close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

vospitatelnaya rabota/te;docx

код для вставкиСкачать
420
9. Оптика и спектроскопия
Алимбекова Александра Шамилевна, 6 курс
Казанский Государственный Университет, физический
Вероятность двухфотонного перехода возбуждаемого коррелированными парами в
неоднородно-уширенной среде
Адрес: 420037, Казань, Ленинградская 45а-10
Телефон: (8432)71-54-70
E-Mail: [email protected]
стр. 427
Васильев Александр Валерьевич, аспирант 2-го года
Томский Государственный Университет, химический
К вопросу о возможности дистанционного обнаружения гептила в атмосфере.
Научный руководитель: Копылова Татьяна Николаевна, д. ф. - м. н., заведующая лабораторией,
Сибирский физико-технический институт
Адрес: 634050 Томск, пл. Ново-соборная,1, СФТИ
Телефон: (3822)53-34-26
E-Mail: [email protected]
стр. 428
Воинкова Ирина Владимировна, 5 курс
Челябинский Государственный Педагогический Университет, физический
Оптические свойства углеродных нанотрубок
Научный руководитель: Бржезинская Мария Михайловна, к. ф . - м. н., старший преподователь,
кафедра общей и теоритической физики ЧГПУ
Адрес: 454139 г.Челябинск ул. Василевского д. 2, кв. 31
E-Mail: [email protected]
стр. 430
Волкова Ольга Александровна, 5 курс
Ульяновский Государственный Университет, Физико-технический
Исследование
температурной
зависимости
спектра
люминесценции
нанокристаллического оксида алюминия, легированного Cr3+.
Научный руководитель: Приходько Виктор Владимирович, к. ф . - м. н., Заместитель
проректора по НИОТ, Ульяновский государственный университет
Адрес: 432970 Ульяновск, ул. Л. Толстого, 42, Физ-тех.
Телефон: (8422)32-13-20
E-Mail: [email protected]
стр. 432
Воронина Эллина Ивановна, Ассистент
Новороссийский филиал Кубанского Государственного Технического Университета,
Управления и промышленности
Трансформация лидарного спектра комбинационного рассеяния смеси углеводородов
Научный руководитель: Шеманин Валерий Геннадьевич, к. т. н., Декан, Новороссийский
филиал КубГТУ
Адрес: 353900 Новороссийск, ул. К.Маркса, 20
Телефон: (8617)251940
E-Mail: [email protected]
стр. 434
Довгополик Владимир Михайлович, 5 курс
Санкт-Петербургский Государственный Морской Технический Университет, Естественных
наук и гуманитарн. образов.
421
Решение обратной задачи метода динамического светорассеяния
Научный руководитель: Клюбин Владимир Владимирович, д. ф. - м. н., профессор, СанктПетербургский Государственный Морской Технический Университет
Адрес: 195256, Санкт-Петербург, ул. Верности, д. 14, к. 3, кв. 25
E-Mail: [email protected]
стр. 435
Долгова Ольга Викторовна, магистр 5-го курса
Томский Государственный Университет, физический
Исследование спектрально-люминесцентными методами процессов, происходящих в
молекулярных поликристаллах нафталина с примесью азулена
Научный руководитель: Коротков Валентин Иванович, д. ф. - м. н., нет, НаучноИсследовательский Институт Физики при СПбГУ
Адрес: 634050 г.Томск, пл. Ново-Соборная,1, Сибирский физико-технический институт
Телефон: (3822)53-34-26
E-Mail: [email protected]
стр. 437
Долгова Ольга Викторовна, магистр 5-го курса
Томский Государственный Университет, физический
Квантово-химическое изучение влияния атома азота, как заместителя, на спектральнолюминесцентные характеристики молекулы транс-стильбена
Научный руководитель: Соколова Ирина Владимировна, д. ф. - м. н., нет, Сибирский физикотехнический институт
Адрес: 634050 г.Томск, пл.Ново-Соборная, 1, СФТИ
Телефон: (3822)53-34-26
E-Mail: [email protected]
стр. 439
Дюжева Марина Сергеевна, ассистент
Санкт-Петербургский Государственный Морской Технический Университет, Естественных
наук и гуманитарн. образов.
Восстановление распределений многокомпонентных коллоидов с помощью метода
динамического светорассеяния
Научный руководитель: Клюбин Владимир Владимирович, д. ф. - м. н., Профессор, СанктПетербургский Государственный Морской Технический Университет
Адрес: 192241 Санкт-Петербург, ул. Пражская, д. 33, кв. 118
Телефон: (812) 261-91-07
E-Mail: [email protected]
стр. 441
Егорова Наталья Ивановна, 6 курс
Санкт-Петербургский Государственный Университет, физический
О некоторых особенностях применения картин муара для измерений
Научный руководитель: Толмачев Юрий Александрович, д. ф. - м. н., заведующий кафедрой,
СПбГУ, физический факультет
Адрес: 198330, г. Санкт-Петербург, пр. Маршала Захарова, д.27 к.1 кв82
Телефон: (812)1518141
E-Mail: [email protected]
стр. 443
Жамбалов Максим Баторович, 4 курс
Новосибирский Государственный Университет, физический
Ионно-кластерное возбуждение электронных уровней атомарного аргона
Научный руководитель: Мадирбаев Виктор Жумагазыевич, к. ф . - м. н., старший научный
сотрудник, Новосибирский государственный университет
Адрес: 630090 г. Новосибирск, ул. Пирогова, 14-309
422
Телефон: 34-35-53
E-Mail: [email protected]
стр. 445
Жаркова Оксана Михайловна,
Томский Государственный Университет,
Межмолекулярные взаимодействия. Спектры поглощения и флуоресценции 1-нафтола
Научный руководитель: Морозова Юлия Петровна, , , Томский Государственный Университет
E-Mail: [email protected]
стр.447
Иванов Герман Сергеевич, 5 курс
Томский Государственный Университет, Радиофизический
Сигнал обратного рассеяния в теневой зоне лидара
Научный руководитель: Самохвалов Игнатий Викторович, д. ф. - м. н., зав.кафедры ОЭС и ДЗ,
ТГУ
Адрес: 634050 г.Томск, пр.Ленина 36, ТГУ
Телефон: (382-2) 673375
E-Mail: [email protected]
стр. 449
Ишуткин Александр Иванович, магистр второго года обучения
Пермский Государственный Университет, физический
Стохастические свойства нестационарной тепловой конвекции в подогреваемой снизу
цилиндрической полости
Научный руководитель: Глухов Александр Федорович, к. ф . - м. н., доцент кафедры, ПермГУ
Адрес: 614029, Пермь, ул. Трясолобова, 67-94
E-Mail: [email protected]
стр. 451
Коновалова Нина Александровна, 5 курс
Удмуртский Государственный Университет, физический
Регистрация феномена бесконтактной активации жидкостей методами СВЧспектроскопии
Научный руководитель: Широносов Валентин Георгиевич, к. ф . - м. н., заведующий кафедрой
Биомедфизики, Удмуртский государственный университет
Адрес: 426068, г. Ижевск, а/я 2727
Телефон: (3412) 76-34-66
E-Mail: [email protected]
стр. 590
Смотри в секции «Биофизика и медецинская физика», секция №13
Кравцова Антонина Николаевна, аспирантка 1-го года обучения
Ростовский Государственный Университет, физический
Исследование локальной и электронной структуры сульфидов CaS, FeS, MgS, MnS:
анализ рентгеновского поглощения
Научный руководитель: Солдатов Александр Владимирович, д. ф. - м. н., Профессор,
Ростовский Государственный Университет
Адрес: 346780 г.Азов, Ростовской обл., ул. Инзенская, д. 9-а, кв. 36, Кравцовой А.Н.
Телефон: (8632) 22-08-70
E-Mail: [email protected]
стр. 453
Морозов Александр Сергеевич, аспирант
Красноярский Государственный Университет, физический
Нелинейный интерференционный распад дискретных состояний вещества в континиум
Научный руководитель: Геллер Юрий Иссаевич, к. ф . - м. н., нет, Красноярский
Государственный Университет
423
Адрес: 660001, г. Красноярск, ул. Ладо-Кецховели 65_б, кв. 7
Телефон: (3912) 43-67-62
E-Mail: [email protected]
стр. 455
Орешкина Елена Сергеевна, аспирант
Санкт-Петербургский Государственный Морской Технический Университет, Естественных
наук и гуманитарн. образов.
Изучение влияния температуры на размеры макромолекулярных клубков в области
расслоения их водного раствора
Научный руководитель: Клюбин Владимир Владимирович, д. ф. - м. н., профессор, СанктПетербургский Государственный Морской Технический Университет
Адрес: 188537 г. Сосновый Бор, Ленинградская область, пр. Героев, д. 68, кв. 28
E-Mail: [email protected]
стр. 457
Попов Александр Владимирович, 5
Мордовский Государственный Университет. Институт Физики и Химии, физический
Сенсибилизация люминесценции Nd3+ в кристаллах Ca, Mg, Zr -замещенного гадолинийгаллиевого граната, активированного хромом и неодимом.
Научный руководитель: "Ушаков С.Н.; Рябочкина П.А..", к. ф . - м. н., "ст. науч. сотр.; доцент
кафедры Общей физики", ИОФ РАН г.Москва, МГУ им. Н.П.Огарева г.Саранск
Адрес: 430004, Мордовия, Саранск, ул. Красноармеская, 25
E-Mail: [email protected]
стр. 459
Попов Андрей Валерьевич, 3 курс
Алтайский Государственный Университет, Физико - технический
Энергетическая структура электронов атома бериллия при возбуждениях большой
мощности
Адрес: ул. Деповская, дом 15, корпус 2, квартира 148, г. Барнаул, 656015
Телефон: (385-2) 24-76-25
E-Mail: [email protected]
стр. 461
Попова Марина Серафимовна, аспирант
Кубанский Государственный Университет, физико-технический
Коллективные эффекты при взаимодействии электромагнитного излучения с атомными
системами
Научный руководитель: Тумаев Евгений Николаевич, к. ф . - м. н., доцент каф.
экспериментальной физики, Кубанский государственный университет
Адрес: 350040, г. Краснодар, ул. Ставропольская, 149
Телефон: (8612) 35-35-20
E-Mail: [email protected]
стр. 463
Прищепа Оксана Олеговна, 5 курс
Красноярский Государственный Университет, физический
Измерение коэффициентов диффузии красителя в полимере методом голографической
релаксометрии
Научный руководитель: Сизых Арнольд Гаевич, к. ф . - м. н., профессор, Красноярский
Государственный Университет, кафедра квантовой электроники
Адрес: 660075 Красноярск, ул.Железнодорожников, д. 30, кв.167
Телефон: (3912) 65-20-91
E-Mail: [email protected]
стр. 464
Сатыбалдиева Мира Каниметовна, курс 3, аспирант
424
Иссык-Кульский Государственный Университет, физико-технический
Низкотемпературная
люминесцентная
время-разрешенная
ВУФ-спектроскопия
кристаллов KH2PO4
Научный руководитель: Шульгин Б.В., д. ф. - м. н., профессор, УГТУ-УПИ
Адрес: 722360,ул.Тыныстанова,123,Каракол,Респ.Кыргызстан
Телефон: (3432)75-48-76
E-Mail: [email protected]
стр. 465
Селина Наталья Викторовна, лаборант, соискатель каф. экспериментальной физики
Кубанский Государственный Университет, Физико-технический
Прямой и обратный донор-акцепторный перенос энергии электронного возбуждения в
условиях импульсной накачки
Научный руководитель: Тумаев Евгений Николаевич, к. ф . - м. н., доцент, доцент кафедры
экспериментальной физики Кубанского госуниверситета
Адрес: 350040, г.Краснодар, ул.Ставропольская, 149, Кубанский государственный университет,
физико-технический факультет, кафедра экспериментальной физики
Телефон: (8612)35-35-20
E-Mail: [email protected]
стр. 466
Селина Наталья Викторовна, лаборант, соискатель каф. экспериментальной физики
Кубанский Государственный Университет, физико-технический
Прямой и обратный безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения при
стационарной накачке
Научный руководитель: Тумаев Евгений Николаевич, к. ф . - м. н., доцент, кафедра
экспериментальной физики Кубанского госуниверситета
Адрес: 350040, Россия, г.Краснодар, ул.Ставропольская, 149, Кубанский госуниверситет,
кафедра экспериментальной физики
Телефон: (8612)35-35-20
E-Mail: [email protected]
стр. 468
Семочкин Павел Сергеевич, 2 Челябинский Государственный Педагогический Университет,
физический
Исследование
карбонизации
поливинилиденфторида
методоми
оптической
спектроскопии
Научный руководитель: Песин Леонид Абрамович, д. ф. - м. н., профессор, зав. каф.,
Челябинский государственный педагогический университет
Адрес: 454077, Челябинск, ул. Мамина, 23-177
E-Mail: [email protected]
стр. 470
Соколов Михаил Сергеевич, 1 магистратуры
Владимирский Государственный Университет, ФРЭМТ
Обзор оптических приборов и некоторых алгоритмов обработки измерений для
определения концентраций химических веществ
Научный руководитель: Руфицкий Михаил Всеволодович, д. т. н., заведующий кафедрой
КТРЭС, ФРЭМТ, КТРЭС
Адрес: 600018, ул. Соколова-Соколенка, д.6Б, кв. 49
Телефон: (0922)21-42-64
E-Mail: [email protected]
стр. 472
Суслов Сергей Владимирович, 3 курс
НГУ, физический
Исследование спектрального состава излучения тлеющего разряда в гелии
425
Научный руководитель: Золкин Александр Степанович, к. ф . - м. н., Зав.лаб.
`Экспериментальной физики` ФФ НГУ, НГУ
Адрес: 630090, Новосибирск, а.я. 599
E-Mail: [email protected]
стр. 474
Яценко Борис Николаевич, аспирант 2-го года обучения
Московский Государственный Университет, физический
Влияние флуктуационных электрических полей на выход люминесценции и ее кинетику
в диэлектрических кристаллах.
Научный руководитель: Васильев Андрей Николаевич, д. ф. - м. н., профессор, физический
факультет МГУ им. Ломоносова
Адрес: Москва, 117234, Воробьевы горы, ГЗ МГУ, корп. В, к. 1745
E-Mail: [email protected]
стр. 476
426
Вероятность двухфотонного перехода возбуждаемого
коррелированными парами в неоднородно-уширенной среде
Алимбекова Александра Шамилевна
Казанский Государственный Университет
Самарцев Виталий Владимирович, проф.ф-м.н.
[email protected]
Ранее было показано, что возможна запись частотной интерференционной
решетки в видимом диапазоне путем когерентного возбуждения двухфотонного
перехода парой разделенных во времени фемтосекундных импульсов близких к ИК.
Этот результат открывает новые возможности для голографической записи
сверхбыстрых пространственно-временных оптических амплитуд и, в частности, для
исследования квантовых состояний, содержащих коррелированные пары фотонов.
Пространственно-временная голография основана на частотной интерференции,
возникающей благодаря когерентности, возбуждаемой в поглощающей среде
разделенными во времени объектным и опорным импульсами. В зависимости от
относительной фазы между различными компонентами амплитуды поля возникает
конструктивная или деструктивная интерференция, что приводит к увеличению или
уменьшению поглощения в отдельные моменты времени и (или) на отдельных
частотах. Если на такую систему подействовать последовательностью импульсов, то
возникнет частотная решетка, при условии, что длительность не превышает
однородное время дефазировки Δ<T2. Результирующая пространственно-спектральная
интерференционная картина записывается в виде абсорбционно-индуцированного
долговременного изменения комплексного показателя преломления среды. Изменение
среды пропорционально поглощенной энергии, а связанные с этим процессы известны
как спектральное выжигание провалов (СВП).
До сих пор исследовались только пространственно-временные голограммы на
однофотонных переходах. СВП-голография на однофотонном переходе может дать
полную информацию об автокорреляционной функции поля первого порядка, что
достаточно для записи классических оптических амплитуд, включающих
пространственные, спектральные и временные зависимости. Но было бы очень
интересно распространить этот принцип на запись информации, содержащейся в
квантово-механической амплитуде поля, особенно такой как корреляция и
перепутанность фотонов. Однако известно, что при обычном однофотонном
поглощении информация о квантово-механических корреляциях полностью теряется.
По этой причине, все предыдущие эксперименты, в принципе не пригодны для
детектирования квантовых корреляций.
В работе проведен расчет квантово-механической поправки и найдена
вероятность двухфотонного перехода возбуждаемого коррелированными парами
фотонов. Для обнаружения перепутанности пары фотонов можно использовать
одновременное поглощение по крайней мере двух фотонов. Вероятность перехода
молекулы из основного электронного состояния в возбужденное при двухфотонном
поглощении пропорциональна корреляционной функции четвертого порядка
падающего поля. Поэтому для пространственно-временной голографической записи
квантового состояния света, включая перепутанные или коррелированные фотоны,
427
необходимо изучить интерференцию в режиме спектрального выжигания провалов на
двухфотонном переходе.
Рассматривая последовательность из двух одинаковых, спектральноограниченных линейно поляризованных лазерных импульсов, разделенных временным
интервалом Δ, описываемых напряженностью электрического поля E(t):
(1)
E (t )  E0 (t )eiwLt  E0 (t   )eiwL (t  )
где E0(t) – огибающая импульса и wL – несущая частота импульса. В случае
голографической записи один из импульсов является объектным, а другой опорным.
Информация, записываемая в спектр поглощения СВП-среды, пропорциональна
населенности возбужденного состояния молекул, создаваемой импульсами. Хорошо
известно, что в случае однофотонного перехода эта населенность прямо
пропорциональна спектру мощности падающего света:
2
(2)
P(w) E? ( w  w ) ,
0
где E (t )  E0 (t )e
iwLt
L
iwL (t  )
фурье-образ электрического поля:
 E0 (t   )e
E?0 (w)   E (t )eiwt dt.
(3)
В случае же двухфотонного поглощения не существует такого прямого
соответствия спектра двухфотонного поглощения спектру мощности импульсов.
К вопросу о возможности дистанционного обнаружения гептила в
атмосфере.
Васильев Александр Валерьевич
Т.Н. Копылова, Л.Г. Самсонова, А. А. Землянов, В.Г. Ушакова
Г.В. Майер, В.А. Донченко.
Сибирский физико-технический институт
Копылова Татьяна Николаевна
[email protected]
В настоящей работе проведен поиск соединений, которые могут служить
флуоресцирующей меткой, исследованы их спектрально-люминесцентные и
генерационные свойства в присутствии гептила в этанольных растворах, а также в
состоянии аэрозоля.
Объектами исследования были красители из ксантенового класса: родамин 6G
(R6G) и незамещенный родамин (NSR), а также замещенные феналенона: феналемин
512 (Ph512) и гидрокси-замещенный феналенона (HyPh). Спектры поглощения
регистрировались с помощью спектрофотометра “Specord M40”, стационарные спектры
флуоресценции - спектрофлуориметром “Hitachi 850”. Спектры генерации и
флуоресценции при импульсном возбуждении NdYAG-лазером регистрировались
лазерным спектрометром, состоящим из интерферометра Физо и ПЗС-линейки,
подключенным к персональному компьютеру. Генерационные свойства растворов
исследовались в кварцевой кювете с сечением 11 см с использованием поперечной
схемы возбуждения. Для возбуждения использовалось излучение второй гармоники
NdYAG-лазера (532 нм). Флуоресценция аэрозоля с красителем, распыляемого в
герметичном боксе, возбуждалась импульсами лазера на АИГ с неодимом. Такие
428
лазеры наиболее часто используются в решениях задач атмосферной оптики. Энергия
импульсов регистрировалась измерителем средней мощности и энергии ИМО–2Н,
длительность импульсов фотоэлементом ФЭК–19КМ и осциллографом С7–19.
Необходимое ослабление лазерного излучения осуществлялось поляризационной
призмой Глана и нейтральными светофильтрами. Плотность мощности
сфокусированного лазерного излучения варьировалась от W=30 кВт/см2 до W=1
ГВт/см2. Для получения спектральных характеристик флуоресценции красителя
использовался монохроматор на базе спектрографа ДФС – 452. Регистрация сигналов
флуоресценции осуществлялась ФЭУ–79. Лазерное излучение фокусировалось в
облако полидисперсного аэрозоля, получаемого с помощью генератора аэрозоля “У–1”.
Оказалось, что спектральные свойства R6G сильно изменяются в присутствии
гептила. Наблюдается смещение полосы поглощения в коротковолновую область
примерно на 2000 см-1 и падение ее интенсивности в четыре раза. Такие спектральные
изменения явно свидетельствуют о взаимодействии красителя с гептилом. Более того,
R6G полностью теряет свои излучательные свойства. Принимая тот факт, что гептил
является сильным восстановителем, или донором электрона, а R6G обладает некоторым
положительным зарядом, можно предположить образование на первом этапе комплекса
с переносом заряда. Разбавление этого раствора наполовину этанолом разрушает этот
комплекс и спектр поглощения соответствует молекуле R6G.Флуоресценция при этом
остается потушенной. Следует сказать, что в темновых условиях взаимодействие
красителя с гептилом продолжается, а именно, происходит его обесцвечивание.
Влияние гептила на Ph512 аналогично случаю с родамином 6G. При замене родамина
6G на незамещенный родамин наблюдалось следующее. В спектрах поглощения не
появилось новой полосы, как это было в случае R6G. Этот краситель сразу же
полностью обесцвечивался в гептиле, и терял свои излучательные свойства.Эти три
красителя объединяет наличие в молекуле амино-группы, по которой, возможно, идет
взаимодействие с гептилом.
В молекуле HyPh амино-группа заменена на гидрокси-группу. HyPh может
существовать в различных протолитических формах. В растворах этанола
присутствуют нейтральная форма молекулы и анион, который образуется путем отрыва
протона от гидрокси-группы. В щелочных средах HyPh существует только в форме
аниона, который обладает хорошими излучательными свойствами и генерирует
лазерное излучение с эффективность 15% при накачке эксимерным XeCl-лазером (308
нм) и 35% при накачке 2-ой гармоникой Nd-YAG-лазера.
Принимая во внимание то, что гептил являтся достаточно сильным основанием,
имеющим pH13, можно предположить, что HyPh в нем будет находиться в форме
аниона и сохранит свои излучательные свойства.Генерационные свойства HyPh при
концентрации 10-3 моль/л исследованы в подщелоченных аммиачной водой этанольных
растворах и в смесях этанола с гептилом в равных соотношениях. Эффективность
генерации составила 27% и 14% для подщелоченного этанола и смеси этанола с
гептилом соответственно. Заметная разница в эффективности говорит о том, что,
гептил все-таки оказывает тушащее действие на излучение HyPh, но не столь
значительное, как в случае амино-содержащих соединений. В гептил-содержащих
растворах спектр сдвинут на 4 нм в красную область.
Поскольку, из рассмотренных соединений HyPh менее остальных подвержен
воздействию гептила, он использовался при исследовании аэрозолей. HyPh в
концентрация 10-3 моль/л исследовался как в подщелоченном этаноле, так и в смеси
этанола с гептилом в объемном отношении 1:1.
429
Были получены спектры при плотности мощности возбуждающего излучения 2
МВт/см2. Формы спектров свечения аэрозолей с гептилом и без гептила практически
совпадают. Однако интенсивность свечения аэрозоля из смеси красителя с гептилом
несколько уменьшилась. Усиление излучения наблюдается не в максимуме полосы
излучения, а на ее длинноволновом краю. Аналогичная картина наблюдалась в работах
других авторов при исследовании R6G в аэрозоле и каплях и объяснялась собственной
реабсорбцией красителя.
Таким образом, проведенное исследование показало, что ксантеновые красители
оказались непригодными флуоресцентными метками для обнаружения гептила, ввиду
сильного межмолекулярного взаимодействия гептила с красителем, приводящего к
потере излучательных свойств последнего. Более перспективными в этом плане, повидимому, будут флуорофоры, не содержащие в своем составе амино-группы. В нашем
случае таким соединением оказался HyPh.
При оптимизации концентрации красителя, водно-гептиловой смеси и условий
возбуждения предлагаемый метод может быть перспективным для дистанционного
обнаружения гептила в атмосфере.
Работа выполнена при финансовой поддержке гранта МО Е00 12-0-245.
Оптические свойства углеродных нанотрубок
Воинкова Ирина Владимировна
Бржезинская Мария Михайловна
Челябинский Государственный Педагогический Университет
Бржезинская Мария Михайловна, к.ф-м.н.
[email protected]
Углеродные нанотрубки [1] способны произвести революцию в нанотехнологиях
21-го века. Помимо необычной электропроводности, эластичности заслуживает
внимания и изучение оптических свойств, которые позволяют получить информацию
не только об электронном строении, но и показывают возможности применения
данного материала в различных сферах.
Нами была предпринята попытка расчета диэлектрической функции данного
объекта. Как известно, основу углеродной нанотрубки представляет графеновый лист
(монослой графита). Скручивание его в трубку при моделировании осуществлено так,
что хиральный угол равнялся нулю, а цепочки атомов углерода вдоль оси трубки
образовали зигзаг. Диаметры нанотрубок составляли 407 пм и 543 пм. Вычислительная
процедура основана на методе квазимолекулярной расширенной элементарной ячейки
(КРЭЯ) [2]. Он позволяет использовать несложные квантовохимические расчеты в
физике твердого тела. Суть метода заключается в удобном выборе КРЭЯ в декартовой
системе координат, транслируемой вдоль х, у, z и воспроизводящей атомное строение
исследуемого вещества. В нашем расчете расширенная
элементарная ячейка,
содержала 12 атомов для трубки (3,3) и 16 атомов для (4,4). Период трансляции вдоль
оси Z составлял 246 пм.
Значение диэлектрической функции было получено следующим образом. Сперва
определена комбинированная плотность электронных состояний. Использованный
нами метод расчета зонной структуры нанотрубок позволяет условно разделить
состояния с p-симметрией волновых функций на состояния с px-, py- и pz-симметрией.
430
Поэтому под переходами из состояний с s-симметрией волновых функций в состояния
с p  -симметрией мы подразумеваем сумму следующих переходов: s  p x , s  p y ,
s  p z . Соответственно, под переходами из состояний с p-симметрией волновых
функций в состояния с s  -симметрией мы имеем ввиду сумму таких переходов:
p x  s  , p y  s  , p z  s  . Для нахождения мнимой части диэлектрической функции
использовался метод Крамерса-Кронига [3]. Затем проведено сглаживание полученных
спектральных зависимостей.
На рис.1 представлены зависимости мнимой части диэлектрической функции  2
для переходов с сохранением симметрии волновой функции (трубка (3,3)- вверху, а
(4,4)- внизу) в энергетическом интервале от 0 до 30 эВ. На каждом из графиков
отчетливо просматриваются 2 интенсивных максимума. Для трубки (3,3) максимумы
наблюдаются при 6 и 22,5 эВ, а для (4,4) при 5,8 и 23,5 эВ, т.е. происходят
незначительные смещения. Перейдем теперь к описанию спектров поглощения в случае
переходов с несохранением симметрии волновой функции (см. рис.2). На данном
рисунке хорошо различимы три максимума разной интенсивности. В первом случае
максимумы энергии соответствуют 13,5, 21,8 и 27,5 эВ, а, во втором, 10,5, 16 и 23,5 эВ,
т.е. происходит смещение пиков в область меньших энергий фотонов.
В качестве тест-объекта был выбран графит. Расчетные результаты были
сопоставлены с данными, экспериментально полученными для СОПГ [4]. Максимумы
для трубок (3,3) и (4,4), в случае переходов с сохранением симметрии волновой
431
функции, по аналогии с графитом, соответствуют переходам из px  p x и py  p y . Пик
при 5-6 эВ является характерным для графенового листа.
В случае переходов с несохранением симметрии волновой функции электрона вид
мнимой часть диэлектрической функции углеродных нанотрубок не соответствует
графиту. Это может быть объяснено тем, что углеродные нанотрубки , для которых был
произведен расчет имеют очень маленький радиус кривизны, в отличии от графенового
листа, который является двумерной структурой.
Список публикаций:
[1] Iijima S. Helical microtubules of graphitic carbon // Nature (London). 1991. Vol.354.
P.56-58.
[2] Эварестов Р.А. Квантовохимические методы в теории твердого тела.- Л.: Изд-во
ЛГУ, 1982. 279 С.
[3] Клаудер Дж., Сударшан Э Основы квантовой оптики-М.: Изд-во Мир, 1970. 428 С.
[4] Raether H.// Springer Tracts in Moden Phys. 1980.Vol.88. P.97.
Исследование температурной зависимости спектра люминесценции
нанокристаллического оксида алюминия, легированного Cr3+.
Волкова Ольга Александровна
Приходько Виктор Владимирович
Ульяновский Государственный Университет
Приходько Виктор Владимирович
[email protected]
Оксид алюминия имеет очень широкое применение в науке и технике благодаря
своим физико-химическим свойствам: прочности, химической стойкости, высокой
температуре плавления и теплопроводности, хорошим оптическим и диэлектрическим
характеристикам. Он может использоваться как адсорбент, входить в состав сенсорного
устройства, основу которого составляет пористая керамика с контролируемыми в
процессе изготовления
размерами пор. Кроме того, оксид алюминия можно
использовать как матрицу для активной среды в лазерных устройствах. Для такого
применения Al2О3 обладает необходимыми свойствами: прозрачностью в видимом
диапазоне; высокой теплопроводностью, технологичностью.
Исследовались оптические спектры оксида алюминия с примесью трехвалентного
хрома, полученного по оригинальной методике криотермотехнологии [1]. Исходным
материалом служил сульфат алюминия, из которого готовился насыщенный раствор.
Методами криодиспергирования и сублимационной сушки из раствора получались
пористые конгломераты сульфата алюминия. После этого конгломераты подвергались
термолизу при температуре 1170+20 К. Как показал рентгеноструктурный анализ,
размер частиц при этом составлял приблизительно 35 нм.
Для регистрации спектров фотолюминесценции (ФЛ) использовался спектрометр
ДФС-52,
имеющий
двойной
монохроматор
с
двумя
голографическими
дифракционными решетками и систему регистрации рассеянного излучения. В
качестве источников монохроматического излучения для возбуждения оптических
спектров использовался твердотельный непрерывный YAG:Nd лазер с мощностью 200
мВт. Диаметр фокального пятна изменялся в диапазоне
0.5-1.5 мм, что
432
соответствовало плотностям мощности в интервале 10-100 Вт/см2. После
монохроматора излучение регистрировалось ФЭУ-79 в режиме счета фотонов.
Измерения спектров люминесценции проводились в интервале температур 88-390
К. Для этих целей нанокристаллический порошок, спрессованный в таблетке,
помещался в криостат. Нагрев обеспечивался вольфрамовой спиралью, контроль
температуры – медь-константановой термопарой. Было измерено 12 спектров
люминесценции в указанном интервале. С ростом температуры интегральная
интенсивность, начиная с температуры приблизительно 100 К, резко уменьшается, что
прямо противоположно результатам, известным для монокристаллического рубина [2].
Резкое уменьшение интегральной интенсивности люминесценции, начиная с некоторой
температуры, можно объяснить присутствием безызлучательных переходов, имеющих
термоактивационный характер.
Измеренные температурные зависимости позволяют провести расчет параметров
излучательной и безызлучательной рекомбинации. Для оценки скоростей
излучательной и безызлучательной рекомбинации, а также энергии активации
безызлучательного перехода, была составлена система кинетических уравнений на
основе простейшей термоактивационной модели переходов. В системе учитывалась
температурная зависимость скоростей безызлучательной и излучательной
рекомбинации следующего вида:
cea T   cea0 exp(  Eea / kT ) .
(1)
(2)
rea T   rea0 cth  / 2kT  ,
где  – частота фонона, взаимодействие с которым снимает запрет по четности.
Рассчитанные в ходе моделирования температурного поведения интегральной
интенсивности параметры излучательных и безызлучательных переходов 2Е4А2
приведены в таблице. Следует отметить, что абсолютное значение обоих параметров,
r0ea, и c0ea , в рамках данной модели получить не удается. Поэтому для первого было
взято приблизительное оценочное значение 103 с–1, характерное для подобных
примесей.
Параметры
Коэффициент
перехода, с0ea, с–1
Переход 2Е4А2
безызлучательного
1.3106
Коэффициент излучательного перехода,
r ea, с–1
1103
Энергия
термической
перехода, Ea, эВ
0.07
0
Частота фонона, , см–1
активации
~500
Список публикаций:
[1] Патент №1650245. Соколовский В.Р. - МКИ B 01 J 13/02, 23 февраля 1993
[2] Герловин И.Я., Толстой Н.А. Спектр. кристаллов, 353-356 (1975).
433
Трансформация лидарного спектра комбинационного рассеяния смеси
углеводородов
Воронина Эллина Ивановна
Кубанский Государственный технологический университет
Шеманин Валерий Геннадьевич, к.т.н
[email protected]
В лидарах комбинационного рассеяния (КР) обработка сигналов с фотоприемника
ориентирована, как правило, на измерение амплитуды импульсов, пропорциональной
концентрации молекул атмосферных или загрязняющих газов. Ранее в работе [1] было
выполнено численное моделирование лидарного уравнения для комбинационного
рассеяния (КР) молекул предельных углеводородов для различных длин волн лазеров,
что позволило определить оптимальные параметры такого лидара КР для
детектирования минимально возможных концентраций предельных углеводородов в
атмосфере над промышленными объектами.
Целью настоящей работы является компьютерное моделирование высотной
трансформации спектра КР молекул метана СН4 и его дейтерозамещенных СН3D и
СН2D2 в зависимости от длин волн лазерного излучения и высоты над поверхностью
Земли (зондирование вертикально вверх).
В качестве источника излучения для лидара КР был выбран лазер на парах меди с
длинами волн 510,6 нм, 255,3 нм, 578,2 нм, 289,1 нм и 271,2 нм и пиковой мощностью
до 100 кВт. В работе выполнено численное решение лидарного уравнения, все
параметры которого были взяты из [1], а дифференциальные сечения колебательного
КР исследуемых молекул в направлении назад были рассчитаны по данным [2].
Высота зондирования имела следующие значения H: 0.1, 0.5, 1.0, 2.0, 4.0 и 5.0 км.
При расчетах были учтены зависимости коэффициента ослабления в атмосфере,
температуры и давления атмосферы от высоты.
Для данных условий эксперимента форма линий КР аппроксимировалась
функцией Фойхта в предположении об одновременном вкладе доплеровского и
столкновительного уширения в полосы КР метана и его обоих изотопов при давлениях
до 1 атм, а их полуширина рассчитывалась по формулам [3]. Результаты
моделирования для длины волны 289,1 нм приведены на рисунке (см. рис.1).
Интенсивности заданы в относительных единицах, а волновые числа задавались с
шагом 0,1 см-1 .
1,6
1,4
1,2
1
0,8
0,6
0,4
0,2
0
207,00
208,00 209,00
210,00
211,00
212,00 213,00
214,00 215,00
рис.1
По итогам работы можно сделать следующие выводы:
434
216,00
1. Получено, что уменьшение ослабления в атмосфере на длинах волн более 500
нм приводит к сложному перераспределению спектральных линий обоих изотопов в
спектре КР молекул метана.
2. Установлено, что уменьшение температуры на больших высотах ведет к
сужению полос в спектре КР.
Таким образом, разработанная процедура компьютерного моделирования
позволяет предсказать вид спектра КР суммарной линии изотопов йода на различных
высотах в атмосфере для выбранной длины волны медного лазера и повысить точность
измерения концентраций исследуемых молекул в атмосфере на заданной высоте.
Список публикаций:
[1] Воронина Э.И., В.Е. Привалов, В.Г. Шеманин. // Письма ЖТФ. - 2001. - № 21. - С. 27
[2] Межерис Р. Лазерное дистанционное зондирование. - М.: Мир,1987. - 550 с.
[3] Зуев В.Е., Макушкин Ю.С., Пономарев Ю.Н. Спектроскопия атмосферы, - Л.:
Гидрометеоиздат, 1987. - С.88.
Решение обратной задачи метода динамического светорассеяния
Довгополик Владимир Михайлович
Санкт-Петербургский Государственный Морской Технический
Университет
Клюбин Владимир Владимирович, д. ф-м. н.
[email protected]
Обратную задачу светорассеяния можно свести к восстановлению некоторых
свойств рассеивающей среды из измеренной корреляционной функции (КФ)
рассеянного на неоднородностях оптического сигнала. В нашем случае КФ образована
светом, рассеянным ультрадисперсными частицами, взвешенными в жидкости.
Математическая постановка задачи приводит к необходимости рассмотрения
обобщенного функционала Гаусса  (т. н. функционала Тихонова) для КФ первого
порядка C  , измеренной в N точках.

C 

 i
i 1 
N

2
n


A j Exp  G j  i

A 2j ,

j 1
j 1

n




где n-количество компонент, представляющих КФ в виде C  
(1)
 A j Exp  G j ;
n
j 1
Ci  C i  -значения измеренной КФ в моменты времени τi; α-параметр регуляризации;
Ak -компоненты КФ, которые необходимо определить.
Задача, связанная с нахождением коэффициентов Ak сводится к отысканию
глобального минимума функционала Тихонова, иными словами к минимизации этого
функционала. Поставленная задача решается следующим образом:
Продифференцировав  по коэффициентам Ak и приравняв полученное
выражение к нулю (условие экстремума), получим следующую систему уравнений
относительно неизвестных Ak :
435
 A j  jk   k , где  jk   Exp G j  Gk i   jk ;  k   Exp Gk i  ;
n
N
N
i 1
j 1
(2)
i 1
 jk -символ Кронекера; k  1  n . Очевидно, что условие (2) это условие
минимума функционала (1), т. к. при A   -    , а при A  0 -   const .
В процессе решения системы уравнений (2) были сделаны следующие выводы:
1.
Решая данную систему (2) уравнений “точно”, т. е. методом Гаусса или
по формулам Крамера, можно придти к выводу, что данный способ отыскания вектора
решения неприемлем, т. к. наряду с положительными решениями отыскиваются и
отрицательные, что противоречит физическому смыслу поставленной задачи ( Ak  0 ).
2. Для корректного решения данной системы уравнений проще всего
использовать итерационные методы, например метод Зейделя, который и был
реализован в соответствующей программе. Суть метода Зейделя заключается в том, что
на k-ой итерации в систему уравнений подставляется не только решение, найденное в k1-ой итерации, но и уже найденные компоненты решения в текущей k-ой итерации.
Несомненным преимуществом метода Зейделя является то, что в нём отсутствуют
априорные итерационные параметры, присутствующие в других более сложных
итерационных методах. Структура метода Зейделя дана в выражениях (3).
i 1
Aik 

n
 ij A kj 
j 1
 ij Akj 1  d i ,
где  ij   ij  ii ,
d i   i  ii ,
j i 1
(3)
где
(чаще всего
 d i ); i, j=1, 2, …, n,; k=1, 2, … (k-номер
итерации). Условия сходимости методов простых итераций и Зейделя не совпадают, но
пересекаются. В некоторых случаях метод Зейделя даёт более быструю сходимость.
3.
При прямом решении методом Зейделя также появляются отрицательные
компоненты вектора решения, отнюдь не минимизирующие функционал (1). В этом
случае было бы разумно появляющиеся отрицательные компоненты вектора решения
на текущем итерационном шаге приравнивать к нулю и использовать эту нулевую
компоненту в последующей итерации. Практика показала, что данный способ
регуляризации весьма выгоден и приводит к отысканию глобального минимума
функционала (1), с выполнением всех физических аспектов задачи. Кроме того, такой
подход представляется вполне корректным ввиду того, что обнулённые отрицательные
компоненты вектора решения на k-ой итерации после k+1-ой итерации, произведённой
без обнуления, устойчиво принимают почти нулевые значения.
4.
Введение параметра регуляризации α позволяет за сравнительно
небольшое количество итераций найти приближенное решение нашей задачи. Условно
говоря, можно утверждать, что отличный от нуля параметр α служит для того, чтобы
распараллелить почти параллельные друг другу гиперповерхности, описываемые
каждым из уравнений системы (2). Однако такое распараллеливание ведёт к тому, что
точка пересечения гиперповерхностей (2) смещается, и решение отыскивается лишь в
некоторой окрестности действительной точки решения. К преимуществам случая, когда
  0 , следует отнести быстроту обработки данных, а к недостаткам – получение
весьма приблизительного решения, плохую разрешающую способность в случае
дискретной полидисперсности образца, а также необходимость использования
Aio -произвольны
436
Aio
дополнительных соображений для выбора первоначального значения параметра
регуляризации α.
5.
В случае   0 мы получаем систему уравнений, соответствующую
минимизации простого функционала Гаусса. В этом случае, когда фактически
отсутствует параметр регуляризации α, регуляризующим является сам описанный выше
алгоритм обнуления отрицательных решений в процессе итерационного решения. Но в
 Exp  G j  Gk i 
n
силу крайне плохой обусловленности матрицы с элементами
i 1
решать данную систему уравнений итерационными методами приходится с большим
количеством итераций, что приводит к увеличению времени обработки
экспериментальных данных. Однако у данного метода есть одно существенное
достоинство, а именно, хорошая разрешающая способность.
Исследование спектрально-люминесцентными методами процессов,
происходящих в молекулярных поликристаллах нафталина с
примесью азулена
Долгова Ольга Викторовна
Томский Государственный Университет
Коротков Валентин Иванович, проф.
[email protected]
Молекулярные кристаллы (МК) – это обширный класс твердых тел, которые
отличаются от кристаллов других классов (ионных, металлических) тем, что в них силы
валентного взаимодействия атомов внутри молекул намного больше, чем силы
межмолекулярного взаимодействия (Ван-дер-ваальсовые силы взаимодействия). В
случае МК значение переноса энергии значительно увеличивается, так как из-за малых
расстояний между молекулами в них возможны процессы переноса энергии как по
индуктивно-резонансному механизму, так и по обменно-резонансному механизму [1].
Поэтому, исследуя примесные МК, можно эффективно изучать процессы переноса
энергии между различными органическими молекулами. А также изучение примесных
МК может иметь предсказательное значение для определения фотохимических свойств
молекул в гетерогенных системах, так как при вхождении приместных молекул в
решетку матрицы обычно происходит переориентация и деформация самой молекулы и
ее ближайшего окружения, что влияет не только на фотофизические свойства
молекулы, но и на ее реакционную способность [2].
С целью обнаружить перенос энергии в МК спектрально-люминесцентными
методами были выбраны в качестве матрицы нафталин, а примеси - азулен. Известно,
что для образования примесного МК (истинного твердого раствора) примесь должна
хорошо входить в решетку матрицы, а не выпадать в мелкокристаллическую фазу и не
вытесняться на поверхность основного кристалла. Это возможно при структурном
соответствии молекул примеси и матрицы. Исходя из этих условий, молекулы азулена,
как примесь, должны идеально встраиваться в поликристалл нафталина, так как они
являются гомологами (структурная формула молекулы нафталина и азулена C10H8) и
принцип геометрического соответствия для этих молекул выполняется практически
полностью.
437
Для получения примесных МК с заданной концентрацией исходные продукты
(матрица и примесь) в требуемом соотношении помещались в кюветы из увиолевого
стекла с толщиной 1.5 мм и запаивались. Далее кюветы нагревались в термостате при
температуре на 5К выше температуры плавления матрицы (Тпл нафталина составляет
80.28 С) до полного плавления образца.
Для исследования была выбрана
концентрация примеси 10-3 М/М. Спектры люминесценции и возбуждения
люминесценции регистрировались на спектрофлуориметре «Хитачи -850».
С целью обнаружить перенос энергии с матрицы на примесь выбирались длины
волн возб=250 нм, возб=270 нм и возб=290 нм в максимуме полосы поглощения
матрицы - нафталина. Спектр флуоресценции примесного МК нафталин-азулен
является аддитивным (см. рис.1, кривая 3 - поликристалл нафталин-азулен, возб=250
нм). Наблюдается интенсивный максимум флуоресценции при 375 нм, который можно
отнести к флуоресценции примеси – азулена (см. рис. 1, кривая 2 - раствор азулена в
гексадекане, возб=270 нм), а также видны менее интенсивные максимумы в области
300 - 350 нм, которые можно связать с флуоресценцией матрицы – нафталина (см. рис. 1,
кривая 3 –
поликристалл нафталин-азулен, возб=250 нм). На первый взгляд
наблюдается перенос энергии с матрицы на примесь, так как при возбуждении матрицы
в примесном МК нафталин - азулен мы наблюдаем интенсивную флуоресценцию
примеси. Но на самом деле говорить о действительном полном переносе энергии
нельзя. При изучении спектра поглощения азулена, видно, что в области возбуждения
матрицы (возб=250 нм, возб=270 нм и возб=290 нм) примесь также достаточно
интенсивно поглощает, кроме того, при внимательном изучении образца визуально
наблюдаются разделенные
мелкокристаллические фазы нафталина и азулена.
Молекулы азулена не встраиваются в МК нафталина и выталкиваются на поверхность
поликристалла к стенкам кюветы. Все это может объяснить наличие интенсивной
флуоресценции азулена в исследуемом образце.
Возникает вопрос о том, почему при почти полном геометрическом соответствии
молекулы азулена не встраиваются в поликристалл нафталина, ведь по геометрическим
размерам и по структуре они являются идеальной парой для образования примесного
МК. Мы предполагаем, что причиной может служить искажение геометрии молекулы
1
I, отн.ед
3
2
0
300
325
350
375
400
Рис 1.
438
425
450
λ, нм
475
500
525
550
575
600
азулена, молекула, возможно, является неплоской.
В настоящее время ведется работа по изучению вопроса, почему две
гомологичные молекулы не могут образовывать примесный поликристалл.
Предполагается проведение квантово-химических расчетов с целью подробного
изучения геометрии молекулы азулена и нафталина.
Список публикаций:
[1] Жевандров Н. Д. Оптическая анизотропия и миграция энергии в молекуллярных
кристаллах. М.: Наука, 1987.
[2] Зароченцева Е.П., Коротков В.И., Олейник Я.П., Холмогоров В.Е.// Опт. и спектр.
1994. Т 77. № 4. С. 597-600.
Квантово-химическое изучение влияния атома азота, как заместителя,
на спектрально-люминесцентные характеристики молекулы трансстильбена
Долгова Ольга Викторовна
Томский Государственный Университет
Соколова Ирина Владимировна
[email protected]
Известно, что транс-диарилэтилены, к которым относится стильбен (см. рис. 1, В),
флуоресцируют, но не фосфоресцируют [1]. Квантовый выход флуоресценции трансстильбена при комнатной температуре составляет 0.03 – 0.08, а время жизни
флуоресценции порядка 100 пс [2]. Главной причиной столь низкого квантового выхода
является реакция фотоизомеризации, которая с большей вероятностью протекает в
возбужденном состоянии.
Молекула 4–метил –3/-азастильбена (см. рис. 1, А), которую мы далее будем
называть просто азастильбеном, представляет собой стильбен, имеющий в своей
структуре гетероциклический атом азота и метильную группу. Обычно заместители
изменяют структуру и интенсивность полос спектра исходного соединения, не меняя их
числа, и вызывают, как правило, батохромное смещение и повышение интенсивности
полос. Заместители типа –CH3 приводят почти всегда к размытию структуры
электронных полос спектра [1].
Авторами статьи [3] экспериментально
исследовались спектральные
характеристики различных аза-замещенных стильбена. Показано, что введение
гетероциклического азота в одно из фенильных колец приводит к увеличению выхода
флуоресценции в три раза, как в этаноле, так и в гексане. Однако эффективность
генерации при этом остается такой же, что и у транс-стильбена.
Целью этой работы было теоретическое изучение влияния заместителя атома
азота на молекулу азастильбена, опираясь на экспериментальные данные. При расчетах
нами был использован полуэмпирический метод частичного пренебрежения
дифференциальным перекрыванием со спектроскопической параметризацией
(INDO/С).
В ходе расчетов были получены спектральные данные для плоского трансстильбена и азастильбена, построены энергетические схемы расположения занятых и
вакантных молекулярных орбиталей (МО) молекулы транс- и азастильбена,
определена их природа. Показано, что длинноволновую полосу будет формировать
439
переход * типа с max=287 нм, силой осциллятора  1.15; дипольный момент
молекулы транс-стильбена равен нулю, как в основном, так и в возбужденных
состояниях из-за высокой симметрии молекулы. По результатам расчета оценены
константы скоростей различных фотопроцессов в молекуле транс-стильбена. Так как
8
радиационная константа (10 с-1) на несколько порядков больше константы
4
безызлучательной конверсии в состояние S0 (10 с-1), можно сказать, что радиационный
канал распада возбужденного состояния
молекулы плоского транс-стильбена
преобладает над безызлучательным. Тем не менее, большая вероятность процесса
изомеризации приводит к тому, что в растворителе квантовый выход флуоресценции
этой молекулы мал (0.03 – 0.08, [2]).
В молекуле азастильбена появляются МО n – типа (МО с энергией –9.7 эВ) и
соответственно электронные переходы n* типа. Длинноволновую полосу поглощения
будет формировать переход * типа с длиной волны 287 нм. Введение гетероцикла
и метильной группы нарушило симметрию стильбена относительно этиленовой связи,
и молекула азастильбена приобрела значительный дипольный момент. Сравнив
полученные в результате расчета константы скоростей различных фотопроцессов в
8
молекуле (радиационная константа  10 с-1, константа безызлучательной конверсии в
4
состояние S0  10 с-1, константы синглет-триплетной конверсии из состояния S1  109 с-1
и S2  1013 с-1), можно сказать, что из всех процессов наиболее вероятен переход
молекулы азастильбена в триплетное состояние.
Расчет показывает, что полосы n типа, в экспериментальном спектре
поглощения азастильбена наблюдаться не будут. В частности, полоса поглощения
S0S2 n-типа не будет наблюдаться, так как она будет перекрываться более
интенсивной полосой  - типа.
Таким образом, проведя теоретические рассчеты, становится понятно, почему
введение гетероциклического азота в одно из фенильных колец приводит к увеличению
квантового выхода флуоресценции по сравнению с транс-стильбеном приблизительно
в три раза в зависимости от растворителя (транс=0.03-0.08; аза=0.18-0.32, [3]).
Увеличение силы осциллятора, интенсивности первого перехода связано с переносом
электронной плотности на гетероатом азота. Однако квантовый выход для молекулы
азастильбена остается мал по сравнению с единицей, и эффективность генерации
остается низкой (КПД=2.1-6.0 , [3]). Мы предполагаем, что возможной причиной
низкого КПД генерации является эффективная синглет-триплетная конверсия, а также
реакция изомеризации, характерная для стильбена и его замещенных, которая может
протекать по триплетному механизму [4].
H 3C
N
А
В
рис.1
440
Список публикаций:
[1] Нурмухаметов Р. Н. Поглощение и люминесценция сложных органических
соединений. М.: Химия, 1971. 216 с.
[2] Roseanne J. S., S. T. Repines, Szarka A. Z., Hochstrasser R. M., Femtosecond laser
studies of the cis-stilbene photoisomerization reaction, / / J. Chem. Phys. 1993. V.98(8). P.
6291-6315.
[3] Самсонова Л. Г., Копылова Т. Н., Светличная Н. Н., Андриенко О. С / / Оптика
атмосферы и океана, 2000, Т.13, №3, 286-289.
[4] Теренин А. Н. Фотоника молекул красителей и родственных органических
соединений. Л.: Наука, 1967. 616 с.
Восстановление распределений многокомпонентных коллоидов с
помощью метода динамического светорассеяния
Дюжева Марина Сергеевна
Санкт-Петербургский Государственный Морской Технический
Университет
Клюбин Владимир Владимирович, д. ф-м. н., профессор
[email protected]
Данная работа посвящена изучению возможностей метода динамического
светорассеяния (ДС) для измерения размеров коллоидных частиц в образцах с широким
распределением. Исследование состояло из двух частей: экспериментального
измерения дисперсного состава реальных коллоидов и компьютерного расчета,
который сопоставляет получаемые распределения с реальными, определяя характер
искажений, возникающих в результате измерений. При обработке экспериментальных
данных мы использовали программы CONTIN и KLUB. Измерения проводились на
приборе «Coulter N4» (фирма Coultronics, Франция), работающем по принципу
коррелятора динамического светорассеяния. В качестве исследуемых образцов в работе
использовались монодисперсные латексы и их смеси. Дисперсный состав всех образцов
был измерен с помощью ДС и просвечивающего электронного микроскопа «Tesla 245».
При измерении монодисперсных латексов оба способа обработки корреляционной
функции (CONTIN и KLUB) дали примерно одинаковые результаты. Средние размеры,
измеренные методом электронной микроскопии и ДС, достаточно хорошо совпадают.
Значения полуширины распределения, получаемые методом ДС, всегда оказываются
больше аналогичных величин, получаемых с помощью метода электронной
микроскопии. Эти отличия связаны с тем, что в методе ДС усреднение производится по
существенно большему числу частиц (на несколько порядков), чем то, которое обычно
используется в электронной микроскопии, и, кроме того, обработка корреляционной
функции с использованием метода регуляризации приводит к небольшому уширению
получаемых распределений.
Измерения гранулометрических характеристик монодисперсных латексов в этой
работе было необходимо для проведения расчетов дисперсного состава образцов,
получаемых в результате смешения нескольких монодисперсных латексов.
Исследовались двух- и трех- и семикомпонентные смеси различных латексов.
Смешиваемые дисперсии готовились разбавлением исходных латексов до таких
концентраций, при которых интенсивность света, рассеянного под углом 900, у всех
441
дисперсий оказывалась одинаковой. Приготовленные таким образом образцы
сливались в одну кювету в равных по объему количествах. В результате получались
смеси монодисперсных латексов в различных комбинациях.
Обработка корреляционных функций, возникающих при измерениях смесей,
программами CONTIN и KLUB приводила примерно к одним и тем же результатам, за
исключением тех случаев, когда программа CONTIN давала ложные компоненты в
области мелких размеров (рис. 1).
Анализ восстанавливаемых распределений показал, что используемые программы
обработки корреляционной функции рассеянного света не позволяют разрешить
отдельные компоненты в смеси частиц, размеры которых отличаются менее чем в 2
раза. Правда, это зависит не только от отношения размеров, но от их абсолютных
значений и от соотношения концентраций частиц разного размера в исследуемой
дисперсии. Иногда при определенном подборе компонент удается выделить отдельные
составляющие даже в том случае, когда отношение их диаметров немного превышает
двойку.
На рис. 2 приведены распределения, полученные при исследовании света,
рассеянного смесью семи латексов. В результате обработки корреляционной функции
обе программы дали решение в виде двух компонент, первая из которых имеет средние
размеры d1k lub  115  14 нм и d1contin  115  38 нм, близкие к размеру образца № 1
(данные электронной микроскопии для этого латекса: d1эл.м  110  7 нм), а вторая –
объединяет шесть оставшихся компонент, находящихся слишком близко друг к другу,
чтобы метод ДС смог их различить. Среднее значение второй компоненты, полученное
программой KLUB, равняется d k2 lub  776  381 нм. Программа CONTIN дает значение
d contin
 741  200 нм. На примере такой смеси особенно хорошо видно отличие вида
2
рассеивающей способности, заложенной в различные программы обработки.
Программа CONTIN сильнее подчеркивает частицы больших размеров, уменьшая
вклад мелких частиц. Программа KLUB, использующая другой вид рассеивающей
способности, дает распределение лучше отражающее вклад частиц различных
размеров. Хотя, как следует из рис. 2, ни одна из программ «не заметила» частиц
латекса № 2, размеры которых близки к размерам частиц латекса № 1.
Отличия программ обработки подробно обсуждались в [1, 2]. В методе ДС
анализируемым сигналом является релеевская компонента рассеянного света,
интенсивность которой очень сильно зависит от размеров рассеивающих частиц. В
связи с этим в оптическом сигнале, поступающем на вход фотоприемника от образцов,
в которых размеры частиц отличаются на порядок и более, может возникнуть
неблагоприятная ситуация, связанная с регистрацией света, рассеянного мелкими
частицами. Свет от мелких частиц может потеряться в шумах фотоприемника. Поэтому
при решении обратной задачи спектроскопии ДС следует учитывать тот факт, что
зависимость рассеивающей способности сферических частиц от размера рассеивателя
оказывается более сильной, чем та, которая традиционно использовалась при обработке
данных в методе ДС.
442
50
эл. микр.
CONTIN
KLUB
W, %
40
50
40
30
30
20
20
10
10
0
1
10
100
1000 d, нм
эл. микр.
CONTIN
KLUB
W, %
0
10
100
1000
d, нм
Рис. 1
Рис. 2
Список публикаций:
[1] Дюжева М.С. ВНКСФ-7, Инф. бюллетень. Екатеринбург – Санкт-Петербург, 2001,
с. 439 - 441. [2] Дюжева М.С., Каргу О.В., Клюбин В.В., Коллоидный журнал, 64, 33–39
(2002).
О некоторых особенностях применения картин муара для измерений
Егорова Наталья Ивановна
Горелик Сергей Юрьевич
Карпичев Борис Алексеевич
Санкт-Петербургский Государственный Университет
Толмачев Юрий Александрович, д.ф-м.н.
[email protected]
Исследования с использованием муаровых картин применяются во многих
областях науки и техники. Например, для контроля качества обработки поверхностей,
обнаружения дефектов кристаллических структур веществ, исследования оптических
систем (в частности, проверки точности изготовления дифракционных решеток),
определения плотности тканей и для решения многих других задач. С использованием
муара связываются измерения малых линейных перемещений или поворотов одной
периодической структуры (растра) относительно другой. Применение этого метода
позволяет путем простых линейных измерений получить точное сравнение периодов
растров. Как правило, пространственные периоды подобных структур выбираются
достаточно близкими, а линейные размеры растра в направлении смещения –
большими по сравнению с периодом.
В основе применения муаровых полос для целей измерений лежит явление
возникновения разностных и суммарных пространственных частот при наложении друг
на друга двух (или более) периодических структур. При выполнении условия малости
разности периодов этих структур, их наложение ведет к возникновению новой
периодической системы полос – муара, частота которой определяется разностью частот
исходных структур.
Вместе с тем, возможны случаи, когда не выполняется условие малости разности
пространственных периодов, либо исходные периодические структуры имеют
недостаточно большие размеры по сравнению с периодом муара. Нарушение первого
условия, например, наблюдается в системах, использующих гиперболические растры, а
простейшим примером второго могут служить нониусные устройства отсчета. В этом
443
случае возможно появление грубых ошибок определения периода. В представленной
работе демонстрируется появление таких характерных ошибок и объясняются причины
их происхождения.
В результате взаимодействия исходных систем полос растров периоду муара,
определяемому по разности частот, соответствует расстояние между точками, где
одновременно совпадают амплитуда и фаза обеих исходных периодических структур.
Амплитуды муара в этих точках не обязательно будут равны между собой. Расстояние
между точками, где фазы и амплитуды исходных структур и результирующего муара
равны, соответствует наименьшему общему кратному периодов исходных полос
растров. В случае невыполнения условия малости разности пространственных
периодов первоначальных структур период муаровых полос, соответствующий
наименьшему общему кратному, может оказаться гораздо сильнее выражен, чем
период, соответствующий разностной частоте. Более того, последний может вообще не
фиксироваться визуально. Величины этих периодов могут отличаться в несколько раз,
и в результате неправильного определения природы муара могут появляться ошибки
первого рода.
Нами был исследован вариант соотношения периодов 3:5 и 2:5. Расчетный период
полос муара в первом случае должен составлять 7,5, а второго – 3,33. При совмещении
растров с указанными параметрами глазом уверенно фиксировались темные полосы
муара с периодом 15 в первом случае и 10 – во втором. Эти периоды соответствуют
наименьшему общему кратному двух периодов для обоих вариантов.
Ошибки второго рода возникают, когда линейные размеры исходных
взаимодействующих периодических структур недостаточно велики для измерения
периода муара. Это происходит, если в области переложения растров укладывается
менее одной муаровой полосы. Кроме того, если длина переложения меньше периода
муара, правильные измерения становятся невозможными. В этом случае возможна
ошибочная интерпретация чередования наблюдаемых промежуточных максимумов и
минимумов как муаровых полос. Как следствие, будет получен неправильный
результат.
Из выше сказанного, видно, что данные особенности могут вносить значительные
ошибки в измерения и расчеты. При проведении исследований периодических структур
их необходимо тщательно учитывать и, по возможности, избегать.
Основные пути исключения таких ошибок:
Ошибки первого рода могут быть исключены следующим образом:
Проведением серии измерений с использованием нескольких растров, имеющих
различный и заранее известный период. В частности, использование растров с
периодами, относящимися как иррациональные числа.
Применением частотного анализа при автоматической регистрации картин муара.
Ошибки второго рода могут быть исключены применением более
высокочастотных растров.
444
Ионно-кластерное возбуждение электронных уровней атомарного
аргона
Жамбалов Максим Баторович
Новосибирский Государственный Университет
Мадирбаев Виктор Жумагазыевич, к.ф.-м.н.
[email protected]
Работа посвящена изучению процессов ионно-кластерного возбуждения
излучения атомов и ионов аргона при активации электронным пучком его смеси с
моносиланом и метаном, и исследованию влияния указанных примесей на
характеристики этого излучения.
Эксперименты
проводились
на
газодинамическом
стенде
УДИАВ
Новосибирского государственного университета по традиционной схеме [1]. Ось
газовой струи пересекал высокоэнергетичный пучок электронов. Излучение,
возбужденное в газе, фокусировалось на входную щель монохроматора. Измерения
проводились в импульсном режиме формирования газовой струи [1], что позволило
работать в существенно большем диапазоне давлений торможения, чем в стационарных
режимах истечения. В эксперименте регистрировались зависимости интенсивности
излучения атомарного аргона на длине волны 5496Å для различных смесей от
параметра P0*d, где P0 - давление торможения, d – диаметр среза звукового сопла.
Было обнаружено, что при низких давлениях торможения интенсивность
излучения атомарного аргона зависит от P0 линейно. При увеличении P0 сигнал для
10
I, arb. un.
D, ms.
1
I (Ar+SiH4)
D31(Ar+SiH4)
D40(Ar+SiH4)
I (Ar+CH4)
D15(Ar+CH4)
D40(Ar+CH4)
P0*d, kPa*mm
0,1
1
10
100
1000
рис. 1.
смесей с молекулярными добавками в некотором диапазоне P0 начинает возрастать
нелинейно. При дальнейшем увеличении давления торможения график интенсивности
возвращается на линейную аппроксимацию начального участка кривой. Как показали
измерения, диапазон P0, в котором проявлялся эффект, зависит от рода молекулярной
445
примеси: в смеси с моносиланом аномальный рост начинается и завершается в области
более низких Ро, чем в смеси с метаном. Зависимость интенсивности излучения I в
произвольных единицах от параметра Po*d для смеси с моносиланом (темные кружки)
и метаном (светлые кружки) приведена на рис. 1.
Для выяснения причин нелинейного роста интенсивностей атомарных линий
было выполнено сравнение полученных данных с результатами массспектрометрических исследований, проведенных для этих же смесей. Обнаружено, что
начало аномального процесса коррелирует с отклонением от линейности графиков
интенсивности масс-спектрометрического сигнала мономерных компонент потока и
появлением димеров, т. е. с началом конденсации, а окончание - с резким ростом
сигнала мономера примеси. Поскольку измерения выполнялись в импульсном режиме
истечения потока, оказалось возможным также сравнить зависимость интенсивности
излучения и измеренной методом молекулярно-пучковой масс-спектрометрии
полуширины пиков мономеров арогона и примесей. Как показано в [2], изменение
полуширины импульсов массовых пиков также коррелирует с характерными режимами
кластерообразования в потоке. Зависимости полуширины импульсов от давления
торможения для мономеров аргона (Ar+, m/e=40), моносилана (SiH3+, m/e=31) и метана
(CH3+, m/e=15) также приведены на рис. 1. Резкий рост полуширины мономеров
моносилана и метана, свидетельствующий об образовании в потоке больших кластеров
примесных компонент [2], совпадает с началом уменьшения аномалии в интенсивности
излучения. При образовании больших аргоновых кластеров (рост полуширины пика
аргона) зависимость излучения от давления торможения теряет свой нелинейный
характер
Также было установлено, что промежуток времени между активацией и
испусканием фотона составляет несколько миллисекунд, т.е. превышает время жизни
задействованных излучающих состояний атомарного аргона. Указанные особенности
процесса, а также его высокая эффективность (скорость заселения излучающего
состояния атома аргона за счет вторичного процесса для смеси Ar + SiH4 в максимуме
превышает скорость возбуждения прямым электронным ударом в 8 раз) позволяют
сделать вывод о том, что нами наблюдается ионно-кластерное возбуждение
излучающих состояний атома аргона. При этом эффект локализован в области
образования малых кластеров примеси. Ведется работа по детализации механизма и
измерению констант скоростей передачи возбуждения на отдельных этапах этого
процесса.
Работа поддержана грантами Российского фонда фундаментальных исследований
(проект № 00-03-33021), по фундаментальному естествознанию Министерства
образования РФ (проект № E00-3.2-150) и Министерством промышленности, науки и
технологий РФ (проект № 06-05).
Список публикаций:
[1]. А.Е. Зарвин, Н.Г. Коробейщиков, В.Ж. Мадирбаев, Г.Г. Гартвич, В.В. Каляда, В.С.
Айрапетян.
Универсальный
малогабаритный
вакуумный
комплекс
для
газокинетических исследований // ПТЭ, №5, С. 64-70 (2000).
[2]. А.Е. Зарвин, Н.Г. Коробейщиков, В.Ж. Мадирбаев, Р.Г. Шарафутдинов. Влияние
конденсации на параметры импульсных сверхзвуковых потоков // Письма в ЖТФ, Том
26, Вып. 22, С. 21-25 (2000).
446
Межмолекулярные взаимодействия. Спектры поглощения и
флуоресценции 1-нафтола
Жаркова Оксана Михайловна
Томский Государственный Университет
Морозова Юлия Петровна
[email protected]
В настоящее время установлено, что фенол, 1,2-нафтолы и их производные
являются более сильными кислотами в состоянии S1 чем в S0. Анализ указанных
литературных данных показывает, что рК* для 1-нафтола в воде отличаются довольно
значительно от 2.8 [1] до 0.4 [2], тогда как для 2-нафтола эта разница гораздо меньше
(2.8 – 2.5). Поскольку определение рК* при использовании цикла Фёрстера требует
знания частот переходов ионной и нейтральной форм, то очень важной задачей
представляется рассмотрение полосы поглощения, которая соответствует формам
нафтола О-(ионная) и ОН (нейтральная). Известно, что длинноволновая полоса
поглощения как 1- , так и 2-нафтола имеет колебательную структуру, но влияние
растворителей на электронно- колебательные переходы в спектрах поглощения не
обсуждалось. В работе Солнцева [3] была найдена зависимость для частоты перехода
спектра возбуждения 2-нафтола от параметра  (Тафта-Гамлета). Зависимость от  параметра отмечалась для протоноакцепторных растворителей, а для протонодонорных
(вода, метиловый, этиловый спирты) точки ложились на прямую, параллельную
зависимости сдвигов от параметра  для протоноакцепторных растворителей. Заметим,
что несколько противоречивы и данные по спектрам
флуоресценции. В [2]
указывается, что 1-нафтол в воде не флуоресцирует, либо флуоресцирует очень слабо.
В доступной авторам литературе не обсуждается вопрос о соотношении констант
скоростей излучательных и безызлучательных процессов. На один из возможных путей
дезактивации -нафтола указал Вебб: фотопротонирование -нафтола в 5 и 8
положениях с квантовым выходом 0.11 [2].
Настоящая работа посвящена изучению межмолекулярных взаимодействий на
спектральные характеристики 1-нафтола. При этом решались следующие вопросы: а)
влияние межмолекулярных взаимодействий на положение электронно-колебательных
полос поглощения, посредством использования ряда гомогенных и бинарных
растворителей и подробного изучения соответствующих спектров поглощения; б)
попытка объяснения достаточно значительного разброса в величине рК*, приведённого
в различных литературных источниках; в) исследование флуоресценции форм ОН и О для молекулы 1-нафтола.
Для исследования спектров поглощения молекулы 1-нафтола использовался
следующий ряд растворителей: вода, ацетонитрил, гексан, этанол и изопропанол. Ниже
приведены спектры поглощения для некоторых растворителей, а именно: гексан, вода и
ацетонитрил (см.рис.1). Соответствующие спектры поглощения имеют сходную
структуру, т.е. наблюдается сохранение пиков для всех вышеперечисленных
растворителей. Однако некоторое смещение электронно-колебательные переходов
наблюдается. Полученные результаты показали наличие синего сдвига относительно
гексана для воды и красного для остальных растворителей. Все сдвиги имеют примерно
одинаковую величину.
447
Сдвиги длинноволновой полосы в спектрах поглощения 1-нафтола в воде, а
нафтол в
гексане
ацетонитрил
спектр поглощения
0,4
вода
0,3
оптическая
плотность
0,2
0,1
0
29000
31000
33000
35000
37000
39000
длина волны (1/см)
Io/I
Рис.1.
в воде с щёлочью и триэтиламином показывают величину рК * равную 0.4.
Поскольку возбуждённая молекула 1-нафтола является значительно более сильной
кислотой, чем невозбуждённая, спектр флуоресценции её раствора в воде даёт наличие
одной полосы с мах  21740 см-1, тогда как в спектре флуоресценции 2- нафтола в воде
наблюдаются две полосы. При изменении кислых свойств воды добавлением этанола
(либо изопропанола) появлялась более коротковолновая полоса с мах  27780 см-1,
которая принадлежит недиссоциированному 1-нафтолу. Оценка рК* в этом случае даёт
величину 2.3.
Анализ спектра флуоресценции 1-нафтола показал следующее. Тогда как для 2нафтола наблюдается двухполосная флуоресценция, в спектре флуоресценции 1нафтола в воде была замечена лишь одна полоса, принадлежащая форме О- . Данный
спектр был снят в области от (15000 – 28000) см-1. Максимум полосы лежит в области
21750 см-1. Концентрация 1-нафтола 7  10-4 М Сравнение интенсивностей формы ОН
и О показывает, что ионная форма флуоресцирует гораздо слабее. При добавлении
различных концентраций воды в раствор -нафтола в этаноле получаем постепенный
переход в форму О- (см.рис.2). При достаточно малых добавках воды сдвига максимума
полосы не происходит. Добавляя более значительные концентрации воды полученная
картина представляет собой двухполосную флуоресценцию. При большой
концентрации воды происходит полный переход в форму О-.
1
0,8
0,6
0,4
0,2
0
16000
5% воды
спектр флуоресценции
10% воды
20% воды
30% воды
50% воды
21000
26000
31000
длина волны (1/см)
Рис.2.
Список публикаций:
[1].Теренин А. Н. Фотоника молекул красителей. Л. Наука 1967 с 616.
[2].Peter Wan,; Deepak Shukla, Chem. Rev. 1993, 93, 571.
[3].Kyril M. Solntsev, Dan Huppert, Noam Agmon, J. Phys. Chem. A. 1998. 102. 9599.
448
Сигнал обратного рассеяния в теневой зоне лидара
Иванов Герман Сергеевич
Стыкон Александр Петрович
Томский Государственный Университет
Самохвалов Игнатий Викторович, д.ф-м.н.
[email protected]
Проблема прогнозов погоды и контроля за состоянием атмосферы больших
промышленных центров, являются одними из важнейших проблем сегодняшнего дня.
Известно, что погода и климат определяются различными процессами, протекающими
во всей толще атмосферы. Поэтому для успешного решения проблем контроля уровня
загрязнённости атмосферы, и прогнозов атмосферных явлений надо знать ее
характеристики на различных высотах и в различные моменты времени.
Следовательно, при использовании прямых методов возникают определенные
трудности. К ним можно отнести необходимость иметь довольно густую сеть
одновременных наблюдений. А при заборе проб аэрозоля на различных высотах, для
определения уровня загрязненности, требуются и лабораторные исследования.
Одним из методов дистанционного зондирования является метод лазерного
зондирования. Преимущества этого метода состоят в том, что при распространении в
атмосфере электромагнитного излучения оптического диапазона, в том числе
излучения лазеров, наблюдается наибольшее количество явлений взаимодействия
волны с атмосферой как средой. Так же лазерные локаторы обладают большой
чувствительностью при обнаружении малых аэрозольных примесей в атмосфере и
большой оперативностью получения данных. Всё это связано с тем, что размеры частиц
аэрозоля сравнимы с длиной волны. Именно эти размеры характерны для естественных
аэрозолей и многих аэрозолей индустриального происхождения. Для создания
лидарных систем по контролю за состоянием атмосферы, необходимо установить связь
характеристик атмосферы с оптическими параметрами, измеряемыми с помощью
лидара в зависимости от метеопараметров.
С целью повышения информативности методов лазерного зондирования
аэрозольной атмосферы необходимо увеличить количество одновременно измеряемых
независимых параметров эхо-сигнала. Один из путей увеличения информативности
метода лазерного зондирования состоит в разделении отраженного атмосферой эхосигнала на отдельные компоненты, каждый из которых соответствует определенной
кратности рассеяния.
Наиболее полную информацию о рассеивающей среде несет матрица обратного
рассеяния. В частности для измерения мощности рассеянного сигнала при различных
поляризациях зондирующего импульса и определения МОРС, использовался высотный
лидар “Стратосфера-1М”.
Лидар построен по схеме с разнесенными оптическими осями приемной и
передающей антенн (рис1). Где 1-приемник, 2-источник излучения, А-теневая зона,
В-переходная зона. База между осями составляет 950 мм, что сделано для увеличения
теневой зоны лидара с целью уменьшения засветок фотодетектора из ближней зоны.
Приемной антенной служит зеркальный объектив, выполненный по схеме Кассегрена, с
диаметром главного зеркала 500 мм. Фокусное расстояние объектива 5700 мм. На
оптической оси в фокальной плоскости помещается диафрагма диаметром 7 мм,
449
ограничивающая угловой раскрыв антенны до величины Передающая антенна
представляет собой
рис.1
линзовый коллиматор 10, уменьшающий расходимость лазерного пучка до
величины 0,5 мрад.
В качестве передатчика лидара используется YAG:Nd- лазер с удвоением частоты
– ЛТИ-405, дающий в импульсе 40мДж на длине волны 532 нм. В лидаре имеется узел
трансформации состояния поляризации излучения передатчика.
На оптической оси лазера установлены две четверть волновые пластинки,
которые могут поворачиваться вокруг оптической оси на заданный угол. Пройдя
пластинки и коллиматор, излучение уходит в атмосферу, где оно рассеивается на
частицах аэрозоля и поступает на объектив. Поступившее излучение проходит
последовательно диафрагму поля зрения, линзу, трансформирующую расходящийся
пучок в квазипараллельный. Затем он попадает на узел трансформации состояния
поляризации рассеянного излучения. Этот узел содержит четвертьволновую пластинку
и призму Волластона. Оба этих элемента могут поворачиваться на заданный угол
вокруг оптической оси. Призма Волластона разделяет излучение на два пучка с
ортогональными линейными поляризациями. Эти пучки далее проходят через
интерференционные фильтры и линзами собираются на катод фотоумножителя
ФЭУ-130.
Измерения МОРС проводятся для зоны полного перекрытия лазерного пучка и
поля зрения приемной антенны, т.е. начиная с высот около 1500 м. С этих высот
принималось рассеянное излучение обусловленное как многократным, так и
однократным рассеянием. Высоты находящиеся ниже 1500 м. не рассматривались.
Однако результаты экспериментов показали, что мощность рассеянного излучения
приходящая с этих расстояний зависит от состояния атмосферы и поляризации
посылаемого в атмосферу лазерного импульса.
Мощность излучения, принимаемая из области С (перекрытия лазерного пучка и
поля зрения приемника) описывается уравнением лазерного зондирования. Однако эхосигнал, поступающий в приемную систему с расстояний, где лазерный пучок не
попадает в поле зрения приемника, так же может нести информацию о состоянии
атмосферы. Из анализа схемы расположения приемной и передающей антенн лидара
следует, что этот сигнал обусловлен многократным рассеянием, в том числе и второй
кратности.
450
Необходимо иметь аналитическое соотношение, позволяющее связать
характеристики сигнала, приходящего на приемник из теневой зоны, с параметрами
атмосферы.
Стохастические свойства нестационарной тепловой конвекции в
подогреваемой снизу цилиндрической полости
Ишуткин Александр Иванович
Пермский Государственный Университет
Глухов Александр Федорович, к.ф-м.н.
[email protected]
В 1998 – 2000 г. на орбитальной станции «Мир» работала аппаратура по
изучению тепловой конвекции в условиях микрогравитации (датчик конвекции
«Дакон»), разработанная и изготовленная сотрудниками кафедры общей физики ПГУ.
В настоящее время аппаратура возвращена на Землю и используется для разработки
следующих модификаций датчика, а так же для проведения экспериментов по
естественной конвекции.
Датчик представляет собой цилиндрическую полость высотой 45,2 мм,
ограниченную с боковых сторон капролоновыми стенками. Диаметр полости равен ее
высоте. С торцов полость ограничена алюминиевыми поверхностями. В одну из
алюминиевых стенок встроен нагреватель. Вторая алюминиевая стенка обдувается
снаружи вентилятором и служит холодильником. В качестве рабочей среды
использован воздух.
Интенсивность конвективного течения определяется с помощью двух термопар.
Спаи термопар расположены в плоскости параллельной торцам, вдоль прямых
перпендикулярных друг другу, то есть крест накрест. Цилиндр устанавливается в
положение подогрева снизу. При малых перепадах температур между нагревателем и
холодильником возможно механическое равновесие заполняющего объем воздуха. При
этом спаи термопар расположены на изотерме и их показания равны нулю.
Возникающее при больших нагревах движение искажает равновесное распределение
температуры. Эти искажения измеряются термопарами и служат мерой интенсивности
конвективного движения.
Результаты измерений при помощи автоматизированной аппаратуры управления
экспериментом, поступают в компьютер и обрабатываются.
Возникающие в полости датчика, в условиях подогрева снизу, стационарные,
колебательные и хаотические режимы конвекции обработаны различными
математическими методами. Применен спектральный Фурье–анализ, метод разложения
на сингулярные значения (SVD), построены фазовые портреты колебательных режимов
конвекции.
Управляющим параметром данной задачи является число Релея (1):
Ra 
g

Th3
(1),
где g - ускорение свободного падения,  - коэффициент теплового расширения,
 - кинематическая вязкость,  - коэффициент температуропроводности, Т – перепад
температур между холодильником и нагревателем, h – высота полости.
451
В ходе выполнения работы были получены следующие результаты. До перепада
температур  Т = 0.7 °С, что соответствует числу Релея Raк = 4.8*103 воздух в объёме
датчика находился в равновесии. После превышения указанного значения равновесие
теряет устойчивость и в полости датчика начинается одновихревое конвективное
течение.
С ростом надкритичности вплоть до Ra/Raк = 5.9 конвективное течение
увеличивает свою интенсивность. При  Т=9.8 °С (Ra = 6.8*104) течение теряет
устойчивость относительно колебательных возмущений и в полости развиваются
регулярные колебания. Вначале колебания близки к гармоническим (в спектре ярко
выражена одна гармоника). С ростом числа Релея количество гармоник увеличивается
и, при Ra =105 спектр становится близким к сплошному.
При построении фазовых портретов методом SVD выяснилось, что при малых
надкритичностях фазовые траектории выглядят достаточно простыми, а с ростом числа
Релея становятся сложнее и, наконец, превращаются в хаотические. Размерность
фазового пространства вначале, с точностью до шумов, равна двум, а с ростом числа
Релея увеличивается до четырех. На рис.1 представлены сингулярные значения для
Ra=9,1*104 обозначенные “+” (режим а) и Ra=2,6*105 обозначенные “” (режим б), где
по оси абсцисс отложена размерность фазового пространства, а по оси ординат весовая
характеристика сингулярного значения. Видно что, в режиме “а” два сингулярных
значения заметно превышают уровень шума (обозначен пунктирной линией), а в
режиме “б” выделяются четыре значения. Они и определяют размерность фазового
пространства. На этом же рисунке приведены фазовые портреты (а и б) в координатах
фазового пространства, построенные методом SVD. Фазовый портрет в режиме (а)
представляет бифуркацию типа удвоения периода, а в (б) сложный хаотический режим.
Рис.1.
452
Работа выполнена при поддержке Российского фонда фундаментальных
исследований и Департамента образования и науки Администрации Пермской области
(грант 01–02–96479) и Фонда США гражданских исследований и развития для
независимых государств бывшего Советского Союза CRDF (грант PE-009-0).
Исследование локальной и электронной структуры сульфидов CaS,
FeS, MgS, MnS: анализ рентгеновского поглощения
Кравцова Антонина Николаевна
Ростовский Государственный Университет
Солдатов Александр Владимирович, д.ф-м.н., Штехин Илья Евгеньевич, к.ф-м.н.
[email protected]
Цель представляемой работы заключалась в изучении локальной и электронной
структуры сульфидов CaS, MgS, MnS, FeS.
Экспериментальные K- и L-спектры поглощения серы для CaS B1 фазы (фаза типа
NaCl), MgS B1 фазы, MnS B1 фазы, FeS B8 фазы (гексогональная фаза) были получены
в Канадском синхротронном центре Университета Висконсина в г. Мадисон, штат
Висконсин [1]. Экспериментальные спектры регистрировались как методом полного
электронного выхода, так и регистрацией флуоресценции. Из экспериментального
спектра K-края (XANES) твердого раствора MgxFe1-xS была выделена ближняя тонкая
структура рентгеновского поглощения К-края серы в гипотетической фазе FeS (B1).
Проведен теоретический анализ К-края рентгеновского поглощения серы на
основе метода полного многократного рассеяния в прямом пространстве. Проведен
анализ для каждого соединения CaS, MgS, MnS, FeS (B8), а также на теоретической
модели проверена экспериментально выделенная и несуществующая в нормальных
условиях фаза В1 для FeS. Полученные результаты для MnS приведены на рис.1.
3
Коэф. поглощения (отн.ед.)
Эксперимент
13 сфер (рел.)
2
13 сфер
9 сфер
5 сфер
3 сферы
1
1 сфера
0
0
10
20
30
40
50
60
Энергия (эВ)
Рис 1.
453
Первым шагом в теоретическом анализе многократного рассеяния XANES
является определение минимального размера кластера атомов вокруг поглощающего
атома, учет которого является достаточным для описания тонкой околопороговой
структуры. Было установлено, что фрагментом описывающим все твердое тело для
CaS, MgS, MnS, FeS (B1) является большой кластер, состоящий из 13 сфер (251
атомов). Для FeS B8 фазы все детали экспериментального спектра описываются
кластером, состоящим из 4 сфер (37 атомов). Показано, что для данных соединений
можно пренебречь релаксацией электронов в поле остовной вакансии.
Проведен теоретический анализ L2,3-края серы на основе метода полного
многократного рассеяния в прямом пространстве с учетом релаксации и без нее.
Получено хорошее согласие экспериментальных и теоретических спектров для всех
соединений. При расчете L2,3-спектров учитывались различны каналы переходов
электронов: p→d и p→s, результирующий спектр был получен суммированием обоих
каналов. Было выяснено, что канал p→s дает малый вклад в L2,3-спектр по сравнению с
каналом p→d.
С целью изучения электронной структуры вышеназванных сульфидов были
рассчитаны парциальные электронные плотности состояний в зоне проводимости.
Анализ парциальных электронных плотностей FeS B8 фазы (см. рис.2) показал, что
энергетические положения максимумов d-состояний железа совпадают с положениями
минимумов p- состояний серы. Таким образом, можно считать, что взаимодействие
между незаполненными электронными состояниями Fe и S в зоне проводимости FeS
(B8) не является простым смешиванием электронных состояний, а имеет
специфический характер, проявляющийся в “выталкивании” p-состояний серы из
области локализации d-состояний железа.
1,5
Плотность состояний (отн.ед.)
d- состояния
Fe
1,0
0,5
p- состояния
S
0,0
10
15
20
Энергия (эВ)
рис.2
454
25
Список публикаций:
[1] S.P. Farrell, M.E. Fleet, I.E. Stekhin, A.V. Soldatov, A.N. Kravtsova, American Mineralogist (принята в
печать).
Нелинейный интерференционный распад дискретных состояний
вещества в континуум
Морозов Александр Сергеевич
Геллер Юрий Исаевич
Красноярский Государственный Университет
Геллер Юрий Исаевич, к.ф.-м.н.
[email protected]
Изучение структуры и характеристик автоионизационных состояний атомов и
молекул занимает важное место в современной нелинейной спектроскопии и, особенно,
при определении различных нелинейных оптических свойств веществ в вакуумноультрафиолетовой области спектра.
Однако, при этом абсолютно не учитывается то, что обычно в исследуемом
веществе уход электронов в континуум возможен по двум каналам. А именно путем
прямого перехода с основного уровня g под действием поля в ионизационный
континуум энергий (рис. 1a) и путем перехода на автоионизационный уровень  с
последующей автоионизацией (рис. 1b).
v
1
2
.
.
g
a
b
рис.1 Различные каналы
ионизации вещества.
В данном частном случае полная скорость ухода электронов в континуум будет
определяться квадратом модуля сумм амплитуд вероятности процесса для каждого из
каналов ионизации:
.
W  Аg  A
2
 Ag  A  2 Re( Ag A* )
(1)
.
где W – вероятность успешного процесса ионизации в единице объема
исследуемого вещества.
При этом, последний член уравнения (1) отвечает за возникающую в веществе
нелинейную интерференцию различных каналов ионизации, учет которой может
455
приводить к нетривиальным результатам [1] которые, несомненно, должны быть
учтены в эксперименте.
В связи с этим, в работе рассмотрена задача нелинейного взаимодействия
автоионизационного состояния  с выделенным состоянием дискретного спектра g , а
также математически аналогичная ей задача распада двухуровневой системы в
континуум. При этом, в частности, используется математический аппарат наиболее
подробно рассмотренный в работах [2] и [3].
Учитывая специфику проведения возможных экспериментов, особое внимание
уделено описанию поведения такого рода систем в нескольких, наиболее интересных
для эксперимента случаях. Прежде всего, рассмотрение проводиться в
квазистационарном режиме постановки эксперимента (случай слабого поля), при
котором характеристики системы слабо меняются с течением времени, что актуально
при проведении исследования газообразных и конденсированных сред. Затем
рассмотрению подвергается случай постановки эксперимента в сильном поле со
стационарным забросом электронов на энергетические уровни g и  , который введен
для предотвращения энергетического распада системы за короткое время, что наиболее
характерно при проведении экспериментов в плазме, где стационарный заброс
электронов на уровни реализуется автоматически.
В результате, для обоих рассмотренных случаев, получены зависимости полной
скорости ионизации и населенности состояний g и  , в зависимости от
нормированной частоты возбуждающего излучения с учетом явления нелинейной
интерференции различных каналов возбуждения вещества. Найден критерий
квазистационарности процесса позволяющий определить с позиций
какого из
рассмотренных случаев следует интерпретировать результаты того или иного
эксперимента. Выяснены зависимости суммарной населенности состояний и
отношения этих населенностей от частоты. Проведен анализ полученных зависимостей
и показано что они имеют ярко выраженную асимметричную резонансную форму. Дан
анализ установленных эффектов и показано что при определенных условиях возможно
добиться как уширения, так и сужения контуров данных резонансов.
Предполагается что полученные результаты работы должны быть учтены при
исследовании нелинейных оптических свойств атомов и молекул. Особенно при
проведении экспериментов в вакуумно-ультрафиолетовой области спектра, А также
при проведении экспериментов по исследованию процессов рассеяния электронов на
атомах, процессов поглощения и прохождения сильного светового потока через
вещество и исследованию спектров излучения газовых разрядов, в тех случаях, когда
исследуемое вещество имеет ярко выраженную структуру автоионизационных
состояний.
Список публикаций:
[1] Геллер Ю.И., Швабаускас А. В., Оптика и спектроскопия Т. 53, № 3, С. 385 –387
(1982).
[2] Лисица В.С., Яковленко С. И., ЖЭТФ, Т. 66, В. 6, С. 1981–1991 (1974).
[3] Геллер Ю. И. Лазерное индуцирование нелинейных резонансов в сплошных спектрах,
Н.: Наука (1981).
456
Изучение влияния температуры на размеры макромолекулярных
клубков в области расслоения их водного раствора.
Орешкина Елена Сергеевна
Зайцева Ирина
Санкт-Петербургский Государственный Морской Технический
Университет
Клюбин Владимир Владимирович, д. Ф.-м.н.
[email protected]
Методом динамического светорассеяния исследованы температурные изменения
гидродинамических размеров макромолекул поливинилкапролактама (ПВКЛ, М=
960кДа) в водном растворе в области расслоения.
В качестве объекта исследования использовался нефракционированный образец
ПВКЛ, полученный радикальной полимеризацией в НИФХИ им. Л.П. Карпова в
лаборатории Ю.Э. Кирша. Молекулярная масса определена по величине
характеристической вязкости  в Н 2О при 250 С с использованием формулы Марка –
Куна – Хаувинка : = 3,5*10-4*М0,57, справедливой в интервале М от 5кДа до 1МДа[1,
2], и составляла 960 кДа.
Использованный в работе метод динамического светорассеяния (ДС) позволяет
получать коэффициенты диффузии и гидродинамические размеры полимерных
молекул и их ассоциатов в растворах. Измерения проводились с помощью анализатора
субмикронных частиц «Autosizer» (фирма Malvern, Англия), работающего по принципу
коррелометра. В приборах данного типа измеряется автокорреляционная функция тока
фотоумножителя, возбуждаемого светом, рассеянным макромолекулами в
неперемешиваемом растворе. Для получения распределений массовых долей
молекулярных клубков по гидродинамическим размерам использовался метод
обработки, описанный в работах [3, 4].
Измерения проводились в температурном диапазоне от 100С до 350С.
Температуру поддерживали с точностью 0,050 С с помощью термостата Пельтье. Были
исследованы образцы водных растворов ПВКЛ концентрации 0,025W%. Раствор
ПВКЛ в воде имеет верхнюю температуру расслоения, т. е. При увеличении
температурыон переходит из однофазного состояния в двуфазное.
Метод ДС позволяет с высокой степенью точности определять температуру
фазового разделения, при которых регистрируется резкое возрастание размеров
структурных единиц. В районе температуры фазового перехода вода становится
плохим растворителем, молекула ПВКЛ начинает резко сжиматься, вытесняя из своего
объема растворитель, происходит коллапс клубков и затем молекулы ПВКЛ начинают
объединяться в ассоциаты, размер которых при дальнейшем увеличении температуры
увеличивается.
Характер зависимости среднего размера молекулярных клубков от температуры
показан на рис.1. Из этого рисунка следует, что в области температур от 10 0С до 320С
по мере увеличения температуры происходит постепенное уменьшение
гидродинамических размеров макромолекулярных клубков, а при температуре 32,2 
0,10 С начинается резкий рост размеров, что говорит о начавшемся процессе
ассоциации молекул. Метод динамического светорассеяния не только позволяет
измерять средние размеры макромолекул, но и следить за изменениями размеров
457
индивидуальных молекул при изменении температуры раствора. На рис. 2 показано,
как изменяется вид распределения невзаимодействующих клубков молекул при
изменении температуры его расслоения.
D, nm
400
200
0
T, C
10
15
20
25
30
35
Рис.1
40
T= 10 C
W, %
T= 20 C
T= 32.1 C
30
T= 32.5 C
T= 32.9 C
20
10
0
10
100
1000
D, nm
Рис.2
Список публикаций:
[1]Кирш Ю.Э. Поли-N-винилпирролидон и другие поли-N-виниламиды: Синтез и
физико-химические свойства, М.: Наука, 1998. 252с.
[2]Шелухина Г.Д., Карапутадзе Т.М., Островский С.А. и др.// Тез. Докл конф.
«Водорастворимые полимеры и их применения», Иркутск, 1982, с.74
[3]Брагинская Т.Г., Клюбин В.В.// Высокомолек. Соед. А. 1986, Т.28 № 6. с. 1222
[4]Клюбин В.В.// Высокомолек. соед. А. 1995. т1995, Т.37, № 4, с.670
458
Сенсибилизация люминесценции Nd3+ в кристаллах Ca, Mg, Zr –
замещённого гадолиний-галлиевого граната, активированного хромом
и неодимом
Попов Александр Владимирович
Мордовский Государственный Университет
Ушаков Сергей Николаевич
Рябочкина Полина Анатольевна
[email protected]
Спектроскопические и генерационные характеристики кристаллов ГГГ(Ca, Mg,
Zr): (Cr, Nd) с целью исследования возможностей использования этих кристаллов в
качестве материалов для активных элементов лазеров были изучены в [1].
В настоящей работе по исследованию кривых затухания люминесценции ионов
3+
Cr с уровня 4Т2 изучен процесс безызлучательной передачи энергии от ионов Cr3+ к
ионам Nd3+ при Т=300 К в кристаллах ГГГ(Ca, Mg, Zr): (Cr, Nd). Исследования
проводились для серии кристаллов ГГГ(Ca, Mg, Zr): Cr с концентрациями Cr 0,093 ат%
и 0,19 ат%, и ГГГ(Ca, Mg, Zr): (Cr, Nd) с концентрациями Cr 1.4 ат%, 1.49 ат%, 3.5 ат%
и Nd 1.44 ат%, 1.55 ат%, 1.9 ат% соответственно.
Возбуждение осуществлялось перестраиваемым лазером на красителе с длиной
волны 610 нм. Регистрация проводилась на длине волны 725 нм. Исследуемый
динамический диапазон изменения интесивностей ICr(t) составил три порядка.
Разрешающая способность регистрирующей аппаратуры ограничивала начало
временного интервала на уровне 1 мкс.
При исследовании кривой затухания люминесценции ионов Cr3+ с уровня 4Т2
(CCr=0,093 ат%) было установлено, что она не является экспоненциальной. Значения 0,
измеренные на начальном и конечном участках кривой распада соответственно равны
91 мкс и 109 мкс.
По-видимому, эта неэкспоненциальность связана с вариацией вероятностей
перехода с уровня 4T2 для различных центров Cr3+ в ГГГ(Ca, Mg, Zr).
В кристаллах ГГГ(Ca, Mg, Zr): (Cr, Nd) наблюдалось тушение люминесценции с
уровня 4Т2 ионов Cr3+, обусловленное процессом безызлучательной передачи энергии
ионам Nd3+ (4T2 4A2, 4I9/2 4F3/2).
По интегральным характеристикам кривых затухания люминесценции ионов Cr3+
была оценена эффективность этого процесса; она рассчитывалась по формуле (1):

I 0 )dt 
  100%
(1)
'
'


I
)
dt
Cr
0


где ICr и I’Cr –интенсивности сигнала люминесценции ионов Cr3+ с уровня 4Т2
соответственно при наличии и в отсутствии примесных центров Nd3+; I0, I0’
соответствующие интенсивности при t=0.
 Cr Nd  1 
 (I
 (I
Cr
Полученные результаты представлены в таблице:
Кристалл
ГГГ(Ca, Mg, Zr): (Cr, Nd)
CCr, ат%
CNd, ат%
CrNd, %
1,4
1,44
85,7
1,49
1,55
87,7
459
3,5
1,9
91,7
Для определения количественных характеристик взаимодействия Cr3+Nd3+ и
идентификации механизма взаимодействия использовалась методика, развитая для
частиц с однородным уширением спектра. Применимость этой методики для
исследования процессов безызлучательной передачи энергии между примесными
центрами при неоднородном уширении линии рассматривалась в [2].
Так как в кристаллах ГГГ(Ca, Mg, Zr): Cr получены различные значения
вероятностей перехода 4T2 4A2 для разных оптических центров Cr3+ (при этом, по
оценке среднее время жизни ср изменялось не более чем в 1,2 раза в динамическом
диапазоне изменения IСr(t), составляющем три порядка) при анализе кинетики
затухания люминесценции с уровня 4T2 ионов Cr3+ в кристаллах ГГГ(Ca, Mg, Zr): (Cr,
Nd) мы рассматривали среднее время жизни этого уровня.
Установлено, что в координатах Ln[ICr(t)]+t/ср и t1/2 кривые затухания для образца
ГГГ(Ca, Mg, Zr): (Cr, Nd) с концентрациями Cr –3,5 ат% и Nd –1,9 ат% (рис.1)
линеаризуются, что соответствует ферстеровскому закону распада для случая дипольдипольного механизма взаимодействия. По тангенсу угла наклона на кривой распада
определен коэффициент неупорядоченного распада Cr-Nd равный 365 с-1/2.
Рассчитанный по формуле (2):
C
Cr  Nd
DA
9 2

16 3 c A c D
микропараметр взаимодействия, равен 3,55*10-38 см6с-1.
рис.1
Cписок публикаций:
[1]Ю.К.Воронько, В.В.Осико. Препринт №149, ИОФАН (1987).
[2] Алимов О.К., Ашуров М.Х., Басиев Г.Г. и др. “Труды ИОФАН”, 50, 50 (1987).
460
(2)
Энергетическая структура электронов
атома бериллия при возбуждениях большой мощности
Попов Андрей Валерьевич
Алтайский государственный университет
[email protected]
Рассмотрим стандартное решение спектральной задачи основного состояния
многоэлектронного атома в приближении Хартри-Фока:
ˆ   
(1)

Аппроксимация центрального поля позволяет разделить радиальные переменные
ˆ искать в виде
и угловые, а собственные функции оператора Фока 
  R( r )(, )
-произведения радиальной функции R(r) на угловую  (, ) , причём
   l (l  1) ,
i
(2)

 m.

(3)
Здесь  - оператор Лапласа. Если потребовать, чтобы решения уравнений (3)
были регулярны на сфере при 0    , 0    2 , непрерывны при   0 ,    и
удовлетворяли условию (,   2)  (, ) , то мы приходим к проблеме
собственных значений, допускающей решения только при целых значениях l=0,1,2,... и
m=0,  1,2,..., l.
Перейдём к рассмотрению возбуждённых состояний атома, находящегося в
равновесном поле. При этом прочие частицы, окружающие интересующий нас атом,
включим в понятие термостата. Такие возбуждения, способные спонтанно распадаться
за конечное время  , и, согласно соотношению неопределённости, обладают конечной
шириной  ~  /  энергетического уровня, характеризующего квазистационарную
систему. Здесь  -постоянная Планка. Волновая функция, описывающая эту систему,
должна содержать такой экспоненциальный множитель, чтобы все вероятности,
определяющиеся квадратом модуля волновой функции, затухали по закону
exp( t / ) :


(r , t )  (r ) exp{i(  i / 2)t / } .
(4)
Будем считать, что для описания возбуждений аппроксимация центрального поля
оправдана в той же степени, в какой она оправдана для описания незаполненных

оболочек основного состояния. Тогда функцию (r ) , стоящую в правой части
равенства (4), удобно искать в виде (2). Более того, пусть угловая функция
удовлетворяет тем же уравнениям (3). В силу однозначности  (, ) по  можно
ограничиться целыми значениями m. Однако, "разрешив" орбитальные переходы, мы
вынуждены отказаться от ограничений на l в (3) считая его комплексным числом:
L=l+x+iy, где l будем считать, как и раньше, целым, а |x|<1, |y|<1. Таким образом, задача
отыскания спектра возбуждённых состояний атома может быть сведена к проблеме
собственных значений стационарного уравнения
461
u  iv
(5)
)   .
r2
ˆ - оператор Фока для атома в основном состоянии, u=x(x+2l+1)-y2,
Здесь 
v=y(2x+2l+1). Заметим, что при y  0 задача (5) является существенно неэрмитовой с
комплексными значениями     i / 2 . Перебирая все возможные значения |x|<1 и
|y|<1 в процессе поиска самосогласованных решений уравнений (5) можно проследить
по минимуму полной энергии возбуждённого атома за его спектральными
характеристиками.
Задачу (5) мы решали численно в базисе функций гауссового типа, используя
девять функций в разложении по l=0, шесть функций – в разложении по l=1 и три
функции - в разложении по l=2. Оценки показали, что базис такой длины вполне
пригоден при решения уравнений (5) методом Рутаана для атома бериллия, если
|x|<0.03 и |y|<0.03.
Результаты самосогласованных вычислений показывают, что ReE действительная часть полной энергии атома монотонно возрастает по мере увеличения
параметра y от 0 до 0.03 и обладает слабой зависимостью от x в пределах от 0 до 0.03.
Модуль мнимой части полной энергии атома ImE есть вероятность распада
возбуждения в единицу времени. Здесь наблюдается стабилизация атома бериллия в
области убывания величины вероятности распада возбуждённого состояния при
энергиях возбуждения, больших 6.7 Ry. Наличие этой области, по крайней мере
качественно, соответствует данным работы [1].
Слабой зависимостью от x обладают и спектральные характеристики атома
бериллия, а именно: уровни одноэлектронных энергий  n , ширина этих уровней и
ˆ
(
вероятности  n заполнения состояний. Выше указанная зависимость позволяет, по
сути дела, следить за изменением спектральных характеристик как функций от
  Re(    0 ) - энергии возбуждения атома (относительно энергии его основного
состояния  0 вместо того, чтобы следить за изменением x, y - параметров, не имеющих
физического смысла. Таким образом, результаты самосогласованных расчётов
энергетических уровней  n , меняющих своё положение в зависимости от y при x=0.03,
показывают, что энергия остовного состояния 1s падает по мере увеличения  . Это в
целом согласуется с данными работы [2], подтверждёнными экспериментально [3], как
впрочем и поведение внешнего состояния 2s при малых возмущениях, когда ещё нет
перемешивания возбуждаемых состояний. Само же перемешивание 2s и 2p состояний
наблюдается при энергиях возбуждения  >10 Ry. Расщепление состояний 2p
происходит при значениях энергии возбуждения, близких к нулю.
По мере увеличения энергии возбуждения атома бериллия достаточно резко
меняются 1s и 2 p , т. е. растут вероятности распада состояний 1s и 2p. Значения 2 s и
3s близки к нулю, следовательно, переходы в состояния 2s и 3s маловероятны, что
подтверждается правилами отбора, специально не заложенными в используемом здесь
методе расчёта.
В настоящей работе предложен метод вычисления спектральных характеристик
возбуждённых состояний с учётом ширины энергетических уровней атома. Метод
использован для расчёта в бериллии: полной энергии, вероятности распада
возбуждений атома, одноэлектронных энергий и времени жизни электронов в этих
состояниях. Показано, что при возбуждении атома бериллия:
462
1. происходит расщепление 2p состояний тем больше, чем больше энергия
возбуждения;
2. вероятность распада возбуждённого состояния атома падает начиная с
энергии возбуждения  =6.7 Ry т. е. наблюдается его стабилизация;
3. перемешивание состояний 2s и 2p наблюдается при энергиях возбуждения
 , равных 10 Ry и 14 Ry.
Список публикаций:
[1] Делоне Н.Б., Крайнов В. П. // УФН. 1995. Т.165. №11. С.1295-1321.
[2] Делоне Н.Б., Крайнов В.П. // УФН. 1999. Т. 169. №7. С.753-772.
[3] Бондарь И.И., Суран В.В. // Письма в ЖЭТФ. 2000. Т.71. №1-2. С.3-7.
Коллективные эффекты при взаимодействии электромагнитного
излучения с атомными системами.
Попова Марина Серафимовна
Тумаев Евгений Николаевич
Кубанский государственный университет
Тумаев Евгений Николаеви, к.ф-м.н.ч
[email protected]
Интерес к коллективным эффектам при взаимодействии электромагнитного
излучения с системами активных центров вызван наличием зеленой линии в спектрах
люминесценции иттербия, т.к. теория коллективных взаимодействий позволяет
объяснить появление этой линии.
В работе рассмотрено взаимодействие потока электромагнитного излучения с
системой идентичных активных центров. Частота падающего электромагнитного
излучения совпадает с частотой перехода центров. Рассмотрен случай поглощения
фотона из падающего потока активным центром при помощи центра-соседа. (рис. 1).
Обмен энергией между активными центрами производится при помощи виртуального
фотона. Эффект аналогичен эффекту образования пар при возникновении
сверхпроводимости.
В качестве инструмента при рассмотрении данной задачи была выбрана квантовая
электродинамика, в рамках которой взаимодействие между атомной системой и
электромагнитным полем выбирается в стандартном виде ток * потенциал.
 
V  e j Ak
(1)
При помощи теории возмущений в представлении взаимодействия было получено
аналитическое выражение для оператора эволюции системы и с его помощью
определено изменение сечения поглощения активного центра при наличии центрасоседа. Полученная зависимость добавки к сечению поглощения от расстояния между
активными центрами (1) позволила сделать вывод о «своеобразной интерференционной
картине» исследуемого взаимодействия, то есть о возникновении пространственных
корреляций электронных возбуждений в системе.
463
cos 2 (kR)
для
R6
cos 2 (kR)
центра-соседа, находящегося в ближней волновой зоне, и множителю
для
R2
центра-соседа, расположенного в дальней волновой зоне.
Проведены численные расчеты изменения сечения поглощения для перехода
4f5d иона Ce3+ для иона-соседа находящегося как в ближней, так и дальней
волновых зонах.
Добавка к сечению поглощения пропорциональна множителю
Была записана корреляционная функция рассматриваемой системы и
проанализирована ее зависимость от расстояния между активными центрами:
(2)
K  f n g ( r1 )n e r2 S 2 i  f n g ( r1 )n e r2  i
Исследовался механизм пространственных корреляций в
системе путем введения термостата, взаимодействующего с
рассматриваемой системой. Термостат был выбран в виде
совокупности бесконечного числа сферических гармоник,
характеризующихся частотой и направлением. Считалось, что
взаимодействие с системой активных центров никак не изменяет
состояния термостата. В этом случае изменяется общий вид
оператора эволюции системы, а следовательно, и выражение для
корреляционной функции. При определенных соотношениях
расстояния между активными центрами,
участвующими
во
взаимодействии, Рис. 1. Диаграмма Фейнмана,
температурой
термостата
и
частотой описывающая изучаемый процесс.
электронного
перехода
корреляционная
функция может иметь особые точки, что, возможно, указывает на наличие в системе
фазовых переходов. Проведен численный анализ полученных выражений.
Измерение коэффициента диффузии красителя в полимере методом
голографической релаксометрии.
Прищепа Оксана Олеговна
Красноярский Государственный Университет
Сизых Арнольд Гаевич, к.ф.-м.н.
[email protected]
Широкое применение оптических носителей информации требует детального
изучения системы ее регистрации. Наиболее важным аспектом исследования является
вопрос о стабильности зарегистрированного объекта.
В данной работе были экспериментально измерены коэффициенты диффузии в
системе «краситель + полимер» методом голографической релаксометрии. Значения
этого параметра являются особенно важными, поскольку именно процесс диффузии
оказывает существенное влияние на контраст светоиндуцированной решетки и,
следовательно, на стабильность регистрации.
В качестве объекта исследования был использован пленочный образец раствора
красителя эозина К в твердой желатиновой матрице. Экспериментальная часть была
464
реализована на специально созданной установке, включающей: лазеры, держатель
образца, набор оптических элементов, автоматизированный блок регистрации световых
сигналов. Излучением Ar-лазера (=488нм), длина волны которого лежит в полосе
поглощения красителя, в режиме самодифракции была записана светоиндуцированная
фотохимическая решетка. He-Ne-лазером (=633нм) проводилось зондирование
записанной решетки.
Измерение коэффициента диффузии осуществлялось по анализу зависимости
дифракционной эффективности от времени. Одна из кривых представлена на (рис.1).
Функциональный анализ экспериментальной кривой позволил аппроксимировать ее
функцией y( x)  e t / 1  e t /  2 . Нахождение характерных времен релаксации решетки 1
и 2,
позволило рассчитать
коэффициенты
диффузии:
12
2
1
и
D1  1.3 10 см  с
D2  1.7  10 15 см 2  с 1 ,
соответственно.
Полученные
значения не противоречат данным,
полученным другими авторами, что
свидетельствует о возможности
использования
метода
голографической релаксометрии для
измерения коэффициента диффузии
красителя в полимере.
рис.1
Низкотемпературная люминесцентная время-разрешенная ВУФспектроскопия кристаллов KH2PO4 (KDP)
М.К.Сатыбалдиева1
И.Н.Огородников2, Б.В.Шульгин2, В.А.Пустоваров2
1. Иссык-Кульский государственный университет, 722360, Каракол,
Кыргызская Республика
2. Уральский государственный технический университет, 620002,
Екатеринбург, Россия
Для неактивированных кристаллов KDP при селективном возбуждении
синхротронным
излучением
впервые
исследована
низкотемпературная
фотолюминесценция (ФЛ) с субнаносекундным временным разрешением: при 7К
измерены время разрешенные спектры ФЛ (2-6 эВ), время-разрешенные спектры
возбуждения ФЛ (4-35 эВ) и кинетика ФЛ.
Измерения проводили на экспериментальной станции SUPERLUMI лаборатории
HASYLAB (Гамбург, Германия). В спектрах ФЛ наблюдаются две основные полосы с
максимумами при 2.6 ("длинноволновая" полоса) и 3.44 эВ ("коротковолновая" полоса).
Соотношение интенсивностей этих полос для спектров быстрого и медленного
компонентов различно. Длинноволновая полоса ФЛ эффективно возбуждается
фотонами с энергией около 5.4 эВ. При увеличении энергии возбуждающих фотонов
465
эффективность ее возбуждения снижается. Кинетика затухания ФЛ состоит из двух
быстрых экспоненциальных компонентов, постоянные времени которых зависят, в
некоторой степени, от энергии возбуждающих фотонов, и медленных компонентов
микро- и миллисекундного диапазона, представленных в виде "пьедестала". Вклад
пьедестала в общую светосумму в пределах данной полосы составляет 45%. Это
свечение можно отнести к внутрицентровой ФЛ. На это указывает, в частности,
экспоненциальный закон кинетики затухания этой ФЛ, наблюдаемый в диапазоне
почти двух декад изменения интенсивности. Иная картина наблюдается при
возбуждении фотонами с энергией 6.53 эВ: вклад пьедестала увеличивается до 94%.
Это означает, что при переходе в спектре возбуждения от полосы при 5.4 эВ к полосе
при 6.3 эВ вклад медленных компонентов резко возрастает. Можно предположить, что
оптические переходы при 5.4 и 6.3 эВ в центрах свечения KDP связаны с состояниями,
индуцированными различными дефектами.
Медленный компонент наиболее эффективно возбуждается фотонами с энергией
в полосе при 6.6 эВ. Коротковолновый скат этой полосы примыкает к области
фундаментального оптического поглощения кристалла KDP. В этой связи оптические
переходы, возбуждаемые в полосе при 6.3 эВ, могут быть предположительно отнесены
к формированию электронных возбуждений, локализованных около соответствующих
дефектов кристалла. Спектр возбуждения быстрого компонента в полосе прозрачности
кристалла состоит из трех хорошо разрешенных полос при 4.4, 5.4 и 6.3 эВ.
Эффективность возбуждения ФЛ быстрого компонента уменьшается в области энергий
около края ФП в спектрах возбуждения ФЛ можно выделить две широкие полосы с
максимумами при 8.6 и 12эВ. При дальнейшем увеличении энергии фотонов в области
от 20 до 30 эВ эффективность возбуждения ФЛ монотонно возрастает с коэффициентом
3.5 или 5.6. Также измерялись спектры возбуждения ФЛ в других временных окнах,
сдвинутых в область более длинных времен затухания. Изменение параметров
временных окон привело к уменьшению отношений интенсивностей полос
возбуждения, расположенных в области прозрачности кристалла, к росту
интенсивности полосы возбуждения ФЛ при 8.8 эВ примерно в 3.5 раза для быстрого
компонента и в 7 раз медленного. Это позволяет заключить, что основной вклад в
полосы возбуждения при 4.4, 5.4 и 6.3 эВ обусловлен компонентами ФЛ с постоянными
времени затухания от 1 до 2 нс. Полоса при 6.6 эВ характеризуется компонентами ФЛ,
значительная часть светосуммы которых высвечивается в области времен затухания от
20 до 60 нс. Совершенно очевидно, что параметры данных временных окон более
оптимальны для полосы возбуждения 8.8 эВ.
Прямой и обратный донорно-акцепторный перенос энергии
электронного возбуждения в условиях импульсной накачки
Селина Наталья Викторовна
Кубанский государственный университет
Тумаев Евгений Николаевич, к.ф-м.н
[email protected]
Одной из актуальных задач квантовой электроники является создание
твердотельных лазеров на основе высококонцентрированных активных сред. В
качестве таких сред используются кристаллы, активированные двумя типами центров –
466
донорами и акцепторами. Процессы безызлучательного взаимодействия примесных
центров в таких средах весьма многообразны и включают в себя как прямой, так и
обратный донорно-акцепторный перенос энергии электронного возбуждения. Целью
данной работы является теоретическое исследование динамика тушения
люминесценции доноров и разгорания акцепторов при импульсной накачке в условиях
обратного переноса энергии. В качестве исходных уравнений приняты следующие
микроскопические уравнения для доноров и акцепторов:
dna (r , t )
n (r , t )
 a
 na (r , t )W AD (r , r )1  nd (r , t )  p d (r ) 
dt
a
r'
 (1  na (r , t ))WDA (r , r )nd (r , t ) pd (r )
r'
dnd (r , t )
n (r , t )
 d
 nd (r , t )WDA (r , r )1  na (r , t )  p a (r ) 
dt
d
r'
(1)
 (1  nd (r , t ))WAD (r , r )na (r , t ) pa (r )
r'
Здесь p d (r ) – оператор проектирования на точки пространства, занятые
донорами; p a (r ) – оператор проектирования на точки пространства, занятые
акцепторами; a, d – время жизни доноров (акцепторов) ; nd(r,t), na(r,t) – вероятность
C DA
возбуждения на доноре ( акцепторе), находящемся в узле r; WDA (r , r ) 
–
6
r  r 

вероятность переноса энергии электронного возбуждения от донора с координатой r к
C

акцептору с координатой r  ; W AD (r , r )   ad 6 – вероятность переноса электронного
r  r

возбуждения от акцептора с координатой r к донору с координатой r  .
Решения этих уравнений относительно плотностей возбуждения доноров и
акцепторов при начальных условиях nd(r,0)=1, na(r,0)=0 представляют собой
интегральные уравнения. Для усреднения подынтегральных выражений по случайному
пространственному распределению доноров и акцепторов использовалась процедура
усреднения статического переноса донорных возбуждений на неупорядоченный
коллектив акцепторов в теории Ферстера-Декстера-Галанина [1-2]. Усреднение
проводилось при замене локальных плотностей возбуждения доноров и акцепторов в
правых частях уравнений на средние, что справедливо в приближении малого уровня
накачки.
Математический анализ полученных уравнений показывает, что в условиях
обратного переноса распад доноров замедляется, а населенность акцепторной
подсистемы растет, достигая максимума, затем убывает. В случае, когда выполняется
условие:
 ad  a  1
на дальних временных стадиях возникает явление, называемое пленением
возбуждений. Доноры и акцепторы в этом случае распадаются с одинаковой скоростью,
равной:
467
W  (k /  a  1/  d ) /(1  k ) ,
(2)
где отношение k равно na (t ) / nd (t ) , или k  hСda / Cad , где параметр h равен:
h =  ad   a  Z ( ad   a ) ,
и функция Z(x) равна:
Z ( x) 

2
ex
2
/4
(1  erf ( x / 2)) .
Введенный выше параметр h является квантовым выходом обратного переноса.
Скорость распада донорных возбуждений для рассматриваемого случая
соответствует прыжковому механизму миграции. В ней микропараметр прямого
переноса умножается на (1– h ), а скорость миграции определяется макропараметром
прямого переноса, умноженным на h . Таким образом по дальней временной стадии
кинетики доноров можно определить макропараметры прямого и обратного переноса.
Список публикаций:
[1] Forster Th. Experimentelle und theoretische Untersuchung des zwischenmolekularen
Ubergangs von Electronenanregungsenergie. Zeits. fur Naturforschung, 1949, Vol.4a. P.321335.
[2] Агранович В.М., Галанин М.Д. Перенос энергии электронного возбуждения в
конденсированных средах. М.: Наука, 1978. 383с
Прямой и обратный безызлучательный перенос энергии электронного
возбуждения при стационарной накачке.
Селина Наталья Викторовна
Кубанский Государственный университет
Тумаев Евгений Николаевич, к.ф-м.н
[email protected]
Безызлучательный перенос энергии в высококонцентрированных активных средах
широко исследовался в случае импульсной накачки. Одним из наиболее полных
обзоров работ по переносу энергии является обзор [1]. В настоящей работе исследован
значительно менее изученный процесс безызлучательного переноса энергии
электронного возбуждения в высококонцентрированных активных средах при
стационарной накачке. Особенностью переноса энергии в таких средах является
наличие наряду с прямым также и обратного акцептор-донорного переноса энергии.
Исходные микроскопические уравнения для стационарных населенностей
донорной и акцепторной подсистем примесных центров имеют вид:


na ( r )
a




 na (r )WAD (r , r )(1  nd (r )) pd (r ) 
r




 (1  na (r ))WDA (r , r )nd (r ) pd (r )  0
r
468


nd ( r )
d




 nd (r )WDA (r , r )(1  na (r )) pa (r ) 
(1)
r





 (1  nd (r ))WAD (r , r )na (r ) pa (r )  F  (1  nd (r ))  0
r
Здесь p d (r ) – оператор проектирования на точки пространства, занятые
донорами; p d (r ) – оператор проектирования на точки пространства, занятые


акцепторами;  a ,  d – время жизни доноров (акцепторов); nd (r , t ), na (r , t )
вероятность возбуждения на доноре (акцепторе), находящемся в узле
C

WDA (r , r )   da 6 – вероятность переноса энергии электронного возбуждения
r  r
–

r;
от
C


r к акцептору с координатой r  ; W AD (r , r )   ad 6 –
r  r

вероятность переноса электронного возбуждения от акцептора с координатой r к

донору с координатой r  .
Решения этих уравнений относительно плотностей возбуждения доноров и
акцепторов представляют собой интегральные уравнения, которые затем усредняются
по случайному пространственному распределению примесных центров с помощью
методики, разработанной в [2-3]. При усреднении также произведена замена
локальных плотностей возбуждения доноров и акцепторов на средние, что справедливо
в приближении малых уровней возбуждения доноров и акцепторов, а также при
близком к единице отношении микропараметров прямого и обратного переноса.
Численные оценки показывают, что если С da / C ad меньше 1.5, то погрешность в
изменении макропараметров переноса под влиянием выбывания меньше 15%.
Квантовый выход переноса энергии электронного возбуждения от доноров к
акцепторам в этом случае равен:
донора с координатой
 da

 Z ( da )(1  h)
F
F
 da
 da
1
Z(
)h
F 
F 
(2)
Квантовый выход прямого переноса энергии зависит от интенсивности накачки и
изменяется от 0 до 1 при изменении интенсивности накачки от 0 до бесконечности.
Квантовый выход обратного переноса равен:
Z ( x) 

2
ex
2
/4
 ad  a  Z ( ad  a ) , где
(1  erf ( x / 2))
и зависит от макропараметра обратного переноса и времени жизни акцепторов и
также может принимать значения от 0 до 1, при этом, чем больше значение квантового
выхода обратного переноса, тем меньше значение квантового выхода прямого
переноса. Поэтому значение квантового выхода обратного переноса можно принять за
некоторый показатель эффективности сенсибилизации, с помощью которого можно
оценивать перспективность активных сред для создания на их основе твердотельных
лазеров.
469
Список публикаций:
[1] Алимов О.К., Ашуров М.Х., Басиев Т.Т., Корпиченкова Е.О., Муравьев В.В. .Перенос
энергии
электронного возбуждения по примесным ионам в неупорядоченных
средах. Труды института общей физики, 1987,т.9, с.50-147.
[2] Forster Th. Experimentelle und theoretische Untersuchung des zwischenmolekularen
Ubergangs von Electronenanregungsenergie. Zeits. fur Naturforschung, 1949, Vol.4a. P.321335.
[3] Агранович В.М., Галанин М.Д. Перенос энергии электронного возбуждения в
конденсированных средах. М.: Наука, 1978. 383с
Исследование карбонизации поливинилиденфторида методами
оптической спектроскопии
Сёмочкин Павел Сергеевич
Маргамов Ирик Гаязович
Евсюков Сергей Евгеньевич
Челябинский государственный педагогический университет
Песин Леонид Абрамович д.ф.-м.н
[email protected]
Одномерные углеродные структуры (карбиноиды) имеют перспективу
применения в ответственных областях науки и техники: микроэлектронике,
конструировании источников тока, новых оптических материалов, медицине и др. Это
определяет необходимость исследования физических свойств карбиноидов.
Нами было проведено изучение оптического поглощения в инфракрасной (ИК),
видимой и ближней ультрафиолетовой областях частично дегидрогалогенированной
2D-ориентированной плёнки поливинилиденфторида (ПВДФ). Исходная плёнка была
предоставлена фирмой ATOFINA (KYNAR , тип 720, толщина 50 мкм). Реакция
дегидрогалогенирования осуществлялась при комнатной температуре по стандартной
методике. Её продолжительность варьировалась от 2 до 720 минут. Первоначально
прозрачные плёнки ПВДФ при этом закономерно изменяли свой цвет до тёмнокоричневого. Цель работы заключалась в исследовании влияния продолжительности
синтеза на особенности поглощения.
Измерения проводились в режиме пропускания с помощью спектрометра СФ-56 в
интервале длин волн 190-1100 нм с погрешностью  2 нм и спектрометра Specord 75 IR
(ИК– область, интервал волновых чисел 400-4000 см-1 , погрешность  2 см-1). Во
втором случае была осуществлена нормировка спектров по интенсивности.
Исследуемые образцы поглощают ИК–излучение неодинаково, поэтому для того чтобы
спектры были сняты во всём интервале волновых чисел, необходимо изменять ширину
диафрагмы, помещаемой на пути луча сравнения. Вследствие этого происходит
изменение линии фона и интенсивности сигнала. Следовательно, сравнительный анализ
полос поглощения различных образцов в общем случае невозможен. Для решения этой
проблемы был разработан метод эталонирования. В качестве внешнего эталона
интенсивности используется СН-полоса поглощения полиэтилена. Образец
полиэтилена закреплен в жесткой рамке, единообразно помещаемой на пути рабочего
луча. Спектр СН-полос поглощения эталона регистрируется при той же ширине
диафрагмы, при которой записывался спектр исследуемого образца. Интенсивность
470
сигналов эталона при различном диафрагмировании является нормировочным
коэффициентом, разделив на который интенсивность соответствующего спектра
исследуемого образца, мы получаем возможность прямого сравнения особенностей
спектров различных образцов.
Анализ ИК-спектров дегидрофторированных пленок показывает, что их форма
существенно зависит от продолжительности реакции. Наиболее существенные
изменения формы спектров происходят в интервалах 1500-1700 см-1 (валентные
колебания двойных С=С связей) и 2200-3700 (валентные колебания ОН-, СН-связей,
сильных водородных связей). С увеличением времени дегидрофторирования
количество С=С, ОН- и сильных водородных связей увеличивается, а СН-связей –
имеет общую тенденцию к уменьшению, хотя в интервале 2-6 минут несколько
возрастает. Это возрастание может быть объяснено боковыми реакциями
нуклеофильного замещения атомов F и H этоксилатными анионами.
Интересной особенностью спектров всех исследуемых образцов является четко
наблюдаемая
интерференция,
характер
которой
зависит
от
времени
дегидрофторирования. В видимой и близкой ультрафиолетовой областях наблюдается
смещение края фундаментального поглощения. Определение положения края было
осуществлено тремя независимыми способами путем измерения длин волн, при
которых:
 наблюдается максимум первой производной;
 исчезает интерференционная картина;
 уменьшается пропускание в е (  2.7 ) раз.
В
качестве
примера
приведены зависимости первой
производной пропускания от
длины волны трех пленок,
дегидрофторированных
в
течение 3, 45 и 720 мин (рис.1,
кривые
1-3).
Видно,
что
максимумы производной, как и
граничные длины волн, при
которых
еще
наблюдается
интерференция (затухающие с
уменьшением длины волны
колебания в правой части
кривых),
при
увеличении
времени синтеза сдвигаются
вправо.
Рис.1
Результаты, полученные различными способами, находятся в качественном
согласии друг с другом, свидетельствуя об уменьшении ширины запрещённой зоны при
дегидрофторировании ПВДФ.
471
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ и Администрации
Челябинской области (региональный грант 01–02–96475).
Обзор оптических приборов и некоторых алгоритмов обработки
измерений для определения концентраций химических веществ
Соколов Михаил Сергеевич
Владимирский Государственный Университет
Руфицкий Михаил Всеволодович, д.т.н., проф.
[email protected]
В аналитической химии очень часто применяются различные оптические
приборы. С помощью них определяются концентрации веществ, строение молекул
различных соединений, регистрируются различные химические и физические
процессы.
В работе предлагается подразделить оптические приборы на две группы:
приборы для анализа спектра света от одного источника,
приборы для анализа спектра света (или его интенсивности) от группы
источников.
Приборы первой группы широко распространены и представлены разнообразным
колориметрическим и спектрофотометрическим оборудованием. Фактически, именно
здесь велась и ведется подавляющая доля всех разработок. Это и понятно – именно этот
подход оказывается часто оптимальным.
Приборы второй группы применяются реже. Фактически они представляют собой
системы для снятия и обработки цветных или тоновых изображений.
Проведен обзор литературы с целью выявления различных физических
принципов работы приборов обеих групп и конкретных областей применения.
1. Анализаторы спектра света от одного источника
По типу оптических систем различают обычные приборы с отдельно
оформленными коллиматорной и камерной частями и автоколлимационные, в которых
конструктивно совмещены коллиматор и камера.
По рабочей области спектра различают приборы, предназначенные для
исследований в дальней (вакуумной) ультрафиолетовой области (1—185 нм),
ультрафиолетовой (185—400 нм), видимой (400—760 нм), ближней инфракрасной
(760—2500 нм), средней инфракрасной (2,5—50) 103 нм и дальней инфракрасной (50—
1000) 103 нм.
Приборы с селективной оптической фильтрацией могут быть разделены по тем
физическим явлениям, которые положены в основу их принципа действия, —
дисперсионные (призменные), дифракционные и интерференционные.
В зависимости от назначения селективного фильтра может быть выделен или
узкий спектральный участок (одна спектральная линия) или же достаточно
протяженный участок спектра. В первом случае оптическая часть прибора называется
монохроматором, во втором — полихроматором.
Приборы, в которых излучение разлагается в спектр в результате модуляции
различных видов, называют селективными спектральными модуляторами. Эта группа
приборов в свою очередь может быть разделена по виду селективной модуляции
472
(частотная или амплитудная) или типу модулятора (интерференционный,
интерференционно-поляризационный и растровый).
Наиболее распространена классификация приборов по способу наблюдения или
регистрации спектра — визуальному, фотографическому или фотоэлектрическому.
К оптическим приборам первой группы относятся: спектрограф, спектроскоп,
стилоскоп, стилометр, спектрометр (абсорбционный и эмиссионный), СИСАМ
(спектрометр с интерференционной селективной амплитудной модуляцией), растровый
спектрометр, Фурье-спектрометр, матричный спектрометр, спектрофотометр.
Выделены также специальные методы спектроскопии: аналитическая
хромотография, спектроскопия по нарушенному полному внутреннему отражению,
спектроскопия с использованием эффекта Керра, различные виды лазерной
спектроскопии.
2. Анализаторы цветных или тоновых изображений
Непосредственно в химии применение таких приборов довольно ограничено в
силу их специфичности.
Например, для спектроскопии микрообъектов (в первую очередь биологических )
рекомендуется анализировать изображение с учетом цвета. Это увеличивает
возможности по выделению структурных признаков объектов и по определению их
химического состава.
Также это измерение площади пятен от капли исследуемого раствора на
специальной химической бумаге путем оцифровки (сканирования) и обработки
изображения. Это решение и использование ЭВМ может быть оправдано, например, в
ситуации, когда разрабатывать новый прибор слишком сложно, а готовый по какимлибо причинам не доступен.
Перспективы приборов второй группы заключаются в том, что в области
обработки изображений (образов) как раздела информатики сделано уже очень много.
В частности, это всевозможные методы коррекции и подавления шума в изображении,
распознавание образов.
В отличие от приборов первой группы, здесь уже необходимо применять ЭВМ и
специальное программное обеспечение.
Проведенный обзор не претендует на полноту (выполнен на основе 60 источников
русскоязычных монографий и сборников), однако дает общее представление о роли и
месте оптических приборов в химическом, биохимическом и физическом анализе.
Особо отмечены перспективы развития приборов на стыке химии и цифровой
обработки изображений.
473
Исследование спектрального состава излучения тлеющего разряда в
гелии
Суслов Сергей Владимирович
Постников Сергей Александрович
Новосибирский государственный университет
Золкин Александр Степанович, к.ф.-м.н.
[email protected]
В настоящей работе исследуется спектр излучения газового разряда в гелии с
целью определения возбужденных состояний его атомов. А также приобретение
навыков работы со спектрографом. Данная работа предназначена для отработки
методики для следующей работы, связанной с регистрацией метастабильных атомов
гелия.
Структурная схема установки представлена на рис.1.
1. Разряд
2. Оптика, световод
3.Спектрограф
4.ПЗС
- линейка
5 Компьютер
Рис.1. Структурная схема установки.
В газоразрядной части 1 горит тлеющий разряд в гелии (давление 0,05 Торр).
Излучение разряда с помощью линз для построения изображения на щели
спектрографа 2 передаётся по световоду в спектрограф 3. На выходе которого
установлена ПЗС-линейка 4. Затем спектр записывается в компьютер.
В результате проведенных измерений были получены зависимости интенсивности
14000
Интенсивность
12000
10000
8000
6000
4000
2000
0
4850
4900
4950
5000
5050
5100
Длина волны, ангстрем
474
Рис. 2 Пример получаемого спектра
5150
излучения от длины волны. Пример одной из полученных зависимостей представлен на
рис. 2.
После обработки полученных данных составлена таблица:
таб, Ǻ
эксп,
Ǻ
I/I0, %
Переход
атоме
в
3888,6
5
3888
11
He 2s3S
3p3P0
–
-
3913
4
-
3964,7
3
3965
5
He 2s1S
4p1P0
–
4026,1
9
4022
5
He 2p3P0
5d3D
–
4387,9
3
4386
5
He 2p1P0
5d1D
–
4437,5
5
4435
4
He 2p1P0
5s1S
–
4471,4
8
4468
16
He 2p3P0
4d3D
–
4921,9
3
4919
18
He 2p1P0
4d1D
–
5015,6
8
5012
100
He 2s1S
3p1P0
–
5047,7
4
5044
7
He 2p1P0
4s1S
–
5876
5874
35
He 2p3P0
3d3D
–
6561,0
6568
4,5
He+
6678,1
5
6687
24
He 2p1P0
3d1D
–
Наличие пиков с длиной волны 3888Ǻ связано с образованием метастабильных
атомов He (23S1) из более высокого рез.-возбуждённого состояния, а с длиной волны
5016Ǻ и 3965Ǻ c образованием метастабильных атомов He(21S0). Относительно
высокая интенсивность спектральных линий 3888Ǻ и 5016Ǻ говорит о значительной
относительной концентрации этих метастабильных атомов в плазме разряда по
сравнению с другими возбужденными состояниями. Наличие пиков (3913Ǻ) не
совпадающих в пределах погрешности ни с одним табличным значением длины волны
475
для гелия, говорит о наличии примесей. Это могут быть атомы и ионы азота, который
не отмораживался в дюаре и проникал из атмосферы за счет натекания. Это могут быть
атомы и ионы металлов распыляемых с поверхности катода ионами.
Влияние флуктуационных электрических полей на выход
люминесценции и ее кинетику в диэлектрических кристаллах.
Яценко Борис Николаевич
Васильев Андрей Николаевич
Московский Государственный Университет им. М.В.Ломоносова
Васильев Андрей Николаевич, д.ф.-м.н.
[email protected]
Процесс электронно-дырочной рекомбинации в диэлектрических кристаллах
существенно определяет основные параметры люминесценции. Эта рекомбинация
может осуществляться как непосредственно (с образованием экситона), так и путем
последовательного захвата на центр (например, рекомбинация электрона с
положительно заряженным центром с последующим захватом дырки и образованием
возбужденного состояния центра). Оба этих процесса имеют общие особенности.
Рекомбинация противоположно заряженных носителей обусловлена неэкранированным
кулоновским взаимодействием этих носителей. В простейшем случае эта рекомбинация
может быть описана с помощью сферы Онсагера, на которой потенциальная энергия
равна тепловой энергии носителей. Электрические поля, сравнимые с кулоновским
полем на расстоянии радиуса Онсагера, могут влиять на скорость рекомбинации.
Поскольку радиус Онсагера значительно больше постоянной решетки, даже
относительно малые случайные внутренние или внешние поля могут уменьшать
скорость рекомбинации. Такие электрические поля могут появляться в плотных треках,
возникающих после пролета тяжелых ионизирующих частиц, под воздействием
интенсивного возбуждения кристалла или благодаря фотоэлектронной эмиссии с
поверхности кристалла.
Описано несколько подходов к описанию рекомбинации в случайных полях. В
случае, когда флуктуационные поля создаются носителями заряда в областях с высокой
плотностью возбуждений, скорость рекомбинации пропорциональна n2/3, а не n, где n –
концентрация возбуждений. Следовательно, кинетика люминесценции на начальном
этапе релаксации в областях с высокой плотностью электронных возбуждений,
становится другой.
Макроскопические поля, образующиеся путем разделения зарядов из-за
фотоэмиссии, могут также влиять на кинетику и эффективность люминесценции в
случае сильного тушения люминесценции на поверхности образца. Этот одномерный
случай рассмотрен в квазиклассическом диффузионном приближении.
476
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа