PIATA KONFERENCIA ČESKOSLOVENSKÝCH FYZIKOV
THE FIFTH CONFERENCE OF CZECHOSLOVAK PHYSICISTS
Košice 29.8 . - 1 . 9.1977
1, 2, 3, 4
OCelová publikácia vydaná Vysokou školou technickou v Košiciach pri príležitosti jej 25. výročia.
PIATA KONFERENCIA ČESKOSLOVENSKÝCH FYZIKOV
THE FIFTH CONFERENCE OF CZECHOSLOVAK PHYSICISTS
Košice 29. 8 . - 1 . 9.1977
1. 2, 3, 4
Ocelová publikácie vydaná Vysokou školou technickou v Košiciach pri príležitosti jej 25. výročia.
Vedecký redaktor Prof. Ing. MATEJ RÄKOŠ, ĎrSc. Výkonný redaktor Ing. ZOLTÁN VARGA, CSc.
- 445 -
VPLYV VZÁJOMNÝCH ZRÄŽOK ATÓMOV V METASTABILNOM STAVE NA ICH TRANSPORT V PLAZME KLADNÉHO STĹPCA Effect of metastable-metastable collisions on their radial transport in a positive column V. MartišovitS, J. Trnovec Katedra experimentálnej fyziky PFUK, Mlynská dolina F 1, Bratislava
Transport metastabilných atómov z plazmového stĺpca na stenu výbojky ovplyvňujú objemové procesy ich tvorby a zániku. Najvýznamnejšie stratové procesy sú: deexcitácia pri zrážkach s elektrónmi, neutrálnymi molekulami plynu a vzájomnými zrážkami metaotabilov, ktoré sú charakterizované reakčnými rýchlosťami /} , X a O . Predpokladáme, že metastabilné atcn;v vznikajú priamou excitáciou elektrónmi zo základného stavu alebo prechodmi z opticky zviazaných stavov s efektívnou excitačnou rýchlosťou oC . Ak n, n a n e < J sú koncentrácie metastabilov, atómov v základnom stave a elektrónov v osi výbojky, môžeme napísať difúznu rovnicu v tvare
'D rľr (*7*)° 7*
( n
* S " *n) "«*> (<*£)*V *
kde D je koeficient difúzie, R polomer výbojky a predpokladáme, že elektróny sú v radiálnom smere rozložené podľa Besselovej funkcie J ((tí/ - 2,405) . Ak zanedbáme odraz metastabilov na stene, môžeme diferenciálnu rovnicu doplniť okrajovými podmienkami v tvare : n R = 0 a ( d n / d r ) r = o = 0. Použitím bezrozměrných premenných Q = ^u, r/R j ý = R /b n^ ^o, D t : % = R2 at n /f
jry
- 446 -
co
-let
O*
es
o
Obr. 1. Normovaný radiálny priebeh koncentrácie metastabilov pre rôzne parametre $ a/ 4 = 0 (nenastáva áeexcitácia pri zrážkach metastabil - oetastabil) b/ A A 0 silná deexcitácia pri zrážkach metastabil - metastabil)
- 447 -
- 'O
Obr. 2, Bezrozměrná hustota toku tsetastabllov na stenu ako funkcia V pre rôzne hodnoty parametra ů .
- 448 -
Riešenie pre A - O možno nájsť v [ l ] . Ak ^ / O diferenciálna rovnica Je nelineárna. Preto sme použili iteráciu r i e šení linearizovaných rovníc, ktoré síce získali pre dané okrajové podmienky diferenčnou metódou. (Diferenčné rovnice sse r i e š i l i faktorizáciou] . Na obr. 1 sú znázornené radiálne profily koncentrácie metastabilov pre niektorá hodnoty parametrov $ a Zl (£ = 0 ) . Hustotu toku metastabilov na stenu výbojky určíme zo vzťahu j , y - - D ^ n / d r ) ^ = - ((Íl/B.) DC ff /df ) . Na obr.2 je znázornená iba závislosť V / d § ) w od f . Všetky výsledky sa vzťahujú na p r í pad, ked* možno zanedbať deexcitáaiu metastabilov pri zrážkach s molekulani Dlynu - t . j . keď £ = 0 - čo obvyklo nastáva v difúznom režime kladného- stĺpca.
Literatúra
[l]
Martišovitš V., Košinár I . , Veis Š.:
Proc. 12th I n t .
Conf» Phenomena in Ionized Gases, Contributed Fapers, North-Kolland Publishing Cocp., Amsterdam, 19 7 5, str.60
5VCJR0ZMERNÝ MODEL POČIATOČNEJ FÁZY 2R(32íSHO PLAZl'OVŽHO FOKUSU Tw^^imensionsl model of i n i t i a l s t a g e of e r c s i v e plasma focus D. OdsfcSm, M. Mastihuba, J . P a v l í k Katedra ejfpeS^gentálnej fyziky PFUK, Mlynská d o l i n a F l , Bratislava
Erózny plazmový fokus, vyx^4(aný eróziou elektrod resp* dielektrika do vákua, sa svojimi vlaNmpsťami, hlavne nízkou teplotou a rýchlosťou pohybu plazmy, znacto^líši
od vysoko-
teplotného plazmového fokusu, študovaného v s í ^ l o s t i s termojadrovou syntézou. Koeficient neideálnosti pl hodnotu 1 a pozoruje sa silná emisia ultrafialového žiarehiaTl],
- 465 Iontonitridace trvající 10 hod.řn při tlaku 2,4 torr a teplo\| 520 °C přinesla tyto výsledky : tvrdost podle Vickerse při art í žení 5 kg byla u původního materiálu 227, po zpracování v dolíku vzrostla na 340 a po zpracování ve čpavku na 38C. Byla talc&yproaěrována křivka tvrdosti různě silných povrchových vrstev^jři zatíženích 50, 100 a 200 g. Ukázalo se, že největší tvrdosťNněla vždy povrchové vrstva a s růstem tloušťky tvrdost klesaly. Tato závislost platila pro zpracování jak v dusíku tak i vk čpavku. Proudové hustota potřebná k ohřátí katody na putřebnoCK^Leplotu silně závisela na tlaku a měnila se od 2,3 do 6,1 mA/cí Závěrem lze říci, že poměrne^ednoduchýia procesem, lze dosáhnout podstatného zvýšení tvrdostaScpvrchové vrstvy a proto je nutné udělat vše aby se tato metoda syčala používat i v našem průmyslu.
Literatura [i] Pekárek St., Studenovský P.: Elektr. obzor, Sv. 62, čľ* 1973 [23 Bennek H.: Archiv fur das Eisenhuttenwessen, Heft 3/4 1944
NSKTEBE' MOŽNOSTI VYUŽITÍ IONIZAČNÍCH VLN K DIAGNOSTICE PLASKATU Some possibilities of using the ionization waves for plaama diagnostiques V. Peřina Fyzikální ústav ČSAV, Na Slovance 2, Praha 8 Kinetické teorie kladného sloupce doutnavého výboje T inertních plynech vycházející z řešeni Boltzmanovy kinetické rovnice pro elektrony vedla k objevu resonančního chováni «lek-
- 466 -
tronového plynu [lj , které je způsobeno převažujícími energetickými ztrátami elektronů u prvního excitačního prahu Ufl. Stabilisuje potenciál ionizačních vln u hodnot blízkých E X = Ufi a U a /2 (E.gradient podélného el. pole, K vlnová délka) [23 . Elastické energetické ztráty posouvají E/L k větším hodnotám a resonance rozmazávají. Vzájemné Coulombovské působení elektronů ustaví lokální termodynamickou rovnováhu a též rozmaže resonance. Ionizační vlny, které Jsou vlastně periodickými zmenami hustoty iontů a metastabilů, delíme na rychlé, vedené ionty a pomalé, vedené metastabily. V heliu [3] byla experimentálně ověřena teorie a hranice, kde dojde k odchylkám, vysvětleny zjednodušením teoretického přís-,. tupu. Byla ověřena závislost fázové rychlosti rychlých vln . > tvaru v^-v E/p a pomalých v^. *v exp (.1/ER) , ? 0 tlak, B poloměr výbojky. Ochlazení neutrálního plynu vede ke změně koeficientů těchto závislostí v souladu se změnami dob života atomárních iontů a rychlých vln a metastabili u posalých vln [4] . Excitační oblasti vln sledují zvýšenou roli stupňovité ionizace u vyšších tlaků a přímé ionizace u tlakiS nižších. Rozbor charakteristického potenciálu vln ukazuje přechod k hydrodynamickému chování elektronového plynu pro nižší E/p v souladu's růstem energetických ztrát elektron! při elastických srážkách 8 s růstem vzájemné energetické výměny elektronů [53 • Pře dispersní křivky, na kterých je díky resonancím možnost výběru vždy dvou vln pro rychlé i pomalé vlny, bylo u rychlých vln při zvyšování proudu (I) pozorováno spojení. To je vysvětleno mizením resonančního stavu elektronového plynu a přechodem k hydrodynamickému s teoretickou hyperbolickou dispersní křivkou cu (k) • Pozorujeme-li fázovou rychlost pomalých a rychlých vln existujících současně, zjistíme, že rychlost pomalé vlny s rostoucím proudem roste a rychlé vlny klesá, po vyrovnání rychlostí pokračuje jen jedná vlna (obr. 1 ) . To je spojeno s klesáním dod života metastabilů a růstem dod života iontů ; v případe, že se doba života metastabilů podstatně neliší od doby života iontů nebo je dokonce kratší,, nemůže již přímá a stupňovitá ionizace vést k odlišným vlnám.
- 467 -
[m/s] 10*
10'
He R*1cm * 84Pa.cm... 0 • 24QPa.cm... 360Pa.cm...
vlna
10
I
10 Obr.
I
I
I
101
J
I [mA]
1.
Doposud jsme předpokládali určení resonanci převažujícími energetickými ztrátami u excitačního prahu. Při nižiích tlacích (.vyšších 3/p^ začne rialc nafryvat y^znaanoií roli přisá ionizace a tía dojde k podatatnyo ztráta* energie elektronů u ionizačního prahu. K určení rli*u přechodu od energetických ztrát u excitačního prahu ke ztrátám u prahu ionizačního *J provedli diepersnl měření •# k dolní tlaková hranicí ce ionizačních vln, Disperaní křivky rychlých vln, která v důsledku resonanci se vyznačují značnou strmostí (grupová rychlost značne vyiií než fázová) a která mají dva maxima
V ~
L
10'
- 468 -
amplifikace, se v neonu u součinu tlaku a poloměru p Q R = =50 Pa. cm změní v přesně hyperbolickou dispersní křivku s jen jedním maximem a značně nižší grupovou rychlostí rovnou fázové. Maximum amplifikace je přesně mezi hodnotami B X dvou maxim u tleků nižších i. vyšších (Obr. 2 ) .
f
[kHz]
Ne
40 30
o o o o
20
p*53.5 R= 1.5 E= 3.05 1-25 o o o o
10 0.2
0.4 Obr.
0.6
Pa cm V/cm mA o o
o -o
0.8 Ua/EÁ,
2a
Domníváme se, že toto potlačení resonance je důsledek stejného významu energetických ztrát elektronů excitací a přímou ionizací. Ionizačními vlnami lze takto sledovat l.«) stav elektronového plynu z vlnového potenciálu, poměru grupové a fázové rychlosti a tvaru disperzní křivky, a 2. ) rychlost a význam ionizačních reakcí z existenčních oblasti vln a chování rychlostí a frekvence vln. Tento přístup může být využit k diagnostice složitějšího plasmatu směsí inertních plynů fó] i plasmatu molekulárních plynů.
f [kHz]
40 30
Ne p = 33.3 Po R= 1.5 cm E= 3.0 V/cm 1=25 mA o o o
20 10 O
02
04
06
08
f [kHz]
50 o o o
40 30
o o o o o
Ne 20 . p - 2 7 Pa R= 1.5 cm 10 E = 2.95 V/cm I =25 mA O'
0.2
0.4
Obr. 2b, 2c,
O
o o
o o •
0.6
Q8
o
- 470
-
Literatura í
1
[l] Růžička T., Rohlena K.:. Czech.J.Phys. B22 0-972) , 906 [2] Rohlena K., Růžička T., Pekárek L.: Czech.J.Phys. B22 (1972) , 920 [3] Peřina V., Rohlena K.., Růžička T.: Czech.J.Phye. B2£ (1975) , 660 [4] Mašek K., Peřina V.: Czech.J.Phye. B18 (1968) , 363 [5] Krása J., Peřina V., Pekárek L.: Czech.J.Phya. B27 (1977) v tisku [6"] Peřina V., Pekárek L.: 9.sem. o íyz. a techn.plasmstu, Liblice 76
RADIÁLNÍ ROZDĚLENÍ PARAMETRU* PLAZMATU V NÍZKOTLAKÉM SLOUPCI Radial plasma parameter dependence in a low pressure column K. Rohlena Fyzikálni ústav ČSAV, Praha 8 - Libeň, Ha Slovance 2
Nízkotlaký sloupec doutnavého výboje ve vzácnych plynech či Hg představuje jednoduše dosažitelný typ plazmatu, pomoci nehož lze realizovat nejrůznější experimenty. Považovali jsme proto za účelné podat poněkud úplnější teorii nízkotlakého sloupce v oboru tlaků, kde podrobnější zpracování chybí : 1 - 100 Pa (Y] a kde přestává platit jednoduché teorie Sohottkyho [2J a dosud nezačíná obor platnosti modelu inerciálního sloupce [3] • Přechodem k nízkým"tlakům se mechanismus sloupce zjednodušuje v tom smyslu, že při tvorbe iontů vymizí stupňovité procesy, zůstává jen přímá ionizace. £ /p prudce roste a klesajícím tlakem a tudíž obzvláště u iontů kriticky narůstá střední (driftová) rychlost. Misto obvyklého lineárního vztahu dává Boltzmannova rovnice s Maxwellovskýa rozdelením iontů pro iontovou střední rychlost vztah :
- 471 b
i£
Zi
V
T.
v
fV i
i
kde F (x-) je určitá funkce, jejíž tvar závisí na konkrétním úcinnén: průřezu srážek ion-neutrél. Pro malé x je F(x) ^ x, pro velké x se pro vzácné plyny dostane F(x)>v ^-~- x 2 , v souhlase s experimentem. 3 využitím (1) lze za předpokladu přícié ionizace odvodit pro radiální rozdělení parametrů plazmatu následující soustavu rovnic : v
dn
ir
/vi \
í v-
1
*i
T
= v-
i
C2) í Í
(rnvir) - n z o .
(3)
uvážimo-li konečnost vňech parametrů plazmatu v ose trubice a í hustoty nosičů náboje na stěně, zjištujeme, že jedna okrajová prámínka přebývá, což umožňuje stanovit E„ /p . z o Jestliže zanedbáme radiální složku iónové střední rychlosti vůči složce podélné, stane se F(x) v (2) konstantním koeficientem a (.2,3) lze zredukovat na Eesselovu rovnici, která ve shodě s Schottkyho postupem dává pro E /p implicitní vztah :
lišící se od běžné rovnice jen tím, že iontová pohyblivost je nahrazená výrazem b v
Ti
F
i viZ (ViZ / V T.)
lZ
Z
'
při důsledném řešení soustavy (2,3) je ale nutno brát v úvahu, že obzvláště směrem ke stěně narůstá podíl radiální slozny rychlosti iontů. Ke konkrétnímu řešení je třeba znát závislost
- 472
-
frekvence přímé ionizace Z o o na E /p . K určení Z isme o o použili jednoduchého Maxwellova rozdělení. K danému E z / ? 0 určíme elektronovou teplotu T z energetické bilance el. pljnu. Soustavu je možno řešit s tím, že podélné pole samo Je dáno podmínkou nulovosti iónové hustoty na stěně trubice.
10 POR [Pacm] Obr. 1. Závislost parametru h v rovnici na tlaku
/
£" = — DQ
- 473 Z řešení je zřejmé, že erfektivni doba živote e klesajícím tlakem se prodlužuje oproti Schottkyho času (obr.l) • Odpovídajícím způsobem je poblíž stěn rovněž deformován radiální profil hustoty ve srovnání s besselovskýn profilem (obr, 2 ) ,
Obr. 2. Radiální profil hustoty iontů (B..Bessel, Ff..inerciální sloupec)
Literatura [l]
Granovskij V.L.: Elektri6«ekij tok v gazt, Nauka, líoekva 1971 , atr. 247 [2] Schottky i . : Phya.Zeits. 2£ , C.1924) t 635 [3] Tonks L., Langmuir I . : Phya.Rev. ^ » 0-929), 876
- 474 VÍPOČET KONCENTRACÍ ČÁSTIC V DUSÍKOVÉ*!!! VÍBOJI Calculated particle densities in the nitrogen discharge I. Ružička, J. Kodymová, L. Láska Fyzikální ústav ČSAV, Na Slovance 2, Praha 6 Bilanční rovnice 10 druhů čájtic ( N , ÍU , N, , N. , N, elektronové excitované molekuly A J 2. » B J 77_, a 77 _, C 77 , E J >_ ) jsme sestavili pro kladný sloupec ss výboje u
•
g
v dusíku. Tím, že jsme započítali jediný ionizační proces - přímou ionizaci, platí řešení pro nízké proudy a charakteristika výboje odpovídá Schottkyho teorii. 10 bilančních rovnic, obsahujících 40 elementárních procesů, doplněných podmínkou kvazineutrality, jsme řešili na samočinném počítači pro parametry pR a I/R v rozsahu 0,1 - 100 Torr cm a 0,1 - 10 mA/cm, přičemž se redukovaná intensita elektrického pole pohybovala v rozsahu 1 0 - 8 0 V/cm Torr. Difúzni konstanty, pohyblivosti a srážkové frekvence elektronů jsme 'vypočítali z rozdělovači funkce, kterou jsme získali řešením Boltzmannovy rovnice pro elektrony. Z literatury jsme převzali účinné průřezy pro elektronové srážky a rychlostní konstanty zbývajících reakcí. Podrobným rozborem řešení jsme zjistili, že v uvedeném rozsahu parametrů se na bilancích významně podílejí tyto procesy : přímá excitace do všech uvažovaných stavů, ionizace a disociace molekul, ambipolární difúze a difúze metastabilů, zářivé přechody a tyto reakce : N2(x)+ N + N — P - N 2 (A resp. B ) + N 2 (X) N + +N 2 +N 2 —•*- Nt + N ? N + N —-*- N 2 (na stěně)
N 2 +N 2 +N 2 á=5- N* + N g
N2 (A) + N —•* N 2 CX) • N
N 2 +N 2 — ^ N ^ + N
N 2 (A) + N 2 (A) —fc; N 2 (C) + Ň 2 (X)
N 2 +N
~ ^ N 2 + N*
Na obr. 1 jsou střední hodnoty relativní koncentrace atomů a excitovaných molekul a na obe. 2 procentuální zastoupení jednotlivých druhů iontů v závislosti na pR pro I/R = = 1 mA/cm a R = 1 cm. Z experimentálních výsledků v uvedeném rozsahu parametrů, s nimiž bychom mohli srovnat své výpočty jsou nám známy pouze měření Schmidta [l] , uvedená na obr. 2.
- 475 Ze stručné informace, kterou o podobných výpočtech zveřejnili Pfau a Winkler [2] , lze zjistit pouze tolik, že jejich výsledky se pro některé částice zřetelní liší ; nelze však. rozhodnout, která práce postihuje výboj v dusíku lépe.
100 [V.]
N*
\
A í-1mA . X \R»1cm / \\°o
to
0.1 0.1 1
n\
k
1 10 - pRflorr.cm]
10
pR [Torr.cmJ
Obr.
1
Obr.
2.
- N ,
- N2,
Podrobnejší diskuze použitých mikrofyzikálních dat jednotlivých reakcí a další závislosti (na I/R * R) budou zveřejněny v rozsáhlejší publikaci*
Literatura [Í3 Schmidt U.: Vortrage der Arbeitstagung in Suhl 1972* «. 229 [23 Pfáu S., Vinkler R.: Arbeitstagung Phyaik und Technik des Plasmě in Karl-Marx-Stadt 1974* s. 6?
- 476 -
K VÝPOČTU PROŘEZU PRO IONIZACI AKHffl DUSÍKU A Ki'SLlKU ľ'ÁRAZELÍ ELEKTRÓNU POMOCÍ KRINB2RG0VA YZORCS On the calculation of the electron impact ionization cross sections of nitrogen and oxygen atoms by means of Krinberg's formula V, Strzondala Katedra fyziky VŠB, Tr. Vítězného dnora, Ostrava - Poruba Funkci vyjadřující závislost průřezu pro ionizaci atomů srážkami s elektrony ns energii elektronů dosud nedove.'eme vůbec s naprostou přesností spočíta'. Pro rychlosti narážejících elektronů mnohem větší než orbitální rychlost atomárních elektronů t-to závislost velmi dobře aproximuje Born - Betheho vzorec tvaru
ta E -kf ln(4 C'1)] ,
(l)
kde E je energie narážejících elektronů, V. ionizační potenc i á l atomu, a poloměr první Bohrovy dráhy elektronj v atocu vo.i í ku. Číselné hodnoty veličin |lí^r a C^ atomu dusíku a kyslíka tenroticky u r č i l i Gsudin a Botter [l~\* Born - Betheno vzorec (l) p l a t í tedy v oblasti klesající závislosti (?(z). Jeho použití v oblasti lalých cner.gií, t . j . v ok^.lí orahu a naxitna furikce o ( í ) vede z oravidla, ve srovnání s měření2, k větším hodnotám. L tohoto á-vodu jsou vedeny pokusy sestavit poloetnoirický vztah, ktorý by aspoň částečně tento nedostatek odstranil. Autor v ->rací \z\ poukázal na cožnosti použití Krinbergova poloempiricksho vzorce tvaru
[a l n K X )
+ b
j
Empirická konstanty a, b vzorce (2) se určí netodou nejmenších čtverců tak, Že pro E » V^ považujeme (2) za korelační funkci vztahu (l). V práci [2] autor obdržel tskto pro dusík a kyslík, vzdor teoretickému rozboru vzorce (2), konstantu b < O . Když vrak korelační interval Dosuneme vhodně směrem k menším energiím narážejících elektronů vycháaí b 7 0 . Takto vypočtené konstanty a, b a výchozí údaje shrnuje vedlejSí tabulka.
- 477 -
Atom
C
i
\ £eVJ
a
b
Dusík
2,291
60,39
14,53
7,656
5,231
Kyslík
2,152
39,19
13,61
7,335
C-,514
Konfrontace vypočti s měřením [3j je patrná z otrázkl, kle křivka 1 znázorňuje závislost (l) , křivka 2 vztah (2Í a křivka 3 v/ísleiky výpoSťi Dcr.ocí Drsvdnnva vzorce (4J
3 •
200
f [eVJ
-'478 -
<J3(E)
16
2
2
= 2,693.10~ f1NR E~ (E-Vi)
ln(l,25 f2%-!)
kde N je požet ekvivalentních elektronů ve vnesší elektronové vrstve atomu a R značí Rydborgqvou jednotku energie; pro dusík použito f1 = f2 = 1 a pro kyslík ť^ = f2 = 0,9. Literatura [l] Gaudin A., Better B.: C. R. Aead. Sc. Paris 265. (l367), 599 [2] Strzondala V.: Sbor. 3. pras. konf. *s. fyziku, Olocouc 1974, 139 j_3] Kieffer L. J . : Atoa. Data 1 (l969>, 19 [4] Drewin K. ľ.'.: Z. fur Phys. 164 (l96l), 513
P R 3 R £ Z Y PRO liHPSXTSt
IONIZACI ľJSUTRÄIJIÍHD A IONT ZCVAÍľÉHO KľSLÍ-
pect icnization cross sections for neutral and ionized oxygen V. Strzondala Katedra fyziky VŠB, Tr. Vítězného února, Ostrava - Porube Post [ l ] vyjádřil pro ionizaci atomů srážkou s elektrony vzoree
6"(E) = 2,72 tf/iE"1 lnfe V^1)
(l)
kde E je ener.^io narážejících elektronů, V. ionizeíní ootenciál stomu a 61 je laxitální hojnota pnirezo. Hasted a Awad \2\ zjistili, že laxisální hodnota pr-rezu imoaktní ionizace 8toaiů a iontů vyhovuje enapirické rovnici 1
/
2
^ = 0,35 ř a
2 0
.
kde R je Rydbergova energie, z stupeň ionizace vzniklých i o n t i , q počet ekvivalentních elektronl na přísluSné hladině resp. podhladině a a Q je první Bohruv poloměr dráhy elektronu v atomu vodíku.
- 479 -
.
Určítne-ii (J Z rovnťce (2) s los&iíoie-ii do (i) -^sk r>o Jbrave oro průraz oro ionizaci atotnl a ior.tč; s ríf kou s elektrony d = 2,31
R,22 .1/2
(vj E;-1 I„(Z 7-1;
O)
Vzorec (3) pou2ijeT.e k výpočtu průřezů precesi o rob í hájících nodle schématu z = 1, 2, 3.
e +
K výpoľ.táín ootrebná číselne .;1*jje jc'ou jvjrc-ny v t^bulco. Výsledky vypočti jsou graficky znázorněny pro cnernie elektronů od ~rahu ionízec? do 1C keV, Pro srovnšní srsfické zo'T.rrázer.í vvsleiků obs^nu.je také ex-3or:mer.téi.n:' Jati rrovzstá z li tc-rat jry. 7 oríosiě noutrílr.írío sto~u kyslíku jsou k -jispozici tři soubory oxoerimer.tálních Jat L^J* Trojír.olní5k.y znázorňují norení íoksenber/Tovo, kroužky xervr.í ?iť.>r-vc a Fracknsnnovo a křížky měření Hothecvo s soolunr. 7 přín--.-. :ě ionizace joinou s jy&krát 1 or.izov^néno n ť T U kyslíku pou?i jeme výsledků ?.erer.í or^.ce [_2j. Proces -± o
n 0
+
o
2+
^
-.
+
0
o
z
Vi [eVJ
q
1
13,62
4
2+
"" 2
35,20
3
3+
3
54,90
2
Z obrázku je patrno, že souhlas vypočtených a experimentálních hodnot je tím větší, čím vyšší je stupeň ionizace atomu, Nebudeme-li uvažovat Boksenbergovy experimentálni data oak hlavním nedostatkem vztahu (3) je posunutí polohy maxima křivky směrem k nižšín energiím. Tuto okolnost lze pravděpodobně odstranit vhodným zavedením dalšího empirického parametru do rovnice ( 3) .
- 480 t
0,18
qa> o Q5 O
O o
E o
0,1
[ 1 ] Post R. P.: High-Temperature Plasma Research and Controlled
v
I
- 481 -
Fusion, Ann. Revs Vol. 9, I n c . Palo Alto, C o l . , 1959, 15. [ 2 j Hasted J . B . , Awad G. L . , J . Phys. B: Atom. Mol. Phys. 5 (1972), 1719. [ 3 ] Kieffor L; J . : Atom. Data 1 ( l 9 6 9 ) , 19.
1ERANIS POHYBLIVOSTI IÓNOV VZNIKAJÚCICH V KCRÓNCVCK VÍBCJI Measurements of the mobility of ions o r i g i n a t e d i n the corone discharge
T. Šipocz Katedra exp. fyziky PF 'JK, Mlynské dolina F l , Hratislava ? r i ceraní -Doklecu koncentrácie iónov trans port ováných prúdom vzduchu cez Dotrubin (iónovoi) do aies+e aplikácie [ij se objavili problémy súvisiace so z-nenou -ohyblivosti iónov. ióny vznikajúce v koránovom výboji zachytávajú vo vlnitom vzduchu nolekul.v vodných páv a tak sú konvertované ns korr.pl-xr.é ióny s veľxi T.S!OU pohvblivosCou, ktoré nie sú zaregistrované meracím zariadenia:. Preto sme uskutočnili >serar.io závislosti pohyblivosti iónov od ioby ich živote v prúde neupravovaného vzduchu pri atmosferickom tlaku [2~], Predaetoa tohto príspevku je porňs oodobn;/ch experimentov za le-?,ie definovaných podmienok a pri nižřích tlakoch vzduchu. Nová aparatúra umožňovala merať strednú hodrotu pohyblivosti iónov v čase 0,05 - 0,20 s od ich vzniku v koróne. Použitý vákuový systém poskytoval možnosť nastaviť rýchlosť prúdenia vzduchu 0 - 2 m/s, totálny t l a k v pracovnom oriestore 0 - 100 kPa. Vzduch bol nasávaný cez prebublávačku naplnenú vodou s koaxiálnu výbojku do meradla založeného na princípe koaxiálnej sondy [ 2 ] . ióny, ktoré vznikli v korónovom výboji, boli prúdom vzduchu unášané z priestoru medzi elektródami a po 5ase potrebnom na prekonanie vzdialenosti medzi výbojkou a sondou j[doba života iónov) boli zachytené v sonde. Zo zmeranej závislosti sondového prúdu od napätia medzi elektródami sondy sme u r č i l i strednú hodnotu koncentrácie a pohyblivosti iónov vstupujúcich do sondy.
- 482 -
Na popísanom zariadení sme realizovali meranie pohyblivosti kladných komplexných iónov pri rôznych tlakoch vzduchu v závislosti od doby ich života. Aby sme mohli výcledkv jednotno vyhodnotiť, normovali sme získané hodnoty vzhľadom ne tlak p c = 101,3 kPa. Pretože vlastnosti iónu a teda aj jeho oohyblivosť sa môžu meniť iba v dôsledku zrážky, je vek iónu charakterizovaný počtom zrážok, ktoré vykoná od svojho vzniku. Za dobu života iónu sme proto oovažovali veličinu Í-Q = ť O/?QJ k3e C je čas DOtrebný na prekonanie vzdialenosti z výbojky do sondy. Závislosť normovanej jednotky pohyblivosti od normovanej doby života .is uvedená na obrázku (>~ - 37,3 kPa; o - 43,0 k?a; v - ?3,7 kPa; D - 69,3 kPa; . - 80,0 kPa; x - 101,3 k?a).
- 483 -
Pohyblivosť kladných iónov sa mení od 1,6 do 1,0 cm/Vs v uvedenom rozsahu *Cj. Rozptyl nameraných hodnôt dosahuje 0,3 cm /Vs. Zmena strednej hodnoty pohyblivosti iónov môže byť vyvolaná zmenou relatívnej koncentrácie dvoch druhov iónov s rozdielnymi pohyblivosťami alebo postupným vzrastom veľkorti konwlexného iónu. Vo vzduchu s relatívnou vlhkosťou ICO % sa tvorí veľké množstvo rSznych druhov komlexných iónov, ktoré obsahujú aolekuly vo3y (33. Uskutočnené merania neumožňujú ur?iť, ktoré ióny sa nachádzajú v orúde vzduchu, evšak získaná výsledky postačujú pre praktické aplikácie korónového výboja. Literatúra [1] Skalný J., Dindočová D.: Správa pre ŠVÚT, Bratislava 1977 [2] Ži-3ocz T., V eis Š.: ?roc. 13 - t h ICPIG, Berlín 1977 [3J Cla-noitt R.: Prcc. 1C - th ICPIG, Oxford 1971, 231
Aľ'ODOVÉ SKVRNľ V NÍZKOTLAKÉM PLAZMATU Anode spots in the low pressure plasma 0. Štirand, J. Skála, A. Vrančev* Fyzikální ústav ČSAV, Na Slovance 2, Praha 8 + Ústav pro elektroniku BAV, Leninova 72, Sofie 13 Anodové skvrny v elektrickém výboji v plynu při nízkých tlacích j<. jev známý již desítky let. Podmínky vzniku anodových skvrn (dodatečných plazmat) byly podrobně studovány v Hg, Ng, CO, směsích í^ s inertními plyny a směsích rtuťových par se vzácnými plyny [lj a o třicet let později opět v N j , Hg, He a Hg v parách [2j. V nižných plynech jsou hranice tlaků, kde byly skvrny pozorovány, rozdílné: Hg: 0,4 - 130 Pa; N g : 20 200 Pa; H 2 : 25 - 650 Pa; Ne, He: od stovek do 25 000 Pa; hustota proudu na anodě nesmí být menší než 10""^ - 10 A/cm f2J. Podmínky vzniku pravidelných geometrických obrazců, vytvářených anodovými skvrnami při -různých tlacích a proudech, studovala řada autTŮ. V literatuře se pak obvykle uvádí závislost
- 484 -
počtu anodových skvrn na velikosti proudu a tlaku -slynu Na základě Doměrně rozsáhlého exoerimentálního materiálu bylo v posledních padesáti lotech předloženo několik hyootés o mechanismu vzniku anodových skvrn. Za nevyhovující lze ze . současného hlediska označit hypothésy o zvýšeném uvolňování plynů plynů z anody, o odrazu elektronů od povrchu anody i o zmenšení počtu nepružných srážek elektronů vlivem zkrácení oblasti anodového spádu. Kvalitativně je nechanisnus vzniku anodových skvrn popsán v práci \_2]. Autoři zde předpokládají splnění dvou podmínek: vysoký kladný anodový potenciálový soád a dostatečně vysoký tlak olynu, což jsou podmínky nutné oro vznik kladných iontů o vysoké koncentraci u anody. V naší oráči chceme ukázat dosud snad nejjednodušší oohled na vznik anodových skvrn za podmínek konstantnosti většiny parametrů výbojového plazmatu na rozdíl oi všech předchozích !)rací. Provedli jsäe experimenty s elektrickým výbojem v čistém vodíku (p = 65 - 250 Pa, průměr výbojové trubice 35 mm, vzdálenost rovinné kruhové snody od studené katody = 20 cm). Pra~ovfclí jsme v oblasti tlaků a proudů, kde je celý kladný sloioec rozvrstven na stojící vrstvy-; Jak známo, je průběh potenciálu podél stojící vrstvy takový, že v temné části vrstvy vykazuje pomalý rist, na čele vrstvy a déle ve svítící části pak prudký vzestup; v další vrstvě se obraz opakuje. Meníme-li nyní délku kladného sloupce napr. působením magnetického pole na katodovou oblast, dostává se anoda postupne do různých míst měnícího se potenciálu mezi dvěia sousedními stojícími vrstvami (viz obr.).
Zrniny obrazce anodových skvrn při relativním pohybu anody po potenciálové křivce
pohleď na anodu
- 485 -
Podobný jev Dozorovali již ve vodíku Thomas a Duffendaek fll při ořibližování nebo oddalování anody od katody. Při na5em exoerimentu jsme použili k oresnému řízení pohybu stojících vrstev proměnné magnetické Dole, působící na katodovou oblast. Iniensitu tohoto magnetického pole jsme řídili intensitou světelného zuření ve viditelné oblasti, snímaného fotoeleaentem ve zvoleném místě výbojové trubice [4]. ?ri nníern exoeriT.rntu zistávuly neproměnné vzdálenost tezi elektrodami a dále důležité parametry elektrického výboje, t.j. tlak plynu o velikost elektrického proudu. Změnou polohy nejbližčí stojící vrstvy vzhledem k anodě jsme tak měnili -jen velikost anodového potenciálového spádu U a tím i velikost intensity elektrického pole v oblasti snody od 0 do desítek V/cm. V místech zvýšeného elektrického pole na íele vrstvy dochází ke vzniku rychlých elektronů (viz napr. [4]), ktoré zDÍlsobí zvětšenou ionisaci, potřebnou oro vznik snodnv/ch skvrn. Po5et skvrn je zívislý na intensitě tohoto sele a ne explioitno na tlaku olynu a celkovém proudu výbojkou. Obrazec unoiov/cň skvrn je stabilní, vyjma oblasti, kdy dochází ke skokové zníně počtu skvrn, "ezjistili jsme ani výskyt nízkofrekvenčních oscilací. Uvedený jednoduchý pohled na vytváření anodových skvrn by mohl přispět k objasnění starého problému o mechanismu vzniku anodových skvrn. Literatura [l] Thomas C. H., Duffendack 0. S.: Phys. Rev. 35 (l93O), 72 [?] Kljarfeld E. N., N'eretina N. A.: Journ. Techn. Phys. 20 (i960), No 2, 136 [3J Granovskij V. L.: ElektriSeskij tok v gaze (ustanovřijsja tok) , Moskva 1971
[4] Štirand 0., Skála J . : Sborník-4. konference č s . fyzika, Liberec 1975, 363
- 486 -
KAPACITNĚ VÁZANÝ VYSOKOFREKVENČNÍ BEZELEKTRODOVÝ VÝEOJ ATMOSFÉRICKÉM TLAKU Capacity coupled highfrequency e l e c t r o d e l e s s d i s c h a r g e a t
a^aosoheric pressure V. Ilruneček KatedW fyzikální elektroniky UJEP,.Kotlářská 2, Brno Vysokofrekvenční (dále vf) bezelektrodový kapacitne vázaný výboj,\hořící při atmosférickém nebo jemu blízkém tlaku, byl získán v^tfálcové výbojové t r u b i c i , kterou na povrchu obepínaly dvě napájena o3 sebe oddělené kovové elektrody na než bylo přivedeno vfViapětí [ l , 2 J . V taková geometrické konfiguraci se výbojovýnta>rostorem uzavírají pouze rozptýlené elektrické siločáry a^oroto výboje generované tímto způsobem tvoří úzké kontrahovane\provQzce, které jsou velmi nestabilní a neustále mění svou poloj Hoaogenní tok eloktricVřch s i l o č a r má geometrické uspořádání, ktoré je sestaveno ž e l v o u kovových olektro-3, ktoré jsou zakončeny rovinnými povrchjw Tyto elektrody jsou umístěny proti sobě tak,že jejich rovinná povrchy jsou navzájem rovnobežné a mezi nimi je vymezen výbojtový prostor. K rovinnému povrchu každé elektrody přiléhá dioleVirická deska, která je opět osezena navzájem rovnoběžnými roviVimi (viz o b r . ) .
3_ 5
Jfm 2222
1 a 5 - kovové elektrody 2 a 4 - di desky 3 - generovaný vT^ výboj 6 - vf g^n
Tyto dielektrické desky zabraňují přímému spojení vznikající-
- 487 -
ho vf výboje s elektrodami a zabezpečují vznik keoacitního proudu. Ve výbojovém prostoru můžeme z a p á l i t i ve vzdechu, při atmosférickém tlaku, stabilní vf výboj, když na elektrody p ř i vedeme vf napětí 2 až 3 kV; zapálení usnadníme vložením ostrého kovového hrotu do výbojového orostoru. V argonu vzniká ter.to výboj i při atmosférickém tlaku ssíovzrucer.íT.. Tímto způsobem generovaný vf výboj aá tvar nízkého vílce, naorosto s t a b i l n í i po dobu několika hodin -i rovr.ox'rr.e zapisuje výbojový prostor. Při průměru elektrod 1C os, tlcuľtco dielektrických desek 1 mm, ve vzdálenosti výbojové dráhy 3,5 mo\yzniká tento výboj při frekvenci
vf generátoru 2.4 .."Iz,
ve vzducrSl při atmosférickém tlaku při nsDPtí 2.15C V 3 výbojem prochází
ornui 3,5 IEA; Drůrsěr výbojového slouoce jo 3 mo.
Tento pr-ierN^žome i v e t ? i t ,
když zvýrítne výkon •'odávar./ do
výboje; podobne*0.ze orodloužit výbojovou dráhu. LJvedenýtr zpu^bei ?enorovaný s t a b i l n í
K
vf
kspscitně vázán./
b c z elektrodový vfeoj je možná výhodně pnsžiti
při plszio-
cheoických reakcích uViichž je na závadu sř: ťJcnoi-t kovových či uhlíkových elektroi lk nebo jsko zíroj rpektra v sr.'Etroji' r. pro soektrální analýzu. T ^ t o výboj nezsnáší in /.ooktrc- rozpráěený nebo vyparený T-ster^l z elektrod s v trnuto ohledu Izo jej
srovnat jedine s índuk2ne^ázanýs bozeloktroiT/ys v" vý-
bojem. Trnto výboj aá T.nxÍT.9ln:^^eplotu ne své~ -jovrcr.u, -roto zařízení pro jeho generaci se j^eopejae boz rložitého chlazení oroudící vodou. Kapacitně v á z s ^ vf bezelektrofový
výtcj
T.á C1SXÍT.UE1 teoloty uprostřed v/boiové\o orostoru b tak chlazení
dostatečné zabezpečují
kovové elekÄroly,
ki;/5 jsou zho-
toveny m př. r l ô i i e 1o!:ře ořiléhají k I t e i e k t r í c k é ú^sz*. Ztráty teoelné energie jsou u k:=p:-citně vážného vf mnohem menší nežli u podobného výboje všzs toho důvodu je pro generaci k3O3Citně vázaného vého výboje, k srovnatelným účelům, třeba vf generátoru s ším výkonem. Literatura [ l ] Msssey J . T., Cennon S. M.: J . Appl. Phys. 36 (1965), 3 [2 3 Zjagincev A. V., Kitin H. V., Prajdkin K. K.: ŽTF 45 (1975Í 278 a 657
- 488 -
7PLYV 3ÝCKLCSTI PRÚDENIA NÍZKOTEPLOTNSJ PLAZIA NA JEJ Influence of '-.he flotv rate of low temperature plasma on i t s e l e c t r i c a l conductivity ä. Veis Katedra experimentálnej fyziky PHJK, Mlynskí dolina, Bratislava
E l e k t r i c k é voťiivosť plazmy pri t e o l o t e T sa č s s t o určuje oravi 21a L. S. Frosta [ l j , ktoré vedie or<; u k r.ssle-
OOTOCOU
šujicexu výrazu .
1
SoT T 1
(1)
•
kle >:o £ x, s í relatívne koncentrácie elektrónov ••. j - t e j zloiky zc:-"si nl/nu s q^^ efektívny zrážkový prierez elektrónov s neutrálnymi 'rscticaii . j . - teho jruhu. ? r i v/Do5te G se za q p í no-iřívajú exporiaentálne hoir.oty •; z-Svisiosí xĎ oi t o l o t y :l,vnie zo So.hovej rovnice e:-:p ( -
k-je k je Folt.zcsnnova konštantu a S. ionizs5ná energia častíc. Presnejíí výpočet elektrickej voáivorti olazxy, ktorý za f nr'uj : sj voiyv jej prášenia, vychádza z určenia strednej hod noty hastoty prú-^u
E = <en J}- —
ľ f (?, 7, t)(en^) iv*
(3 )
n J káe e je náboj a v rýchlosť elektrónu. K tomuto je treba po2r.ať rozdeľovaciu funkciu f(r*, 7, t ) , ktorá sa určí z kineticko j rovnice. Naor. pre čssove nezávislé a priestorové homogénne kolasé elektrické E a magnetické pole B^'oožno kinetickú rovnicu zapísať v zložkovom tvare
,_,
, df
9t
eE
eE
- 489 -
kde m je hmotnosť elektronu, v a v zložky rýchlosti v p r i čom E je vo smere x a B vo smere y. f (v) v tosato prípade mož no vyjadriť ako f (v) =f 0 Cv) + v x fxCv) + v y f y (y)
.
(5)
I (f) v (4) je zrážkový integrál zložený z príspevkov od zrážok elektrónov medzi sebou I p p a od zrážok elektrónov s etómami I
I e a ( f Q ) vyjadruj-ici aj vplyv prúdenia plazmy aožr.o zapísať (2) m
()
v
+
i
d . - ,
a
dv
.
(V Ů )
v áv l v
^
á (i dfft\r 22
- ne^a 4 s e a dvW
k i d / ,
(
dv'
v.v. J
/
J
2
w
?
df
(U,U.H J
& /
S
?i
J\1
2 1 v2U2-3v v, U X • ) dv/L 1 J \ 1 J Mna J
(7) '
kde U je středná rýchlosť pridenia olazmy, M hmotnosť atónu, T^ = nova__ zrážková frekvencia a P ; * tenzor tlaku. Pre f_ v tomto prípede plynie
f o = A exp ^-m f [2kT« + M oc 2 v 2 /3"í > 2 u 2 ]~ 1 du 2 j
(8)
kde u 2 = 3 U 2 cos 2 y + v 2 , T' = T + - ^ U 2 . Pre "E X \í je f- (X/2 a u 2 = v 2 , vtedy f o = A exp í-m J [2kT» + U <x2/3 I P 2 ] " 1 2
2
dv 2
(9)
Ak 2 k T » » M o l ^ ^ , čo je prípad slabého elektrického poľa, je f0 Maxwellovo rozdelenie so zvýšenou teplotou T» o A T = ^ - U 2 . Na obr. l a sú uvedené závislosti A T od
- 490 rýchlosti U pre He, Ar, K, Cs a Ng. Vzrsst teploty je týffi výraznejší, čím sú ťažšie atómy plynu. Ak poznáme rozdeľovaciu funkciu f, moíno elektrickú vodivosť plazmy vypočítať v ľubovoľnom prípade zo vztahu (s)» Určitú predstavu o vplyve rýchlosti plazmy možno však získať aj pri použití rovníc (l) a (2), z ktorých pre pomer &/&'Q vyplýva
2kT V kde o je s uváženíir prúdenia a
(10J
T' 7 -' Gt bez prúdenia. Závislosť
(j/ G', od 4 T je vynesená na obr. 1 t pre He, /r, K s Cs. o Z obrázku je vidieť, že zvýšenie G sa výraznejšie prejaví u plynov s vyššou ionizačnou energiou a to ej v prípade, keS ^ T v dôsledku prúdenia plazmy nie je veľmi vysoké.
7A
10'i
K//
%
10
0 2 4 6 8JO Obr. 1 a U, 10 ms
/
l\ 0 2 4 6 8 210
b
*TJO K
Literatúra [l] Frost L. S.: J. Appl. Phys. 32 (li»6l), 2029 [2] Lee J. J.: Phys. Rev. Letters 32 (lí*74), 1417
- 491 -
EXCITACE VLN V PLAZMOVÉM VLNOVODU SVŕZKEM RhLATIVISTICiaŕCH iLEKTHCNU
The excitation of wsves in a plasma waveguide by r e l a t i v i s t i c beam P. Vrba . Ústav fyziky plazmatu ČS/V, Nademlýnská £00, ^rtiha 9 Abstract; analysou dispersního vztehu v elektromagnetickém přiblížení byly stanoveny nestability soustavy relativistický svazek - plazma. Byla pr- vedena jistá optimslizace úlohy z hlediska generace jednotlivých typů vln vňodnou volbou vnějších parametrů. Dispersní vztah D {(JJ, k ) = O popisující vlnové vlastnosti danné sdtistavy, obdržíme jako nutno a postačující podrínku řešitelnosti soustavy linearizovaných rovnic bezezrážkového plazmatu s linearizovsných Maxwellových rovnic £lj. Vzhledem k tomu, 2e řešíme časovou úlohu stanovíme závislost komplexní normované fresvence il= Re IL + i I
ns reálné nod-
notě normované podélné složky vlnového vektoru K. V oblastech kde P > O
je daná soustava nestabilní s odpovídající mód
narůstá s časem. Na obrázku jsou vyobrszeny jednotlivé dispersní větve pro případ nábojově zkompensoveného reletivně nustého svazku <°0 = 0.C2 N o ( N o = 10 l i f m " 3 ) , šířícího se rychlostí 0,828 . C
uQ=
(c = 2,997 m/sec) plazmaticKým vlnovodem Q poloměS
R^) v
e
ru R
= 5.10~^m ( R
le B
= 0,7 Wb/nr. Fři přecnodu od normovaných veličin -fi.,
P
,K
0
smeru vnějšího n.&gneticiého po-
k nenormovaným veličinám
ních vztahů
UT, /» = 1,78.1O
1:L
u7, y, k
použijeme převod-
SI ,f [Hz] a K „ = 5 ,95 . Í O 2 ^ . 1 ]
Transversální složku vlnového vektoru kj^ určíme předem ze vztahu kj^ = j o i/Rp, icde V" o l = 2,4048 je prvn^ nula Besselovy funkce J o (kj R p ) . Nestabilní oblasti. A, B odpovídají syiichronisinu pomalé cyklotronní vlny svazku s plazmovou resp. cyklotronní vlnou plazmatu (.anomalous Doppler effect instabilities). V oblasti D interaguje pomalá vlna prostorového náboje s plazmovou vlnou (cerenkov instability). Inkrement vybuzené Čerenkovovy vlny
f- J m o r nabývá své maximální hodnoty v blízsosti
- 492 •lektrenoré plmtmoté fpakr«ne«
«> * < ^ p # .
7, porovnaní a m/ixiflrôlními inkrementy ostatních vybuzených vln že čerenicovovu n e s t a b i l i t u vybudíme v darmém systému rííí
K
n,r ní hodnoty inkrcmentů /Vfx v . v l ) U l i e n ý c h v l n s -rostouoím porr.«reni huatot ňviizku plH?.nwtu <Á = P /N v z r ů s t a j í . Tef»rvt? or) <^ - r / i dochíízí k jejich poklesu, dítlíí zvyčovrtní pouiúru je •/. hlttdigk» ponernce vln be z pře dm« t n d. S rostoucí rychloBtí .';v»;:'.)tu /J. c se n e s t a b i l n í oblosti H hodnoty it/j]nic:h inicromentJ vy buzených vln zmenSují (íät.ibili i.ľ»ílct). Oproti tomu zmeučenim polomeru plazmatického sloupce ra.'?p. ava/.KU zn uoučnsnčho zvyáovrtní proudové i n t e n s i t y i l/,e dostihnout j i s t é h o rozäirení nestabilných obl:>stí, zvláSt<" pfik oblfiíití. nnom/ilniho Doplerov?i jevu A, B. Současně a tím vznSíiUtji itiMxirmilni inkremanty vybuzených elektromaf^ietických vln. Změnou vnějSíhů mofjieticktího pole B- lze kromě přepadu hustého pln/.mntu prozkoumat též případ silně pl«zmatu, kdy cyklot^onní frekvence elektro-
- 493 -
nil plazmatu je značně větší než plazmová
(& «
W
.
Je milou povinností poděkovet Dr. J . Lacinovi, p. Jarošové, J. Schrotterovi a 5. Korbeloví ze numerické vyhodnocení disperse. Literatura [ l ] Adlerr. J . H.: Plasica Physics 13
TEPET.NÉ VI.*Sr?0STI KO5ÍP/KTXÉHO A PLÍOVČHO POLVFLCPYIÍKU Therir.al p r o p e r t i e s of compact and foam polypropylene J . M e l e k , I . červeň, }/.. Červeňova, I . " á t e r Katedra fyziky SVÍT, Gottweldovo nám. 19, Brí.tisleva Okrem koirpsktných polyirérnych materiálov, ktorých pouííí s t é l e n a r a s t á , znčinejú sa vo zvýšenej ir.iere používať peno\é polyrrérne materiály pre svoje- n i e k t o r é veľmi výhodné v l ^ s í e p s t i (výbornú tepelnú i z o l á c i u , zniilenú mernú hmotnosť) [ l ^ ^ A p l i k á c i e polypropylénu (makromolekuly typu výrobe velkorozměrových ľančených výrobkov (kalolisových r&mov) s i vyŽiadala skúmanie jeho t e p e l ných v l a s t n o s t í v slpeckálnych podmienkach £ £ ] . V načej p r á c i s t e s r s y y t ý č i l i za c i e ľ overovať platnosť dvojfázového modelu heterogénneho systému: kompaktný PP vzduch k i n t e r p r e t á c i i t e p e l n o r ^ l a č n ý c h . l a s t n o s t í penového PP. Ťažisko n a š e j práce spočívalo vV^reirerení niektorých t e pelných v l a s t n o s t í ( s ú č i n i t e ľ o v t e p l o t r a ^ a t e p e l n e j vodivost i a objemového merného t e p l a p r i konštantSoín t l a k u - cíalej MVT) a i c h teplotných z á v i s l o s t í t r o c h ärunoYSŕônipektnéňo pp rôznych výrobcov p r i atmosferickom t l a k u pomocou^LEpulznej metódy s líniovým zdrojom [ 3 J , voči- ktorému b o l i ro\ečne symetricky ureiestnené dve dvojice b a t é r i í d i f e r e n c i a l n y í l ^ t e r iročlénkov s c i t l i v o s ť a m i (lG9 Ť 4O^)(
- 494 menila v intervale (121 Ť 457) K. Tieto merania sme rozšírili o skúmanie teplotných závislostí súčiniteľa teplotnej vodivosti pomocou stacionárnej porovnávacej metódy v teplotnom intervale (265 ŕ 350) K a merania vplyvu jednoosového tlaku v oblasti pružných deformácií svej teplote na NVT"skúšobných telies pripravených z kompálrtného penového PP. Použité metodiky a meracie zariadenia sú i^edené v prácach \2 4 5 J. Namerané výsledky a špecifikáciu šumaných druhov PP obsahuj? tab. 1. Na zák\)9de vykonaných meraní sa nám podarilo verifikovať merania jstatorov prác [í ~ 8j, ktoré sme rozSxrili o 3alšie skúmané veličiny - najmä o súčiniteľa teplotnej vodivosti, pričom sme získali pôvodné výsledky. Pri interpretácii výsledkov nám pomoľlli merania mikroštruktúry vhodne pripravených skúšobných teliěe. Skúmanie mikro- a mskro-štruktúry skúšobných telies nám umožnilo podchytiť vplyv stupňa kryštalinity a stupňa ľahčeirke (kompaktnosti] na skúmané tepelné vlastnosti PP pri normálnySjj podmienkach. Literatúra [l] Doležal V.: Plasty a kaučuk, ftl(l975) 14-18 [2] Náter I. a kol.: Dielčia správaIff EF SVŠT Bratislava 1^77 [3] Krempeský J.: Meranie termofyzikáí^ych veličín V SAV. Bratislava 1^69 [4] Krempaský a kol.: Záverečná správa K F ^ F SVŠT, Bratislava 1975
[5] Blaško V.: Diplomová práca EF SVŠT, Bratislava, [í] EiermannK.: Kolloid-Z, 201 (ly65) 3-15 [7I Wunderlich B., Baur H.: Adv. polymer S c i . , 7 151 - 3C8 [8] Knappe W.: Adv. Polymer S c i . , 7 Us7l) 477 - 535
- 501 -
6
8 10
20
30 40
Obr. 3 .
60 80100 \ 200 300 —TLÍ
- 502 -
teplot je použitelňVjen výjimečně. Má sice asi o rád vetší vodivost, než známé valcové tuky a kontaktní laky [4j, ale jeho mechanické vlastnosti a nutnost dalšího tepelného zpracování znemožňuje jejich nahrazení. Literatura [l] Petřík Z.: Autorské osvědčení č. 164 7 4 % z r. 1975 [2] VCHZ Synthesia n.p.: Katalogový list; "TeplSs,iěnný t mol UMATHSHM K" [3] Málek Z., Eischof J., Mol oká5 Š., Novotný V., Měření tepelných vlastností vybraných kých materiálu při nízkých teolotách, rotechnický obzor 66 (1977), 98-103 [_4] Kreitman M. M.: Low temperature thermal conductivity of
ES —
several greases. Rev. Sci. Instrum. 40 (1969J 1562-1565
APLIKÁCIA MÍ5SSEAUER0VEJ SPEKTROSKOPIE NA SLEDOVANIE ľ.Ti.CHAXIZľ.ľJ TVCRBÍ FÁZ V Kb - Sn SYSTÉME Mossbauer spectroscopy study of phase creation in Nb-Sn system J. Cirák, M. Tomašich, J. Sitek, Š. Čermák, I. Toth, P. Vrabček Katedra jadrovej fyziky a techniky, EP SVŠT, Vazovova 5, Bratislava Každý supravodivý materiál je charakterizovaný tromi základnými oarametrami: kritickou teplotou T , kritickým sagnetickým poľom H a kritickým prúdom I . Tieto parametre ovplyvňuje veľký počet rôznych činiteľov. Medzi najdôležitejšie z nich patrí: mechanizmus tvorby fáz, ich štruktúra a kvantitatívne množstvo. Na zistenie týchto činiteľov sa v súčasnosti používajú hlavne metalografické metódy, ktoré však majú nízku presnosť, malú rozlišovaciu schopnosť a sú deštruktívne. Keďže systém obsahuj; "Ivľossbauerovský prvok" a ;.'.ossbauerová spektroskopia odstraŕ-uje väčšinu hore uvedených nevýhpd, použili sme túto metodu na skamenie mechanizmu tvorby fáz v tomto systéme.
503 Z "difúzneho" fázového diagramu [lj je známe, že v Nb-Sn systéme existujú tieto fázy. Nb^Sn, NbgSn^, NbSn 2 a tuhý roztok cínu v niobe. Keďže parametre Mossb. soektra týchto fáz neboli doteraz dostatočne presne známe, museli sme ich pripraviť čisté a zmerať ich spektrá. Výsledok je v tab. 1. tab. 1. f [jams' J
^[mms- 1 ] atmms-1] M [%] 100 1,55 -
Vzorka
Fáza
1
Nb^Sn
0,84
Nb 6 Sn 5
0,84
1,87
1945
88,5
Nb^Sn
0,84
1,55
-
11,5
NbSn2
0,84
2,18
1,97
95,2
Sn
0,84
2,62
-
4,8
2
3
M - relat. obsah fáz vo vzorke; A - kvadrup. rozSt.; ä - izoxer. posuv; i- šírka čiary. Vzorky č. 2 a Č. 3 sa nepodarilo vyrobiť etikom čisté. Problémom však ostáva čiara Sn, pretože ide vlastne o tuhý roztok Sn a izomerný posun nie je konštantný. V práci [2"J sa uvádza, že relatívna zmena f-faktora pri izbovej teplote a teplote tekutého dusíka je oveľa výraznejšia pre cín ako pre iné látky. Takto z merania pri teplote tekutého dusíka možno jednoznačne určiť polohu tuhého roztoku cínu v niobe. Mechanizmus tvorby fáz bol študovaný na dvoch vzorkách, ktorých technológia sa líSila len dobou žíhania. Na zistenie hĺbkového rozloženia fáz boli vzorky leptané počas 15, 30, 60 e 80 sek. v chemickom leptadle. V práci [3] bolo farbením pomocou anodickéj oxidácie zistené, že Nb-Sn supravodivá páska pripravená difúznou technológiou má nasledovné rozloženie fázi cínový povrch, vrstva Nb^Sn a Nb jadro. Neskoršie bolo rontgen. mikroanolýzou ukázané, že táto predstava je nepresná, hlavne pokiaľ sa týka vzťahu kritického prúdu a hrúbky vrstvy Nb^Sn [4]. Tieto výsledky boli potvrdené aj našimi experimentami. Vo vzorkách leptaných 30 sek. sme zistili prítomnosť Nb~Sn a Sn, ktoré už bolo nemožné zistiť pomocou optickej netalografie. Zo spektier vzorky žíha-
- 504 -
nej kratšiu dobu sme zistili, Že povrchové vrstvička obsahujtfca KbgSnc a Sn je oveľa hrubšia ako u vzorky Žíhanej dlhšie. Z relatívneho zastúpenia fáz v jednotlivých odleptených vzorkách vyplýva, že tvorba NbjSn fázy prebieha vo vnútri vrstvy z NbgSn 5 a Sn. Prítomnosť Sn v najspodnejšej vrstve dokazuje, že cín pri difúzii "predbieha" ostatné fázy. Tieto výsledky sa v ďalšom použijú pri hľadení optimálnej technológie prípravy supravodiSov Nb-Sn systému. Literatúra [l] Ronani 3. N.: Izvesti AN SSSR, NeorganiČeskije materiály 7, 1490, 1971 [ 2 ] Hohenemser C : Phys. Rev., 139, 185, 1965 \j] Prospekt Supercon - U£A
[A] Kružliak S . : Výskumná správa EÚ SAV, B r a t i s l a v a 1972
Eľ/ALDCVA KONŠTRUKCIA A REFLEXNÁ PRAVDEPODOBNOSŤ
^Swald's
construction and reflection probability pevných látok ČSAV, Cukrová m i cká 10, Praha 6
Pri rofhŕenovej analyze polykryštalických látok sa často vyskytuje otázkaVaká je pravdepodobnosť, že i s t d kryštalické zrno je v reflexne^j^olohe. Z nej vychádzame napr. pri určovaní objemu v difraktujScich častíc z počtu stop na difrakčných krúžkoch. Pre počet slSíŕn N z ožiareného objemu V zrejme p l a t í N = p(v/v ) , kde p je reS^exná prav3epoáobnosť, daná vzťahom (1) p = (1/2)j (*+A) cosiP
" V ^
(x)
priSom j je fsktor četnosti rovín (.hkl), k t o r ^ j a j ú Braggov uhol "iP, o< j e prístrojová divergencia a /$ je r o z s S ^ n i e uhlového oboru vhodných orientácií častíc spôsobená ich losťou, konečnou veľkosťou a nepresnosťou monoehrooatizáe^ primárneho žiarenia. Podľa [l]J j e grafom závislosti počtu ši z jednotky objeou na «< priamka, ktorej kladná smernica určuje
- 561 -
- 562 o VIBRAČNÍ KRYSTALOVÝ SPEKTROMETR POMALÝCH NEUTRONU VKSN-3OO Slow neutron vibrating - crystal spectrometer VCSN - 300 H, T. Michalec, P. Mikula 'Jstav jaderné fyziky ČSAV, Řež u Prahy V. Škába Ústav jaderného výzkumu čsKAE, Řež u Prahy Jaderné metody výzkumu kondenzovaných látek nacházejí v současné době široké uplatnění* Jednou z těchto metod je i studium elementárních excitací (fononů, magnonů atd.) pomocí rozptylu tepelných neotronů. K tomuto účelu jsou používány různé typy neutronových spektrometrů [l]. Typické hodnoty rozlišení v hybnosti (4 k/k) a energii CA E/E) jsou (l - 10) % . Pro mnohé experimenty je žádoucí tato rozlišení zlepšit alespoň o jeden řád bez podstatného omezení světelnosti přístrojů. V laboratoři neutronové optiky tfjF byla po několik let studována difrakce neutronů na kmitajících monokrystalech. Přitom bylo pozorováno až 100 násobné zvýšení integrální reflexní mohutnosti kmitajícího monokrystalu, časové modulace difraktovaného neutronového svazku a mnohé další jevy. Pokračovania těchto experimentů bylo studium neutronové difrakce na dvou synchronise kmitajících monokrystalech v paralelní (1, -l) orientaci. Pokusy byly prováděny s tyčinkami monokrystalů SÍO2, Si a Ge kmitajícími podélně anebo ohybově na stejné frekvenci a s určitým fázovým posuvem kmitů. Časové spektrum dvojnásobne difraktovaných neutronů pozůstává z impulsů o délce Vs (l - ICC) (Wa a opakovací frekvencí f = (lOO - l) kHz [2, 3j. Na bázi získaných výsledků je u reaktoru VVR-S v Řeži budován vibrační krystalový spektrometr pomalých neutronů. Schéma zařízeni je na obr* 1. Dvojitý monochrometor a současně pulsátor umožňuje spojitě měnit energii neutronů dopadajících na vzorek v intervalu E = (0,005 - O.l) eV. Rozptýlené neutrony je možno analyzovat v úhlovém intervalu 6 = (- 5 ŕ 120)°. RozliSení spektrometru je dáno vztahem ů k/k = 1/2 (aE/B") = v fy/, v » rychlost neutronů, I- délka průletové báze . Pro neutrony s £ = 0.005 eV, f = 1.5 r^a a i = 300 cm dostáváme A k/k = 0.05 %
- 563 a AE = 5 cCteV. Značná opakovací frekvence neutronových ia pulsů zaručuje vysokou světelnost přístroje. ^REAKTOR
'••••" ••'•d ••'••' ; o
•
/STÍNĚNÍ
/MONOCHROMÁTOR
77
%yZ%^¥i--
•ó. :Í--V-. -/..vV/.v< ' / f - v / ; í ř >
CľS.I. £C. L :EMA VICRAČNÍKO KRYSTALOVÉHO S.-ZKTRCMHTRU FOMALÝCH f.'ZUTRONÔ
DETEKTORY'
obr. 1*
Budovaný spektrometr umožní studovat jak pružný, tak i nepružný rozptyl neutronů kondensovánými látkami. Metodou pružného rozptylu bude možno na tomto zařízení studovat přechodové jevy s relaxační dobou několik drátek > s . Nepružný rozptyl neutronů umožní experimentální studium mikrodynamiky pevných látek a kapslin.
- 564 Literatura [lj Egelstaff P. A. (editor): Thermal neutron scattering. Academie Press, London 1965 [2] Mikule P., Michalec R. T., Vávra J.: Nucl. Instr. Meth. 137 (1976), 23 [3J Michalec R. T., Mikula P., Vávra J.: Nucl. Instr. Meth. 143 (1977), 121
ANOMXLKÍ TEPLOTNÍ Z/VISLOST TLUMENÍ ULTRAZVUKU V NIOBU Anomalous temperature dependence of ultrasound damping in niobium Jäíšek fyziky pevných látek ČSAV, Cukrovarnícka 10, Praha k studiu teplotní závislosti tlumení ultrazvuku v niobu při i&ekých telotách dalo pozorování L. Rothkircha z H U v Berlíně, že Cyklotronová resonance ve velmi čistých monokrystalech se objevfNihned po ochlazení, kdežto u méně čistých až p o delší době, např..jV24 hod. Zdá se, že při heliových teplotách se samovolně zvětšujeSetřední volná dráha elektronů, což lze ověřit ultrazvukovou impvtaní metodou. Oriětotační měření byl^provedena podélnými vlnami o frekvenci 60 MHz v monokrystalu J^O,5 mm, délky 9 mm, o osou [llOj a čistotou. 99,8 % (pomer odporů^* 11, H c 2 * 0,47 T ) , připraveném na VŠ8 v Ostravě z materiálu f^Johnson - Matthey elektronovým zónovým tavením. Na obr. je průběh tlumení or při c nezení rychlostí 4 K/min (křivka a) ;<x dosáhne plochého minima přiví00 K,*pak v souhlasu s poklesem odporu rychle roste až ke kriticHt teplotě přechodu do supravodivého stavu (T c = 9,5 K ) , a během přechodu prudce klesne. Při ohřevu (křivka b) se v oblasti teplo^^5 až 90 K objeví výrazné maximum; všude Jinde obě křivky dobřWouhlasí. Poloha, šířka a tvar zmíněné anomálie závisí na rychlost^ohřevuj čím je menší, tím dříve začne maximum a tím je užili Při pomalém chlazení do teploty Tg, následovaném ihnei^hře-
- 591 byl zanedbatelný. Na snímcích byly viditelné mozaikové bloky, které s p o ^ ^ kontrastem způsobeným složitou strukturou feromagnetických oqmén silně rušily pozorování růstových pásů. V případě osy růsti^colmé k rovině dopadu se vsak vliv prohnutí rovin silně uplatniN^Záření reflektovalo pouze v úzkém pruhu, jehož Šířka závisela naS^rohnutí rovin a ilřce reflexní křivky. V místě růstových páso^kde se v důsledku změny koncentrace křemíku měnil mřížkový parameNt a tudíž také Braggův úhel, se maximum reflexe posunovalo. Na snímku bylo možno nejen přímo pozorovat polohy pásů, ale z velikosti posunutí maxima také určit změny mřížkového parametru. Při poufc^í záření CuK oc , bylo možno aěřit změny koncentrace s přesností o ^ 5 %» Kolísáni koncentrace v pozorovaném vzorku nebylo pravidelný maximální pozorovaný rozdíl v sousedních pásech činil 0,15 %att. Poloha pásů souhlasila s pásy z viditelněnými barevným leptal Literatura [l] Vaněk P.: Kristall und Technik 12 (1977), K 16 Í2] Kadečková S., Vaněk P.: Sborník Mechanismus a kinetika křistalizace kovů, ČSVTS, Fraha 1975, str. 39
STUDIUM SLITIN Fe - Si METODOU MOSSBAUEROVY SPEKTROSKOPIE Study of Fe - Si Alloys by Mossbauer spectroscopy O. Schneeweiss ústav fyzikální metalurgie•ČSAV, Žižkova 22, Brno Slitiny Fe - Si tvoří bázi některých technicky významných materiálů, např. Sendustů nebo transformátorových ocelí. Na našem pracovišti jsou studovány slitiny železa s 1 až 24 at. % Si metodou líôasbauerovy spektroskopie s cílem poznat jejich strukturu a uspořádávací procesy v závislosti na složení a tepelném zpracování. Výsledky studia Fe - 13,2 at. % Si byly publikovány již dříve [l]» Byla potvrzena existence spinodální dekompozice
- 592 -
a prokázány změny struktury v závislosti na teplotě. Další zajímavou oblastí jsou slitiny a obsahem SI pod 10 at. %, kde není dosud dořešena otázka existence uspořádaná struktury, jejího typu a kritické teploty uspořádání. Ke studiu tohoto problému jsme zvolili slitinu Fe - 6,9 at. % Si. Vzorky této slitiny byly nejdříve zakaleny (1370 K —> 350 K ) a dále podrobeny serii izoternmích žíhání (570 K, 620 K, 670 K, 720 K a 770 K po dobu 50 hodin v H 2 atmosféře). Po každé operaci tepelného zpracování bylo změřeno mossbauerovské spektrum, z ktorého byly určeny některé fyzikálně z&jímavé parametry . Jejich teplotní závislost je ne obr. 1. Ze zmyslu změn relativních intensit P složek spektra ( P 0 resp. P. odpovídá okolí atomu železa s O resp. 1 atomem Si v 1. koordinační sféře) vyplývá, že dochází k uspořádání typu A 1 5 B v oblasti teplot žíhání 620 K - 670 K. Tendenci k uspořádání potvrzuje i růst šířky Čar P (1% c je šířka 1. a 6. čáry v sextetu, V2-5 ^ e šířka 2. ež 5. čáry v sextetu) v uvedené oblasti, neboť rozšíření čar signalizuje rostoucí anisotropii interakcí atomů Fe se sousedními stomy Si. Hodnoty hyperjemných polí H_, H. , Hg (indexy odpovídají 0, 1, 2 atorcům Si v 1. koordinační sféře Fe) jsou prakticky nezávislé na tepelném zpracování. Paralelné s touto slitinou byly měřeny i vzorky s 1 at. % Si a s 24 at. % Si. V prvním případě jde o materiál se strukturou Ag (náhodné rozdělení atomů Si) a zde naměřená spek tra byla vhodným testem rozlišitelnosti složek ra3ssb8uerovského spektra, které odpovídají 0, 1 a 2 atomů Si v 1. koordinační sféře atomu Fe. U druhé slitiny jsme naopak dostali spektre s vysokým stupněm pořádku typu DO- a jejich parametry byly dále užity při vyhodnocování komplikovanějších spekter. Literatura [l] Zemčík T.; Proč, Int. Conf. on Môssbauer Spectroscopy, Cracow 1975, p. Ill
i *
- 593
-
+
•- H2
35550 600 650^700 750 800 "13501400 — T[K] Obr. 1. Závislost relativních intensit P, šířek čar P a magnetického štěpení H môssbauerovských spekter slitiny Fe - 6,9 at. % Si na teplote žíhání vzorku.
- 594 CENTRA STRUKTURÁLNÍ POVAHY V AMORFNÍCH ORGANICKťCH POLOVODIČÍCH The structural trapping centers in amorphous orgsnic semiconductors J), Slavínská, S. Nešpůrek, M. Šorm ^tedra fyziky polyméru MFF UK Ke Karlovu 5, Praha jtav iDekroKolekulární chemie ČSAV, Heyrovského nám. 2, Praha kyt lokálních záchytných stavů pro nositele náboje s ilníiji energetickým spektrem v zakázaném pásu je charakteristí^ý pro molekulární krystaly [l, 2~\. Tyto stavy se vyskytují miifloVjiné v přítomnosti takových strukturálních defektů v krystalu, kroré způsobují změnu mezimolekulárních vzdáleností a tím také změm^Lokální hodnoty polarizační energie. Tyto změny se projeví příjme v s změně hloubky pastí E. [3] r 2 V A5 ( E Í = 2 e ckL. A r v / n k , kde e je náboj elektronu, c< molekulární polarizibilita, ä r^ oVchylka k-té molekuly od její rovnovážné polohy) nebo vytvoří pas^i nové s novou charakteristickou hloubkou. Podobný efekt můžemeNičekávat v amorfní fázi, ve které vznikají uspořádané oblastiN Měření jsme provedli na o\igo (etylén - 2,5 - dialnilinotereftalátu), který po roztavení nezi dvěma paralelními destičkami vytváří převážně amorfní fázi, která po zshřání k teplotě skelného přechodu (320 - 335) K a po prodkém ochlazení kapalným dusíkem ve vakuu (lO~2 - 16"^) Pa vytváří uspořádané, sférolitům podobné oblasti, jejichž velikost se polWbuje okolo 110 ^ m . Pasti byly studovány metodou termostimulowaných proudů. Zlaté nebo SnOg elektrody byly ohmické. Pasti byl\plněny ozářením vzorku monochromatickým světlem 625 nm při teplotě 150 K a napětí přiloženém na vzorek (5 - 10) V, nebo injekcSwnositelů z elektrod. Maxima proudových píku v převážně amorfní faei se vyskytovala při teplotách T x = 206 K, T 2 = 234 K, T 3 = 2 9 9 \ p ř i teplotě zahřívání 0,66 K/min. Hloubky pasti určené z počátečného nábehu proudového píku byly: E^. = 0,3 eV, Eig * 0,5 eV. Hloubíte E^~ se nepodařilo přesně určit vzhledem k proudovým nestabilitém\j teploty skelného přechodu. Polohy a velikosti proudových maxi ňují obvyklé zákonitosti termostimulováných proudů, t.j. posul
- 651 Vysokoteplotně opracovanie monokryštálov ZnSe v tavenine zinku a hliníka podstatne mení tvar VACH [l,2~]» Na obr.l sú znázornené VACH prúdu pred (l) a po opracovaní kryštálu pri zväčšovaní (2) a zmenšovaní (3) napätia. Hysteréza VACS a prepínanie vodivosti (lO* - i
1
Literatúra [l] Birčák J»t Kandidátska diítrtačná práca, Odeaká (1975^ . [2] Sesouk V.V. et.al.i Sbor.vseeoJ»kónf.:Fiz»,chia. i teehn*4 priaso. poluprovodn* A ^ e Odeaa (l976) »
- 652 DYNAMICKÁ* POLARIZACE JADER FLUORU V OZÄftENEM POLYTETRAFLUOBE, HLENU
Dynamic polarization of fluorine nuclei in irradiated polytetrafluorethylene J. Burget, J. šácha lístav jadené fyziky ČSAV, Rež Dynamickou polarizaci (DP) jader fluoru v polytetrafluoretylénu (PTFE) jame začali studovat za účelem stanovení možnosti konstrukce fluorového polarizovaného terčíku z této látky. Možnost DP jader fluoru v PTFE byla již zji&tena drive [l,2,3j . Z těchto prací je známo, že malé množství paramagnetických center, které mechanismus DP vyžaduje [4 J , lze v PTFE získat např. vytvořením volných radikálů ozářením elektrony £l,2[J nebo ozářením v jaderném reaktoru [3J • V této práci jsme volili první metodu. Použili jsme PTFE běžně dodávaného pod názvem teflon, a to vzorků ve tvaru deštiček 9x6x2 mm, folií tlouštky 0,2 mm a prášku. Tyto vzorky byly ozařovaný elektrony střední energie 3,8 MeV v pulsech trvání 2,5 c-ífa s frekvencí 50 Hz nebo 6,25 Hz. Celkové dávky pro jednotlivé vzorky byly v rozmezí 5 až 750 kj.kg" 1 . Ozářením vznikly dva typy radikálů (peroxyradikály a alkyradikály) f5] • Pokud vzorky nebyly uchovávány v kapalném dusíku, alkylradikály brzo vymizely. Druh a koncentrace radikálů byly zjišťovány pomocí elektronové paramagnetické rezonance (EPR ) • DP jader fluoru byla měřena v magnetickém poli 0,65 T a při teplotách 1,5 a 4,2 K. Saturační spektrometr EPR pracoval s frekvenci 25 GHz, velkost polarizace byla měřena spektrometrem magnetické rezonance s frekvencí 35 MHz. Sledovala se závislost polarizace na dávce ozáření, dále změny polarizace a zmeny koncentrace radikálů způsobené podmínkami uchovávání ozářených, vzorků. Na obr.l je uvedena závislost zvýšení polarizace E (poměr polarizace zvýšetíé k polarizaci dané pouze příslušnou teplotou a magnetickým polem) na ozařovacích dávkách a uvedeny příslušné hodnoty celkové koncentrace radikálů c pro jednu aerii vzorků, ve které bylo maximální zvýšení E = 43. Eyly to vzorky tvaru destiček uchovávané v kapalném dusíku.
- 653 Vzorky ozářené stejnou dávkou ponechané na vzduchu při pokojové teplote dávaly zvy'žení poloviční i mendí.
10
Obr.1 Polarizace téhož vzarku měřená opakovaně po několika týdnech klesala (zároveň byl pozorován pokles koncentrace radikálů j . Vzorky z folií dávaly mendí hodnoty E než destičky, v práškovém teflonu se nám zatím nepodařilo polarizaci získat* Tyto výsledky i měření zde neuváděná (měření relaxační časů, měření vzorku různé provenience ) ukazují, Se polarizační proces je ovlivňován řadou faktorů, které bude nutno podrobněji studovat. Děkujeme doc.Ing.J.Teplému,CSc za ozáření vzorků na lineárním urychlovači elektronů v Ústavu jaderného výzkumu v fieži a RNDrJC.Vackovi,CSc z téhož ústavu za měření koncentrace volných radikálů. Literatura : na str. - 700 a -
'•'
- 654 ANOMÁLIE ELEKTRICKÉHO ODPORU VZÍCNYCH ZEMÍN V OKOLÍ MAGNErTICKÍCH PiZOVÍCH PBECHODOV The anomálie of electrical resistance of the rere earth metals jnear the magnetic phase transitions Dudáš K a V d r a teor. a experiment, elektrotechniky EF VŠT, Kosice pojednáva o súčasnom stave poznatkov o podstate anomálií tfelotných závislostí elektrického odporu Eu, Tb a iných vzaenŕch zemín, resp. ich zliatin, v okolí magnetických fázových prechodov. Získané hodnoty kritických exponentov elektrickéhoVpdparu aií diskutované v súvislosti s existujúcimi teoretickými Anomálie elektrického (R) resp. merného elektrického (.f) odporu sa zvyčajnekcharakterizujú teplotnou deriváciou dR/dT resp. d 9 /dT v blJBkosti kritickej teploty T c a experimentálne údaje sú popisovtané mocninným zákonom tvaru d j /dT = A £* , kde A je Btoětanta, £ = /T-Tc/: T c a ^ je kritický exponent teplotnej ^derivácie elektrického odporu. Hodnota A bola.predmetom mdbhých teoretických prác. Pre feromagnetické kovy určili FisRsr - Langer [l] pre T > Tc 7\s oC /v texte je použitá. andardná notácia kritických exponentov/, Richard-Geldart predpovedali al. ^3] v dostaa j pre T < T c » Podlá Alexandra c ak mimo kritic- c< pre T •£ T c , točnej blízkosti k T /\ kej oblasti sú možné c hodnoty A v intervale — ^ — V2 i logaritmická divergencies Kontraverzná situácia existuje v predpovedi pre antiferomagnetické kovy. Suezaki a Mori [4] určil? = ot + ^ - 1 pre T ? I K (d
\
- 657 Nezávisle na způsobu buzení, koncentraci aktivátoru a teplotě, při níž Je prováděna excitace, se v luminiscenčních spektrech TYO^-Eu vyskytují tyto intenzivní čáry: 593,7 nm, 595,2 nm, 610,9 nm, 615,6 nm, 619,6 nm, 698,9 no a 704,B nm (obr,1b),
20 300
350
450
K [nm]
500
600
Obr. A.
660
700
A, [H
Při buzení zářením o Verších vlnových délkách (395 na a 465 na) lze zřetelně pozorovat jek nejintenzivnější z nich. Luminiscenční centrum v YVC.-Eu je tvfc£eno iontea Eu^ + , který v mřížce YVO. nahrazuje ytriům Cl»3] ^Krystalová symetrie tohoto centra je D 2 ( j. Elektronové přechody^ vedouci k luminiscenci, probíhají v rámci konfigurace 4f^, čWtečně od okolí odstíněné elektronovými slupkami 5s a 5p • Výsledky měření ukazují, že k luminiscenci YV0.-Eu dochádzi jak prtaiou excitací aktivátoru, tak pohlcením budící, energie v hostitelské mřížce a jejím následným přenosem.na aktivátor. Tento mechanismus nabývá na významu zvláště při buzení v oblasti mřížkovýabsorpce a při buzení elektronovým svazkem. YY.C*-Eu není fotovodivý, proto není možný pitenos energie migrací nosičů náboje. Buzení mřižky je spojeno se%znikem excitonu, z něhož se budící energie nějakým způsobem^renáší na luminiscenční centrum, při nízkých teplotách je rozntdující rezonanční dipól- dipólový přenos energie excitonu na Eu^ + . při vyšších teplotách přispívá'k přenosu energie i di fuze excitonu v objemu ořízky IVO.. Pravděpodobnosti těchto
- 658 pochodů jsou předmětem.dalšího studia. Z měření teplotních závislostí intenzi^JLuminiscence a doby doznívání budou určeny parametry (např. Ete^ficient difúze, kritické interakční vzdálenost a pod.) , kterévrožní lépe posoudit pravděpodobnosti obou máchánisrnu přenosu Bbůicí energie v mřížce TVÓ.-Eu. Literatura [l] Hsu R., Powell R.C.: J.Luminiscence, 10 (1975) [2j Palilla F.G. at. all : J.Electrochem.Soc. 112 (1965J 776 [3] Gajduk II.I., lín V.F., Gajgerova L.S.: Spektry ljuminescenciji evropija, Nauka Moskva, 1974
NEHESONANCNÍ BUZENÍ SIGNXLU JMR V ŽELEZE Nonresonant NMR signal excitation id iron J. Englich Katedra fyziky polovodičů UFF UK, Ke Karlovu 5, Praha 2 Mechanismus vzniku signálu JMB jader atomů v doménových stěnách kovových ferromagnetik byl v poslední době poměrně intensivně studován, protože v parametrech tohoto signálu se výrazně projevují struktura a dynamika doménových stěn. Značná pozornost byla venovaná studiu procesu vytváření nestacionárních signálů spinového echa, popř. volné precese [1] , L2J > [3] • Qylo zjištěno, že tvar a amplituda signálu jsou dány distribucí hyper jemného pole, distribucí zesilovacího faktoru, distribucí budícího vf pole a vlastními parametry experimentu, t.j. délkami budících impulsů, jejich amplitudou a šířkou pásma přijímač* [4] , [5J • V případě úzké resonan* cnl křivky isotopu ^ F e v práškovém železe byl vytvořen model excitace jader v 180°-doménové stěně, který dovolil vel-
- 659 mi dobře teoreticky vysvětlit experimentální výsledky při měření v resonanci, t.j. v případe, že frekvence budících vf impulsů se shoduje s frekvencí středu zanedbatelně úzké resonanční křivky, (šířka křivky našeho vzorku měřená stacionární metodikou je & 50 kHz [ô]). V experimentech, popisovaných v tomto příspěvku, bylo pro další ověření zmíněného modelu provedeno měření s buzením signálu mimo reaonancní frekvenci JMR. Odladění frekvence budících impulzú 4 ~? bylo měněno v intervalu 100 kHz ^ i V / é l ifflz. !Cypické výsledky měření jsou uvedeny na obrázku*
0
I
ft
•
I
J
> .J j
11
0>
I
Av = 0
/ .
I
2
i
•
1
1 2 1 poměr délek budících impulsu
Byla měřena závislost amplitudy signálu na poměru délek budících impulsů. Frekvence signálu se v mezích přesnosti měření (t 20 kHz) vždy shodovala s resonanSní frekvencí ÚUE a ani tvar signálu se neměnil* ESylo měřeno v oboru teplot od 4 K do 300 SI a různými šířkami pásma přijímače od 180 kHz do 1,5 MHz, a původním komerčním vzorkem práškového železa ANVM a se vzorkem téhož materiálu po redukci ve vodíkové atmosféře. Ve všech případech byl nalezen stejný efekt charakterizovaný obrázkem, totiž asymetrie výsledků vzhledem k resonanční frekvenci JMS. Tato asymetrie se a rostoucí amplitudou vf pole zvětšuje. K vysvětlení uvedeného efektu bylo použito modelu
- 660 distribuce hyperjemného pole v 180°-doménové stinl ve kolmém na její rovinu [l~] . Výpočty teoretických závislosti amplitudy echa na poměru délek bedíclch impulsu s distribuční funkcí modifikovanou uvedenou distribucí hyperjemného pole e velikostí rozdílu mezi resonanční frekvencí jader ve středu steny a v doméně S V v oboru 20 kHz ;6 o V & 200kKz však zatím nedávají vyhovující shodu s experimentálními výsledky. Je tedy zapotřebí hledat další mechanismus, který umožní vysvětlit tak výraznou frekvenční závislost dynamiky doménové stěny.
Literatura
" . i
[l] Turov E.A., Tankeev A.P., KurkinM.I.: FMM 747.
29 (1970),
Butler M.A.: Int. Jour. Jíagn. 4 (1973) , 131 Dean R.H., Urvin R.J.: Phys.Lett. 33A (1970) , 103 Stearns M.B.: řhys. Rev. 187 (1969) , 646 Englich J,, Fahnrich J.: Czech.Jour.Phys. B 26 (1976^ , 585 • [6] Sedlák B.: Kand.dis.práce, 1ÄPP UK 196?
t ( \
[2] [3J [4j [5]
RELAXACE NMR V NĚKTERřCH KAUCUKOVITÍCH M A T E R I X L E C H NMR relaxation in some rubber-like materials J* Fahnrich Katedra fysiky polymerů MFF UK., Ke Karlovu 5, Praha 2
Podélná relaxační doba T 1 protonové magnetické resonance T pevném polypropylenu prochází v závislisti na teplote dvěma minimy [l,2j • Podobné jako u jiných polymerů s methylovými skupinami, připojenými k hlavnímu řetězci, přisuzuje se nízkoteplotní minimum rotaci methylových skupin. Vysokoteplot-
'
- 661 ní ainimum odpovídá uvolnení pohybu řetězců nad teplotou zeskelnení v hlavní přechodové oblasti. Toto sdělení se zabývá výsledky měření teplotních závislostí relaxačních dob, provedených na vzorcích kopolyaerů ethylenu s propylenem -. t.zv. ethylen-propylenových kaučucích. Materiály Vistalon 3708, Vistalon 4608 a Vistalon 404 obsahují - dle firemních údaju kontrolovaných vysokorozliíovací Wffl - po řade 28, 36 a 52 molárnlch procent propylenu.
100
200
300
—
400 TĹK1
Obr. Výsledky měření : o Vistalon 3708, x Vistalon 4608, + Vistalon 404 Výsledky míření relaxační doby T l t provedených na spektrometru Bruker SXP 4-100 při frekvenci 90 MHz nulovou metodou 180° - 90°, jsou vyneseny v horní části obr.l. Podobně jako u čiatéíto polypropylenu ukazují průběhy na existenci dvou mechanismů relaxace. Pro rozdílení obou příspěvku byly body
- 662 proloženy křivky vzniklé, superposicí dvou gaussovských prfl-' běhu :
TJ1 = T Z
Ai
exp -((T-T^ )2/ (2 V{))
(l)
kde T je ábs. teplota a A^, T ^ , t^ vhodné konstanty. Křivky dobře vystihují exper. výsledky. Amplituda Ag nízkoteplotního minima je dosti přesni úměrná obsahu propylenu, což souhlasí s představou relaxace vlivem bržděné rotace methylových skupin s přenosem energie spinovou difusí. V porovnání s čistým iaotaktickýro polypropylenem [l,2j leží nízkoteplotní minima asi o 20 K níže. Vysokoteplotní minima leží při teplotě dokonce o 60 K nižší než u polypropylenu. Posuv minim lze vysvětlit krystalinitou, která u vzorků polypropylenu pravděpodobně vede ke značnému omezení molekulárního pohybu, V dolní části obr.l jsou vyneseny hodnoty relaxační doby v rotující soustavě souřadné I,o • Frekvence daná velikostí efektivního pole, v němž relaxace probíhá, je 3? kHz. minimum lze přiřadit hlavní přechodové oblasti, vztahující se k uvedené hodnotě frekvence. Jeho polohu lze porovnat s výsledky dielektrických relaxačních měření na těchže materiálech [3] . Maxima dielektrických ztrát leží asi o 10 až 20 K výěe než je teplota, očekávaná na základě výsledků relaxace NKR. Tento rozdíl může být alespoň částečně způsoben velkým rozptýlen stanovení hodnot T-jo •
Literatura [l] Sliehter W.P.: J.Pol.Sel. C, No 14 (1966) , 33. [2] Kiensle U., Koack F., Schutz J.V.: Kolloid-Z. u. Z. Polymere 236 (l97O) * 129 . [3] Bakule R.: neuverejnené výsledky.
