.

10. M.Scholz et al., Phys.Lett., A 262 (1999), 453- Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ИССЛЕДОВАНИЕ ГАЗОВОГО РАЗРЯДА В МЯГКОМ РЕНТГЕНОВСКОМ И ВИДИМОМ ДИАПАЗОНАХ В СИЛЬНОТОЧНЫХ УСТАНОВКАХ ТИПА ПЛАЗМЕННЫЙ ФОКУС А.Е. Гурей1, С.П. Елисеев2, В.Я. Никулин1, С.Н. Полухин1, А.А. Тихомиров Физический институт им. П. Н. Лебедева РАН, Москва, Россия Московский физико-технический институт, г. Долгопрудный, Россия e-mail: elst@mail1.lebedev.ru В данной работе исследовалось излучение плазмы в мягком рентгеновском и видимом диапазоне с помощью рентгеновской камеры-обскуры, электронно оптического преобразователя, собранного на основе МКП с временным разрешением 3 нс и рентгеновской спектрометрии с помощью кристаллического рентгеновского спектрографа[1].

Неон был выбран, так как его наиболее яркие спектральные линии лежат в диапазоне от 9 до 14, который является оптимальным для применения в технологии[2,3], например, в рентгенолитографии. Кроме того, данные исследования инициированы экспериментами, проводимыми в ИЯС по сжатию твердотельных мишеней в плазмофокусных разрядах[4].

В эксперименте были получены рентгеновские спектры и снимки разряда с помощью камеры-обскуры. По рентгеновским спектрам Н- и Не- подобных ионов из отношений интенсивностей сателлитных и интеркомбинационных линий к резонансным получены данные о электронной температуре и плотности плазмы[5-7].

Фотографирование с помощью электронно-оптического преобразователя (ЭОП) в видимом диапазоне позволило изучить динамику и структуру токово-плазменной оболочки.

Работа проводилась на установке плазменный фокус Мейзеровского типа представляющей собой электроразрядную камеру с коаксиальными электродами.

Электроды были разделены с помощью цилиндрического изолятора (рис.1). Длина коаксиальных электродов выбиралась таким образом, чтобы токовая оболочка достигала оси установки в момент максимума тока. В этом случае в результате кумуляции токовой оболочки формируется плотный высокотемпературный плазменный пинч. Данная плазма интенсивно излучает в мягком рентгеновском диапазоне[8].

Суммарная емкость четырех конденсаторных батарей составляла 48 мкФ, максимальная энергоемкость 15 кДж при 25 кВ. Индуктивность всей цепи около 40 нГн. Период колебаний тока составлял около 10 мкс.

Рис. 1. Разрез разрядной камеры П.Ф.

С помощью магнитного зонда и пояса Роговского проводилось осциллографирование тока и его производной.

62 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Рис. 2. Осциллограмма производной тока.

С использованием камеры-обскуры, на рентгеновскую фотопленку были получены интегральные снимки разряда в рентгеновском диапазоне. Расстояние от обскуры до пинча 26 см, от обскуры до пленки 14.5 см (уменьшение 1.8 раз). Диаметр обскуры 230 мкм, фильтр Be (12 мкм). Размеры наиболее светящегося сгустка плазмы около 4 мм в высоту и 1.5 мм в ширину. Регистрируемая спектральная область от 0. до 40 кэВ снизу ограничивалась бериллиевым фильтром, а сверху чувствительностью рентгеновской фотопленки.

Рис. 3. Интегральные рентгеновские снимки прианодной части разряда.

Регистрация излучения в видимом диапазоне велась с помощью ЭОПа, встроенного в него МКП и цифрового фотоаппарата. На МКП на время около 3 нс подавалось высокое напряжение, таким образом, разрешение однокадровых снимков было около нескольких нс. Привязка по времени осуществлялась к особенности на осциллограмме тока. С помощью данных снимков впервые были обнаружены существование предпинча и шарообразного свечения на оси камеры, оценена радиальная скорость токовой оболочки ( 107 см/с).

Для определения параметров плазмы использовался рентгеновский спектрограф с выпуклым кристаллом слюды, с областью регистрации от 3 до 18 ангстрем. Съемка велась на рентгеновскую фотопленку. Была написана программа для определения электронной плотности, температуры и степени ионизации. Для получения рентгеновских спектров с временным разрешением возможна состыковка спектрографа с МКП усилителем.

Камера соединялась со слюдяным рентгеновским спектрографом, собранным по схеме с выпуклым кристаллом. Направление наблюдения спектра составляло с оптической осью фокусирующей системы угол, близкий к 45°. Использовавшийся спектрограф обеспечивал регистрацию спектра в диапазоне 0.3 … 1.8 нм с линейной дисперсией 0.015 … 0.005 нм/мм. Близость длин волн измеряемых линий позволила избежать спектральной калибровки аппаратуры. Пригодные для обработки спектрограммы получались за 10 – 20 импульсных разрядов.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Рис. 4. Спектр Ne плазмы и его денситограмма, содержащие резонансные линии H- и He-подобных ионов и их сателлиты.

Идентификация спектров проводилась на основании теоретических работ.

Измеренные данные согласуются с расчетными в пределах экспериментальной ошибки.

Были созданы программы для определения электронной температуры, плотности и степени ионизации плазмы. С их помощью определены температура (Те 220 эВ) и электронная плотность (Ne 3*1018 см-3) излучающей области. Электронная температура и степень ионизации плазмы определялась по относительной интенсивности резонансных линий ионов высокой кратности ионизации к интенсивности их сателлитов. Электронная плотность определялась по относительным интенсивностям резонансных и интеркомбинационных линий. Используемая методика пригодна для диагностики плазмы с Ne 1023 см-3 при условии наблюдения спектров водородо- и гелиоподобных ионов более высокой кратности.

Характерной особенностью использованных нами методик является одновременное измерение температуры и плотности по группам близлежащих линий одних и тех же ионов, что позволяет относить полученные значения Ne и Te к одной пространственной области. Кроме того, использование газов с различным зарядовым числом позволяет измерять широкий диапазон плотностей вплоть до Ne 1023 см-3. В дальнейшем, при переходе на регистрацию спектра с помощью МКП, будет возможно получать временную картину спектра и соответствующих ему параметров плазмы.

Пространственную картину спектра можно получить с использованием кристаллов с двумерной кривизной. На данном же этапе пространственная картина спектра была получена с помощью рентгеновской и оптической камер–обскур.

Литература 1. А.Е. Гурей, С.П. Елисеев, В.Я. Никулин, С.Н. Полухин, А.А. Тихомиров, сб.

тезисов и докладов XXXII Звенигородской конференции по физике плазмы и УТС, Звенигород, 2005 г, 2. V. Fomenkov, N. Bwering, C. L. Retting, S. T. Melnychuk, et al., Journal of Physics D: Applied Physics, 37 (2004), 3266- 3. S. Hussain, M. Shafiq, R. Ahmad, A. Waheed and M. Zakaullah, Plasma Sources Science and Technology 14 (2005), 61- 4. L. I. Ivanov, A. I. Dedyurin, I.V. Borovitskaya, O. N. Krokhin, V. Ya. Nikulin, S. N.

Polukhin, A. A. Tikhomirov, A.S. Fedotov, Pramana-J.Physics, vol. 61, № 6, December 2003, 1179- 5. Л.П. Пресняков, Успехи физических наук, том 119, 1, 6. А. В. Виноградов, И. И. Собелев, Е. А. Юков, Квантовая электроника, 1975, т. 2, вып. 6, с. 1165- 7. Л.А. Вайнштейн «Диэлектронная рекомбинация», Труды ФИАН, том 119, 1-12, 8. V. Ya. Nikulin, V. M. Romanova, M. Sholz, Journal of Technical Physics, 64 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ПЕРЕЗАРЯДКА В СТОЛКНОВЕНИЯХ С УЧАСТИЕМ ФУЛЛЕРЕНОВ А.А. Нариц Московский физико-технический институт (государственный университет) nalexander@istel.ru Были теоретически исследованы процессы перезарядки в столкновениях фуллеренов C60 с многозарядными атомными ионами и ионами фуллеренов. В рамках используемой модели перезарядка рассматривалась как переход активного электрона через зависящий от времени потенциальный барьер, образованный электростатическими полями сталкивающихся частиц. При этом считалось, что электрон движется вдоль прямой соединяющей центры ядра и мишени. В этом случае потенциальный барьер можно считать одномерным. Движение ядер считалось классическим. Данная работа посвящена столкновениям при малых и средних скоростях относительного движения. В таких условиях барьер можно рассматривать как квазистационарный. Для решения задачи о прохождении частиц через параметрически зависящий от времени потенциальный барьер был использован метод фазовых уравнений [1-3]. С его помощью были найдены точные выражения коэффициентов прохождения и отражения частиц через несимметричный потенциальный барьер. Полученные выражения зависят только от фазовых функций, являющихся решениями обыкновенных нелинейных дифференциальных уравнений первого порядка. В случае симметричного барьера полученные формулы переходят в уже известные [3]. Зависимость потенциала от времени учитывалась в рамках распадной модели [4].

q + s+ Рис. 1. Зависимость полных сечений реакции C + Ar C60 + Ar(q-s)+ от заряда налетающего иона. Треугольники – экспериментальные данные Cederquist et al, Phys.

Rev. A63, 062725 (2001);

круги – вычисления, выполненные по представленному методу;

ромбы – модель классического надбарьерного прохождения.

В рамках предложенной модели фуллерен рассматривается как жесткая бесконечно проводящая сфера, радиус который вычислялся из условия равенства дипольной поляризуемости такой сферы известному из эксперимента значению дипольной поляризуемости нейтрального С60. При вычислении потенциала принимался Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ во внимание вклад «потенциалов изображения». При изучении процесса перезарядки в столкновениях двух ионов фуллеренов была применена модель экранированных внешних зарядов. С ее помощью было показано, что сечения передачи заряда в + + 2+ системах C60 + C60 и C60 + C60 должны совпадать в широком диапазоне энергий. Это утверждение было подтверждено в эксперименте.

Были проведены обширные расчеты полных и парциальных (по количеству переданных электронов) сечения перезарядки в столкновениях нейтральных фуллеренов и их ионов с многозарядными атомными ионами. Особое внимание уделялось множественной передаче заряда, сечения которой при взаимодействии С60 с многозарядными ионами довольно велики. Полученные результаты находятся в хорошем количественном согласии с имеющимися экспериментальными данными.

Исследовано влияние кулоновского отталкивания сталкивающихся частиц на величины сечений. Показано, что модель классического надбарьерного прохождения значительно завышает величины сечений (примерно на 40%-50%), что преимущественно связано с пренебрежением вклада надбарьерного отражения в рамках этой модели.

При средних скоростях относительного движения распадная модель позволяет вычислить полную вероятность отрыва электрона от фуллеренов и их ионов. Для вычисления относительных вкладов процессов перезарядки и ионизации в сечение + отрыва при столкновениях в системе C60 + He2+ было использовано скалирование приближенного уравнения Шредингера для активного электрона. Результаты, полученные с использованием указанного подхода, хорошо описывают экспериментальные данные в широком диапазоне энергий. Показано, что существенный рост сечений в области малых скоростей может быть связан с экранированием положительного заряда иона фуллерена нейтральной частью кластера.

С использованием модели экранированных внешних зарядов были рассмотрены + + 2+ процессы симметричной передачи заряда в системах C60 + C60 и C60 + C60. Результаты проведенных расчетов хорошо согласуются с экспериментальными данными.

Совпадение сечений перезарядки в двух указанных системах подтверждает применимость предложенной модели экранированных внешних зарядов.

Литература 6. В.В. Бабиков, Метод фазовых функций в квантовой механике, 2-е изд., М.: Наука, 7. F. Calogero, Variable Phase Approach in Potential Scattering, Academic, New York, 8. Presnyakov L.P., “Phase-shift equations in the scattering theory of particles and waves”, Phys. Rev. A 44, 1991, 9. L.P. Presnyakov, “Wave propagation in inhomogeneous media: Phase-shift approach” in Progress in Optics, edited by E.Wolf, North-Holland, 34, 159, 10. Л.П. Пресняков, В.П. Шевелько, Р.К. Янев, Элементарные процессы с участием многозарядных ионов, М.: Энергоиздат, 11. Bruning H., Trassl R., Diehl A., Thei A., and Salzborn E., Narits A.A. and Presnyakov L.P., “Resonant Electron Transfer in Collisions between Two Fullerene Ions”, Physical Review Letters, 91, 2003, 66 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ИССЛЕДОВАНИЕ ГОРЯЧЕЙ СОЛНЕЧНОЙ ПЛАЗМЫ ПО ДАННЫМ СПУТНИКОВ GOES И КОРОНАС-Ф С.А. Богачев1, С.В. Кузин1, А.М. Урнов1, С.В. Шестов Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН Московский физико-технический институт (государственный университет) e-mail: sshestov@dgap.mipt.ru В настоящее время наиболее полные данные о рентгеновском излучении Солнца получены на спутниках GOES (Geostationary Operational Environmental Satellite).

Детекторы, основанные на ионных камерах, измеряют полный поток от всего диска Солнца в спектральных диапазонах 0.5-4 и 1-8. Для интерпретации физических явлений по этим данным часто применяют однотемпературную модель, в которой по полным потокам в спектральных диапазанох находят температуру и меру эмиссии, соответствующюю найденной температуре (двухпараметрическая модель) [1]. Авторы отмечают, что как температура, так и мера эмиссии - модельнозависимы, и что модель дает лучшую точность во время вспышечных событий, когда рентгеновский поток от всышечных областей сильно превышает поток от остальной части Солнца.

Основываясь на измерения спутников GOES и на данных канала MgXII спектрогелиографа РЕС на борту КОРОНАС-Ф [2] мы предлагаем трехпараметрическую модель.

Канал MgXII представляет собой рентгеновский изображающий спектрометр, и регистрирует монохроматическое изображение Солнца в линии Mg XII 8.42.

Фокусирующим и одновременно диспергирующим элементом спектрогелиографа является сферическое кристаллическое зеркало. Отражение на рабочей длине волны происходит в той части зеркала, для которой выполняется условие Брегга-Вульфа.

Изображение проецируется на ПЗС-матрицу. Используемая схема спектрогелиографа позволяет получать высокое пространственное и спектральное разрешение.

Спектрогелиограф рассчитан для получения изображения всего диска Солнца в узком спектральном диапазоне вблизи 8.42, где находится резонансная линия Mg XII.

Условия возбуждения этой линии выполняются в плазме с температурой T > 5 MK Наличие трех частично перекрывающихся спектральных диапазонов позволяет создать трехпараметрическую модель. Были выбраны три постоянные температуры – 5, 8 и 16 МК (что обусловлено особенностями детекторов), а в качестве неизвестных модели взяты меры эмиссий, соответствующие этим температурам. Для исследования был выбран промежуток времени с 26.02.02 00:00 до 28.02.02 24:00. В этот промежуток Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ времени изображения в Mg XII получались с интервалом в 1.5 мин, а данные GOES доступны с временным усреднением в 1 мин. По полным потокам в трех спектральных диапазонах были найдены неизвестные модели. На рисунке 1 представлен ход мер эмиссий, на рисунке 2 - относительный вклад мощности каждой компоненты в измеряемый ток детектора канала GOES 1-8.

Рис. 1. Мера эмиссии Рис. 2. Относительный вклад мощности в детектор GOES 1- Литература 1. White S., Thomas R., Schwartz R.: 2005, Sol. Phys. submitted 2. Ораевский В.Н., Собельман И.И. Комплексные исследования солнечной активности на спутнике КОРОНАС-Ф // Письма в АЖ. 2002. Т.28. №6. С. 401-410.

68 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ РАДИАТИВНАЯ СТАДИЯ ОСТАТКОВ СВЕРХНОВЫХ ЗВЕЗД И.В. Карамян1, С.И. Блинников Московский физико-технический институт (государственный университет) ГНЦ РФ Институт теоретической и экспериментальной физики e-mail: inna_vl_k@mail.ru Вспышка сверхновой знаменует полный взрыв звезды или сброс внешних слоев при коллапсе ядра из-за потери тепловой устойчивости в конце эволюции звезды.

Крупномасштабная картина развития остатков может быть разбита на несколько идеализированных стадий. В работе рассмотрена радиативная стадия остатков.

Момент перехода остатков из адиабатичесой стадии в радиативную можно определить как момент, когда температура газа за фронтом ударной волны достигает значения, соответствующего максимуму на кривой радиационных потерь T (5 - 6)105 K [12,13]. Радиус перехода:

1/ 3 µ E Rtr =, (1) 100 kTr где 0 – начальная плотность газа, E0 – начальная энергия взрыва. Для R > Rtr основная масса вещества (масса остатков и масса газа сгребённого ударной волной) заключена в тонкий слой. Температура в слое мала из-за интенсивного радиационного охлаждения. В объёме (полости), окружённом холодным слоем находится горячее вещество низкой плотности. Считаем, что давление внутри Pin не зависит от r и газ расширяется почти адиабатически. Оценим массу остатка, начальной массой пренебрегаем и считаем, что вся масса сосредоточена в тонком слое:

M = R30. (2) Тогда закон сохранения импульса дает:

d dR M = 4 R2P. (3) dt dt Для внутренней энергии ЕT из условия адиабатичности расширения и постоянства давления Р:

dET dR =-4 R2P (4) dt dt R3P = -1 ET (5) ( ) Здесь предполагается, что толщина холодного слоя пренебрежимо мала по сравнению с радиусом фронта ударной волны R, и, следовательно, радиус полости также равен R.

Теперь, выразив тепловую энергию через начальную энергию и воспользовавшись (1), находим энергию взрыва 3/5 2/ ET R2 100kTr E0 = (6) 3µ наш результат хорошо согласуется с результатом Кокса[11].

Для оценки возраста остатков, необходимо знать зависимость их радиуса от времени.

Первым эту зависимость установил Оорт (1951). Для этого он взял модель снегоочистителя с постоянным импульсом. В этой модели предполагается, что давление в полости пренебрежимо мало. Тогда импульс оболочки постоянен со Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ временем и из выражений (2) и (3) с нулевой правой частью получаем R t1/ 4. Но в большинстве случаев пренебрегать давлением нельзя, поэтому получим 1 d 0 R4 = 4 R2P (7) 3 dt После подстановки выражения для давления через радиус, получаем 1/ 2 6- d dx дифференциальное уравнение R4 = AR2-3 или = ax - b, где dt2 dt 3( 9 - ( ) Rtr -1)ET 0 8A dx0 2 6-3 dx0 dx A =, x = R4, a =, b =- ax0 4, x0 = x Rtr, =.

( ) 0 6 - 3 dt dt dt x В общем случае это уравнение решается в квадратурах. В работе с помощью численного метода "ломаной Эйлера" получено графическое решение уравнения в случае произвольной адиабатической постоянной.

Для = 5/3 уравнение имеет аналитическое решение 1/ y 1 3 b b2 b t - ttr = 8 y3 + y2 + y +, где y = R - a / b.

a 7 5 a a2 a С течением времени информация о начальной скорости теряется и решение стремится к 1/ 147 E0Rtr асимптотической кривой R = t2/7.[1].

На рисунке представлена зависимость радиуса остатка от времени в логарифмической шкале для = 5/3: адиабатическую стадия {1} – численный расчет Сорокиной Е.И. [7] (сплошная) и решение Седова (пунктирная линия) [6], радиативная стадия {2} – кривая, полученная при решении квадратур (сплошная линия) и направление асимптотической прямой, к которой стремится наше решение (пунктирная линия).

70 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Все эти решения также очень близки к решению Оорта, более того со временем могут асимптотически к нему стремиться, если правая часть уравнения (7) успеет стать пренебрежимо малой до того, как остаток растворится в межзвездной среде.

В рамках сегодняшней точности наблюдений, модели, использованные в работе, правильно описывают процесс разлета остатков, и их ошибка не превышает ошибки, вносимой низкой точностью наблюдаемых величин.

Литература 1. Блинников СИ., Имшенник B.C., Утробин В.П. Письма в Астрономический журнал – 1982, т. 8, с. 671 – 678.

2. Блинников СИ. – 2000, Докторская диссертация.

3. Письма в Астрон.ж, т.29, с.243-252. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М., "Гидродинамика", 1986, М.:Наука.

4. Лозинская Т.А., "Сверхновые звёзды и звёздный ветер. Взаимодействие с газом галактики", 1986, М.:Наука.

5. Надёжин Д.К., 1985, Astrophysics and Space Science, v. 112, 225.

6. Седов Л.И., 1946, ДАН СССР, т.42, с. 7. Сорокина Е.И., Кандидат, диссертация, 2004.

8. Шкловский И.С. "Вспышки сверхновых и межзвездная среда.", 1962, Астрон.ж;

., т.

39, с.209.

9. Bandiera R., Petruk С, 2004, Astron. Astrophys., manuscript no. aa '2003'0950. [12] Castor J., McCray R., Weaver R., "Interstellar bubbles", 1975, v. 200, p. L107.

10. Chevalier R.A., "The evolution of supernova remnants", 1974, Astrophys.J.Lett., v. 188, p. 501.

11. Cox D.P., 1972, Astrophys.J., v. 178, p. 175.

12. Falle S.A.E.G., "Numerical calculation of thin shell formstion in supernova remnants", 1975, MNRAS, v. 172, p. 55.

13. Higdon J.C. "The Cygnus "Superbubble": a supernova explosion in a tenuous intercloud medium", 1981, Astrophys.J., v 244, p. 88.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ D-МЕРНЫЕ ЧЕРНЫЕ ДЫРЫ КЕРРА-ШИЛДА В ПРОСТРАНСТВЕ АНТИ-ДЕ СИТТЕРА И ЧЕРНОДЫРНЫЕ РЕШЕНИЯ В ТЕОРИИ ВЫСШИХ СПИНОВ М.А. Васильев1, В.Е. Диденко1, А.С. Матвеев1, Отделение теоретической физики им. И.Е. Тамма, ФИАН Московский физико-технический институт (государственный университет) matveev@lpi.ru Пространство-время вблизи вращающихся черных дыр хорошо описывается явным точным решением вакуумных уравнений Эйнштейна, найденным Керром в году [1]. Примечательный факт заключается в том, что метрика Керра решает не только полные уравнения Эйнштейна, но и линеаризованные. В определенном смысле метрика Керра gmn в точности задается своим линеаризованным приближением на фоне плоской метрики mn а именно: ее можно переписать в так называемой форме Керра-Шилда [2] ds2 = gmn dxm dxn = mn dxm dxn + M f (km dxm)2, где f –известная функция, а 1-форма kmdxm задает нулевую геодезическую конгруэнцию то есть gmn km kn = 0 и km Dm kn=0.

В 1986 году Майерс и Перри предложили простое обобщение решения Керра в плоском пространстве произвольного числа измерений [3]. В 2004 году Гиббонс с коллегами [4] нашел обобщение решения Керра на случай пространства АдСd при d Rmn = - (d-1) 2 gmn, где 2 - космологический член, d – размерность пространства. При этом трехмерные черные дыры (BTZ) [5] не укладывались в общую схему работы.

Также давно известно, что подход Керра-Шилда обобщается в 4d-плоском пространстве на случай заряженной черной дыры Керра-Ньюмана добавлением к метрике слагаемого, отвечающего за заряд черной дыры, ds2 = gmn dxm dxn = mn dxm dxn + (M f1 + e2 f2) (km dxm)2, где M – масса, e – заряд черной дыры.

Развернутая (unfolded) формулировка [6] динамической системы подразумевает представление уравнений в виде ковариантного постоянства производящей функции, принимающей значения в пространстве некоторого представления алгебры симметрий задачи и заключающей в себе динамические поля, а также вспомогательные поля, отвечающие на массовой оболочке за производные от динамических полей, и наложения некоторых алгебраических соотношений DC = 0, (C) = 0, где C - производящая функция, - алгебраические ограничения, а D - нильпотентный оператор (ковариантная производная, построенная по связности соответствующего векторного расслоения).

72 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ В работе найдено представление Керра-Шилда для решения, описывающего BTZ черную дыру. Исследованы симметрийные аспекты геометрии задачи и структура тензора Вейля [7,8] d-мерной черной дыры Керра в пространстве АдС. Рассмотрена проблема введения заряда. Показано, что черная дыра «решает» уравнения высших спинов. Построена производящая функция (развернутая формулировка), содержащая чернодырное решение в АдС4.

Работа поддержана грантом РФФИ № 05-02-17654 и грантом некоммерческого Фонда «Династия».

Литература 7. R.P. Kerr, "Gravitational Field of a Spinning Mass as an Example of Algebraically Special Metrics", Phys. Rev. Lett. 1963 v. 11, p. 8. R.P. Kerr and A. Schild, “Some Algebraically Degenerate Solutions of Einstein's Gravitational Field Equations”, Proc. Symp. Appl. Math. 1965, v. 17, p. 9. R.C. Myers and M.J. Perry, “Black Holes in Higher Dimensional Space-times”, Ann.

Phys. 1986, v. 172, p. 10. G.W. Gibbons, H. Lu, D.N. Page, C.N. Pope, “The General Kerr-de Sitter Metrics in All Dimensions”, J.Geom.Phys. 2005 v.53, p. 49-73, hep-th/ 11. M. Banados, C. Teitelboim, J. Zanelli, “The Black Hole in Three Dimensional Space Time”, Phys.Rev.Lett. 1992, v. 69, p. 1849-1851, hep-th/ 12. M.A. Vasiliev, “Higher Spin Gauge Theories: Star-Product and AdS Space”, Contributed article to Golfand's Memorial Volume, M.Shifman ed., World Scientific, hep-th/ 13. M. Mars, “A Space-time Characterization of the Kerr Metric”, Class.Quant.Grav. 1999, v. 16, p. 2507-2523, gr-qc/ 14. M. Mars, “Uniqueness Properties of the Kerr Metric”, Class.Quant.Grav. 2000, v. 17, p.

3353, gr-qc/ Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ УСКОРЕНИЕ ЧАСТИЦ В СВЕРХЗВУКОВОЙ ОБЛАСТИ МГД-ТЕЧЕНИЯ В ПАРАБОЛИЧЕСКОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ В.С. Бескин1, Е.Е. Нохрина Физический институт им.П.Н.Лебедева Московский физико-технический институт (государственный университет) e-mail: nokhrinaelena@gmail.com В задаче рассматривается возможность ускорения частиц в параболическом магнитном поле, являющемся точным решением Бландфорда [1,4] для бессилового течения. Для этой задачи все величины выражаются через следующие параметры:

(отношение энергии вектора Пойнтинга к кинетической энергии частиц у поверхности источника), >> 1, (начальный Лоренц-фактор частиц) и RL = c / F (радиус in светового цилиндра, где F – скорость вращения магнитных силовых линий). В дозвуковой области и на звуковой поверхности в силу сильной замагниченности течения, поправки, связанные с конечной массой частиц, можно считать малыми.

Анализ показывает, что Лоренц-фактор при этом растет линейно с расстоянием от оси вращения: = x, где x – расстояние от оси в единицах светового цилиндра.

Можно показать, что в сверхзвуковой области течение можно считать одномерным, а значит, рассматривать уже полные МГД-уравнения, которые в этом случае сводятся к системе обыкновенных дифференциальных уравнений первого порядка [2]. Будем проводить численное интегрирование этих уравнений при = 8, in = 103, 104 и 105. При этом будем выделять три различные области. Первая ограничена линией, которая проходит в диске на расстоянии светового цилиндра от оси вращения. В этом струйном течении мы выберем в качестве функции F функцию, найденную в работе [3] для медленно вращающейся черной дыры. Вторая область характеризуется Кеплеровской скоростью вращения магнитных силовых линий, а в третьей области скорость F полагается равной нулю, и, следовательно, поле в этой области является вакуумным. Граничными условиями для численного интегрирования служит равенство полоидального магнитного поля и потока на границе между второй и третьей областями.

Результат интегрирования представлен на Рис.1. Лоренц-фактор продолжает расти линейно с расстоянием от оси примерно до величины / 2, что соответствует трансформации примерно четверти энергии электромагнитного поля в кинетическую энергию частиц.

Интересно сравнить наблюдательные данные для угла раскрытия джета в М87 из работы [5] с параболической границей, использованной в этой работе. В нашей модели есть только один свободный параметр, F вблизи оси вращения, для которого было выбрано значение F = 8.2 10-8 c-1. Результат представлен на Рис. 2.

74 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ 10 105 Distance from the axis, xjet Рис. 1. Рост Лоренц-фактора на границе центрального выброса как функция расстояния от оси вращения (в единицах светового цилиндра) для различных значений = 103, 104 и 105 в логарифмическом масштабе.

0.1 Distance, z[pc] Рис. 2. Наблюдательные данные угла раскрытия джета в М87 и граница струйного течения для F = 8.2 10-8 c-1.

Е.Е. Нохрина благодарит Фонд “Династия” за финансовую поддержку.

Литература 12. H.K. Lee and J. Park, Phys. Rev. D., 2004, 70, 13. В.С. Бескин и Л.М. Малышкин, Письма в астрономический журнал, 2000, том 26, №4, с. 14. R.D. Blandford and D.G. Payne, MNRAS, 1982, v. 199, p. 15. R.D. Blandford, MNRAS, 1976, v. 176, p. 16. J.A. Biretta, W. Junor and M. Livio, New Astronomy Review, 2002, v. 46, p. Факультет общей и прикладной физики g Lorentz factor, degree Full opening angle, XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ОПТИЧЕСКИЕ МЕЖЗОННЫЕ ПЕРЕХОДЫ В ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ГЕТЕРОСТРУКТУРАХ ПРИ НАЛИЧИИ СПИНОВОГО РАСЩЕПЛЕНИЯ СПЕКТРА П.В. Ратников1, А.П. Силин Московский физико-технический институт (государственный университет) Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН Pavel2ka@mail.ru В двузонном приближении энергетический спектр узкощелевых полупро водниковых гетероструктур описывается уравнением Дирака, в котором полуширина запрещенной зоны, работа выхода V, матричный элемент скорости u и диэлектрическая проницаемость изменяются на границах структуры [1, 2] 0 3 0 u pz + - i uk +V + e Fz (z) = E (z) (1) { } где pz =-i (используется система единиц с =1), F напряженность электри z 0 1 2 ческого поля, k = kx,ky,0, и =,, матрицы Дирака в представлении () ( ) 0 i i = = (2) -i 0, 0 -i.

С гамильтонианом уравнения (1) коммутирует оператор спиральности 0 i ( k ) P =, (3) k который имеет собственные значения = ±1 и решение уравнения (1) ищется в классе собственных волновых функций оператора (3). Это может привести к различию между ветвями энергетического спектра, соответствующими разным. В спектре несим метричных гетероструктур при F=0 и симметричных гетероструктур при учете поправки на внешнее постоянное электрическое поле F появляется спиновое расщепление [4].

Рассмотрим полупроводниковую гетероструктуру в поле монохроматической пло ской волны, определяемой векторным потенциалом A = A0 n ei(sr-t ).

s s Матричный элемент скорости v = n для межзонного перехода (из валентной s cv зоны в зону проводимости) E E определяется вектором v = u.

cv (4) 76 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Рис. 1. Прямые переходы с поляризацией Рис. 2. Непрямые переходы с поляриза- n l и непрямые переходы с поляризацией цией n l и n n для несимметрич- s s s z n n для симметричной квантовой ямы в ной квантовой ямы в электрическом s z электрическом поле. поле.

Находим матричные элементы скорости для поляризаций световой волны вдоль [n k ] z направлений k, n (оси z) и l = в предположении, что по симметрии z k точных блоховских функций полупроводников, составляющих гетероструктуру, все переходы разрешены, а наличие внешнего постоянного электрического поля влияет только на величину спинового расщепления спектра:

vl =-2u(1-)I1, vk =-2iuI1, (5) vz = 2iuI2, где интегралы равны I1 = dz +, 3 1 1 N (6) I2 = dz 1 - 1 3, N N нормировочная константа, даваемая выражением N = 2i dz - 1 3 3.

Для решения уравнения (1) при F = 0 получается vk 0 в силу того, что I1 0. В работе [3] указывается, что в случае инвертированных зон, где состояния локализованы у границ гетероструктуры, возможны переходы с поляризацией n n. Выражения s k для скоростей межзонных переходов двух других поляризаций не равны нулю тождественно. Из (5) следует, что переход с поляризацией вдоль оси z идет с сохранением четности, а переход с поляризацией вдоль направления l разрешен с изменением четности.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Классифицируем оптические переходы по виду гетероструктуры и поляризации световой волны:

1) переход с поляризацией n l для симметричной квантовой ямы в электри s ческом поле (спиновое расщепление в валентной зоне и зоне проводимости симметрично) является прямым переходом (рис. 1);

2) переход с поляризацией n n для симметричной квантовой ямы в электри s z ческом поле является непрямым переходом (рис. 1);

3) переход с поляризацией n l для несимметричной квантовой ямы в электри s ческом поле является непрямым (рис. 2);

4) переход с поляризацией n n для несимметричной квантовой ямы в электри s z ческом поле является непрямым переходом (рис. 2).

Последние три вида переходов непрямые и характеризуются существенно мень шей вероятностью, чем переходы первого типа. Оптические переходы становятся непрямыми при наложении электрического поля для поляризации световой волны n n в симметричной квантовой яме и для поляризации световой волны n l в s z s несимметричной квантовой яме.

Если величина спинового расщепления по импульсу больше импульса поглощаемого фотона s = / c, то прямой переход невозможен, тогда при этом условии может наблюдаться эффект “просветления” (резкое уменьшение поглощение света) полупроводниковых гетероструктур при наложении электрического поля.

Зависимость типа перехода от спина носителей позволяет избирательно воз буждать параэкситоны (суммарный спин электрона и дырки s=1). В разреженном бозе газе параэкситонов возможна бозе-конденсация. Здесь пренебрегается орто-пара расщеплением энергии связи экситона. Условие того, что параэкситоны являются долгоживущими ( orto ), можно записать через коэффициенты поглощения, para которые являются вероятностями перехода в единицу времени 1 2, (7) где коэффициент 2 находится с учетом образования связанных (параэкситонных) состояний. Условие (7) выполняется за счет того, что в непрямом переходе участвуют фононы, делая этот процесс маловероятным.

В случае несимметричной квантовой ямы в электрическом поле, которая является аналогом непрямого полупроводника (такого как кремний и германий), возможно получение долгоживущих пар электрон-дырка (экситонов в случае связанного состояния), которые при достаточно высоком возбуждении и достаточно низких температурах могут конденсироваться в электронно-дырочную жидкость.

Литература 1. А.П. Силин, С.В. Шубенков ФТТ, 40, 1345 (1998).

2. Б.А. Волков, Б.Г. Идлис, М.Ш. Усманов УФН, 165, 799 (1995).

3. Б.Г. Идлис, М.Ш. Усманов ФТП, 26, вып. 2, 329 (1992).

4. П.В. Ратников, А.П. Силин. Спиновое расщепление энергетических уровней узкощелевых полупроводниковых гетероструктур в электрическом поле // КСФ ФИАН — 2005, № 78 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ЭКСИТОННЫЕ ПОЛЯРИТОНЫ В МИКРОПОЛОСТИ: ПЕРЕХОД КОСТЕРЛИЦА-ТАУЛЕСА Ю.Е. Лозовик1,2, А.Г. Семёнов Институт спектроскопии РАН Московский физико-технический институт (государственный университет) asemenov@dgap.mipt.ru Рассматривается переход Костерлица-Таулеса для двумерной разреженной системы экситонных поляритонов в оптической микрополости. Благодаря малости фотонной массы, а, следовательно, и массы экситонных поляритонов температура перехода системы в сверхтекучее состояние должна быть высокой. Однако экситонная составляющая, которая обеспечивает взаимодействие между поляритонами и существенна для сверхтекучести в системе, уменьшает температуру перехода.

В связи с этим встает вопрос о количественном исследовании зависимости температуры перехода от различных параметров, таких, как, например, глубина поляритонной ямы. Прямое обобщение теории Костерлица-Таулеса сталкивается с проблемами, такими как невозможность введения сверхтекучей плотности в системе с неквадратичным законом дисперсии частиц.

Для преодоления трудностей было использовано обобщение метода самосогласованного гармонического приближения, заменяющее исходный гамильтониан с неквадратичным законом дисперсии экситонных поляритонов на эффективный гамильтониан с квадратичным законом дисперсии, но с эффективной массой зависящей от глубины поляритонной ямы и температуры. При этом в качестве пробной системы использовался слабо-взаимодействующий бозе-газ в приближении Боголюбова.

Уравнения самосогласования решались в точке перехода. Из этих уравнений вычислялась температура перехода как функция глубины поляритонной ямы.

Поляритонное расщепление предполагалось малым. В результате получилась зависимость, представленная на графике.

В докладе также обсуждаются общие вопросы теории, связанные с экситонными поляритонами в микрополости, сверхтекучестью подобных систем и возможностью создания поляритонного лазера, который работает без инверсной заселенности.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Литература 1. В.Н. Попов, Континуальные интегралы в квантовой теории поля и статистической физике, М.: Атомиздат, 1976.

2. D.S. Fisher, P.C. Hohenberg, Phys. Rev. B 37, 4936(1988).

3. J.M. Kosterlitz D.J.Thouless J.Phys. C 6, 1181 (1973).

4. J.M. Kosterlitz J.Phys.C 7, 1046(1974).

5. D.R. Nelson J.M. Kosterlitz Phys. Rev. Lett. 39, 1201 (1977).

6. M H Szymanska, PhD thesis part I,II cond-mat/0204294, cond-mat/0204307.

7. H. Deng, G. Weihs, C. Santori, J. Bloch, Y. Yamamoto, Science 298, 199 (2002).

8. H. Cao, S. Pau, J. M. Jacobson, G. Bjork, Y. Yamamoto, and A. Imamoglu, Phys. Rev.

A, 55, 4632-4635 (1997).

9. Ю.Е.Лозовик, О.Л.Берман, Письма ЖЭТФ, 64, 526 (1996).

80 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ НОВЫЕ СПОСОБЫ РАСЧЁТА И ИССЛЕДОВАНИЯ СВОЙСТВ АКСИАЛЬНО СИММЕТРИЧНЫХ ГИДРОДИНАМИЧЕСКИХ ТЕЧЕНИЙ Р.В. Щербаков Московский физико-технический институт (государственный университет) shcher@dgap.mipt.ru Aккреция Бонди-Хойла представляет собой падение вещества на движущийся компактный объект. Несмотря на то, что эта задача была сформулирована еще в середине XX века [1], до сих пор многие детали этого процесса остаются непонятными.

В данной работе изучается структура, и исследуются свойства течения идеального газа в аксиально-симметричном случае без углового момента на полностью поглощающий компактный объект. Рассматривается случай дозвукового движения объекта в первоначально однородной среде. Это сильно усложняет рассмотрение даже по сравнению со сверхзвуковым случаем, подробно изложенным в литературе [3], так как в дозвуковом случае возмущение газа от движущегося тела успевает пройти бесконечно далеко по ходу его движения и как-то повлиять на течение во всём пространстве.

Во-первых, показано, что условие гладкости прохождения звуковой поверхности, замкнутой в случае аккреции Бонди-Хойла, обеспечивающее максимальный поток на объект [4], является также условием стационарности течения. Это условие может быть несовместным с условием однородности течения на бесконечности. В результате, так как объект не может изменить конфигурацию течения на соответствующую стационарному случаю во всём пространстве, то при полёте объекта в области однородного распределения материи реализуется режим установления, сопровождающийся образованием ударной волны. Таким образом, в реальных астрофизических объектах должны реализовываться течения с ударными волнами как для случая сверхзвукового, так и для дозвукового случая. Естественно, область с аномально высокой температурой и плотностью вещества на оси симметрии [5] при этом может и не образовываться.

Во-вторых, в работе рассмотрены некоторые способы упрощения уравнений гидродинамики, позволяющие приблизиться к аналитическому их решению, а также упростить численное. Для аксиальной симметрии в предположении отсутствия вихрей можно ввести потенциал скорости, определяемый как 2 r sin v = e в полярных координатах (r,,), где v - скорость газа, - плотность газа [6]. Далее можно записать два уравнения, соответствующие r и компонентам уравнения Эйлера и произвести замену переменных и искомых функций. В результате имеем два уравнения в частных производных второй степени на функции (, ), r(, ). Из этих уравнений легко выводится интеграл Бернулли, являющийся уже уравнением первой степени:

2 -1 c2rg cinf r + r - + + = En[] (1) -1 4 2 2r inf -1 2sin r r Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ где c - скорость света, cinf - скорость звука в среде далеко от объекта, inf - соответствующая плотность, - показатель адиабаты, rg - гравитационный радиус объекта, En[]- удельная энергия газа зависящая только от потенциала. Дополнением к уравнению (1) по традиции является уравнение Грэда-Шафранова, хотя на самом деле в его использовании нет необходимости, и мы можем обойтись более простым уравнением, содержащим только одну производную второго порядка 1 c inf +1 - (r sin ) + sin2 rr2( r - r ) = 0 (2) - sin inf В-третьих, выдвинута и развита идея разложимости термодинамических функций и скоростей в ряд Тейлора в некоторой области, конформно эквивалентной всему пространству, по степеням функции x(r) от расстояния до объекта r. В случае сферической симметрии [2] было найдено, что функцией будет являться -1 c x(r) = 1/(r + rg). Прямым разложением найдено аналитическое решение 2 cinf уравнений гидродинамики в полностью дозвуковом случае. Результаты совпали с аналитическим решением, полученным другим способом [7]. Сделано предположение существования подобной функции x(r) для аккреции Бонди-Хойла, которая топологически неэквивалентна случаю сферической симметрии. Предложен возможный вид этой функции: замена переменных при четырёх последовательно применённых элементарных конформных преобразованиях.

Проведённое исследование позволяет расширить наши знания о свойствах аксиально-симметричного течения газа, а также приблизиться к полному решению задачи аккреции Бонди-Хойла.

Работа частично поддержана грантом РФФИ № 05-02-17700.

Литература 1. Bondi, H.;

Hoyle, F. “On the mechanism of accretion by stars.” MNRAS 1944 v. 104, p. 2. Bondi, H. “On spherically symmetrical accretion.” MNRAS 1952 v. 112, p. 3. R. Edgar, “A review of Bondi-Hoyle-Lyttleton accretion”, astro-ph/ 4. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. “Гидродинамика”. М.: Наука, 5. R.V. Shcherbakov, “Region of Anomalous Compression Under Bondi–Hoyle Accretion”, Astronomy Letters 2005, v.31, p 6. Бескин В.С., Пидопрыгора Ю.Н. "Гидродинамическая аккреция на черные дыры", ЖЭТФ 1995 Т. 107. С. 1025.

7. Theuns T.;

David M. “Spherically symmetric, polytropic flow”, Ap.J. 1992, v.384, p.

82 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ СЕКЦИЯ КВАНТОВЫХ И НЕЛИНЕЙНЫХ ЯВЛЕНИЙ ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ МОДУЛЯЦИЙ ИНТЕНСИВНОСТИ ЛАЗЕРНОГО ФОТОКАТОДА НА ПРОДОЛЬНОЕ ФАЗОВОЕ ПРОСТРАНСТВО ПУЧКА ЭЛЕКТРОНОВ Е.В. Бурнаев Московский физико-технический институт (государственный университет) e-mail: drazil@list.ru В работе исследуется влияние модуляций распределения интенсивности лазерного фотокатода (рис.1) на продольное фазовое пространства (ПФП) пучка электронов, производимого радиочастотной пушкой, в зависимости от заряда пучка, амплитуды и частоты модуляций распределения интенсивности фотокатодного лазера.

Модуляции распределения интенсивности лазерного фотокатода в радиочастотной пушке вызывают модуляции плотности пучка электронов, которые приводят к последующему значительному росту объёма фазового пространства пучка [2], что недопустимо для лазеров на свободных электронах и линейных ускорителей. Данное исследование имеет значение для определения путей снижения объёма фазового пространства пучка.

ps Рис.1. Распределение интенсивность пучка лазера, измеренное электронно оптической камерой.

В работе приводятся расчеты ПФП для разных значений заряда пучка, амплитуды и частоты модуляций распределения интенсивности лазерного фотокатода, сделанные с помощью программы ASTRA [1], моделирующей работу радиочастотной пушки. Так как ASTRA позволяет использовать при моделировании только гауссовское и П образное распределения интенсивности лазера, для моделирования модуляций интенсивности лазера был предложен оригинальный способ модернизации программы ASTRA. На рис.2 представлен пример немодулированного и модулированного (заряд глубина модуляции 0.5, частота 0.5) ПФП, заряд 0.3nC.

0. модулированное ПФП pz/ немодулированное ПФП -0. z, m 3.5945 3. Рис.2. Модулированное и немодулированное ПФП, Q=0.3nC.

Поскольку ПФП нелинейно, в работе введено понятие “скелета” ПФП, на основе которого предложен способ “выпрямления” ПФП для лучшего детектирования модуляций. На рис.3 представлен пример “выпрямленных” модулированного (глубина модуляции 0.5, частота 0.5) и немодулированного ПФП, заряд 0.01nC.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ 4.173E- pz/ local abscissa -4.841E- Рис.3. “Выпрямленные” модулированное и немодулированное ПФП, Q=0.01nC.

Было замечено, что при увеличении заряда пучка модуляции ПФП размывались.

Для анализа этого эффекта было разработано несколько понятий расстояния между модулированным и немодулированным ПФП. Первое расстояние (I) рассчитывалась на основе скелета ПФП. Второе расстояние (II) рассчитывалась на основе величины, пропорциональной площади эллипса, содержащего ПФП. Зависимость расстояния II от величины заряда пучка, амплитуды и частоты модуляций представлена на рис.4. Ясно видно, что при увеличении заряда расстояние между модулированным и немодулированным ПФП уменьшается. Аналогичная картина наблюдается и в случае расстояния I. Таким образом, модуляции действительно размываются при увеличении заряда пучка.

f=0.5, depth=0. f=0.5, depth=0. f=1\3, depth=0. f=1\3, depth=0. Рис.4. Зависимость расстояния II (описание в тексте) от заряда пучка (Q), амплитуды (depth) и частоты (f) модуляций.

При расчетах ПФП был детектирован численный шум, спектральный состав которого был исследован с помощью Фурье и вейвлет спектров.

На основе модели двух гауссовских частиц было предложено объяснение эффекта размывания модуляций. Как показали результаты расчетов, сильнее всего эффект размывания проявляется сразу после катода благодаря наведенному положительному зеркальному заряду. При дальнейшем движении пучка в радиочастотной пушке также происходит дополнительное размывание модуляций.

В заключении приводятся экспериментально полученные продольные распределения импульса электронов в пучке после ускорителя. Результаты измерений подтвердили, что модуляции действительно размываются при увеличении заряда пучка.

Данная работа была выполнена в Deutsches Elektronen-Synchrotron in der Helmholtz-Gemeinschaft Photo Injector Test Facility, Zeuthen, Germany под руководством к.ф.-м.н., доц. Михаила Красильникова.

Литература 1. Floettmann K., ASTRA User Manual, http://www.desy.de/~mpyflo/Astra_dokumentation/ 2. Saldin E.L. et al., Klystron Instability of a Relativistic Electron Beam in a Bunch Compressor, Nuclear Instruments and Methods Phys. Res., Sect. A 490, 1 (2002).

84 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ГАШЕНИЕ ЗВУКА У ОТКРЫТОГО КОНЦА ТРУБЫ АКУСТИЧЕСКИМИ РЕЗОНАТОРАМИ А.А. Новоселов, А.С. Кулик, Н.Г. Канев Московский физико-технической институт (государственный университет) e-mail: alexNTver@nm.ru Известно, что акустические резонаторы являются эффективными рассеивателями звука. В бесконечной трубе бездиссипативный резонатор полностью отражает падающую волну на своей резонансной частоте. При этом дипольный резонатор эквивалентен жесткой границе [1], а монопольный – мягкой [2]. При равных объемах монопольный и дипольный резонаторы имеют одинаковую ширину частотной полосы эффективного рассеяния.

В настоящей работе исследуется возможность применения резонаторов для создания концевых глушителей. При гашении шума, излучаемого открытым концом узкой трубы, тип резонатора имеет существенное значение. Преимущество дипольного резонатора в данной задаче очевидно из следующих предпосылок. Поскольку открытый конец трубы является мягкой границей, то в трубе образуется стоячая волна, узел давления которой располагается у открытого конца. Поэтому монополь, расположенный у края трубы, не возбуждается звуковым полем и, следовательно, не может существенно влиять на излучаемый трубой звук. Дипольный резонатор, оказываясь в пучности колебательной скорости, эффективно возбуждается и отражает звук обратно в трубу на своей резонансной частоте.

Экспериментально были исследованы резонаторы, конструктивно выполненные следующим образом. В качестве дипольного резонатора использовалась трубка (радиус трубки равен 2.3 см, длина – 10 см), один конец которой затянут упругой мембраной, а другой открыт. В качестве монопольного – та же трубка с мембраной, но с жестко закрытым концом.

На рис. 1 приведены результаты измерений уровня шума на расстоянии см от открытого конца трубы.

Монопольному резонатору, расположенному около края трубы, соответствует пунктирная линия на рис.

1, дипольному – сплошная линия.

Снижение уровня шума, излучаемого открытым концом трубы, для дипольного резонатора составляет 21 дБ, а монопольного – 14 дБ. При этом ширина частотной полосы эффективного гашения дипольного резонатора в 3-4 раза больше, чем у монопольного. Отметим, что дипольный резонатор не только отражает звуковую волну, но и гасит резонанс самой трубы, меняя граничное условие на ее краю (мягкая граница меняется на жесткую).

Литература 1. Н.Г. Канев, М.А. Миронов «Дипольный резонансный рассеиватель звука» Акуст.

журн., 2003, Т. 49, №3.

2. М.А. Исакович. «Общая акустика.», М.: Наука, 1973 – 495с.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ИЗМЕРЕНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА ОТРАЖЕНИЯ ЗВУКА В КОНУСЕ А.П. Буравилина, В.А. Осоловский Московский физико-технической институт (государственный университет) e-mail: ailink@mail.ru Резонаторы различного профиля часто используются для получения высокого звукового давления. В работе [1] исследованы различные типы резонаторов, в том числе и конический, и получены акустические давления, в несколько раз превосходящие стационарное давление газа в резонаторе. Основное внимание в этих работах уделено проблеме нелинейных искажений, уменьшение которых за счет геометрической дисперсии и позволяет достичь рекордных величин давления.

Существует еще одна возможность увеличения амплитуды давления, связанная с уменьшением амплитуды отраженной от узкого конца волновода волны. Хорошо известно, что поле в коническом резонаторе при низких частотах (когда не возбуждаются высшие моды) представимо в виде суперпозиции сходящейся и расходящейся сферических волн с центром, совпадающем с вершиной конуса. Каждая из этих волн возрастает при приближении к вершине как 1/ x. В обычном конусе коэффициент отражения V от вершины равен –1, и давление в вершине и около нее остается конечным. Однако, достаточно небольшого поглощения звука в вершине, чтобы компенсации не происходило, и следует ожидать резкого увеличения давления при приближении к ней. Максимально возможное давление достигается при коэффициенте отражения, равном +1. Целью работы является изучение зависимости коэфициента отражения от частоты звука и граничных условий в узкой части конуса.

Коэффициент отражения является комплексной величиной. Поэтому важно измерить не только его модуль, методика измерения которого подробно изложена в работе [2], но и фазу. Например, коэффициенты отражения +1 и –1 отличаются только фазой, однако, как упоминалось выше, при V= +1 давление значительно выше, чем при V= –1.

На рис.1 приведена зависимость от частоты модуля и фазы коэффициента отражения для конуса с присоединенной к нему трубкой. Видно, что на низких частотах коэффициент отражения близок к –1. На частотах кратных примерно 500 Гц наблюдаются минимумы модуля коэффициента отражения. На этих частотах следует ожидать существенный рост звукового давления вблизи вершины конуса.

86 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Рис. 1. Зависимость модуля и фазы коэффициента отражения V от частоты f.

Литература 1. Cristopher C. Lawrenson, Bart Lipkens, Thomas W. Van Doren, “Measurements of macrosonic standing waves in oscillating cavities” JASA, 1997, V.102, No.5, Pt.2, p.3064.

2. Н.А.Шадрин, Д.А.Сидорин, О.В.Митрофанова. Измерение коэффициента отражения звука в волноводе переменного сечения // Труды XLVII научной конференции МФТИ, 2004.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ЛАЗЕРНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ КРИСТАЛЛА Fe:ZnSe В ДИАПАЗОНЕ ТЕМПЕРАТУР ОТ 85 ДО 255 K А.А. Воронов1, В.И. Козловский2, Ю.В. Коростелин2, А.И. Ландман2, Ю.П. Подмарьков2, М.П. Фролов Московский физико-технический институт (государственный университет) Физический институт им. П. Н. Лебедева РАН a_voronov@dgap.mipt.ru В последнее время возрастает интерес к лазерам ближнего и среднего инфракрасного диапазона. Поскольку в этой области расположены сильные линии колебательных переходов многих молекул, такие лазеры используются для высокочувствительного спектрального анализа и для дистанционного зондирования атмосферы, а также начинают активно использовать в медицине и промышленности.

Перспективным является создание лазеров инфракрасного диапазона 2-5 мкм на основе кристаллов халькогенидов (ZnS, ZnSe, CdSe и т.п.), легированных ионами переходных металлов (Cr, Co, Ni, Fe и т.п.). Наиболее изучены кристаллы с ионом Cr2+. В частности, Cr2+:ZnSe лазер имеет полосу перестройки 2.1-3.0 мкм, может работать в импульсном и непрерывном режимах, имеет низкий порог генерации и высокий КПД [1].

Самым длинноволновым из этой группы является кристалл Fe:ZnSe. Впервые генерация на нем была получена в диапазоне температур 15-180K на кристалле, выращенном методом Бриджмена [2]. Наибольший КПД по поглощенной энергии составил 8.2%, длина волны перестраивалась с температурой от 3.98 мкм до 4.54 мкм.

Известно, что кристаллы, выращенные из паровой фазы, обладают большей оптической однородностью и меньшими потерями, чем выращенные методом Бриджмена [3]. В нашей предыдущей работе [4] была получена генерация при температуре жидкого азота на кристалле, выращенном из паровой фазы методом свободного роста с использованием химического транспорта в водороде, с КПД 40% по поглощенной энергии.

Для технологических и научных применений использование жидкого азота сопряжено с определенными трудностями, поэтому представляет интерес изучение возможности работы лазера при более высоких температурах.

Нами были исследованы зависимости КПД Fe:ZnSe лазера по поглощенной энергии накачки и пороговой поглощенной энергии накачки от температуры (рис.1).

Дифференциальный КПД Fe:ZnSe лазера монотонно снижается от 43% до 9% с ростом температуры во всем исследованном нами диапазоне температур (85-255 K). Это находится в противоречии с результатами работы [2], где генерация наблюдалась только при температурах ниже 180 K, причем максимальная эффективность была получена при 150 K. Из рис.1 видно, что пороговая энергия накачки лазера, составляющая 15 мДж при 85 K, резко возрастает при температурах выше 200 K, что, по видимому, связано с уменьшением времени жизни верхнего лазерного уровня из-за 88 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ процессов релаксации [2]. Спектр генерации при увеличении температуры монотонно смещался от 4.0 до 4.17 мкм.

Технологически температуру ~220 K можно достигнуть, используя термомодули Пельтье. Нами была реализована генерация Fe:ZnSe-лазера при охлаждении кристалла двухкаскадным термоэлектрическим модулем. Дифференциальный КПД лазера по поглощенной энергии составил 30%. При двукратном проходе луча накачки через кристалл достигнута выходная энергия 142 мДж при дифференциальном КПД 21% по отношению к падающей энергии накачки.

Рис 1. Зависимость КПД генерации (а) и пороговой поглощенной энергии накачки (б) для Fe:ZnSe лазера от температуры Работа выполнена при частичной финансовой поддержке Американского фонда гражданских исследований и развития (грант CRDF BRHE REC-011), Программы фундаментальных исследований РАН «Новые материалы и структуры» и Программы Министерства образования и науки РФ «Развитие научного потенциала высшей школы» (проект 37900).

Литература 1. S. Kuck. Journal of Alloys and Compounds, 341, 28 (2002).

2. J. J. Adams, C. Bibeau, R. H. Page, D. M. Krol, L. H. Furu, S. A. Payne. Optics Letters, 24, 1720 (1999).

3. R. H. Page, K. I. Schaffers, L. D. DeLoach, G. D Wilke, F. D. Patel, J. B. Tassano, S. A. Payne, W. F. Krupke, K.-T. Chen, A. Burger. IEEE J.Quantum.Electron., 33, (1997).

4. А. А. Воронов, В. И. Козловский, Ю. И. Коростелин, А. И. Ландман, Ю. П. Подмарьков, М. П. Фролов. Квантовая электроника, 34, 912 (2004).

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ГЕНЕРАЦИОННЫЕ И СПЕКТРАЛЬНО-КИНЕТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ Cr2+:ZnSe-ЛАЗЕРА В.А. Акимов1, А.А. Воронов1, В.И. Козловский2, Ю.В. Коростелин2, А.И. Ландман2, Ю.П. Подмарьков2, М.П. Фролов Московский физико-технический институт (государственный университет) Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН lvd@dgap.mipt.ru К твердотельным лазерам среднего ИК-диапазона (от 2 до 5 мкм) на сегодняшний день проявляется повышенный интерес. В этом диапазоне сосредоточены интенсивные спектры поглощения большого количества газов и паров, таких, как H2O, CO, CH4, NH и многих других. Многочисленные научные и прикладные задачи, связанные со спектроскопическими исследованиями, с мониторингом состояния окружающей среды, слежением за технологическими процессами в наукоёмких производствах оказываются тесно связанными с наличием широкополосных, компактных, недорогих и удобных в использовании лазеров данного диапазона, способных работать в непрерывном и импульсном режимах. Хорошо подходящим для таких применений является, например, Co:MgF2-лазер, диапазон перестройки которого простирается от 1.6 до 2.5 мкм, однако существенный недостаток данного лазера состоит в том, что он требует сравнительно высоких мощностей накачки, а для непрерывной генерации, кроме того, он требует криогенных температур [1].

Недавно в качестве новых лазерных сред были предложены и исследованы кристаллы халькогенидов, легированные ионами переходных металлов [2], среди которых стоит особо отметить кристалл ZnSe, легированный хромом. Лазеры на таких кристаллах обладают многими ценными характеристиками: широкой полосой поглощения накачки, низким порогом генерации, способностью работать в импульсном и непрерывном режимах при комнатной температуре, широким диапазоном перестройки по спектру (2.1-2.9 мкм), удобством накачки при помощи многих типов лазеров и лазерных диодов.

В настоящей работе приводятся результаты исследования генерационных характеристики кристаллов Cr2+:ZnSe, выращенных методом физического транспорта в паровой фазе на затравку, а также спектрально-кинетические свойства широкополосного Cr2+:ZnSe-лазера применительно к задачам метода внутрирезонаторной лазерной спектроскопии (ВРЛС). Исследована динамика роста внутрирезонаторного поглощения при записи линейчатых спектров поглощения.

90 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Показано, что сигнал внутрирезонаторного поглощения возрастает линейно со временем в диапазоне длительностей генерации, по меньшей мере, до 235 мкс. Это обеспечивает эффективную поглощающую длину 70 км. Кроме того, демонстрируются примеры практических измерений, выполненных методом ВРЛС на данном лазере [3-5].

Работа частично поддержана совместной российско-американской Программой «Фундаментальные исследования и высшее образование» Министерства образования и науки РФ и Американского фонда гражданских исследований и развития (грант CRDF MO-011-0/B2M411), Программой фундаментальных исследований РАН «Новые материалы и структуры» и Программой Министерства образования и науки РФ «Развитие научного потенциала высшей школы» (проект 37900).

Литература 1. M.P. Frolov, S.D. Khan-Magometova, V.S. Pazyuk, Yu.P. Podmar’kov, N.A. Raspopov, V.M. Baev. “Spectral dynamics of a multimode Co:MgF2 laser with intracavity absorption”, Proceedings of SPIE, 22-27 June 2002, Moscow, Russia.

2. R.H. Page, K.I. Schaffers, L.D. DeLoach, G.D. Wilke, F.D. Patel, J.B. Tassano, Jr., S.A. Payne, W.F. Krupke, K.-T. Chen, A. Burger. “Cr2+-Doped Zinc Chalcogenides as Efficient, Widely Tunable Mid-Infrared Lasers”. IEEE J. Quantum Electronics, 33, 609-617 (1997).

3. В.И. Козловский, Ю.В. Коростелин, А.И. Ландман, Ю.П. Подмарьков, М.П. Фролов. “Эффективная лазерная генерация на кристалле Cr2+:ZnSe, выращенном из паровой фазы”. Квантовая Электроника, 33, 408-410 (2003).

4. В.А. Акимов, А.А. Воронов, В.И. Козловский, Ю.В. Коростелин, А.И. Ландман, Ю.П. Подмарьков, М.П. Фролов, “ИК-лазеры на ионах переходных металлов в монокристаллах соединений A2B6, выращенных из паровой фазы, и их применение”, лекция доклада на IX Международной школе-семинаре по люминесценции и лазерной физике, ЛЛФ-2004,.Иркутск, 2004г.

5. В.А. Акимов, В.И. Козловский, Ю.В. Коростелин, А.И. Ландман, Ю.П. Подмарьков, М.П Фролов, “Спектральная динамика внутрирезонаторного поглощения в импульсном Cr2+:ZnSe-лазере”, Квантовая Электроника, 35, 425- (2005).

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ОСОБЕННОСТИ РАСПРОСТРАНЕНИЯ СВЕТА В ПОГЛОЩАЮЩИХ ХОЛЕСТЕРИЧЕСКИХ ЖИДКИХ КРИСТАЛЛАХ Е.А. Кузнецова1, Б.А. Уманский Московский физико-технический институт (государственный университет);

Институт кристаллографии РАН f_and_s@mail.ru Холестерические жидкие кристаллы (ХЖК) характеризуются спиральным упорядочением средней преимущественной ориентации молекул, образующих жидкий кристалл, называемой директором. Если шаг спирали сравним с длиной волны падающего света, то для циркулярно-поляризованной волны, со знаком противоположным знаку вращения холестерической спирали, возникает запрещенная спектральная зона, называемая зоной Брэговского (селективного) отражения.

Циркулярно-поляризованная волна со знаком, совпадающим со знаком спирали проходит через слой жидкого кристалла без изменения в случае непоглощающего ХЖК. Середина зоны селективного отражения равна равновесному шагу спирали Р0, умноженному на средний показатель преломления = (n + n)/2:

0 = Р0 .

Спектральная ширина полосы селективного отражения пропорциональная анизотропии показателей преломления ХЖК n = (n - n) [1]:

= Р0n.

В случае поглощающего ХЖК свойства прошедшего света не определяются простым аддитивным сложением селективного отражения и поглощения [2]. В частности было обнаружено, что полоса селективного отражения сдвигается, а ее края становятся более пологими при добавлении дихроичного красителя. Были исследованы немато-холестерические смеси, допированные различными дихроичными красителями в зависимости от концентрации последних, с различным шагом холестерической спирали и соответственно с различным положением полосы селективного отражения.

Анализ полученных результатов проведен в рамках строгой теории распространения света в периодических структурах[3]. Качественное объяснение дано в терминах кругового дихроизма поглощения, который имеет место в холестерических ЖК.

Литература 1. Л.М. Блинов, «Электро- и магнитооптика жидких кристаллов», М., Наука, 1978.

2. R. Nityananda, U.D. Kini, S. Chandrasekhar, and K.A. Suresh, «Anomalous transmission (Borrman effect) in absorbing cholesteric liquid crystals», Pramana, Suppl.

No. 1, 325, 1975.

3. В.А. Беляков, В.Е. Дмитриенко, «Оптика поглощающих холестерических жидкихкристаллов», ФТТ, 18, №10, 2080, 1976.

92 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ИЗМЕРЕНИЕ УСИЛЕНИЯ И ЕГО НЕЛИНЕЙНОСТИ В НЕОДИМОВОМ СТЕКЛЕ А.С. Ульянов, В.А. Белов, В.П. Кириллов, О.А. Судаков, М.С. Торгонский Московский физико-технический институт (государственный университет) gorillka@rambler.ru Генерация мощных лазерных импульсов в области максимального коэффициента усиления активной среды определяется не только ее материалом и мощностью оптической накачки, но и нелинейными эффектами, происходящими в активной среде лазерной головки и в немалой степени зависящими от ее конструкции и состояния (геометрических размеров, формы, способа обработки поверхности стержня, отражателей и т.д.). Нелинейные эффекты в активной среде явным образом обнаруживаются в явлении суперлюминесценции. Коэффициент усиления активной среды в приближении квадратичной нелинейности описывается дифференциальным уравнением d = h(t) - a - b, (1) dt где e - усиление стержня за один проход (для слабого сигнала), = 280 мкс - паспортное время жизни иона Ne3+ в состоянии F3 / 2 (для малых геометрических размеров активной среды), коэффициент a характеризует увеличение времени жизни иона Ne3+ в указанном состоянии за счет поглощения спонтанного излучения в среде большого размера (для известных коэффициентов ветвления a = 0.8), коэффициент b характеризует нелинейность процесса, h(t) описывает накачку. Задачей эксперимента является измерение коэффициента усиления и оценка параметра нелинейности b.

Активная среда представляла собой стержень из неодимового стекла ГЛС- диаметром 1 см, полной длиной 27 см и длиной активной области 20см. Элементами накачки являлись ксеноновые лампы ИФП-8000. Экспериментальная установка позволяла в одной вспышке ламп накачки измерить сигналы накачки и суперлюминесценции, получить фотографию изображения торца стержня (используется линза с перестраиваемой диафрагмой). Время измерения составляло мкс и синхронизировалось с максимумом сигнала суперлюминесценции. Опыты проводились в двух режимах работы лазера: с закрытым зеркалом (излучение возникает в стержне и регистрируется после его однократного прохождения через стержень) и открытым (излучение возникает в стержне, отражается в зеркале и проходит стержень еще один раз). Для исключения влияния амплитудной характеристики телевизионной камеры VS-CTT-085-2001 в опытах с закрытым и открытым зеркалом оцифрованный сигнал камеры поддерживался постоянным регулировкой диафрагмы преобразующей линзы. Сигнал суперлюминесценции регистрировался на рабочем переходе вблизи длины волны 1,06 мкм, а сигнал накачки Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ выделялся в области излучения ксеноновых ламп в диапазоне 350 – 750 нм.

Осциллограммы сигналов суперлюминесценции и накачки нормировались в соответствии с теоретической гипотезой (1) по известным коэффициентам усиления, которые рассчитывались при обработке фотографий. Эксперименты проводились при различных мощностях накачки (энергия накопительной батареи 3.5 – 7.0 кДж) для двух режимов работы лазерной головки: с водяным охлаждением и без него.

Сравнение двух режимов – с водяным охлаждением и без него – показало качественное различие геометрической формы поперечного сечения излучения стержня, малое отличие коэффициентов усиления за один проход, различие параметров нелинейности b примерно в 1.5 раза.

Литература 1. А.А. Мак, Л.Н. Сомс, В.А. Фромзель, В.Е. Яшин. «Лазеры на неодимовом стекле», М.: Наука, 1990.

2. Н.И. Коротеев, И.Л. Шумай. «Физика мощного лазерного излучения», М.: Наука, 1991.

3. О.А. Судаков, В.А. Долгих, Ф.Ф. Каменец, В.П. Кириллов. «Когерентность лазерного излучения» М.: Изд-во МФТИ, 2003.

94 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ЛАЗЕРЫ С РАСПРЕДЕЛЕННОЙ ОБРАТНОЙ СВЯЗЬЮ А.А. Щербаков1, Б.Т. Бурганов1, В.Г. Баленко1, Б.А. Уманский Московский физико-технический институт (государственный университет) Институт кристаллографии РАН burganovb@mail.ru В последнее десятилетие интенсивно исследуются лазеры, в которых распределенная обратная связь в резонаторе формируется за счет создания упорядоченных периодических структур в активной среде. Одной из таких структур является холестерический жидкий кристалл, с растворенным в нем люминесцентным органическим красителем. Было проведено исследование генерации излучения в холестерическом жидком кристалле с растворенным красителем Хромен 3. Количество красителя небольшое (<0,5% по весу), чтобы он не было концентрационного тушения люминесценции. При распространении излучения с длиной волны, сравнимой с шагом холестерической спирали, в жидкокристаллической ячейке возникает циркулярно поляризованная волна с тем же знаком вращения поляризации, что и знак вращения холестерической спирали. Распространение циркулярно-поляризованного света с противоположным знаком вращения внутри полосы селективного отражения запрещено. Шаг холестерической спирали в ячейке подбирался по величине так, чтобы возникающая полоса селективного отражения находилась в полосе люминесценции красителя. Генерирование излучения происходило обычно на правом (длинноволновом) краю полосы селективного отражения. Измерены спектральные и энергетические параметры генерируемого лазерного излучения. Обнаружено, что величина пороговой плотности излучения накачки с = 532 нм для описанной системы невелика и составляет 0,1 кВт/см2. Выходное излучение представляет собой систему концентрических колец, что указывает на многомодовый характер данного излучения.

Спектр генерируемого излучения представлен на рис.1. Ширина спектра (по уровню e-2 ) составляет 1,5 нм.

Проведенная работа показывает перспективность создания лазерных систем на основе материалов с упорядоченными периодическими структурами.

Рис. 1. Спектр излучения ячейки.

Литература 1. М. Борн, Э. Вольф. «Основы оптики», М.: Мир, 2. Y.-G. Fah, T.-H. Lin, J.-H. Liu, F.-C. Wu, «Lasing in chiral phtonic liquid crystals and associated frequency tuning», Optics Express, 12, No. 9, 1858, (2004).

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ИЗЛУЧЕНИЕ ГАЛОГЕНИДОВ ИНЕРТНЫХ ГАЗОВ В ПРОДОЛЬНОМ РАЗРЯДЕ В.А. Долгих1, Л.П. Менахин2, А.З. Нусратуллин1, А.М. Сорока Московский физико-технический институт (государственный университет) Всероссийский электротехнический институт им. В.И. Ленина agatus@mail.ru Интерес к эксимерным излучателям обусловлен многочисленными перспективными применениями в технологии и медицине. При этом основные усилия сосредоточены на исследовании ёмкостного разряда и тлеющего разряда низкого давления (~1тор).

Перспективность продольной геометрии разряда обусловлена тем, что в этом случае высокое сопротивление разряда можно обеспечить уже при давлении 10Торр.

Это позволяет поддерживать высокие значения Е/P и, таким образом, получить высокую эффективность возбуждения электронных уровней благородных газов.

Значительное, по сравнению, например, с пучковой накачкой уменьшение давления газовой среды обеспечивает существенное снижение тушения эксимерных молекул и возбуждённых атомов благородных газов тяжелыми частицами, что приводит к увеличению эффективности люминесценции.

Наши эксперименты показали, что возбуждение в продольном разряде позволяет реализовать высокую (~20%) эффективность конверсии вводимой в газ электрической мощности в ультрафиолетовое излучение (KrCl, =222нм;

XeCl, =328нм) при плотностях тока разряда 50мА/см2. Удельная мощность УФ излучения составила вт/л при использовании сферического катода, и 100 вт/л при использовании полого катода. Применение полого катода позволило также существенно повысить срок службы эксимерной лампы.

Литература 1. В.В. Капустин «Эффективные разрядные источники вакуумного ультрафиолетового излучения на основе ксенона и водорода для накачки лазеров и фотохимии», диссертация кандидата физ.-мат. наук, ФИАН, Москва, 1989.

2. «Эксимерные лазеры» под ред. Ч. Роудза, издательство «Мир», Москва, 1981.

3. B.M. Berkeliev, V. A. Dolgikh, I. G. Rudoi, and A. M. Soroka «Multi frequency Lasing in Multicomponent High-Pressure Gas Mixtures», Laser Phisics, Vol. 12, №7, 2002, p.p. 1029-1033.

4. М.И. Ломаев, В.С. Скакун, Э.А. Соснин, В.Ф. Тарасенко, Д.В. Штиц, М.В.

Ерофеев «Эксилампы – эффективные источники спонтанного УФ и ВУФ излучения», Успехи физических наук, Февраль 2003, Том 173, №2, 201-217.

96 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ЛАЗЕРНЫЙ КОРРЕЛЯЦИОННЫЙ СПЕКТРОМЕТР ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ РАЗМЕРОВ И РАСПРЕДЕЛЕНИЯ НАНОЧАСТИЦ В РАСТВОРАХ В.Г Певгов, А.В. Сумароков, Н.А. Цветков, Н.Ю. Токнов Московский физико-технический институт (государственный университет) pevgov@orc.ru Для проведения исследований нанообъектов взвешенных в жидких средах, создан макет лазерного корреляционного спектрометра (ЛКС) с многоугловой регистрацией рассеянного излучения. Для регистрации спектров рассеянного излучения были использованы как полупроводниковые устройства (фотодиоды), так и вакуумные умножители (ФЭУ).

Приведены результаты исследования корреляционных (временных и пространственных) свойств рассеянного лазерного излучения в воде и в плазме крови.

На основе анализа корреляционных функций построены оценки размеров и концентраций взвешенных в жидкости наночастиц. При работе на стенде были решены задачи общей оптимизации режимов работы ЛКС при работе с различными средами, проанализирован вклад различных источников шумов на спектр рассеяния.

Построена программа управления параметрами используемых устройств в среде Labview, что позволит в дальнейшем быструю конфигурацию аппаратной части и использование мощных библиотек обработки принятого сигнала.

Литература 1. Каммингс Г. Пайк Э. «Спектроскопия оптического смещения и корреляция фотонов», Изд.Мир, 2. У. Флайгер «Строение и динамика молекул», Том 2, Изд.Мир, 3. Ринкевичус Б.С. «Лазерная диагностика потоков», М.: Наука, Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ КАЧЕСТВО ОПТИЧЕСКОГО ПУЧКА МОЩНЫХ ОДНОМОДОВЫХ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ ЛАЗЕРОВ А.И. Бородаенко1, А.А Стратонников1, А.П. Богатов2, А.Е. Дракин Московский физико-технический институт (государственный университет) Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН На сегодняшний день полупроводниковые лазеры занимают более 60 % рынка всех лазеров. Их популярность обусловлена высокой эффективностью (свыше 50 %), малыми размерами (порядка миллиметра), широким диапазоном длин волн (0.4- мкм). Мощность таких лазеров может достигать 10 Вт в непрерывном режиме, срок службы достигает десятков тысяч часов, пороговый ток может составлять лишь десятки микроампер. Полупроводниковые инжекционные лазеры в настоящее время широко используются для накачки твердотельных лазеров, в волоконно-оптической связи, в полиграфии, для записи информации, в различных системах мониторинга и диагностики. Для целого ряда практических применений полупроводниковых лазеров необходимо высокое качество излучения, так чтобы оно могло быть сфокусировано в пятно площадью порядка 2. Существует несколько параметров, характеризующих качество лазерного пучка.

Цель работы - измерение качества оптического пучка мощного одномодового полупроводникового лазера. Здесь рассматриваются такие параметры как расходимость, параметр, характеризующий оптическое качество пучка и возможность его фокусировки в пятно минимальной площади - М-фактор и эллиптичность. Для этой цели была собрана установка по измерению распределения интенсивности ближнего поля. В работе проводились исследования гребневого полупроводникового лазера на основе AlGaAs гетероструктуры, с длиной волны генерации 812 нм.

Мощность выходного излучения в режиме одномодовой генерации составляла 200мВт.

Такие лазеры расширяют диапазон доступных высокояркостных источников излучения. Они также могут использоваться в системах открытой оптической связи, поскольку эта длина волны лежит в области максимальной чувствительности используемых в них кремниевых фотоприемников.

На рисунке 1 показано распределение интенсивности лазерного пучка в ближней зонах для направления, перпендикулярного слоям структуры. На рисунке представлены линии одинаковой интенсивности, дающие представление о двумерном распределении ближнего поля лазера. Показаны экспериментальные (9.а) и расчетные кривые (9.б). Рисунок хорошо показывает общую картину распределения интенсивности поля на выходе из лазера.

Исследовано оптическое качество пучка излучения мощного (мощность излучения более 200 мВт) гребневого лазера и показано, что во всем диапазоне мощностей оно близко к дифракционному (М2 – фактор близок к 1).

98 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Эк перимент :

J = 130 мА, 1. 240 мА.

Аппарат ная 0. фу н к ц и я объек т ива.

Рас ч ет |U (x )|2.

0. б 0. 0. 0. 2.5 3.0 3.5 4.0 4.5 5.0 5. 5 6.0 6. Х, мк м Рисунок 1. Распределение распределение F(x) в ближней зоне (б) в вертикальной плоскости.

12, 7, 11,5 Расчетное 200 mA 6, ближнее поле 0, 11, 6, 0, 10, 5, 0, 10, 5, 0, 0, 0, а 9, б 4, 0, 0, 9, 0,50 4, 8, 3, 8, 3, 7, 2, 7, 2, 2,5 3,0 3,5 4,0 4,5 5,0 5,5 6,0 6,5 7,0 7, 1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 4,0 4,5 5,0 5,5 6, мкм X, мкм X, 3, Рисунок 2. Линии одинаковой интенсивности двумерного распределения ближнего поля, полученного экспериментально (а) и расчетное ближнее поле (б).

Литература 1. Х. Кейси, М. Паниш. «Лазеры на гетероструктурах», т. 1, М.: «Мир», 1981.

2. Международный стандарт ISO-11146: Optics and optical instruments – Laser and laser-related equipment – Test methods for laser beam parameters: Beam-widths, divergence angle and beam propagation factor.

3. Богатов А.П., Дракин Ф.У., Стратонников Ф.Ф., Коняев В.П., Квантовая электроника, 30, No 5, 401 (2000).

4. Lang R.J., Dzurko K., Hardy A.A., Demars S., Schoenfelder A., Welch D.F., IEEE J.

Quant.Electon., 34 (11) 2196 (1998) 5. Joseph P. Donnelly, Robin K. Huang, James N. Walpole, Leo J. Missagia, Chris T.

Harris, Jason J. Plant, Robert J. Bailey, Daniel E. Mull, William D. Goodhue, George W. Turner «AlGaAs-InGaAs Slab-Coupled Optical Waveguide Lesers», IEEE Journal of Quantum Electronics, vol. 39, No. 2, February 2003.

Факультет общей и прикладной физики Интенсивность F(x), отн.ед.

Y, мкм Y, мкм XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ СЕКЦИЯ ФУНДАМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ МАТЕРИИ В ЭКСТРЕМАЛЬНЫХ СОСТОЯНИЯХ РЕЛЯТИВИСТСКИЙ НАГРЕВ ЭЛЕКТРОНОВ ПРИ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ СВЕРХСИЛЬНОГО ФЕМТОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА С ТОНКИМИ ПЛЕНКАМИ В.С. Растунков, В.П. Крайнов Московский физико-технический институт (государственный университет) rastunkovvs@mail.ru Получение ионных пучков с энергиями более 1 МэВ при облучении тонких металлических пленок [1] сверхсильными ультракороткими лазерными импульсами (~ 1 – 6 1019 Вт/см2) открыло широкие возможности для применений. Нагрев ионов до высоких энергий происходит благодаря быстрым электронам. На поверхности фольги, не облучаемой лазером, электроны формируют плотную оболочку. Возникающее электрическое поле ионизует атомы и ускоряет ионы. Второй механизм, обеспечивающий ускорение ионов, связан с электронами с внешней стороны пленки.

При этом, ионы ускоряются в направлении пленки и проникают сквозь нее. При максимальной интенсивности в фокусе равной 4 1020 Вт/см2 [2] ионный пучок позади пленки имеет широкое распределение с энергиями до 50 МэВ.

Когда лазерный импульс действует на границу раздела, электроны быстро выталкиваются из области плотной плазмы под действием магнитной части силы Лоренца. Суперпозиция падающей и отраженной волн дает стоячую волну. В отличие от циркулярной поляризации, при линейной поляризации нагрев до мегаэлектронвольт происходит более эффективно [3]. Заметим, что горячие электроны образуются не только в области плотной плазмы, но и в разреженной плазме.

В данной работе были получены энергетические спектры электронов при различных интенсивностях внешнего излучения, а также угловые распределения.

Теория основана на релятивистском обобщении механизма Брюнеля вакуумного нагрева [4]. Также проанализировано влияние начальных данных (например, угла падения лазерного импульса, начальной фазы), характерные траектории электронов до возвращения в область плотной плазмы.

Работа выполнена при поддержке РФФИ № 04-02-16499 и НОЦ (проект № МО 011-0).

Литература 1. J. Fuchs et al., Phys. Rev. Lett. 94, 045004 (2005).

2. P. McKenna et al., Phys. Rev. Lett. 94, 084801 (2005).

3. Macchi et al., Phys. Rev. Lett. 94, 165003 (2005).

4. F. Brunel, Phys. Rev. Lett. 59, 52 (1987).

100 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ СТРУКТУРА ГОЛОВКИ СТРИМЕРА М.М. Нуднова, А.Ю. Стариковский Московский физико-технический институт (государственный университет) e-mail: masha@neq.mipt.ru В работе была исследована область ветвления стримерной вспышки в диапазоне напряжений на электродах 2448 кВ, давления в разрядной секции 350740 торр для геометрии плоскость-плоскость с иглой для инициирования разряда с межэлектродным расстоянием 30 мм в смеси N2:O2 (4:1) для стримеров обеих полярностей.

Экспериментально восстановлена картина излучения головки стримера. Предложен способ определения напряженности поля по сечению головки стримера.

Для экспериментального исследования стримера использовалась установка блок – схема которой представлена на рис. 1. Вакуумируемая разрядная секция - куб с ребром 220 мм. Диагностика осуществлялась через оптические окна диаметром 100 мм, изготовленных из кварца КУ – 1. Разряд исследовался в геометрии плоскость - плоскость с межэлектродным расстоянием 30 мм. Высоковольтный электрод выполнен из латуни в виде диска диаметром 80 мм, заземленный электрод - из алюминиевого диска диаметром 100 мм. Для инициирования катодонаправленного стримера по центру заземленного анода установлена игла диаметром 0.8 мм, высотой 8 мм. Ток стримерной вспышки измеряли при помощи токового шунта, вмонтированного между иглой и заземленным электродом.

PicoStar HR Tektronix TDS Рис. 1. Блок-схема экспериментальной установки.

Для получения разряда на высоковольный электрод подавалисть импульсы как положительной, так и отрицательной полярностей с амплитудой от 24 48 кВ на разрядном промежутке с фронтом нарастания 5 нс, длительностью на полувысоте 20 нс. Частоты следования импульсов с генератора составляла от 40 до 80 Гц.

Для определения пространстренно-временных характеристик разряда была использована IССD камера PicoStar HR12 фирмы LaVision со спектральным диапозоном чувствительности 300700 нм и временной выдержкой до 200 пс.

Высокоскоростная камера юстировалась таким образом, чтобы в кадр попадала вся область распространения стримера.

В исследованном диапазоне давлений и напряжений анодонаправленный стример не ветвится, а наблюдается одиночный канал, или несколько стримерных каналов, стартующих с конца низковольтного электрода рис. 2.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Рис.2 Фотографии анодонаправденного стримера в режиме накопления при давлении 740 торр, напряжении 30, 42 кВ, в стробоскопическом режиме – 30 кВ 740 торр.

В случае катодонаправленного стримера при уменьшении давления количество ветвлений уменьшается, при низких давлениях развивается одиночный стримерный канал, при уменьшении напряжения количество ветвлений увеличивается. Выше атмосферного давления стример ветвится во всем диапазоне исследуемых напряжений.

При атмосферном давлении стример устойчиво ветвится при напряжении меньше 30 кВ, при большем напряжении наблюдается одиночный стримерный канал. При давлении 450 торр ветвление наблюдалось только при 26 кВ. При 350 торр развивался всегда одиночный канал. Полученные результаты показывают, что ветвление котодонаправленного стримера существенно зависит от давления и напряжения.

Возникновение ветвления стримера возможно за счет раскачки плазменных колебаний в головке стримера. Колебание ансамбля электронов может приводить к тому, что на поверхности головки стримера освобождаются области положительного разряда, поля которых достаточны для старта с них независимых ветвей стримера. На рис. 3 представлена оценка амплитуды таких колебаний при различных давлениях. Для оценки использовались концентрации электронов и поля стримера рис. 3, рассчитанные по модели [1]. Для атмосферного давления и напряжения U=24 кВ амплитуда составляет около 0.005 мм, в то время как радиус стримера – 0.15-0.20 мм, ширина области нескомпенсированного разряда – 0.5 мм при этих параметрах. Амплитуда колебаний много меньше как радиуса стримера, так и ширины нескомпенсированного разряда.

Нами была экспериментально получена структура головки стримера по её фотографиям с пикосекундной выдержкой. Для получения фотографий стримера с пикосекундными выдержками высокоскоростная камера использовалась в стробоскопическом режиме. На усилитель камеры подается запускающий синусоидальный сигнал частотой 300 МГц, время выдержки усилителя камеры задается программно, в наших экспериментах время выдержки составило 300 пс. Для получения структуры головки снимали профили излучения по радиусу головки перпендикулярно к оси распространения стримера. На рис. 3 представлена картина излучения восстановленная по этим профилям с помощью преобразования Абеля.

В спектре излучения N2–O2 при воздействии наносекундным разрядом в видимом диапазоне основной вклад вносит излучение 2+ системы молекулы азота, переход N2(C П B3Пg ) [3]. При помощи численной модели построено мгновенное u 102 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ изображение концентрации возбужденных состояний N2(C П ) для параметров u эксперимента рис 4. Структура излучения, полученная при помощи численной модели, хорошо согласуется со структурой, полученной экспериментально. Таким образом, данная численная модель применима для изучения причин возникновения плазменных колебаний.

Структура излучения в головке стримера дает возможность определить распределение напряженности электрического поля в головке. Для определения поля в разряде применяют методику, которая основывается на экспериментальных данных отношения интенсивности полос излучения 2+ системы молекулы азота и 1- системы иона азота, переход N2+ (B u + X g + ), методика подробно описана в работе [2].

Рис.3 Картина излучения головки стримера, Рис.4 Мгновенное изображение восстановленная по профилям излучения в концентрации возбужденных сос разных сечениях головки стримера. P= тояний N2(C П ) для параметров u торр U=30 кВ эксперимента, построенное при помощи численной модели [1].

В работе исследовано развитие стримерной вспышки в широком диапазоне давлений и напряжений. В ходе экспериментов была определена область (Р, U) устойчивого ветвления. Также показано, что численная модель верно предсказывает структуру головки стримера.

Литература 1. S.V. Pancheshnyi and A Yu Starikovskii //Two-Dimensional Numerical Modeling of the Cathode-Directed Streamer Development in a Long Gap at High Voltage.

Journal Physics D: Applied Physics, 2003. V. 36 (2003) pp.2683- 2. I.P. Vinogradov //Plasma Sources Ski. Technol, 1999, Vol. 8, P. 3. S.V. Pancheshnyi, S. V. Sobakin, S. M. Starikovskaya, A. Yu. Starikovskii //Discharge Dynamics and the Production of Active Particles in a Cathode-Directed Streamer. Plasma Physics Reports, 2000. V.26. N.12. P. Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ УПРАВЛЕНИЕ ХИМИЧЕСКИ-РЕАГИРУЮЩИМИ ПОТОКАМИ НЕРАВНОВЕСНЫМ НАНОСЕКУНДНЫМ РАЗРЯДОМ Е.И. Минтусов, А.Ю. Стариковский Московский физико-технический институт (государственный университет) me@neq.mipt.ru В работе исследуется энергообмен в реагирующих потоках и кинетика химических реакций, инициируемых сильнонеравновесным возбуждением газовой смеси в низкотемпературной плазме импульсного наносекундного барьерного разряда.

Задачей такого изучения является определение возможных механизмов управления кинетическими процессами в области энерговыделения, в том числе осуществление горения в широком диапазоне коэффициентов избытка окислителя и скоростей потока.

В работе [1] уже было экспериментально получено увеличение скорости срыва пламени более чем в два раза при энерговкладе разряда менее 1% от мощности горелки. Данный эффект объясняется образованием атомарного кислорода в разряде в результате тушения электронно-возбужденных молекул азота на кислороде, а также диссоциацией кислорода электронным ударом. Построенная численная модель качественно описывает влияние барьерного разряда на скорость распространения пламени.

В настоящей работе проведено экспериментальное и численное изучение влияния импульсного наносекундного разряда на скорость горения. Была построена модель, описывающая механизм влияния разряда на горение, и способная предсказать оптимальную геометрию в зависимости от параметров горелки и разряда.

Эффективность воздействия разряда на пламя определяется эффективностью наработки разрядом активных частиц перед фронтом пламени.

На установке, предназначенной для изучения влияния плазмы импульсного наносекундного барьерного разряда на горение, была налажена ЛИФ - диагностика с наносекундной выдержкой и возможностью микросекундной синхронизации с целью изучения профилей концентрации радикала ОН в основном состоянии в пламени.

Полученные результаты показывают существенное изменение концентрации ОН по высоте в пламени при наличии разряда, что свидетельствует об интенсификации горения под его действием.

Литература 1. E.I. Mintoussov, S.V. Pancheshnyi, A.Yu. Starikovskii Propane-Air Flame Control by Non-Equilibrium Low-Temperature Pulsed Nanosecond Barrier Discharge //42nd AIAA Aerospace Sciences Meeting and Exhibit, 2004, AIAA paper 2004-1013.

104 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ УРАВНЕНИЕ СОСТОЯНИЯ СИСТЕМЫ УРАН-КИСЛОРОД (ДИОКСИДА УРАНА) ПРИ ВЫСОКИХ КОНЦЕНТРАЦИЯХ ЭНЕРГИИ А.В. Украинец1, И.Л. Иосилевский1, В.К. Грязнов2, А.Б. Медведев Московский физико-технический институт (государственный университет) Институт проблем химической физики РАН РФЯЦ ВНИИЭФ e-mail: swamp_13@mail.ru Целью международного проекта МНТЦ, посвященного исследованию фазовых превращений и термодинамических свойств урана [1] и высокотемпературной системы уран-кислород (продуктов нагрева диоксида урана), является экспериментальная проверка предсказанных теорией параметров и особенностей неконгруэнтного испарения в системе уран-кислород [2, 3]. В рамках проекта во ВНИИЭФ (Саров) [4] проведены экспериментальные исследования параметров ударного сжатия и изоэнтропического расширения диоксида урана. Для интерполяционного описания результатов этого эксперимента было разработано модифицированное широкодиапазонное уравнение состояния, основанное на обобщении т.наз. модели «сжимаемого коволюма» (МСК) [3]. Свободные параметры УРС МСК подбирались («калибровались») по результатам динамического эксперимента. Помимо этого в данной работе, опираясь на опыт работы [1], кинематические параметры изоэнтроп расширения были непосредственно трансформированы в термодинамические данные:

D 1 = D -U p1 = p0 + 0DU D2 (D -U ) h1 = h0 + - 2 минуя построение интерполяционного УРС – прямым интегрированием соотношений Римана вдоль изоэнтроп, полученных при помощи сплайновой интерполяции экспериментальных данных:

ps Vs = V1 - u( p) dp p ps Es = E1 - p u( p) dp p Полученные двумя указанными способами термодинамические параметры изэнтроп системы уран-кислород сравниваются с предсказанием теоретического УРС [2, 3]. Сравнение показывают удовлетворительное согласие теоретических и экспериментальных данных в пределах применимости УРС [2, 3, 6] (Т < 12’000 K).

Работа проведена при поддержке Грантов CRDF № MO-011-0, ISTC 2107, Программой поддержки Научно-педагогических коллективов Высшей школы N 132. МФТИ, научной Программы Президиума РАН «Теплофизика вещества под действием потоков высокой энергии», Межотраслевая программа сотрудничества Министерства образования Российской Федерации и Министерства РФ по атомной энергии по Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ направлению "Научно-инновационное сотрудничество" МИНВУЗ-МИНАТОМ № 775.04, а также в рамках программы поддержки научных исследований МФТИ компанией SWsoft (www.swsoft.com) Рис. 1. Интерполяция экспериментальных Рис. 2. Восстановленные данных. термодинамические параметры.

Литература 1. Иосилевский И.Л., Грязнов В.К., Ромадинова Е.А., Украинец А.В. // сб. «Физика Экстремальных Состояний Вещества» /ред. В.Е. Фортов, ИХПФ, Черноголовка, Москва, 2005, С.125-127/ 2. Иосилевский И.Л. и др. // «ВАНТ» вып. 1, (2003) c.3;

3. Iosilevskiy I. Hyland G., Yakub E., Ronchi C. // Int. Journ. Thermophys. 22 (2001) 1253.

4. Медведев А.Б. // Вопросы Атомной Науки и Техники (ВАНТ). Теоретическая и прикладная физика 1 23 (1990) 5. Украинец А.В., Иосилевский И.Л. // сб. «Физика экстремальных состояний вещества» /ред. В.Е.Фортов / ИПХФ РАН, Черноголовка, 2005, СС.181- 6. Иосилевский И.Л.,, Украинец А.В., А.Б. Медведев, В.К. Грязнов // Уравнение состояния диоксида урана при высоких концентрациях энергии, ХI Российская конференция «Теплофизические свойства веществ». С-Петербург, 2005, Тезисы:

С.108.

106 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ МЕТАСТАБИЛЬНЫЙ КЛАСТЕР He6* Н.Н. Дегтяренко, Н.В. Матвеев Московский инженерно-физический институт (государственный университет) В результате детальных ab initio расчетов теоретически предсказана метастабильность кластера Не6* с полным спином S = 3. Рассчитаны несколько изомеров этого кластера, найдены Cогласно различным экспериментальным и теоретическим работам [1-3] время жизни возбужденной триплетной молекулы He2* с полным спином S = 1 в свободном состоянии составляет ~ 10 с. Распад молекулы связан с переворотом спина возбужденного электрона и сопровождается испусканием фотона. Запасаемая молекулой энергия составляет примерно 9 эВ/атом.

Возникает вопрос, возможно ли построить из этих молекул устойчивый к внешним воздействиям ансамбль с энергетическими характеристиками He2*?

Ранее [4,5] нами была предсказана возможность существования метастабильного кластера He4* с полным спином S = 2 (см. Рис. 1) и сделаны оценки радиационных времен жизни молекулы He2* и этого кластера. Они оказались равными 24 с и 150 с, соответственно.

Рис. 1. Метастабильная конфигурация кластера He4* с полным спином S=2. Молекулы (квазиатомы) He2* образуют прямоугольник. Расстояние между атомами гелия в каждом квазиатоме равно R0 2 aB. Расстояние между квазиатомами R 6 aB.

В данной работе сделан следующий шаг – детально рассчитана структура и энергетические характеристики изомеров кластера Не6*. Расчет проводился методами неограниченного Хартри-Фока + МП2 и функционала плотности.

Также как и для кластера Не4* характерные расстояния между молекулами в изомерах кластера Не6* составляет порядка 6 aB, что свидетельствует о схожести характеров связей, обусловленных перекрытием возбужденных орбиталей.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Рис. 2. Метастабильная конфигурация кластера He6* с полным спином S=3. Молекулы (квазиатомы) He2* образуют равносторонний треугольник. Расстояние между атомами гелия в каждом квазиатоме равно R0 2 aB. Расстояние между квазиатомами R 6 aB.

Работа поддержана фондом CRDF, проект “НОЦ фундаментальных исследований материи в экстремальных состояниях”, и ФЦП “Интеграция”, проект № Б0049.

Литература 1. D.N. McKinsey et al., Phys. Rev. A 59, 042510 (1999).

2. C.F. Chabalowski et al., J. Chem. Phys. 90, 2504 (1989).

3. А.В. Коновалов, Г.В. Шляпников, ЖЭТФ, 100, 521 (1991).

4. Н.Н. Дегтяренко, В.Ф. Елесин, Н.В. Матвеев, Л.А. Опёнов, А.И. Подливаев, Труды Научной сессии МИФИ-2004, Москва, 26-30 января 2004 г., т.4, с.133-134.

5. Н.Н. Дегтяренко, В.Ф. Елесин, Н.В. Матвеев, Л.А. Опёнов, А.И. Подливаев, ЖЭТФ, 128, 54 (2005).

108 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ИЗМЕРЕНИЕ ПОСТУПАТЕЛЬНОЙ ТЕМПЕРАТУРЫ СВЕРХЗВУКОВОГО ПОТОКА СИЛЬНОНЕРАВНОВЕСНОЙ ПЛАЗМЫ Д.В. Рупасов, А.Ю. Стариковский Московский физико-технический институт (государственный университет) me@neq.mipt.ru Было изучено распределение поступательной температуры в сверхзвуковом потоке при зажигании тлеющего разряда постоянного тока. В сверхзвуковой поток газа помещались различные модели, затем в потоке зажигается аномальный тлеющий разряд. Число Маха набегающего потока равнялось 8. Давление до и после ударной волны равнялось 5•10-3 торр и 0.5 торр соответственно. Температура потока до ударной волны составляла 19 K. Температура после ударной волны была равна комнатной, т.е.

около 300 К. Модель представляла собой цилиндр из диэлектрического материала (капролона), который располагался торцом к потоку.

24 0 20 40 60 80 100 0 10 20 30 40 50 60 W, Вт W, Вт Рис. Рис. Была установлена оптическая система, включающая в себя монохроматор МДР 41 с дисперсией 0.96 нм/мм и кварцевый световод, и позволяющая восстанавливать температуру потока по разрешенному колебательно-вращательному спектру первой отрицательной системы иона молекулы азота. На рис.1,2 представлена вращательная температура потока до и после ударной волны в зависимости от мощности разряда. · В условиях эксперимента температура потока была довольно низкой, что приводило к узкому распределению молекул в основном состоянии по вращательным уровням. Поэтому при расчете вращательного распределения возбужденного электронно-колебательного состояния приходилось учитывать переходы с изменением вращательного числа большим единицы.

Работа поддержана грантом CRDF МО-011- Факультет общей и прикладной физики T, K T, K XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ПРОЕКТИРОВАНИЕ БИС СЧИТЫВАНИЯ СИГНАЛОВ МИКРОПОЛОСКОВЫХ ДЕТЕКТОРОВ ПО СУБМИКРОННОЙ КМОП ТЕХНОЛОГИИ Э.В. Аткин, Ю.И. Бочаров, А.Б. Симаков Московский инженерно-физический институт (государственный университет) Показаны тенденции развития элементной базы современной аппаратуры для экспериментов в области физики высоких энергий и требования к БИС считывания сигналов многоканальных детекторов. Рассмотрены особенности архитектуры, управляемой потоком входных данных, а также проблемы реализации элементов и аналого-цифровых узлов БИС класса система-на-кристалле по субмикронной КМОП технологии с проектными нормами 0,18 мкм для эксперимента СВМ.

Развитие экспериментальной физики высоких энергий сопровождается ростом числа каналов регистрации событий. В таких международных экспериментах, как ATLAS, CMS, ALICE в CERN (Женева), HERA-B в DESY (Гамбург), CBM в GSI (Дармштадт), BABAR, STAR в BNL (Брукхевен), число каналов достигает сотен тысяч.

Аппаратура детекторной электроники строится с использованием специализированных ИМС высокой и сверхвысокой степени интеграции. Часто они реализуются как многофункциональные БИС класса система-на-кристалле. Применение для их изготовления современных субмикронных технологий позволяет достичь нереализуемого на другой элементной базе комплекса электрических и эксплуатационных характеристик. Проектирование аналого-цифровых узлов с использованием процессов, относящихся к классу «глубокий субмикрон» - с нормами 0,18 мкм и менее, имеет ряд особенностей. Их анализ наряду с обсуждением проблем, связанных с наличием большого числа каналов аналоговой обработки и преобразования данных в составе БИС, представляется актуальным и составляет содержание данной работы.

Проект направлен на создание БИС для считывающей электроники модулей микрополосковых кремниевых детекторов, разрабатываемой для международного эксперимента СВМ (Compressed Baryonic Matter), в рамках программы изучения ядерного вещества в сверхплотном состоянии [1] на новом ускорителе научного центра GSI (Дармштадт, ФРГ). В состав рабочей группы участников проекта вошли представители ряда научных учреждений и университетов РФ, в том числе сотрудники кафедр Электроники и Микроэлектроники МИФИ.

Инструментальной базой выполнения проекта является центр проектирования кафедр Электроники и Микроэлектроники МИФИ. Он имеет лицензии на использование пакетов САПР компаний CADENCE и MENTOR GRAPHICS.

Технологически проект обеспечивается участием МИФИ в системе EUROPRACTICE.

110 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Изготовление тестовых образцов осуществляется на фабрике компании UMC, которая поставляет также технологические библиотеки КМОП - 0,18 мкм для проектирования БИС.

Одна из главных проблем состоит в том, что увеличение числа входных каналов БИС не сопровождается соответствующим ростом числа каналов АЦП. Это связано с ограниченностью энергоресурсов и размеров кристалла БИС. Последнее объясняется тем, что в отличие от цифровых ИМС уменьшение размеров аналоговых схем на переключаемых конденсаторах при снижении проектных норм ограничено уровнем шумов конденсаторов и воздействием на прецизионные элементы помех, проникающих через подложку ИМС от цифровых узлов. Другая проблема - отсутствие общей системы синхронизации в аппаратуре эксперимента СВМ, что диктует необходимость применения архитектуры, основанной на управлении устройством асинхронным потоком входных данных.

Существуют различные пути решения отмеченных проблем. Один из них заключается в использовании матрицы кросс-коммутации, объединяющей банк АЦП с многоканальным пиковым детектором (ПД), который обладает свойством порогового обнаружения сигнала в каждом из каналов. При обнаружении события детектор формирует запрос к банку АЦП на обслуживание. При поступлении нескольких событий они обрабатываются различными ПД и АЦП асинхронно, если позволяет ресурс производительности, осуществляя аналоговую дерандомизацию данных [2]. В данной работе исследуется другой способ, основанный на свойстве пространственной локализации событий, которое определяется конструктивно-топологической реализацией микрополосковых детекторов. Эта архитектура, которая может быть названа блочно-ассоциативной, отличается от предыдущего решения меньшей функциональной гибкостью, но более простой реализацией. В состав БИС входят АЦП конвейерного типа с эффективной разрядностью около 7 бит при частоте выборки до 30 МГц.

Литература 1. TheCBMExperiment.Intro. – www.gsi.de/zukunftsprojekt/experimente/CBM/1intro_e.html 2. De Geronimo G., Kandasamy A., O’Connor P. Analog Peak Detector and Derandomizer for High Rate Spectroscopy. - IEEE Transactions on Nuclear Science Vol. 49, No 4, 2002, 1769-1773.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ КОНСТРУКЦИЯ СТАРТОВОГО ТРИГГЕРНОГО ДЕТЕКТОРА Т ЭКСПЕРИМЕНТА ALICE, LHC,CERN В.А. Григорьев1, Ф.Ф. Губер2, В.А. Каплин1, Т.А. Каравичева2, О.В. Каравичев2, А.И. Каракаш1, Н.В. Кондратьева1, А.Б. Курепин2, В.А. Логинов1, В.Л. Ляпин3, В.И. Марин2, А.Н. Решетин2, В.Х. Трзаска Московский инженерно-физический институт (государственный университет) Институт ядерных исследований РАН, Москва Университет Юваскюля, Финляндия Целью проекта является разработка и исследование прототипа стартового триггерного детектора «Т0» для выработки стартового сигнала для времяпролетной системы и триггера нулевого уровня для ряда других детекторных подсистем установки ALICE на Большом Адронном Коллайдере (LHC) в Европейском центре ядерных исследований (ЦЕРН, Женева, Швейцария). На данной установке будут проводиться фундаментальные исследования по поиску и изучению новой формы ядерной материи – кварк-глюонной плазмы, которая в соответствии с современными теоретическими представлениями должна образовываться при столкновении встречных пучков тяжелых ядер сверхвысоких энергий. Детектор «Т0» имеет очень важное значение для работы всей установки ALICE.Он определяет момент времени столкновения встречных ускоренных частиц с точностью около 50 пс, что позволяет провести идентификацию вторичных частиц, рожденных в столкновении, методом времени пролета с помощью входящего в состав установки времяпролетного детектора. Кроме того, детектор «Т0» определяет с точностью около 1 см точку столкновения, выделяя тем самым события, находящиеся в апертуре установки, и множественность частиц, рождаемых в столкновениях, выдавая тем самым сигналы, разрешающие регистрацию событий – триггеры эксперимента.

Конструкция детектора должна состоять из двух сборок по 12 черенковских детекторов в каждой сборке, расположенных коаксиально вокруг трубы ионопровода, несимметрично относительно центра взаимодействия сталкивающихся пучков.

Черенковские счетчики, как и большинство детекторов ALICE, располагаются внутри магнита с полем 0,5 Тесла. Поэтому черенковские счетчики должны быть основаны на современных уникальных магнитостойких фотоумножителях ФЭУ-187. Эти ФЭУ в экспериментах на ускорителях до сих пор не применялись. Параметры опытной партии 112 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ фотоумножителей ФЭУ-187 были детально изучены в МИФИ, и была показана их адекватность условиям эксперимента. Дальнейшей задачей является разработка окончательной оптимальной конструкции детектора.

Разработка уникальной быстрой аналоговой и триггерной электроники для детектора Т0 является важнейшей частью данного проекта. Электроника должна обеспечивать получение временного разрешения детектора порядка 50 пикосекунд при динамическом диапазоне сигналов с детектора около 500, мертвое время должно составлять менее 25 наносекунд, должна быть обеспечена высокая стабильность параметров во времени. Эти требования обусловлены широким диапазоном множественности в протон-протонных и ион-ионных столкновениях, а также периодом банчей ускорителя. Обычная промышленная электроника лучших зарубежных фирм не обеспечивает столь широкого динамического диапазона и столь малого мертвого времени. Двадцать четыре временных канала детектора «Т0» должны обеспечивать временное разрешение всей системы порядка 50 пс в течение всего времени эксперимента (10 лет). Это требует постоянства задержек сигналов во всех временных каналах с точностью +- 10 пс Неизбежное расхождение задержек в процессе эксплуатации требует их периодической корректировки с помощью управляемых цифровых линий задержки. С этой целью, а также для настройки детектора и его калибровки перед установкой детектора в систему ALICE, а также непосредственно после установки для проведения тестовых испытаний создана специальная система лазерной калибровки, позволяющей подавать световые импульсы в широком диапазоне амплитуд на все 24 счетчика одновременно.

Первый тест на пучке релятивистских пионов прототипа детектора «ТО» был проведен в ЦЕРНе на ускорителе SPS летом 2003г. Целью этого первого теста было:

собрать и проверить функционально основные элементы детектирующей системы и электроники детектора, вырабатывающие два основных сигнала - сигнал (аналоговый) ТО, предназначенный для стартового сигнала время - пролетной системы идентификации частиц, а также основной триггерный сигнал ТО vertex, задающий допустимые границы положения точки столкновения частиц. Полученные результаты:

временное разрешение черенковского детектора с радиатором диаметром 30 мм и длиной 30 мм оказалось равным 38 пс (сигнал), пространственное разрешение определения положения вершины событий ± 2 см, что существенно меньше номинального ожидаемого разброса положения вершины событий, равного ± 5,6 см.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Второй тест на пучке SPS был проведен летом 2004г. Целью данного теста было детальное исследование амплитудных спектров черенковских счетчиков с радиаторами различных диаметров: 20, 26 и 30мм с целью определения оптимального диаметра радиатора, а также подбор оптимальных рабочих напряжений фотоумножителей.В результате исследований было подтверждено, что практически для каждого образца фотоумножителя возможен подбор такого рабочего напряжения, при котором в магнитном поле напряженностью до 0,5 Тесла средний ток фотоумножителя не будет превышать значения 1 микроампер, динамический диапазон по величине световой вспышки будет равен 1:100. а временное разрешение будет не хуже 30 пс, что существенно лучше предъявляемых требований (50 пс).

В результате калибровки прототипа детектора на ускорителе SPS в ЦЕРНе были измерены временные и амплитудные характеристики черенковских счетчиков с радиаторами диаметром 30мм, 26мм и 20мм. Было показано, что при размере радиатора 20мм амплитудное распределение при регистрации равномерного потока релятивистских частиц близко к Гауссовому, что позволяет существенно уменьшить динамический диапазон формирователей временной отметки. С этим же радиатором было получено рекордное временное разрешение, равное 28 пс.

114 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ РЕЗОНАНСНЫЙ ВЫСОКОЧАСТОТНЫЙ РАЗРЯД В УСТРОЙСТВЕ ВВОДА МОЩНОСТИ В СВЕРХПРОВОДЯЩИЕ РЕЗОНАТОРЫ М.И. Егоров, А.А. Завадцев, Д.А. Завадцев, В.И. Каминский, А.А. Краснов, М.В. Лалаян, Н.П. Собенин Московский инженерно-физический институт (государственный университет) Развитие резонансного высокочастного разряда приводит к таким нежелательным последствиям, как образование лавинного процесса, возрастание потерь ВЧ-мощности в тракте, разогреву бомбардируемой стенки. Проводилось моделирование движения вторичных электронов с энергией вылета 3 эВ в элементах ввода высокочастотной мощности в сверхпроводящие резонаторы. Ввод мощности выполнен в виде двух вакуумно-прочных переходов прямоугольного волновода на коаксиальную линию и перехода коаксиальной линии на коаксиальную линию другого сечения. Переходы механически соединены сильфоном. Первое окно, «теплое», отделяет объем, находящийся при атмосферном давлении от объема, находящегося при среднем уровне вакуума, второе окно, «холодное», находится в криостате и отделяет объемы со средним и глубоким вакуумом. Окно представляет собой аксиально-симметричную структуру, возбуждаемую коаксиальной линией на основном типе волны. Расчеты по мультипакторному разряду позволили отметить некоторые общие моменты движения частиц в рассматриваемой области и сформулировать предположения, которые требуется в дальнейшем проверить на макете устройства для оценки адекватности проводимых расчетов изучаемому физическому явлению. Расчет показывает, что для рассмотренного ввода мощности существует бесконечно много зон мультипакции, причем зонам большего порядка мультипактора соответствуют меньшие значения мощности. Проведенные расчеты по резонансному электронному разряду носят оценочный характер и в первом приближении указывают на отсутствие опасности развития этого разряда при средней СВЧ мощности менее 75 кВт.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ УПРАВЛЕНИЕ ХИМИЧЕСКИ-РЕАГИРУЮЩИМИ ПОТОКАМИ НЕРАВНОВЕСНЫМ НАНОСЕКУНДНЫМ РАЗРЯДОМ М.А. Гусарова, А.А. Завадцев, Д.А. Завадцев, В.И. Каминский, А.А. Краснов, М.В. Лалаян, Н.П. Собенин Московский инженерно-физический институт (государственный университет) Известен большой интерес, предъявляемый к созданию устройств ввода большой средней мощности в сверхпроводящие резонаторы в связи разработкой линейных ускорителей с рекуперацией энергии, предназначенных для генерации сверхмощного ультракороткого излучения, а также при создании электрон-позитронных сверхпроводящих линейных коллайдеров. Такие устройства должны одновременно выполнять несколько задач, важнейшие из которых доставка ВЧ мощности пучку и отделение высоковакуумной, сверх низкотемпературной зоны резонатора от заполненной воздухом при комнатной температуре передающей линии. В настоящей работе рассмотрены предложения по повышению передаваемой в сверхпроводящие резонаторы средней мощности до 500 кВт на частоте 1,3 ГГц при уменьшении тепловой нагрузки криогенной системы. Рассмотрено устройство ввода мощности коаксиального типа с регулировкой внешней добротности на порядок за счет использования емкостных антенн. Проведены электродинамические и тепловые расчеты.

116 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ СЕКЦИЯ МОДЕЛИРОВАНИЯ ЯДЕРНЫХ ПРОЦЕССОВ И ТЕХНОЛОГИЙ КОМПЬЮТЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ЭНЕРГОУГЛОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ВЫХОДА ПЕРВИЧНЫХ И ВТОРИЧНЫХ ФОТОНОВ ПРИ ПРОХОЖДЕНИИ НАПРАВЛЕННОГО РЕАКТОРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ЧЕРЕЗ ПЛАСТИНЫ ИЗ ЖЕЛЕЗА И СВИНЦА Ю.Ю. Клосс1, А.В. Морозов1, В.К. Папин1, Е.П. Дербакова1, Т.А. Сазыкина Московский физико-технический институт (государственный университет) РНЦ «Курчатовский институт» e-mail: amorozov@pisem.net В вопросах проектирования защиты от ионизирующего излучения ядерного реактора необходимо учитывать два основных фактора: первичное излучение, представляющее собой рассеянные в защите фотоны, испущенные источником, и гамма-кванты, рожденные в результате неупругого рассеяния быстрых нейтронов, т. н.

вторичное излучение. В силу того, что поток фотонов реакторного диапазона энергий ослабляется значительно сильнее, чем поток нейтронов, доля вторичного излучения за защитой с высоким коэффициентом ослабления преобладает в суммарной величине экспозиционной дозы. В этой связи точная количественная информация о вторичном излучении чрезвычайна важна для решения практических задач.

Эта информация может быть получена экспериментальным путем, однако при обычной конфигурации пучкового эксперимента (источник-защита-детекторы) возникает ряд трудностей. А именно, для отделения вторичного излучения от первичного необходима защита с высоким коэффициентом ослабления. Это требует решения определенных практических вопросов, связанных с необходимостью иметь в распоряжении и работать с толстыми пластинами исследуемых материалов, а также приводит к увеличению систематической погрешности эксперимента, связанной с растечкой пучка и увеличением относительного вклада фонового излучения [6].

В работе обосновывается метод изучения вторичного излучения в обратной геометрии эксперимента [4], то есть при расположении источника и детекторов с одной и той же стороны защиты. Возможность такого способа постановки эксперимента обусловлена тем, что рассеяние гамма-квантов реакторного пучка в высокой степени анизотропно, в то время как вторичное излучение распределено равномерно по направлениям.

Этот факт подтверждается на основании численного моделирования, проведенного при помощи программного комплекса MCNP4B. Для проверки корректности результатов и повышения их практической значимости, расчеты были выполнены в соответствии с условиями пучкового эксперимента на реакторной установке ОР-М [1], и часть полученных результатов была сопоставлена с опубликованными экспериментальными данными [2,3], продемонстрировав соответствие в рамках погрешности. В ходе расчетов были получены кривые ослабления в защите из свинца и железа, предложена формула для описания выхода вторичного излучения, найдены коэффициенты в экспоненциальной формуле интерполяции первичного излучения, рассмотрены угловые функции выхода гамма излучения с обеих сторон барьера, особенности этих функций пояснены при помощи энергоугловых характеристик выхода первичного и вторичного излучения. Показано, что при измерениях в обратной геометрии экспозиционная доза вторичного излучения Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ превышает дозу первичного на порядок (см.рис. 1). При этом допустимо использование тонких образцов, толщиной менее 50г/см2.

Рис 1. Расчетная зависимость экспозиционной дозы в обратной геометрии от толщины облучаемой пластины.

Литература 1. Madeev V.G., Kozhevnikov A.N., Papin V.K., Uksusov Ye.I. (RNC KI), "OR-M Facility at Russian Research Center Kurchatov Institut", ANS Conference, Proceedings, v.2, p151-155, USA, April 19-23, 2. В.Г. Мадеев, В.К. Папин, “Измерение функции ослабления в свинцовом экране на мононаправленном пучке гамма-излучения реактора”, VI Российская научная конференция “Защита от ионизирующих излучений ядерно-технических установок”, тезисы докладов, стр. 123-125, г. Обнинск, 1994г.

3. Мадеев В.Г., Папин В.К., Бадретдинов Т.М, Дубинин А.А., Хоромский В.А.

“Ослабление широкого мононаправленного пучка фотонов реактора в тяжелых материалах”, VI Российская научная конференция “Защита от ионизирующих излучений ядерно-технических установок”, доклад 2.4, тезисы докладов, стр. 123 125, г. Обнинск, 1994г.

4. А.В. Ильин, В.К. Папин, “Отработка методики измерения вторичного гамма излучения в метеллах защиты (Fe, Ti)”, сборник трудов 47 научной конференции МФТИ “Современные проблемы фундаментальных и прикладных наук”, Москва, Долгопрудный, 2004г.

5. Ю.Ю.Клосс, Г.С.Колядко, А.В.Морозов, “Анализ трансформации спектра фотонного пучка реакторного диапозона энергий в пластинах из легких и тяжелых металлов”, электронный журнал “Исследовано в России”, 124, стр. 1303-1314, 2004. http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2004/124.pdf 6. Дербакова Е.П., Клосс Ю.Ю., Михайлов А.В., Колядко Г.С., Мадеев В.Г., Морозов А.В., Папин В.К., “Анализ применимости одномерной геометрии в задачах моделирования экспериментов по генерации и переносу вторичного гамма излучения” Электронный журнал “Исследовано в России”, 122, стр. 1458-1464, http://zhurnal.ape.relarn.ru/articles/2003/122.pdf 118 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ПРОЕКТИРОВАНИЕ ИНТЕГРАЛЬНОЙ СРЕДЫ НА ОСНОВЕ КОНЦЕПЦИИ ОТКРЫТОГО КОДА ДЛЯ ПОЛНОМАСШТАБНОГО МОДЕЛИРОВАНИЯ ГАЗОКИНЕТИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ В МИКРО И НАНОСИСТЕМАХ Ю.Ю. Клосс1, А.В. Михайлов1, А.В. Морозов1, В.Г. Гришина Московский физико-технический институт (государственный университет) РНЦ «Курчатовский институт» e-mail: amorozov@pisem.net Одной из наиболее важных проблем, возникающих после проведения численного моделирования или экспериментальных измерений, является обработка и визуализация полученных данных. К программному обеспечению, выполняющему эти функции, обычно предъявляются следующие требования: простота использования, функциональность, высокая скорость работы, кроссплатформенность, легкость добавления новых возможностей и модификации кода.

В работе предлагается и обосновывается способ построения интегрированной среды, удовлетворяющий указанным требованиям. Рассматриваются как общие вопросы относительно структуры программы, так и предлагаемые языки программирования и библиотеки.

С точки зрения оптимизации процесса создания и дальнейшего расширения и поддержки рассматриваемой программы, наиболее удобной представляется модульная организация кода. Под ней понимается вынос большинства функций программы в независимые друг от друга модули, взаимодействие и передача данных между которыми организуется при помощи небольшой по объему центральной части программы. Она должна содержать определение структур данных, с которыми будет производится работа, систему для автоматического подключения доступных модулей и базовый графический интерфейс. В модули выносятся функции проведения расчетов, импорта и экспорта данных, фильтрации и обработки данных, построения графиков и трехмерной визуализации. Такой подход позволяет создать универсальный, хорошо документированный интерфейс взаимодействия частей интегральной среды, что существенно уменьшает необходимое количество знаний, необходимое для добавления новых функций в ПО, и дает возможность группам программистов работать независимо друг от друга над разными частями проекта.

В качестве основного языка программирования предлагается использовать объектно-ориентированный язык высокого уровня Python [1]. С одной стороны, он обеспечивает автоматическое управление ресурсами, имеет прозрачный и эффективный синтаксис, поддерживает элементы функционального программирования, для него имеется большое количество графических и математических библиотек;

с другой стороны, невысокая скорость работы может быть увеличена за счет переписывания участков программы, требующих высокой производительности, на таких языках, как C, C++ и Fortran или использования уже готовых математических библиотек.

Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ Оконный интерфейс как базовой части программы, так и модулей, использует библиотеку wxPython и строится при помощи интерактивного конструктора wxGlade.

Модули, как правило, используют различные математические и графические библиотеки. Фильтрация данных, интерполяция, повышение или понижение размерности, линейная алгебра, поэлементные операции выполняются при помощи библиотеки numarray [2], обеспечивающей скорость обработки, характерную для программ, написанных на C. Построение графиков полиграфического качества обеспечивается модулем, использующим библиотеку matplotlib [3]. Трехмерная визуализация осуществляется модулем, основанным на системе VTK [4].

К настоящему времени реализован прототип среды, позволяющий проводить расчеты распространения ударной волны в разреженном газе и выполнять двумерную и трехмерную визуализацию полученных данных (см. рис. 1).

Рис. 1. Прототип интегрированной рабочей среды.

Литература 1. Интерпретатор Python: http://www.python.org 2. Домашняя страница проекта numarray:

http://www.stsci.edu/resources/software_hardware/numarray 3. Домашняя страница проекта matplotlib: http://matplotlib.sourceforge.net/ 4. Домашняя страница пакета VTK: http://public.kitware.com/VTK/ 120 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ВТГР В АТОМНО-ВОДОРОДНОЙ ЭНЕРГЕТИКЕ А.М. Дмитриев1, Д.А. Сыроваткин Ростехнадзор Московский физико-технический институт (государственный университет) syrka@dgap.mipt.ru По прогнозам специалистов, водород станет основным вторичным энергоносителем и сырьевым компонентом в конце 21 века, постепенно заменяя невозобновляемые углеводороды (нефть, газ). Текущее производство водорода составляет 50 Мт/год, к 2100 году потребность в этом продукте может превысить 770 950 Мт/год. Для обеспечения таких объемов необходимо развернуть дополнительные производственные мощности, наиболее перспективными для этого являются ядерно водородные комплексы. Дело в том, что известные технологии получения водорода (паровая конверсия метана, термолиз метана, окисление нефти, газификация угля, электролиз, термохимические циклы и др.) происходят при высоких температурах (> 500 C) или значительных энергозатратах. На сегодняшний день, тепло для таких циклов, получают от сгорания углеводородов, что делает водород дорогим продуктом.

Переход к атомно-водородной энергетике требует специфический тип реактора, который должен обеспечивать:

1) высокий температурный потенциал производственного тепла (до 1000-1200 С);

2) высокий КПД при выработке электроэнергии;

3) безопасность.

Наиболее подходящими для этих целей источниками тепла являются высокотемпературные реакторы с гелиевым охлаждением (ВТГР). Построенные, а также проектируемые реакторы принципиально можно разделить на две группы: Pebble Bed Modular Reactors (PBR) засыпные, с шаровыми ТВЭЛами (AVR, THTR-300, PBMR, HTR-10) и Prismatic Modular Reactors (PMR) с призматическими многоканальными ТВЭЛами (Драгон, FSV, Пич-Боттом, HTTR, GTHTR 300, GT-MHR). В этих реакторах удалось достичь температуры теплоносителя на выходе до 1000 С. При таких температурах, единственным подходящим конструкционным материалом может быть графит, а теплоносителем гелий. Причем, необходимо не допустить нагрев топлива (UO2) выше чем 1600 С. Это возможно, только при использовании микротвэлов TRISO, горючее изготавливается в виде шариков диаметром 0.66 мм в многослойной оболочке из пироуглерода и карбида кремния. Для того чтобы построить реактор с более высокой температурой, так называемый Very High Temperature Reactor (VHTR, 1000 1200 С и выше), необходимо объединить наработки из каждой группы реакторов, и ответить на вопрос, какого типа должен быть VHTR.

Сравнительный анализ характеристик PBR и PMR проводился для двух проектируемых установках, Pebble Bed Modular reactor PBMR (Южная Африка, Eskom) и Gas Turbine - Modular Helium Cooled Reactor GT-MHR (General Atomics - Минатом РФ) соответственно. Эти установки проектировались, как станции с высоким КПД получения электроэнергии (>45 %, газовая турбина функционирует при высокой температуре без вторичных контуров), но в перспективе они смогут найти свое применение в области атомно-водородной энергетики, поскольку температура теплоносителя на выходе реактора (более 800 С) позволяет проводить термохимические циклы получения водорода.

Нейтронно-физические характеристики реакторов рассчитывались с помощью комплекса MCNP 4c2 (Monte-Carlo Neutron and Proton Transport Code System) и Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ библиотек оцененных ядерных данных ENDF 6, используя три различные конфигурации геометрии активной зоны: гомогенная, гетерогенная, дважды гетерогенная. Такой подход связан с тем, что при высоком уровне детализации геометрии зоны, расчет занимает длительное время (~ сутки), а при низком уровне, когда рассматриваем реактор как гомогенный, получались искаженные результаты.

Поэтому задачу пришлось решать в некотором приближении: компакты принимались гомогенными, активная зона гетерогенной. Картина распределения плотности нейтронного потока показала, что наибольшее энерговыделение происходит в области центрального отражателя, где для тепловыделяющих каналов проведена оценка температур внутри микротвэелов. Для данных реакторов она не превышала 1600 С (допустимый нагрев UO2). Температура гелия на выходе PBMR и GT-MHR получилась оценочной, 800 и 850 С соответственно, из-за недостоверности коэффициентов теплоотдачи между графитом и газом. Выбор в пользу одного из типов реакторов, пока делать рано, так как еще не рассматривались более точные модели для определения тепловых характеристик. На следующем этапе работы, предлагается сравнить теплофизические свойства и выгорания для каждого реактора с использованием связки MCNP 4c2 - MONTEBURNS 1.0 – ORIGEN 2.0.

Распределение температуры по решетке в теплонапряженных областях активной зоны для каждого реактора, C.

PBMR GT-MHR Литература 1. Н.Н. Пономарев-Степной, А.Я. Столяревский, Атомно-.водородная энергетика, ISJAEE, №3(11), 2004.

2. R. Plukiene, D. Ridikas, Modeling of HTRs with monte carlo: from a homogeneous to an exact heterogeneous core with microparticles, Annals of Nuclear Energy, 2002.

3. Tim Goorley, Criticality Calculations with MCNP5: A Primer 2nd Edition, Los Alamos National Laboratory, X-5, 2004.

4. Луиджи Массимо, Физика высокотемпературных реакторов, Пер. с англ., Атомиздат, 1979.

5. Атомно-водородная энергетика и технология, Сборник публикаций, Выпуск № 1, Атомиздат, 1978.

122 Факультет общей и прикладной физики XLVIII НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МФТИ МЕТОДИКА ИЗМЕРЕНИЯ ФОНА В ЭКСПЕРИМЕНТАХ ПО ИССЛЕДОВАНИЮ ВЫХОДА ВТОРИЧНОГО -ИЗЛУЧЕНИЯ Ю.Ю. Клосс2, И.Д. Лысов2, В.Г. Мадеев1, В.К. Папин1, В.В. Целиков РНЦ «Курчатовский институт» Московский физико-технический институт (государственный университет) tselikov@dgap.mipt.ru На установке ОР-М РНЦ «Курчатовский институт», в рамках «Программы фундаментальных и поисковых работ РНЦ КИ», проводятся “benchmark” исследования генерации и переноса вторичного фотонного излучения, образующегося в металлах.

Исследуемый образец облучается реакторным «нейтронным» пучком, при этом поток быстрых нейтронов превышает поток гамма-квантов (Eср=2МэВ) в 2,5 раза.

Pages:     | 1 || 3 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

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.