у поверхности диэлектрика в воздухе
реклама
Научно-координационная Сессия
"Исследования неидеальной плазмы"
(2-3 декабря 2003, Президиум РАН, Москва)
ТЕЗИСЫ ДОКЛАДОВ
ПОСТЕРЫ
АТОМНАЯ БАЗА ДАННЫХ «SPECTR-W3»
ДЛЯ СПЕКТРОСКОПИИ ПЛАЗМЫ И ДРУГИХ ПРИЛОЖЕНИЙ
П.А. Лобода1, И.Ю. Скобелев2, А.Я. Фаенов2, A.И. Maгунов2, T.A. Пикуз2, Н.Н. Бакшаев1,
С.В. Гагарин1, В.В. Комоско1, К.С. Кузнецов1, С.А. Маркеленков1,
С.А. Петунин1, В.В. Попова1
1
РФЯЦ-ВНИИТФ, 456770, г. Снежинск, а/я 245, Челябинская область, Россия
2
Центр данных по спектрам многозарядных ионов (ЦД МЗИ) ВНИИФТРИ
Менделеево, 141570 Россия
Современные потребности в систематизированных результатах исследований по
спектроскопии многозарядных ионов связаны с задачами диагностики лабораторной
плазмы, созданием стандартов частоты в рентгеновском диапазоне спектра, а также
активной разработкой лабораторных и промышленных микро-источников
рентгеновского излучения высокой яркости на основе плазмы газовых, кластерных и
твердотельных мишеней, облучаемых импульсами малогабаритных лазерных систем.
Для этих целей в ЦД МЗИ ВНИИФТРИ в 1988–95 гг. была создана база атомных
данных (АБД) SPECTR [1], которая по-прежнему остается крупнейшей в мире
фактографической АБД по спектроскопическим характеристикам многозарядных
ионов.
В ходе выполнения работ по проекту МНТЦ № 1785 на основе существенно
обновленной и расширенной версии АБД SPECTR был разработан и реализован
интерактивный информационный ресурс по атомным данным — SPECTR-W3
(http://spectr-w3.snz.ru) [2], который в настоящее время внедрен в семейство
специализированных баз атомных данных в World-Wide Web [3]. В АБД SPECTR-W3
были включены новые теоретические данные и результаты прецизионных измерений,
полученные в последние годы; проведена верификация ранее накопленной
информации с точки зрения ее надежности и согласованности.
Информация по атомам и ионам, представленная в АБД SPECTR-W3, включает
данные расчетов, измерений и компиляций по потенциалам ионизации, уровням
энергии, длинам волн и вероятностям переходов, и, в меньшей степени, — также
скоростям и сечениям электронных столкновений с ионами. Данные снабжены
исходными ссылками и комментариями, объясняющими подробности вычислений
или измерений.
Работа была выполнена при поддержке Международного научно-технического
центра по проекту №1785-01.
1. I.Yu. Skobelev, A.Ya. Faenov, A.I. Magunov, в Proc. Int. Конференция по Атомным и
Молекулярным Данным и Их Приложениям (ICAMDATA 97), Gaithersburg, MA,
США, 29 сентября - 2 октября 1997; NIST Специальная Публикация 926, W.L. Wiese и
P.J. Mohr редакторы., (NIST, Gaithersburg, 1998), pp. 69-72.
2. A.Ya. Faenov, A.I. Magunov, T.A. Pikuz, I.Yu. Skobelev, P.A. Loboda, N.N. Bakshayev,
S.V. Gagarin, V.V. Komosko, K.S. Kuznetsov, S.A. Markelenkov, S.A. Petunin, V.V.
Popova, Spectr-W3 Online Database On Atomic Properties Of Atoms And Ions, AIP Conf.
Proc., 636(1), 253–262 (2002)..
3. http://plasma-gate.weizmann.ac.il/FSfAPP.html
УСТОЙЧИВОСТЬ ОТРИЦАТЕЛЬНЫХ ИОНОВ
ВБЛИЗИ ПОВЕРХНОСТИ ТВЕРДОГО ТЕЛА
Д.И. Жуховицкий
Институт высоких температур РАН , 125412 Москва , Россия
e-mail: dmrzhu@mail.ru
В.Ф. Шмидт, О. Илленбергер
Свободный Университет , Берлин , ФРГ
Предложен новый метод нахождения асимптотически точного решения уравнения
Шредингера с двумя пространственными переменными и аксиально -симметричным
потенциалом. В рамках данного метода решение представляется в виде разложения волновой
функции, зависящей от радиальной и угловой координат , по полиномам Лежандра от
угловой координаты. Уравнение Шредингера сводится к бесконечной системе
обыкновенных дифференциальных уравнений. В силу быстрой сходимости решения число
уравнений может быть ограничено двумя–тремя. В настоящее время отсутствует
универсальный метод решения уравнения Шредингера с числом пространственных
переменных более единицы (если эти переменные не разделяются). Это связано с
отсутствием второго граничного условия на поверхности , лежащей внутри некоторой сферы
с конечным радиусом. Для конкретных задач разрабатывались специальные подходы, не
допускающие обобщения. Наиболее часто используется метод аппроксимации функциями,
например, тригонометрическими (метод Фурье с расщеплением шага ), однако и он
применим только в отдельных случаях. Использование многопараметрической
аппроксимации волновой функции в рамках вариационного метода , аналогичной
применяемой для решения задачи со многими частицами (напр., ЛКАО), приводит к
чрезвычайно громоздкой задаче оптимизации с практически неконтролируемой точностью
результата.
Нами предлагается методика получения асимптотически точного решения
стационарного уравнения Шредингера с аксиально -симметричным потенциалом, в рамках
которой это уравнение в частных производных заменяется на систему из бесконечного числа
обыкновенных дифференциальных уравнений, каждое из которых соответствует
определенному значению орбитального момента . При этом предполагается , что волновая
функция также аксиально-симметрична, что заведомо справедливо для основного состояния,
и поэтому представима в виде суперпозиции состояний с определенными значениями
момента . Численное решение системы конечного числа уравнений, которое целесообразно
проводить методом итераций, требует выполнения гораздо меньшего числа вычислительных
операций , чем вычисление матричных элементов и оптимизация в вариационном методе.
Поэтому данный метод обладает высокой вычислительной эффективностью.
Предложенный метод использовался для расчета энергии основного состояния
отрицательного молекулярного иона вблизи поверхности твердого тела . Подобные задачи
возникают при исследовании отрицательных ионных резонансов вблизи поверхности.
Рассматриваемая система состоит из двухатомной молекулы , поверхности твердого тела и
одиночного электрона . Взаимодействие одиночного электрона с молекулой описывается
псевдопотенциалом, электрона с твердым телом - тэта-функцией (глубина потенциала
является параметром); взаимодействием молекулы с твердым телом пренебрегается на
рассматриваемых в задаче достаточно больших расстояниях от поверхности.
Показано, что имеется минимум энергии , соответствующий равновесному состоянию
отрицательного иона вблизи поверхности , что указывает на возможность левитации иона
над поверхностью. Полученное решение позволяет определить также пространственные
области, где возможны стационарные состояния ионов.
СТУПЕНЧАТАЯ ГЕНЕРАЦИЯ ДОМЕНОВ ПРИ ПРОБОЕ
У ПОВЕРХНОСТИ ДИЭЛЕКТРИКА В ВОЗДУХЕ
А.Г. Орешко
Московский авиационный институт (технический университет)
С целью исследования физики пробоя, структуры приэлектродной области,
установления механизма ускорения заряженных частиц, а также возможности
получения сильных электрических полей при низком значении приложенного
напряжения при пробое у поверхности диэлектрика выполнен ряд экспе-риментов.
Регистрировались: свечение плазмы с помощью электронно-оптиче-ских
преобразователей (ЭОП) и камеры ФЭР-7, а также напряжение, ток в ос-новной цепи,
ток
быстрых
электронов
в
приэлектродной
области,
тормозное
и
сверхвысокочастотное (СВЧ) излучение. С помощью преобразователя с макси-мумом
чувствительности в сине-зеленой части спектра обнаружены аномаль-ные
плазменные образования (АПО) в начальной стадии разряда – рис.1. Пер-вичное АПО
появляется в результате термализации в пространстве быстрых электронов,
генерируемых между слоями плоского приэлектродного домена (рис.1,а).
Прохождение домена в зазоре сопровождается пульсациями свечения (рис.2),
коррелирующими с током быстрых электронов и генерируемым СВЧ излучением.
Сильное поле между оболочкой и ядром первичного АПО, превышающее предельное для ударной ионизации, приводит к генерации вторичного АПО.
Наблюдались также ветвящиеся структуры - рис.3. На основе доменного подхода
дано объяснение генерации быстрых электронов, ”горячих” точек и ветвящихся
структур типа Лихтенберга в электрических разрядах.
Рис.2. Конверсия энергии
Рис.1. Эопограммы свечения для четырех отрезков времени. Экспозиция – 30 нс. Запуск
ЭОП: tа=-20 нс; tб=100 нс; tв=200 нс; tг=300 нс.
Рис.3. Генерация ветвяще-гося вторичного образова-ния.
ЧЕТЫРЕ ФАЗЫ РАЗВИТИЯ БЕЗЭЛЕКТРОДНОГО РАЗРЯДА
УНИПОЛЯРОНОГО ПРОБОЯ ГАЗА (УПГ) И НЕОБХОДИМОСТЬ НОВОГО
ПОДХОДА К ОБЪЯСНЕНИЮ ПРИРОДЫ РАЗРЯДОВ
А.И. Герасимов, И.В. Герасимов, А.К. Сухов, М.Н. Пыршев, А.Н. Селянкин
Костромской государственный университет им.Н.А.Некрасова
156000. г.Кострома, ул.1 Мая, 14 E-mail: ellips@kmtn.ru; giv@ksu.kostroma.net
Результаты исследования феноменологии разряда униполярного пробоя газа (УПГ) [13] ставят много вопросов, имеющих отношение не только к механизмам разрядных
процессов, но и затрагивающих основные положения классической теории электричества.
При УПГ разрядная трубка имеет только одно покрытие - электрод (ПЭ), размещенный на
внешней поверхности длинной ( 0,5 м) стеклянной трубки вблизи одного из ее концов;
длина ПЭ l CE 0,5 м. Параметры разряда УПГ: частота следования униполярных (одного
знака) импульсов потенциала на ПЭ
f i 40 1000 Hz ; амплитуда импульсов
i = 2.0 7.0 кВ , длительность одного импульса t i 2 10 s ; радиус трубки
rt (3 30) мм ; давление газа в трубке (3 10 3 30) Торр .
В развитии разряда УПГ существуют четыре последовательные фазы. Первая –
темновая, ненаблюдаемая, с длительностью до 5 минут [1,2], когда при наличии на ПЭ
импульсов высоковольтного потенциала И разряд – свечение газа отсутствует. Во второй
фазе разряда в объеме газа непосредственно под поверхностью ПЭ возникает первая область
его свечения. В третьей фазе на некотором расстоянии от ПЭ в объеме газа трубки
возникают (формируются) светящиеся плазменные образования, представляющие собой
свободные объемные заряды (СОЗы) отрицательного знака (при любой полярности И на
ПЭ), окруженные оболочкой из ионизованных и возбужденных молекул газа. В четвертой
фазе разряда УПГ свечение газа на длине разрядного столба появляется как результат
прохождению СОЗов по объему трубки.
Существование нескольких последовательных фаз развитии разряда УПГ, их
свойства позволило использование ПЭ цилиндрической геометрии. При этом эксперименты
устанавливали зависимость параметров, характеризующих каждую из 4-х фаз разряда, от
давления газа p , амплитуды И и длительности tИ импульсного потенциала, от геометрии
ПЭ (плоский ПЭ на торцевой стенки трубки или цилиндрический ПЭ на ее поверхности), от
его площади S ПЭ и длины l ПЭ : S ПЭ 2RT l ПЭ , RT - внешний радиус трубки). Совокупность
свойств, отличающих разряд УПГ от известных типов разрядов, требует подходить к
рассмотрению природы не только этого разряда, но и явления электрического разряда в
целом, с иных позиций, которые должны принципиально отличаться от известных
механизмов развития разрядов.
Литература
[1]. Герасимов И.В. Физика плазмы.1988.14.1240-1247.
[2]. Герасимов И.В. ЖТФ.1994.65.30-35.
[3]. Gerasimov A.I., Gerasimov I.V. Proc. XXV Int. Symposium on Plasma Chemistry. Orleans. France. 2001.VIII.PP.3303-3309.
СТРУЙНАЯ ПЛАЗМА ВЧ РАЗРЯДА В ПРОЦЕССАХ НАНЕСЕНИЯ
ПОКРЫТИЙ.
Кашапов Н.Ф.
Казанский государственный технологический университет
Совмещение преимуществ струйных плазменных методов напыления при
атмосферном давлении с вакуумными методами может быть реализовано с помощью
струйного высокочастотного (ВЧ) плазмотрона в условиях динамического вакуума.
Поэтому исследования струйной плазмы ВЧ разряда пониженного давления в
процессе нанесения покрытий представляет, несомненно, научный и практический
интерес.
Проведены комплексные экспериментальные исследования параметров струи
неравновесной низкотемпературной плазмы в процессе нанесения покрытий при
одновременной плазменной обработке формируемой пленки. Анализ результатов
свидетельствует,
что
плазменная
струя
является
несамостоятельным
комбинированным разрядом, а не потоком распадающейся плазмы. Установлена
существенная роль слоя положительного заряда (СПЗ), возникающего около
обрабатываемой поверхности при формировании покрытий, определены
характеристики ВЧ разрядов в динамическом вакууме (концентрация заряженных
частиц, температура электронов, температура тяжелых частиц, напряженность ВЧ
электромагнитного поля), как функции параметров установки (частоты ВЧ поля,
мощности разряда, диаметра разрядной камеры, скорости потока плазмообразующего
газа, давления). Выявлено, что свойства системы покрытие – подложка на ряду с
внешними параметрами, такими как скорость струи, мощность вкладываемая в
разряд, температура подложки и др., определяются энергией ионов, бомбардирующих
поверхность Wi и плотностью ионного тока на поверхность ji. Ионы плазмы,
ускоряясь в СПЗ, формируют поток с плотностью ионного тока ji=0,3÷30 А/м2 и
приобретают энергию Wi~10÷100 эВ. При столкновении с поверхностью ионы
передают приобретенную энергию атомам твердого тела, способствуя тем самым
изменению физико-механических свойств его поверхностного слоя. Кроме этого,
ионы рекомбинируют на поверхности тела с выделением энергии рекомбинации 1225 эВ, в зависимости от рода газа. Совместное действие процессов рекомбинации и
бомбардировки низкоэнергетическими ионами поверхности приводит к ее
модификации. Наибольший эффект в процессе подготовки поверхности достигается
при Wi=50÷100 эВ и ji=0,3÷1,5 А/м2, что соответствует ВЧ емкостному разряду, а ВЧ
индукционный разряд эффективен при напылении (Wi=10÷30 эВ и ji=15÷25 А/м2).
РЕАЛЬНЫЕ СВОЙСТВА ДИНАМИКИ СИЛОВОГО ПЕРЕНОСА И
РАЗОГРЕВА ЭЛЕКТРОНОВ В БОЛЬЦМАНОВСКОМ ГАЗЕ АТОМОВ
И.А. Бориев
Филиал Института Энергетических Проблем Химической Физики РАН
С использованием представлений статистической физики и кинетики развит логичный
последовательный подход к описанию динамики переноса и разогрева ансамбля электронов
под действием силы электрического поля в неупорядоченной среде упруго рассеивающих
атомов [1]. Подход основан на введении количественной связи между процессами упругих
потерь электроном его энергии и импульса направленного переноса (через число полных
упругих столкновений электрона с атомами, необходимое для релаксации этого импульса) и
обеспечивает необходимую для анализа свойств открытых диссипативных систем связь
обратимых (во времени) уравнений динамики и необратимых уравнений кинетики.
Из анализа существующих экспериментальных данных и априорных соображений о
свойствах упруго рассеяния установлено, что для тепловых электронов число таких
столкновений составляет ~16, а для сильно разогретых переносом электронов оно
уменьшается до ~4 [1,2]. Показано, что неизбежный разогрев электронов при их силовом
переносе в такой среде сопровождается значительным аксиально-симметричным
вытягиванием исходно изотропного пространства скоростей электронов вдоль направления
их переноса, что и вызывает такое уменьшение числа столкновений. При стационарном
переносе в сильных полях это явление приводит к ~ 3-х кратному превышению средней
скорости электронов вдоль направления их переноса над их средней скоростью в обратном
направлении, что означает ~ 9−ти кратное различие средних энергий таких электронов.
Найдено, что эффективная масса электрона (относительно его силового переноса) зависит от
степени вытягивания пространства скоростей электронов и на порядки превышает массу
свободного электрона, будучи лишь в 4÷16 раз (число необходимых полных столкновений)
меньше массы рассеивающего атома.
Полученные результаты указывают на ошибочность общепринятого мнения, что
потеря электроном импульса переноса происходит в каждом полном упругом столкновении,
а пространство скоростей электронов, разогреваемых стационарным переносом в
больцмановском газе атомов, остается практически изотропным.
Установленное фундаментальное явление вытягивания пространства скоростей
электронов под действием внешней управляющей силы, которое несомненно важно для
адекватного описания процесса ударной ионизации в плазме электрического разряда, прямо
подтверждается существующими экспериментальными данными для зависимости скорости
дрейфа электронов в жидких инертных газах от напряженности поля. Учет этого явления
позволяет впервые дать полное качественное и количественное объяснение как
своеобразному (с двумя изломами) виду этой зависимости в логарифмических координатах
(как проявлению двух бифуркаций квазиравновесных состояний пространства скоростей
электронов), так и давно известным эффектам насыщения скорости дрейфа электронов в
этих средах в сильных полях и ее многократного увеличения при введении малой добавки
молекулярной примеси [1-3].
1. Бориев И.А. Объяснение наблюдаемого в конденсированных инертных газах эффекта
насыщения дрейфовой скорости избыточных электронов в пределе сильного электрического
поля, Химическая Физика, 2003, 22, №4, с.80.
2. Бориев И.А. О причинах увеличения дрейфовой скорости квазисвободных электронов в
жидких инертных газах при введении малых количеств молекулярных примесей Химическая
Физика, 2003, 22, №5, с.103.
3. Boriev I.A. New features of forced transport and heating dynamics of quasi-free electrons under
electric field in dielectric medium. 30th EPS Conference on Contr. Fusion and Plasma Phys., St.
Petersburg, 7-11 July 2003 ECA Vol. 27A, P-2.185 (http://eps2003.ioffe.ru/PDFS/P2_185.PDF)
ДЕТОНАЦИОННО-ПОДОБНЫЕ ПРОЦЕССЫ В НЕВЗРЫВЧАТЫХ СМЕСЯХ
ОКИСЛИТЕЛЬ-ГОРЮЧЕЕ*
Долгобородов А.Ю., Махов М.Н., Стрелецкий А.Н., Колбанев И.В., Гогуля М.Ф.,
Бражников М.А.
ИХФ РАН им. Н.Н. Семенова, Москва
Поведен комплекс экспериментальных исследований режимов распространения
химических реакций в смесях алюминия с твердыми окислителями – серой, окислами
молибдена и вольфрама и фторопластом. Изучено протекание реакций при ударноволновом инициировании и в режиме горения. Эксперименты показали сильную
зависимость реакционной способности от способа подготовки смесей, в частности от
степени гомогенности перемешивания смесей. Выявлена существенная роль
предварительной обработки смесей в механохимическом активаторе.
Разработан способ механохимической активации смесей типа окислительгорючее. Механическая активация приводит к образованию механоактивированных
энергетических композитов (МАЭК) – механически-связанных между собой частиц
окислитель-горючее. Реакционная способность МАЕК значительно возрастает по
сравнению с обычными смесями, что приводит к существенному увеличению
скоростей распространения как детонационно-подобных ударно-волновых процессов,
так и скоростей горения.
Для ударно-индуцированных реакций в смесях изучено влияние исходных
характеристик, амплитуды инициирующего импульса, промотирующих добавок и
механохимической активации. Получено, что в смесях алюминия с серой, MoO3 и
фторопластом реакция способна протекать в детонационно-подобном режиме.
Распространение ударно-волнового процесса в смесях алюминия с серой и MoO3
носит неустойчивый характер. В ряде опытов наблюдалось увеличение скорости на
отдельных базах измерения с последующим затуханием.
Для низкоплотных смесей Al/фторопласт впервые получен стационарный
детонационно-подобный режим распространения химической реакции. С ростом
плотности скорость процесса снижается. При плотности близкой к максимальной
реакция протекает только при наличии внешней поддержки или введении около 15%
ВВ.
На основании результатов работы может быть сделан практически важный
вывод – механохимическая активация смесей окислитель-горючее приводит к
получению механоактивированных энергетических композитов, которые могут
рассматриваться как новые энергетические материалы широкого круга применения.
*
Работа выполнена по проекту в рамках комплексной программы Президиума
РАН «Теплофизика и механика мощных энергетических воздействий».
АНСАМБЛИ МЕТАСТАБИЛЬНЫХ КЛАСТЕРОВ ИЗ ЭЛЕМЕНТОВ,
НЕ ОБРАЗУЮЩИХ КОНДЕНСИРОВАННОГО ВЕЩЕСТВА
В НОРМАЛЬНЫХ УСЛОВИЯХ
В.Ф.Елесин, Н.Н.Дегтяренко, Н.В.Матвеев, Л.А.Опёнов, А.И.Подливаев
Московский инженерно-физический институт (Государственный Университет)
degnn@mephi.ru
Целью работы было теоретическое исследование возможности
образования кластеров азота и гелия и их ансамблей, а также запасения в этих
метастабильных кластерных системах значительной энергии. Предсказано
существование таких метастабильных систем и показано, что запасаемая в них
энергия, (2 10) эВ/атом, значительно превосходит энергию известных
химических энергоносителей. Найдены структурные и энергетические
параметры кластеров, исследована их устойчивость. Изучены процессы
выделения энергии. Показано, что в результате деления азотных и гелиевых
метастабильных кластеров выделяется практически 100% запасенной энергии.
При этом в отличие от процессов горения, выделение энергии происходит в
результате деления кластеров и их ансамблей на молекулы или атомы, что
сулит значительные практические преимущества. Таким образом, можно
предсказать перспективность использования ансамблей метастабильных
кластерных структур для эффективного запасения энергии.
НОРМАЛЬНЫЕ И АНОМАЛЬНЫЕ СЦЕНАРИИ СПИНОДАЛЬНОГО РАСПАДА
МЕТАСТАБИЛЬНОГО ПЛАВЛЕНИЯ В ПРЕДЕЛЕ Т→0 НА ПРИМЕРЕ
БЕЗАССОЦИАТИВНОЙ КУЛОНОВСКОЙ МОДЕЛИ
И.Л. ИОСИЛЕВСКИЙ, А.Ю. ЧИГВИНЦЕВ,
Московский физико-технический институт (ГУ)
Современные достижения экспериментальной техники по достижению глубоких отрицательных
давлений метастабильного (растянутого) состояния конденсированного вещества (как кристалла, так
и жидкости [1]), также как и успехи в численном моделировании таких состояний [2], делают
содержательным и в принципе экспериментально проверяемым обсуждение вопроса о том, чем
завершается кривая метастабильного плавления при Т 0. Один из сценариев предполагает
(Скрипов, 1999 [3]) что кривая плавления в обсуждаемой области беспрепятственно достигает
нулевой изотермы вещества («холодной кривой»). Этот же сценарий закладывается в некоторые из
полуэмпирических т. наз. «широкодиапазонных» уравнений состояния металлов [4]. В настоящем
сообщении обсуждается принципиально иной сценарий окончания зоны плавления в метастабильной
области, когда при стремлении к нулю температуры системы одна из границ зоны плавления, точнее,
линия замерзания (метастабильной) жидкости, касается ее спинодали, т.е. линии состояний с
бесконечной сжимаемостью жидкости – (P/V)T = 0. Ниже температуры такого пересечения
жидкость становится термодинамически абсолютно неустойчивой и более не существует даже в
метастабильном состоянии. Соответственно, исчезает и возможность плавления, как феномена,
поскольку кристаллу уже «не во что» плавиться. Единственная возможность перехода кристалла в
термодинамически более выгодное состояние – самопроизвольный распад однородного
метастабильного состояния с переходом части конденсированного вещества в газовую фазу. Поэтому
для обозначения такого сценария завершения зоны плавления представляется целесообразным
термин «спинодальный распад зоны плавления» [5].
Обсуждаемый сценарий низкотемпературного завершения зоны плавления изучался авторами
настоящего сообщения в рамках исследования параметров и общей структуры фазовых переходов в
идеализированной кулоновской модели – т. наз. однокомпонентной плазмы ионов на однородно
сжимаемом компенсирующем фоне идеального ферми-газа электронов ОСР(с) [6]. В отличие от
общепринятой традиционной версии модели ОСР с жестким, несжимаемым фоном {ОСР(r)}, где
единственный фазовый переход – вигнеровская кристаллизация – происходит без изменения
плотности (границы плавления и замерзания совпадают) в модели ОСР(с) вследствие сжимаемости
фона присутствуют в идеализированной форме все три фазовых перехода – плавление, испарение и
сублимация. При этом плавление уже сопровождается конечным скачком плотности. Запрет (по
определению) в модели индивидуальных электрон-ионных корреляций позволяет просчитывать до
конца параметры всех фазовых переходов, включая их метастабильные ветви [6]. Итоговые
диаграммы представлены в [5,7]. Значение примера спинодального распада зоны плавления в модели
ОСР(с) может быть усилено. Есть основания полагать, что в отношении гипотетического сценария
завершения зоны плавления при Т 0 справедливым является более общее утверждение: – Для
любой классической модели частиц с «мягким» (степенным) отталкиванием {V(r) ~ 1/r s} и конечным
по глубине и протяженности притяжением, например для системы с потенциалом Леннарда - Джонса
(LJ-12:6), при завершении зоны метастабильного плавления будет реализован тот же сценарий, что и
в случае модели ОСР(с), т.е. при понижении температуры зона метастабильного плавления всегда
пересечется со спинодалью жидкости раньше, чем достигнет нулевой изотермы Т = 0.
Важно подчеркнуть, что все сделанные выше утверждения о наиболее вероятном сценарии
завершения зоны плавления в пределе Т 0 в принципе проверяемы в прямом численном
моделировании методами Монте-Карло и молекулярной динамики.
1. Kanel G., Razorenov S. et al. J. Appl. Phys. 90 (1) 136 (2001).
2. Bauer G., Ceperley D., Goldenfeld N. Phys. Rev. B 61 9055 (2000)
3. Скрипов В.П. Файзуллин М.З. ТВТ 37 (5) 814 (1999)
4. Хищенко К.В., Фортов В.Е. сб: «Физика экстремальных состояний вещества», /Ред. В.Е.Фортов, изд.
ИПХФ, Черноголовка, 2002, с.68.
5. Иосилевский И.Л. Конференция «Уравнение состояния вещества» (Эльбрус, 2002); Конференция
«Теплофиз. св-ва веществ» (Казань, 2002) Тезисы, с.58.
6. Иосилевский И.Л. ТВТ 23 1041 (1985); Iosilevski I., Chigvintsev A. Physics of Strongly Coupled Plasmas /Eds
W.Kraeft and M.Schlanges, (World Scientific, 1996) p.145.
7. Иосилевский И.Л., Чигвинцев А.Ю. Investigated in Russia, http://zhurnal.mipt.rssi.ru
МОДЕЛЬ КИНЕТИКИ ФАЗОВЫХ ПРЕВРАЩЕНИЙ В ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ
В.И. Кондауров
МФТИ
Рассматривается модель термоупругого материала со структурными превращениями.
полная свободная энергия такого материала записывается в виде суммы скрытой (латентной)
энергии фазового превращения и свободной энергии смеси фаз. латентная энергия
представляет собой нелинейную функцию параметра структурного превращения. энергия
смеси фаз предполагается линейной комбинацией потенциалов фаз.
Кинетическое уравнение, определяющее эволюцию структуры материала,
формулируется на основе подхода, учитывающего локальный баланс высвобождаемой и
поглощаемой энергии элемента материала. высвобождение энергии связано с процессом
частичной разгрузки материал в окрестности образующегося включения новой фазы.
поглощение энергии определяется ростом латентной энергии образующейся фазы. в
соответствии с этим подходом скорость изменения структурного параметра
пропорциональна производной полной свободной энергии по этому параметру. такой выбор
кинетики обеспечивает также неотрицательность диссипации структурного превращения в
любых процессах термомеханического нагружения. уравнение содержит характерное время
релаксации напряжений вследствие структурных изменений материала и показатель
кинетики, непосредственно связанный с зависимостью латентной энергии от глубины
структурного превращения.
В качестве примера рассмотрено изотермическое растяжение упругого стержня,
материал которого может находиться в двух фазовых состояниях. с учетом условий
равновесия фаз материала, которыми служат непрерывность напряжений и энергетическое
условие, содержащее в общем случае сингулярный источник энтропии на межфазной
границе, определены напряжения прямого и обратного фазового превращения. построено
решение этой задачи с учетом кинетики структурного превращения материала. полученное
решение показывает, что кинетический параметр однозначно определяет при
квазистатическом фазовом превращении величину сингулярного источника диссипации на
межфазной поверхности. полученный результат означает, что приближение обратимого
фазового перехода в твердых телах соответствует кинетике частного вида - линейному
кинетическому уравнению. нелинейность кинетического уравнения приводит к наличию
сингулярного источника диссипации.
Показано, что характерной особенностью зависимости «напряжение – деформация»
при малых скоростях деформирования является наличие «зуба текучести» для нелинейной
кинетики. Амплитуда «зуба текучести» возрастает с увеличением показателя кинетики и
уменьшением скорости деформации. Для линейного кинетического уравнения зависимость
напряжение – деформация характеризуется монотонным выходом на значение, близкое к
напряжению квазистатического фазового перехода с поверхностью сильного разрыва.
Деформирование с высокой скоростью нагружения сопровождается монотонным
ростом напряжений, причем большой показатель кинетического уравнения приводит к
переходу с одной ветви деформирования на другую по кривой, близкой к горизонтальной,
что позволяет говорить о напряжении, характерном для фазового перехода в условиях
высокоскоростного нагружения.
МНОГОЧАСТИЧНАЯ КВАЗИНЕЙТРАЛЬНАЯ КИНЕТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ
МЕДЛЕННОГО СОЛНЕЧНОГО ВЕТРА
И.М. Васенин, Н.Р. Минькова
Томский государственный университет
Рассмативаются аналитические решения многочастичных кинетических
бесстолкновительных уравнений квазинейтральной полностью ионизованной
водородной плазмы в приложении к медленному солнечному ветру. Основные
допущения модели: сферическая симметрия потока, пренебрежение влиянием
магнитного поля на средние параметры потока, равновесное (максвелловское)
распределение частиц по скоростям у осонвания солнечной короны.
Приводятся аналитические решения для четырехчастичной и
восьмичастичной квазинейтральных моделей, а также асимптотическое
решение для бесконечночастичной модели. Эти решения сравниваются с ранее
найденным решением для двухчастичной модели [1], а также с данными
наблюдений медленного солнечного ветра [2].
Литература
1. Y.M.Vasenin, N.R.Minkova. Journal of Physics A: Mathematical and General, 2003, 36,
pp 6215-6220
2. Koehnlein W. Solar Physics, 169, c 209-213