ШЕСТНАДЦАТАЯ НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МОЛОДЫХ...

ШЕСТНАДЦАТАЯ

НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ

МОЛОДЫХ УЧЁНЫХ

И СПЕЦИАЛИСТОВ ОИЯИ

ТРУДЫ КОНФЕРЕНЦИИ

г. Дубна

6–11 февраля 2012 г.

ООббъъееддииннееннииее ммооллооддыыхх ууччёённыыхх ии ссппееццииааллииссттоовв

Шестнадцатая научная конференция молодых учёных и специалистов ОИЯИ

г. Дубна, 6 – 11 февраля 2012 г.

ОРГАНИЗАЦИОННЫЙ КОМИТЕТ:

А.С. Айриян – председатель

М.А. Ноздрин – зампредседателя

О.В. Белов

Д.К. Дряблов

Р.В. Пивин

Ш.Г. Торосян

Е.Д. Углов

А.В. Филиппов

ПОДГОТОВКА СБОРНИКА ТРУДОВ:

А.В. Филиппов

WWW: http://ayss.jinr.ru/ E-mail: [email protected]

СОДЕРЖАНИЕ

Введение 3

Список научных секций 7

Список зарегистрированных участников 9

Секционные заседания 17

Секция «Теоретическая физика» 19

Секция «Математическое моделирование и вычислительная физика» 39

Секция «Физика элементарных частиц» 65

Секция «Современные методы ускорения заряженных частиц и

ускорительная техника» 77

Секция «Релятивистская ядерная физика» 97

Секция «Экспериментальная ядерная физика» 123

Секция «Информационные технологии» 155

Секция «Физика конденсированных сред» 183

Секция «Радиационные и радиобиологические исследования» 241

Приложение 281

3

Труды XVI-ой научной конференции молодых учёных и специалистов ОИЯИ 6-11 февраля, 2011 г.

ВВЕДЕНИЕ

С 6 по 11 февраля 2012 г. в ЛИТ ОИЯИ проходила ежегодная XVI научная

конференция «ОМУС-2012», организованная Объединением молодых учёных и

специалистов ОИЯИ. На участие в конференции было подано более ста шестидесяти

заявок от молодых учёных и специалистов ОИЯИ, студентов и аспирантов УНЦ и

других высших учебных заведений. В девяти секциях конференции более ста двадцати

участников представили доклады о проводимых ими исследованиях.

В этот раз конференция ОМУС-2012 была посвящена вопросам математической

поддержки физических исследований, проводимых в ОИЯИ и в мире при участии

ОИЯИ. В рамках конференции был организован цикл лекций от ведущих учёных,

посвященный передовым научным исследованиям в указанной области знаний, в том

числе, по актуальным вопросам математического моделирования в экспериментальной

физике, в биофизике, современным методам высокопроизводительных вычислений.

Оргкомитет конференции выражает благодарность за большую проделанную работу

программному комитету: В.В. Иванову (ЛИТ ОИЯИ), В.В. Воеводину (МГУ), Г. Адам

(ЛИТ ОИЯИ), Ш.А. Айрян (Inst. of Physics, Academia Sinica), Я. Буша (TU of Kosice),

П.Н. Вабищевичу (ИММ РАН), П.В. Зрелову (ЛИТ ОИЯИ), И.В. Киселю (University of

Frankfurt), В.В. Коренькову (ЛИТ ОИЯИ), М. Павлушу (University of Prešov),

Л.А. Севастьянову (ЛТФ ОИЯИ), Т.А. Стриж (ЛИТ ОИЯИ), Г.Д. Ширкову (ОИЯИ), а

также кураторам секций: В.В. Коренькову (ЛИТ ОИЯИ), Д.В. Наумову (ЛЯП ОИЯИ),

Д.А. Артёменкову (ЛФВЭ ОИЯИ), Л.А. Севастьянову (ЛТФ ОИЯИ), А.О. Сидорину

(ЛФВЭ ОИЯИ), Ю.А. Горнушкину (ЛЯП ОИЯИ), М.В. Авдееву (ЛНФ ОИЯИ),

С.Н. Ершову (ЛТФ ОИЯИ), А.В. Гладышеву (ЛТФ ОИЯИ), О.В. Белову (ЛРБ ОИЯИ).

Кроме того, оргкомитет выражает благодарность руководству ОИЯИ и подразделений

за финансовую поддержку и участие в работе конференции, дирекции ЛИТ ОИЯИ и

дирекции УНЦ ОИЯИ — за помощь в её проведении.

По итогам проведения конкурса на соискание премий ОИЯИ для молодых учёных и

специалистов за лучшие работы за 2011 г. были присуждены премии.

4


В номинации «Научно-исследовательские теоретические работы»:

вторая премия: Андреев Александр Васильевич за доклад «Массовые

распределения в вынужденном делении различных изотопов Hg»;

вторая премия: Гусев Александр Александрович за доклад «Адиабатическое

описание моделей аксиально-симметричных квантовых наноструктур»;

вторая премия: Новиков Александр Николаевич за доклад «Трёхмерное

моделирование Джозефсоновской динамики в двухкомпонентном конденсате

Бозе-Эйнштейна».

В номинации «Научно-исследовательские экспериментальные работы»:

первая премия: Виноградова Юлия Вячеславовна за доклад «Индукция

дегенерации сетчатки у мышей под действием генотоксических факторов:

ионизирующей радиации и метилнитрозомочевины»;

первая премия: Самойлов Олег Борисович за доклад «Precise measurement of

charm dimuon production cross-section in neutrino-nucleon interactions and its

various applications».

В номинации «Научно-методические и научно-технические работы»:

первая премия: Анфимов Николай Владимирович за доклад «О возможности

использования МЛФД в ПЭТ с временными измерениями»;

вторая премия: Еремин Роман Александрович за доклад «Молекулярно-

динамическое моделирование растворов чистых цис- и транс-декалина и их

смесей»;

вторая премия: Жабицкий Михаил Вячеславович за доклад «Алгоритм

Асинхронной Дифференциальной эволюции для решения оптимизационных

задач»;

поощрительная премия: Филатов Георгий Александрович за доклад

«Минимизация роста эмиттанса в канале Бустер-Нуклотрон».

В номинации «Научно-технические прикладные работы»:

первая премия: Панфёров Константин Сергеевич за доклад «Многофазные

расходомеры: от сверхпроводящих ускорителей до нефтедобычи»;

5


вторая премия: Кичанов Сергей Евгеньевич за доклад «Исследование

структурных особенностей кристаллофосфора Y3Al5O12:Ce3+/Lu2O3 при его

формировании коллоидно-химическим методом»;

вторая премия: Кутовский Николай Александрович за доклад «Развитие

учебно-исследовательской и тестовой грид-инфраструктуры».

На заседаниях каждой из секций среди участников проводился конкурс на лучший

научный доклад. Призами и дипломами в этом году были отмечены следующие

участники:

Вальова Луция за доклад «Computing and numerical modeling of magnetic

nanoparticles tracking in the blood stream»;

Зель Иван Юрьевич за доклад «Особенности распространения ультразвука

через слоистые структурно-неоднородные твердые тела»;

Литневский Владимир Леонидович за доклад «Учёт ориентаций

сталкивающихся ионов при описании синтеза тяжелых ядер»;

Савельева Мария Геннадьевна за доклад «Изучение закономерностей

экспрессии генов, участвующих в радиационно-индуцированном апоптозе»;

Стрекаловский Александр Олегович за доклад «Установка для исследования

редких мод тройного кластерного распада».

Более подробно с информацией о конференции ОМУС-2012 можно ознакомиться на

сайте ОМУС ОИЯИ: http://omus.jinr.ru/conference2012/index.php.

Оргкомитет научной конференции ОМУС-2012.

6


СПИСОК НАУЧНЫХ СЕКЦИЙ

ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА

Кураторы секции: д.ф.-м.н. С.Н. Ершов и к.ф.-м.н. А.В. Гладышев

МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ И ВЫЧИСЛИТЕЛЬНАЯ ФИЗИКА

Куратор секции: проф. Л.А. Севастьянов

ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ

Куратор секции: к.ф.-м.н. Д.В. Наумов

СОВРЕМЕННЫЕ МЕТОДЫ УСКОРЕНИЯ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ И УСКОРИТЕЛЬНАЯ ТЕХНИКА

Куратор секции: к.ф.-м.н. А.О. Сидорин

РЕЛЯТИВИСТСКАЯ ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА

Куратор секции: к.ф.-м.н. Д.А. Артёменков

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА

Куратор секции: проф. к.ф.-м.н. Ю.А. Горнушкин

ИНФОРМАЦИОННЫЕ ТЕХНОЛОГИИ

Куратор секции: к.ф.-м.н. В.В. Кореньков

ФИЗИКА КОНДЕНСИРОВАННЫХ СРЕД

Куратор секции: к.ф.-м.н. М.В. Авдеев

РАДИАЦИОННЫЕ И РАДИОБИОЛОГИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ

Куратор секции: к.б.н. О.В. Белов

7


8


СПИСОК ЗАРЕГИСТРИРОВАННЫХ УЧАСТНИКОВ

Ahmadov Farid Ibrahim Ogli, FLNR JINR, Dubna

Grzegorz Kaminski, FLNR JINR, Dubna

Jaluvkova Pavlina, FLNR JINR, Dubna

Kacper Drużbicki, FLNP JINR, Dubna

Kuich Magdalena, Warsaw University of Technology, Warsaw

Marcin Mentel, FLNR JINR, Dubna

Miroslav Karahuta, University of Prešov in Prešov, Prešov

Mushegh Rafayelyan, Yerevan State University, Yerevan

Petra Gajdosova, University of Prešov in Prešov, Prešov

Piotr Pluciński, FLNR JINR, Dubna

Vahan Kirakosyan, DLNP JINR, Dubna

Vratislav Chudoba, FLNR JINR, Dubna

Абасзаде Рашад Габил оглы, ИФ НАН, г. Баку

Азарян Николай Сергеевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Айриян Александр Сержикович, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Аксёнов Дмитрий Александрович, ЦНСМН НИУ БелГУ, г. Белгород

Аксёнова Светлана Валерьевна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Алисултанов Заур Замирович, ИОФ РАН, г. Москва

Андреев Александр Васильевич, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

9


Ань Чан Туан, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Апарин Алексей Андреевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Аскеров Эльмар Багир оглы, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Афанасьева Кристина Петровна, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Ахмадов Фаиг Низами оглы, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Ахмедов Гадир Саттар, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Бабкин Вадим Андреевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Баранова Елена Вячеславовна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Батозская Варвара Сергеевна, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Белов Сергей Дмитриевич, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Белокопытова Ксения Вячеславовна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Буянов Алексей Игоревич, МИИТ, г. Москва

Вальова Луция, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Васин Роман Николаевич, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Велешки Стоян Иванов, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Верхеев Александр Юрьевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Виноградова Юлия Вячеславовна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Волохов Юрий Валерьевич, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Габдрахманов Ильнур Рамилевич, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Гавриленко Михаил Григорьевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

10


Галимов Артём Рафаэлевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Гапиенко Илья Владимирович, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Геворкян Мигран Нельсонович, РУДН, г. Москва

Герценбергер Константин Викторович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Горбачев Александр Владимирович, РУДН, г. Москва

Горбунов Илья Николаевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Горюнов Семён Владимирович, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Гурчин Юрий Витальевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Гусев Александр Александрович, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Гусейнов Назим Али оглы, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Данг Нгок Тоан, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Демидова Анастасия Вячеславовна, РУДН, г. Москва

Демичев Михаил Андреевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Дереновская Ольга Юрьевна, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Джабаров Сакин Гамид оглы, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Дряблов Дмитрий Константинович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Дыдышко Егор Вячеславович, НЦ ФЧВЭ БГУ, г. Минск

Егорова Ирина Анатольевна, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Елкин Владимир Геннадьевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Елша Дарья Владимировна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

11


Еремин Роман Александрович, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Ермаков Александр Валентинович, ЛЯР ОИЯИ, г. Дубна

Жабицкая Евгения Игоревна, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Жабицкий Михаил Вячеславович, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Жучкина Надежда Игоревна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Загер Валерий Борисович, ЛЯР ОИЯИ, г. Дубна

Заикина Татьяна Николаевна, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Зель Иван Юрьевич, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Зиньковская Инга, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Зуев Максим Игоревич, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Иванов Артем Викторович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Игнатова Анна Михайловна, ПНИПУ, г. Пермь

Кадочников Иван Сергеевич, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Каттабеков Расулжон Рузикулович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Кичанов Сергей Евгеньевич, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Клопот Ярослав Николаевич, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Кобец Андрей Геннадиевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Коваль Евгений Александрович, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Коваль Оксана Александровна, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Корнегруца Надежда Константиновна, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

12


Костюнин Дмитрий Геннадьевич, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Кручонок Владимир Геннадьевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Кудашкин Алексей Васильевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Кудашкин Иван Васильевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Кузнецова Олеся Витальевна, РУДН, г. Москва

Кузьмина Анна Николаевна, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Куликова Екатерина Игоревна, ГНЦ РФ-ИМБП РАН, г. Москва

Курилкин Алексей Константинович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Кутовский Николай Александрович, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Куцало Полина Вячеславовна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Лесовая Екатерина Николаевна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Литневский Владимир Леонидович, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Лоан То Тхань, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Лоан Фан Тхи Нгок, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Лошак Наталия Васильевна, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Лхагваа Баярчимэг, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Ляшко Марина Сергеевна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Маматкулов Кахрамон Зиядуллаевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Мамедова Жаля Вагиф кызы, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Матвеев Михаил Александрович, МУПОЧ «Дубна», г. Дубна

13


Медведев Дмитрий Владимирович, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Мележик Антон Викторович, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Мерц Сергей Павлович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Милков Васил Михайлов, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Мусульманбеков Антон Женисович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Нагорный Анатолий Васильевич, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Новиков Александр Николаевич, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Ноздрин Михаил Александрович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Панфёров Константин Сергеевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Перевощиков Лев Леонидович, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Пивин Роман Владимирович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Пикельнер Андрей Федорович, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Пиядин Семен Михайлович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Потапова Ирина Викторовна, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Равначка Иванка Илиева, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Рогачев Андрей Вячеславович, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Розов Сергей Владимирович, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Российская Наталья Сергеевна, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Рубцов Арсений Борисович, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Рудаков Александр Юрьевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

14


Румянцева Надежда Сергеевна, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Руткаускас Антон Владимирович, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Савельева Мария Геннадьевна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Самойленко Сергей Александрович, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Самойлов Олег Борисович, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Слепов Иван Петрович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Соловьев Дмитрий Владимирович, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Старикова Светлана Валерьевна, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Стрекаловский Александр Олегович, ЛЯР ОИЯИ, г. Дубна

Сухарева Ольга Михайловна, ЛЯР ОИЯИ, г. Дубна

Терёхин Аркадий Аркадьевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Томчук Александр Васильевич, ЛНФ ОИЯИ, г. Дубна

Торосян Шушаник Грачевна, ЛИТ ОИЯИ, г. Дубна

Тузиков Алексей Васильевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Тучина Мария Александровна, ЛРБ ОИЯИ, г. Дубна

Углов Евгений Дмитриевич, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Филатов Георгий Александрович, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Фомина Мария Викторовна, ЛЯП ОИЯИ, г. Дубна

Фризен Александра Вадимовна, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Шаров Павел Германович, ЛЯР ОИЯИ, г. Дубна

15


Шилин Вадим Игоревич, ЛТФ ОИЯИ, г. Дубна

Штанов Юрий Николаевич, СурГУ, г. Сургут

Шурхно Николай Алексеевич, ЛФВЭ ОИЯИ, г. Дубна

Яковлева Елизавета Николаевна, НИУ «МИЭТ», г. Зеленоград

16


СЕКЦИОННЫЕ ЗАСЕДАНИЯ

17


18


ТЕОРЕТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА

Кураторы секции:

д.ф.-м.н. С.Н. Ершов

к.ф.-м.н. А.В. Гладышев

19


ДОКЛАДЧИКИ ПО СЕКЦИИ

1 Алисултанов Заур Замирович

2 Андреев Александр Васильевич, ЛТФ ОИЯИ

3 Волохов Юрий Валерьевич, ЛТФ ОИЯИ

4 Габдрахманов Ильнур Рамилевич, ЛТФ ОИЯИ

5 Горбачев Александр Владимирович

6 Дыдышко Егор Вячеславович

7 Егорова Ирина Анатольевна, ЛТФ ОИЯИ

8 Клопот Ярослав Николаевич, ЛТФ ОИЯИ

9 Кузьмина Анна Николаевна, ЛТФ ОИЯИ

10 Литневский Владимир Леонидович, ЛТФ ОИЯИ

11 Новиков Александр Николаевич, ЛТФ ОИЯИ

12 Пикельнер Андрей Федорович, ЛЯП ОИЯИ

13 Потапова Ирина Викторовна, ЛТФ ОИЯИ

14 Шаров Павел Германович, ЛЯР ОИЯИ

15 Шилин Вадим Игоревич, ЛТФ ОИЯИ

20


THE QUANTUM KINETIC EQUATIONS FOR THE SYSTEM,

“EPITAXIAL GRAPHENE – QUANTUM FILM”

Z.Z. Alisultanov

Prokhorov General Physics Institute Russian Academy of Sciences, Moscow, Russia

ANNOTATION

We consider the problem of epitaxial graphene, which formed on the quantum film. We

give a microscopic derivation of quantum kinetic equations for a system of “graphene –

quantum film”.

INTRODUCTION

Due to its unique properties, graphene is attracting the attention of many researchers in

various fields of science and technology. Recently, more attention is paid to the study of the

electronic states of graphene formed on the surface of metals and semiconductors [1-3]. Of

particular interest is the study of the electronic states of graphene formed on the surface of

low-dimensional systems. In this paper, based on the method of quantum Green's functions in

the Kadanoff-Baym formalism, a microscopic derivation of quantum kinetic equations for a

system of “graphene – quantized film”.

THE QUANTUM KINETIC EQUATIONS

The Hamiltonian of the system is ˆ ˆ ˆ ˆ H T U V , where T the single-particle Hamiltonian

of the system, U – the interaction operator with a variable external field, V – the potential of

interparticle interaction. In accordance with [4], we introduce the non-equilibrium Green's

function

(1;2), (1;2)

(1;2) .(1;2), (1;2)

g gg

g g

Here 1 1 11 ( , )z r t – a set of spatial and temporal coordinates. Notation

),,(1);,(1 11111 trztr

. )2;1(),2;1(

gg - Green's function of electrons of graphene and the

substrate, respectively, and the rest of the Green function describing the exchange processes

[email protected]

21


between the electron density of graphene and the substrate. The equation of motion for

electron Green's function of grapheme )2;1(),2;1(

gg has the form

1

ˆ (1) (1) (1,2)

3 (1,3) (1,3) (3,2) (1 2),

g

P

i h u gt

d g

(1)

where )2,1(

P - the contribution due to the interaction with the substrate

0

0 0

(1,2) 3 4 (1,3) (3,4) (4,2),L L

P d d g

(2)

where )2;1(0

g the electron Green's function of the substrate in the absence of interaction with

the graphene. In the future, it is convenient to notations 2;1)2;1( Gg

, )2;1()2,1(

for

graphene, )2;1()2;1( gg

, )2,1()2,1(

for substrate. After the transition to real time

arguments have [5]

1 1 1 1 2 2

3 1 3

3 2 3

1 3 3 2

ˆ (1) ( , , ) ( ; , ; , )2 2

( )( ; ; , )2 2

( ; ; , )2 2

( )( ; ; , ) ( ; ; , ),2 2

g

R RP

AP

h u z r G z r z r

ddr r r

dG r r dr

r r G r r

(3)

here

),;,;();,;(

);,;();,(

222211

,

0

0

11221

0

1

,

rrzrzrzg

rzrrdzddrzdrr

AR

LLAR

P

22


To determine the effective wave equation for the electrons of graphene and the substrate, we

represent the mass operator ][ 0gP in the form of two terms with the transformation:

)( 00 gggg : gggg PPP 00

~ . The term P~

we take into account when

determining the effective wave equation of the electron graphene. Another part of the P

reserve in the equation for the correlation function. Thus, the

g 1 1

1

ˆ ( ) ( , ) Re ( ; ; )

( , ) ( , ) ( , ),

Rq P

q q

h r r dr r r

r E q r

(4)

where q - a two-dimensional electron wave vector of graphene, which describes the motion

of electrons in graphene. Finally, we obtain the quantum kinetic equation for the electron

subsystem of grapheme

3

( , ) ( , ) ( , ; , )2 2 2 2

( , ) ( , ( , ; , )2 2 2 2

( )( , ; , )(2 ) 2 2

( , ; , )2 2 2

( , ; , )2 2

(

R RP

A

k kE q E q G q k

k ku q u q G q k

dk d k kq k

k dk dG q q k

k kG q k

P

P3

3

P

)( , ; , )2 2

( )( , ; , )(2 ) 2 2

( , ; , )2 2 (2 )

( , ; , )2 2

( )( , ; , ).2 2

A

A

R

kq q k

dk d k kq k

k dk dG q q k

k kG q k

kq q k

The equations of motion for the functions )( ARnnG take the form

23


( )'

( ) ( ),

( )'

( , ) ( , ) ( , ; , )2 2 2 2 2

( )( , ; , )2 2 2

( , ; , ) 1,2 2

R Ann

R A R Ann P nn

R An n

k kE q u q G q k

d k kq k

kG q k k

(5)

Equation (10) together with a similar equation for the electron size-quantized film allows us

to study both equilibrium and nonequilibrium properties of the “graphite – quantized film”.

For non-equilibrium phenomena can be attributed, such as fluctuations in the electron density

of epitaxial graphene under the influence of an external electromagnetic field (plasma

oscillations), zero sound, etc.

REFERENCES

[1] A.H. Castro Neto, F. Guinea, N.M.R. Peres et al., Rev. Mod. Phys. 81,109 (2008)

[2] S.Yu. Davydov, Technical Physics Letters 37, 64 (2011)

[3] Z.Z. Alisultanov, R.P. Meilanov, Physics of the Solid State, 2012 (in press)

[4] R.P. Meilanov, Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron

Techniques 3, 52 (1999)

[5] D.C. Langreth, P. Nordlander, Phys. Rev. B 43, 2541 (1991).

24


МАССОВЫЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ В ВЫНУЖДЕННОМ ДЕЛЕНИИ

РАЗЛИЧНЫХ ИЗОТОПОВ Hg

А.В. Андреев

ЛТФ им. Н.Н. Боголюбова, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

В модифицированной модели точки разрыва рассчитаны массовые распределения в

вынужденном делении различных изотопов Hg с массами 180-196. Обнаружено резкое

изменение формы массового распределения с асимметричной на симметричную с

увеличением массового числа делящегося изотопа Hg, и предложены реакции для

экспериментальной проверки данного предсказания. Объяснено асимметричное

массовое распределение фрагментов деления 180Hg, недавно обнаруженное

экспериментально. Рассчитанные массовое распределение и средняя кинетическая

энергия фрагментов деления находятся в хорошем согласии с имеющимися

экспериментальными данными.

25


АНАЛИТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ ЭВОЛЮЦИИ КЛАСТЕРА

ДВУХМЕРНОЙ МОДЕЛИ TASEP

Ю.В. Волохов


АННОТАЦИЯ

Одномерный TASEP является хорошо изученной интегрируемой моделью, для

которой, в последствии, нашлось множество интересных приложений. Настоящий

доклад создан на основе статьи, в которой представлены пионерские исследования

эволюции двумерного кластера TASEP в неограниченную область пространства. Среди

всех изученных характеристик, мы сделаем акцент на попытке аналитического

описания эволюции формы кластера.

26


PROPERTIES OF WIGNER DISTRIBUTION FUNCTIONS APPLIED

TO QUANTUM MECHANICS

A.V. Gorbachev#

PFUR, Moscow, Russia

ANNOTATION

Recently an operational model of quantum measurements was presented. In order to obtain

constructive theoretical results from this model there is a need to define previously not

described properties of Wigner distribution functions. The report contains these properties.

Multidimensional generalization and relationships with different conventions of the Fourier

transform were described.

INTRODUCTION

Most of the works on quantum mechanics describes fundamental researches and updates

parameters of the many-particle systems.

One of the important problems in this domain is the quantum measurement problem. There

are significant works made by the experimenters like Braginskiy [1-2] and others. Significant

contribution to theoretical justification of the problem was made by Holevo [3] and Helstrom

[4] and others. This report does not contain the discussion of a philosophical aspect of the

problem.

The report is based on the operational model of a quantum-mechanical measurement of

observables [5-7]. Practical realization of the model is possible according to the works of

Kuryshkin [8] and Wodkiewicz [9]. According to this model, we can describe qunatum

measurement procedure as an interaction of a quantum object presented by the Wigner

distribution function [10] and the measurement instrument with the associated Wingner

distribution function. Results of the quantum measurement is convolution of this two

functions – a positively defined functions corresponding to the physical picture of the world.

This brings us to the formulation of the Kuryshkin-Wodkiewicz [7] quantization rule.

Formulation of this new quantization rule requires existence of some previously unmentioned

certain mathematical properties of the Wigner distribution functions. Let’s take a closer look

on these properties.

#[email protected]

27


PROPERTIES OF WIGNER DISTRIBUTION FUNCTIONS

We define the Wigner distribution functions (WDF) in the form they were first introduced

in the original work of Wigner [10]. The wave function q in the coordinate representation

of the physical system in configuration space n with n degrees of freedom can be described

by the WDF

2

*1,

n

ipq

nW q p q q q q e dq

, (1)

where * q – complex conjugated function of q

.

We can introduce the WDF not only in the coordinate representation, but in the momentum

representation as well:

2

*1,

ip q

W q p p p p p e dp

(2)

It can be shown that the two definitions (1) and (2) are equivalent up to the constant

multiplier depending on the form of the Fourier transform.

Proposition 1. If the Fourier transform is defined in the form

/2

1

2 n

iqp

np q e dq

, (3)

then

, 2 ,n

W q p W p q (4)

The proof of this property can be easily done by direct substitution of the inverse Fourier

transform into the equation (1).

There are other popular forms of the Fourier transform and we can define this property for

them as well. For example, if we use Fourier transform in the form n

iqp

p q e dq

,

than the equation (4) will change into , ,W q p W p q

.

28


There is a theorem introduced in [7] which states, that quantization rule of Kuryshkin-

Wodkiewicz corresponds a continuous linear operator of the form

2 2

:wO A O A W S Q S Q to the distribution A S T Q . For this theorem to

be true we need to define another property of the WDF.

Proposition 2. For the Wigner distribution function next statement is true

, ( 1) ,nW q p W q p

. (5)

This statement is true for the Fourier transform in the form (3). The scheme of proof for

this statement consists of sequential change of the coordinates and momentum variables. It is

easy to proof that the equation (5) will be the same for any form of the Fourier transform.

We can also formulate other important properties of the WDF:


, ( 1) ,nW q p W q p

. (6)


, ,W q p W q p

. (7)

CONCLUSION

The Wigner distribution functions were first proposed in physics in 1932 and up to now

they are used to study quantum corrections to classical statistical mechanics. According to the

Weyl quantization procedure [11], the WDF determines quantum expectation values of the

observables of an isolated quantum object. However this function fails to satisfy the property

of the real distribution functions due to possible negative probability values. Though these

probabilities considered to be responsible for the «non-classical» states, it is obviousб that

they have no in common with the real process of quantum measurements.

Kuryshkin and Wodkiewicz propose an alternative approach, which use a positively-

defined convolution of two WDF to describe the behavior of the composite system

«object+measurement instrument». This corresponds to the operational model of quantum

measurements which associates the continuous linear pseudo-differential operators in the

rigged Hilbert space to a classical observable from the class of tempered distributions.

29


The stable numerical method for investigating the discrete spectrum of the measured

observables of an open quantum system in works [5, 6] based on Kuryshkin-Wodkiewicz

quantization rule was realized. First calculations made for hydrogen, lithium and sodium

show high degree of compliance to the experimental data.

REFERENCES

[1] Braginsky V. B., Vorontsov Yu. I., Halily F.Ya.: Quantum features of the

ponderomotive meter of electromagnetic energy. Journ. Exper. Theor. Phys., V. 73,

1340-1343 (1977)

[2] Braginsky V. B., Vorontsov Y. I., Halily F. Y. Optimal quantum measurements in

detectors of gravitational radiation // Lett. Journ. Exper. Theor. Phys. — Vol. 27. —

Pp. 296–301 (1978)

[3] Holevo A. S. Statistical Structure of Quantum Theory. Lect. Notes Phys. m67,

Springer, Berlin, 2001.

[4] Helstrom C.W. Quantum detection and estimation theory. New York etc.: Academic

Press (1976)

[5] Sevastianov L. A., Zorin A. V.: The method of lower bounds for the eigenvalues of

the Hamiltonian differential operator in quantum mechanics of Kuryshkin. Bull.

PFUR, ser. Appl. And Comp. Math., V. 1, No. 1, 134-144 ( 2002)

[6] Zorin A.V., Sevastianov L.A. Hydrogen-like atom with nonnegative quantum

distribution function.// Ядерная Физика, 2007, т. 70, 4, с.792-799.

[7] Sevastianov L.A., Zorin A.V., Gorbachev A.V. Pseudo-Differential Operators in the

Operational Model of a Quantum Measurement of Observables // LNCS 2012 (in

press).

[8] Kuryshkin V. V.: On the construction of quantum operators. Izv. VUZov. Phys, No.

11, 102-106 (1971)

[9] Wodkiewicz K.: Operational Approach to Phase-Space Measurements in Quantum

Mechanics. Phys. Rev. Lett. 52, 1064 (1984)

[10] E. P. Wigner, On the Quantum Correlation for Thermodynamic Equilibrium. Phys.

Rev., vol. 40, pp. 749–759 (1932)

[11] H. Weyl, Z. Phys. 46, 1 (1927)

30


THEORETICAL STUDIES OF REACTIONS AND DECAYS LEADING

TO THREE-BODY COULOMBIC CONTINUUM

И.А. Егорова


АННОТАЦИЯ

The recent progress in research with radioactive ion beams (RIB) leads to increase of

interest to nuclear systems close to the driplines and even beyond. Many of these systems

have three-body decay modes. This is mainly 2p decay mode if the proton dripline systems

are considered. From theoretical point of view this means studies of processes in the

Coulombic three-body continuum which is especially difficult for theoretical treatment.

Effective and precise treatment of experimental data here are not possible without

development of appropriate theoretical tools. Different required techniques and approaches

are illustrated by the examples of works made in collaboration with experimentalists from

world leading RIB facilities: (i) Correlations in the two protons decay of 45Fe (2007, MSU,

USA), (ii) investigation of excitation states and discovery of the novel IVSDM mode in 6Be

(2009, FLNR, Dubna) and (iii) Coulomb excitation of 17Ne for studies of soft dipole mode

with astrophysical applications in mind (2009, S318 ,GSI, Germany).

31


АНОМАЛЬНОЕ ПРАВИЛО СУММ И ПЕРЕХОДНЫЕ

ФОРМФАКТОРЫ И ' МЕЗОНОВ.

Я.Н. Клопот


АННОТАЦИЯ

Исследованo аномальноe правило сумм в октетном канале —точное

непертурбативное правило сумм КХД, следующего из дисперсионного представления

аксиальной аномалии и кварк-адронной дуальности. Получено выражение для

линейной комбинации переходных формфакторов и ' мезонов в терминах только

констант распада. Полученное соотношение находится в хорошем согласии с

современными экспериментальными данными и позволяет накладывать

дополнительные ограничения на параметры смешивания в -' системе. Обсуждается

понятие кварк-адронной дуальности в контексте предложенного метода.

32


ВЛИЯНИЕ ЗАПОЛНЕННОЙ ПРОТОННОЙ ОБОЛОЧКИ НА

ПОЛУЧЕНИЕ НОВЫХ СВЕРХТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР

А.Н. Кузьмина


АННОТАЦИЯ

Оболочечная структура тяжелых ядер с Z>104, которые могут быть получены на

основе актинидных реакций полного слияния, исследуется с помощью

модифицированной двухцентровой модели оболочек. Используя макроскопически-

микроскопический подход, рассчитываются масс-эксцессы и Q-значения и

сравниваются с имеющимися экспериментальными данными.Поперечные сечения

новых сверхтяжелых ядер зависят от положения заполненной протонной оболочки.

Наши расчеты показывают довольно сильные оболочечные эффекты около Z=120-126.

Таким образом, наше макроскопически-микроскопическое представление качественно

приводит к результатам, близким тем, что получены в предсказании среднего поля.

Сильный оболочечный эффект обнаружен при N=184. Если наши предсказания

структуры тяжелых ядер верны, то можно ожидать, что получение испарительного

остатка 120 в реакциях 50Ti+249Cf и 54Cr+248Cm с поперечным сечением 20 и 10 fb,

соответственно. Z=120 ядра с N=178-182, как ожидается, имеют Q около 11 МэВ и

время жизни около 1 с.

33


УЧЕТ ОРИЕНТАЦИЙ СТАЛКИВАЮЩИХСЯ ИОНОВ ПРИ

ОПИСАНИИ СИНТЕЗА ТЯЖЕЛЫХ ЯДЕР

В.Л. Литневский


АННОТАЦИЯ

Путем учета произвольной начальной ориентации сталкивающихся ионов, развита

предложенная ранее динамическая модель, описывающая реакции слияния-деления. В

этой модели расчет эволюции коллективных координат системы делится на две стадии:

первая — процесс приближения ядра снаряда к ядру мишени; вторая — эволюция

моносистемы, образовавшейся после касания ядер. Динамическая эволюция системы на

обеих стадиях расчета описывается с помощью уравнений Ланжевена. На обеих

стадиях расчета учитывается оболочечная структура ядер. На первой стадии

предполагается, что оси симметрии ядер лежат в одной плоскости. Обсуждается

отличие результатов первой стадии расчета, проведенного в настоящей модели, от

результатов, полученных в предположении, что оси симметрии ядер совпадают.

Проведены расчеты сечений касания и сечений образования остатков испарения в

реакциях с участием вытянутых и сферических в основном состоянии ядер.

Полученные результаты сравниваются с экспериментальными данными.

34


ТРЁХМЕРНОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ДЖОЗЕФСОНОВСКОЙ

ДИНАМИКИ В ДВУХКОМПОНЕНТНОМ КОНДЕНСАТЕ БОЗЕ-

ЭЙНШТЕЙНА

А.Н. Новиков


АННОТАЦИЯ

Джозефсоновская динамика конденсата Бозе-Эйнштейна в двойной потенциальной

яме моделируется путём решения 3-х мерного, зависящего от времени, уравнения

Гросса-Питаевского. Используемая модель позволяет избежать ряда приближений

(двух-модовое, пространственно-временная факторизация и т.д.) и даёт наиболее

реалистичное описание туннельной динамики конденсата. Будет показано, что в рамках

данной модели, возможно исследование не только подбарьерных, но и надбарьерных

переходов, получаемых при увеличении числа атомов конденсата. Исследуется

эволюции динамических режимов (осцилляции Джозефсона и макроскопическое

квантовое самоудержание) при переходе от надбарьерной к подбарьерной динамики.

35


ОПИСАНИЕ НЕПРЕРЫВНОГО СПЕКТРА 10He

П.Г. Шаров

ЛЯР им. Г.Н. Флёрова, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

Ядро 10He представляет интерес для исследования, как крайне нейтроноизбыточная

система. В последнее время был проведен ряд экспериментов по изучению 10He [1, 2], в

том числе и в ЛЯР ОИЯИ [3]. В докладе рассмотрено влияние механизма ядерной

реакции на заселение состояний 10He на примере реакций фрагментации [1] и

двухнейтронной передачи [3], описана структура основного состояния 10He

наблюдаемого в реакциях фрагментации в работах [1, 2].

36


ОБ АНОМАЛЬНОМ РОЖДЕНИИ СВЯЗАННЫХ СОСТОЯНИЙ В

КЭД

В.И. Шилин


АННОТАЦИЯ

Связанные состояния в Квантовой электродинамике описываются посредством

нелокольного унитарного представления группы Пуанкаре и Дираковского метода

квантования. Как пример применения этого метода мы вычисляем аномальный распад

парапозитрония и аномальное рождение пары позитрониев двумя фотонами.

37


38


МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ

И ВЫЧИСЛИТЕЛЬНАЯ ФИЗИКА

Куратор секции:

проф. Л.А. Севастьянов

39



1 Айриян Александр Сержикович, ЛИТ ОИЯИ

2 Аксёнов Дмитрий Александрович

3 Буянов Алексей Игоревич

4 Геворкян Мигран Нельсонович

5 Гусев Александр Александрович, ЛИТ ОИЯИ

6 Демидова Анастасия Вячеславовна

7 Дереновская Ольга Юрьевна, ЛИТ ОИЯИ

8 Жабицкая Евгения Игоревна, ЛИТ ОИЯИ

9 Жабицкий Михаил Вячеславович, ЛЯП ОИЯИ

10 Зуев Максим Игоревич, ЛИТ ОИЯИ

11 Коваль Евгений Александрович, ЛТФ ОИЯИ

12 Коваль Оксана Александровна, ЛТФ ОИЯИ

13 Кузнецова Олеся Витальевна

14 Мележик Антон Викторович, ЛИТ ОИЯИ

15 Штанов Юрий Николаевич

40


УСЛОВИЕ СИМПЛЕКТИЧНОСТИ МЕТОДОВ РУНГЕ-КУТТЫ

М.Н. Геворкян

Российский университет дружбы народов, г. Москва, Россия

АННОТАЦИЯ

Для протяженных во времени процессов (например колебание маятника, движение

планеты, распространение электромагнитной волны) необходимо использовать

численные методы, сохраняющие физические инварианты (например, полную энергию

консервативной системы). В рамках гамильтонова формализма таким инвариантом

является симплектическая структура. Численные методы, сохраняющие эту структуру

получили название симплектических интеграторов. В докладе дается краткая

классификация способов получения симплектических методов. Подробно

рассматривается один из таких способов — наложение дополнительных условий на

коэффициенты метода Рунге--Кутты. Эти условия были сформулированы независимо

Ю.Б. Сурисом и И.М. Санс-Серной. Согласно этим условиям, свойством

симплектичности обладают лишь неявные методы Рунге-Кутты. Рассматриваются

конкретные численные схемы из семейства методов Рунге-Кутты, удовлетворяющие

условию симплектичности (неявный метод средней точки второго порядка, метод

Кунцмана-Бутчера, коллакационные методы, метод Нёстрема разделяющийся метод

Рунге-Кутты)

41


АДИАБАТИЧЕСКОЕ ОПИСАНИЕ МОДЕЛЕЙ АКСИАЛЬНО-

СИММЕТРИЧНЫХ КВАНТОВЫХ НАНОСТРУКТУР

А.А. Гусев

ЛИТ, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

На основе адиабатического метода разработаны алгоритмы для вычисления в

приближении эффективной массы спектральных и оптических характеристик моделей

квантовых точек с аксиально-симметричными потенциалами. Представлен анализ

результатов вычисления собственных значений и собственных функций, а также

оптических переходов в квантовых точках.

42


ВВЕДЕНИЕ СОГЛАСОВАННОГО СТОХАСТИЧЕСКОГО ЧЛЕНА В

УРАВНЕНИЕ МОДЕЛИ РОСТА ПОПУЛЯЦИЙ

А.В. Демидова


АННОТАЦИЯ

Для описания эволюции систем с взаимодействующими элементами существует два

подхода — это построение детерминистической или стохастической моделей. В

отличии от детерминистических, стохастические модели позволяют учесть

вероятностный характер процессов рождения-гибели, а также воздействия внешней

среды, которые вызывают случайные флуктуации параметров модели. Любые

уравнения описывающие динамику системы в стохастических моделях содержат две

части: детерминистическую и стохастическую. Часто стохастическая и

детерминистическая части вводятся в модель из разных предпосылок, т.е. они вводятся

несогласованно. Поэтому более обоснованное описание системы можно получить, если

обе эти части, детерминистическая и стохастическая, получены из одного уравнения.

Системы с взаимодействующими элементами, такие как рост популяций, химические

реакции, эпидемии и т.д., удобно описывать с помощью процессов рождения-гибели.

Поэтому для данных систем в качестве основного уравнения можно использовать

уравнение Колмогорова-Чепмена, дифференциальная форма которого описывает

динамику развития этих систем. Встает вопрос о механизме получения стохастического

дифференциального уравнения из уравнения Колмогорова-Чепмена. При некоторых

предположениях о характере процесса, можно вывести дифференциальную форму

уравнения Колмогорова-Чепмена, которую принято называть основным кинетическим

уравнением или управляющим уравнением. Управляющее уравнение, в свою очередь, с

помощью разложения Крамерса-Мойала можно свести к уравнению Фоккера-Планка,

из которого можно получить эквивалентное ему стохастическое дифференциальное

уравнение в форме Ланжевена. Таким образом можно получить дифференциальное

уравнение, описывающее эволюцию системы, в котором детерминистическая и

стохастическая части разделены, но при этом являются согласованными, т.е. выведены

из одного уравнения. В работе разработана общая методика получения стохастических

43


уравнений типа хищник-жертва с согласованными детерминистической и

стохастической частями.

44


РЕКОНСТРУКЦИЯ J/ψ→e+e− В ЭКСПЕРИМЕНТЕ CBM

О.Ю. Дереновская


АННОТАЦИЯ

Измерение чармония - одна из основных задач эксперимента СВМ. Главная

трудность состоит в крайне низком выходе полезных событий, ожидаемых вблизи

порога рождения J/ψ, в условиях интенсивного фона от пионов. В настоящей работе

представлены результаты по восстановлению J/ψ→e+e− в ядро-ядерных (Au+Au @

25 AГэВ) и протон-ядерных (p+C и p+Au @ 30 ГэВ) взаимодействиях, используя

полную реконструкцию событий (RICH, TRD, TOF), реалистичную геометрию

детекторов (оцифровка и кластеризация в STS) и KFParticle метод.

45


ПРИМЕНЕНИЕ АСИНХРОННОЙ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЙ

ЭВОЛЮЦИИ ДЛЯ МОДЕЛИРОВАНИЯ

МИКРОСКОПИЧЕСКОГО ОПТИЧЕСКОГО ПОТЕНЦИАЛА

УПРУГОГО РАССЕЯНИЯ ПИ-МЕЗОНОВ НА ЯДРАХ

Е.И. Жабицкая1,2

1ОИЯИ, Дубна, Россия; 2Университет “Дубна”, Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

Новый асинхронный алгоритм дифференциальной эволюции применен для оцен-

ки параметров пион-ядерного микроскопического оптического потенциала по данным

упругого рассеяния π+, π−-мезонов на ядрах 28Si, 40Ca, при энергиях 130 и 180 МэВ.

ВВЕДЕНИЕ

Дифференциальная Эволюция (ДЭ) [1] — это эволюционный алгоритм, предназна-

ченный для поиска глобального минимума без использования производных. В класси-

ческом алгоритме дифференциальной эволюции (КДЭ) [2] смена поколения происхо-

дит синхронно для всех членов популяции. Новый асинхронный алгоритм дифферен-

циальной эволюции (АДЭ) [3] применяет операторы мутации, кроссовера и отбора для

членов популяции без синхронизации по поколениям. В [3, 4, 5] алгоритм АДЭ про-

тестирован на ряде специальных функций. Здесь подход на основе АДЭ использован

в рамках реальной физической модели, а именно, для расчета параметров микроско-

пического оптического потенциала пион-ядерного рассеяния.

АСИНХРОННЫЙ АЛГОРИТМ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЙ ЭВОЛЮЦИИ

Алгоритм АДЭ (схема представлена на рис. 1) оперирует популяцией Px = (~xi),

~xi ∈ Ω ⊂ RD, i = 0, 1, . . . , Np−1. Начальная популяция состоит из Np векторов,

случайно выбранных из Ω. Предложенный алгоритм прост в применении, имеет

малое количество контрольных параметров (Np, F и Cr), решает задачи большой

(D = 10 . . . 100 . . .) размерности. Он не использует производные, поэтому может ре-

шать недифференцируемые задачи и устойчив при оптимизации многомодальных

функций. Асинхронизация ускоряет алгоритм при параллельных вычислениях, при

этом сохраняются сравнимые с классической ДЭ вероятность и скорость сходимо-

46


//Инициализация популяции P~x= ~xi|i=0,Np−1, ~xi = xi,j|j=0,D−1

InitializePopulation();

do

i = ChooseTargetV ector(); //выбор целевого вектора ~xi

//Мутация:

~vi = ~xr + F (~xp − ~xq); //r 6=p 6=q; p,q — случайные индексы

мутантный вектор

//Кроссовер (рекомбинация):

for (j = 0; j < D; j = j + 1)

uj,i =

vi,j, if rand(0, 1) 6 Cr,

xi,j, иначе// пробный вектор

//Отбор:

if (f(~ui) < f(~xi)) ~xi = ~ui;

while (пока не выполнен критерий остановки);

Рис. 1. Си-схема алгоритма Асинхронной Дифференциальной Эволюции (АДЭ).

сти [3]. Вероятность сходимости может быть повышена правильным подбором пара-

метров алгоритма [4] и применением методов, позволяющих при необходимости воз-

обновить вычисления [5].

МОДЕЛЬ УПРУГОГО РАССЕЯНИЯ π+, π

−-МЕЗОНОВ НА ЯДРАХ

Согласно [6] дифференциальные сечения упругого рассеяния пионов на ядре с атом-

ной массой MA рассчитываются через волновые функции уравнения Шредингера:

(

∆ + k2)

ψ(~r) = 2µγ(r) [Uopt(r) + UC(r)]ψ(~r). (1)

Здесь k — релятивистское значение импульса в системе ц.м. “пион – ядро”, µ =mπMA

mπ +MA

— нерелятивистская приведенная масса, mπ — масса пи-мезона, параметр

релятивизации γ(r) ≈E

mπ

, E =√

k2 +m2π — полная энергия пиона в системе ц.м., UC —

кулоновский потенциал. Для расчета Uopt используется микроскопическая модель оп-

тического потенциала, построенная на основе высокоэнергетического приближения:

Uopt = −σ (α+ i) ·~cβc

(2π)2

∞∫

0

dq q2j0(qr)ρ(q)fπ(q), (2)

47


где βc =k

E, ρ(q) — формфактор функции распределения плотности точечных нукло-

нов внутри ядра, имеющей вид ферми-функции с параметрами из [10]. fπ(q) = e−βq2

2 —

формфактор амплитуды пион-нуклонного рассеяния в ядре-мишени, β — параметр

наклона. Параметры σ и α имеют физический смысл соответственно сечения пион-

нуклонного взаимодействия внутри ядра и отношения вещественной к мнимой части

амплитуды пион-нуклонного рассеяния вперед.

В нашем численном исследовании σ, α и β полагаются свободно варьируемыми,

и их значения определяются на основе сопоставления рассчитанных в рамках изло-

женного подхода дифференциальных сечений упругого пион-ядерного рассеяния с

имеющимися экспериментальными данными путем минимизации функционала

f (σ, α, β) =1

n· χ2 → min

σ,α,βf(σ, α, β), χ2 =

∑

i

(yi − yi(σ, α, β))2

s2i

, (3)

где yi = log dσdΩ

— экспериментальные, yi = log dσdΩ

(σ, α, β) — расчетные значения дифе-

ренциальных сечений рассеяния, s2i — квадрат ошибки экспериментального значения.

В разработанном комплексе программ для поиска глобального минимума целево-

го функционала (3) использован алгоритм АДЭ. Расчет ОП (2) проводился с по-

мощью модифицированной программы hea_total.f из библиотеки программ ОИЯИ

(http://www.jinr.ru/programs/jinrlib/hea). Дифференциальные сечения упругого рас-

сеяния вычисляются с помощью программы DWUCK4 [7], реализующей численное

решение задачи рассеяния для уравнения (1) на основе разложения волновых функ-

ций по сферическим гармоникам.

ЧИСЛЕННЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ

С использованием алгоритма АДЭ получены значения параметров σ, α и β, обес-

печивающие минимум целевого функционала (3).

На рис. 2 представлены результаты оптимизации параметров ОП для рассеяния

π±+28Si при E = 130 МэВ и для рассеяния π±+40Ca при E = 180 МэВ. Видно, что

полученные значения параметров σ, α, β обеспечивают хорошее согласие расчетных

дифференциальных сечений упругого пион-ядерного рассеяния с экспериментальны-

ми данными.

Аналогичные расчеты выполнены также для ядер 28Si, 40Ca, 58Ni, 208Pb при энер-

48


[deg]Θ30 40 50 60 70 80 90

[mb/

sr]

Ω/dσd

1

10

210

experimental data+π experimental data-π

/n=5.62χ=0.972, β=0.014, α=9.23, +σ/n=2.72χ=0.99, β=0.92, α=6.61, -σ

[deg]Θ20 40 60 80 100 120

[mb/

sr]

Ω/dσd

-310

-210

-110

1

10

210

310

experimental data+π experimental data-π

/n=4.32χ=0.80, β=1.07, α=6.05, +σ/n=2.62χ=0.35 β=0.19, α=10.67, -σ

Рис. 2. Экспериментальные и расчетные сечения упругого рассеяния, соответствующие

минимальному значению невязки (3). Слева: π±+28Si при E = 130 МэВ, эксперименталь-

ные данные из [8]; справа: π±+40Ca при E = 180 МэВ, экспериментальные данные из [9].

гиях от 130 до 230 МэВ. Детальный анализ численных результатов будет предме-

том специальной публикации. Здесь отметим только, что полученное в целом хоро-

шее согласие с экспериментальными данными (χ2/n в среднем равно 3 и 5 для π−-

и π+-рассеяния) подтверждает возможности алгоритма АДЭ решать многопарамет-

рические оптимизационные задачи со сложным многомодальным профилем целевой

функции.

ЛИТЕРАТУРА

[1] Price, K.V., Storn, R.M.: // J. of Global Optimization 11, 1997, рp. 341–359.

[2] Price, K.V., Storn, R.M., Lampinen, J.A: Differential Evolution: A Practical Approach to

Global Optimization. – Springer-Verlag, Berlin Heidelberg, 2005.

[3] Zhabitskaya, E.I., Zhabitsky, M.V. // MMCP 2011, LNCS 7125, 2012, pp. 328–333.

[4] Zhabitskaya, E.I. // MMCP 2011, LNCS 7125, 2012, pp. 322–327.

[5] Жабицкая, Е.И., Жабицкий, М.В. // Труды конференции ОМУС XVI, 2012.

[6] Лукьянов, В.К., Земляная, Е.В., Лукьянов, К.В., Ханна, К.М. // Ядерная физика, 73,

2010, 1489–1496.

[7] Kunz, P.D. and Rost, E., // Comp. Nuc. Ph., (Springer-Verlag, 1993), V. 2, p. 88–107.

[8] Preedom, B.M. et al. // Nuc. Phys. A 326, 1979, 385–400.

[9] Gretillat P. et al. // Nuc. Phys. A 364, 1981, 270–284.

[10] Patterson,J.D., Peterson, R.J. // Nucl. Phys. A 717, 2003, pp. 235–246.

49


АЛГОРИТМ АСИНХРОННОЙ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЙ

ЭВОЛЮЦИИ ДЛЯ РЕШЕНИЯ ОПТИМИЗАЦИОННЫХ

ЗАДАЧ

Е.И. Жабицкая1,2, М.В. Жабицкий1,3

1Объединенный институт ядерных исследований, Дубна, Россия

2Университет “Дубна”, Дубна, Россия

3RockFlow Dynamics, Москва, Россия

ВВЕДЕНИЕ

Задачи оптимизации естественно возникают в физике, когда необходимо определить

вектор параметров x∗, минимизирующий целевую функцию f(x):

f (x∗) 6 f(x), ∀x ∈ Ω, x = xj|j=0,...,D−1. (1)

Здесь Ω — вещественное пространство поиска решения, возможно с нелинейными

ограничениями на допустимые значения параметров. В случае многомодальной функ-

ции f(x) глобальный минимум (1) может быть найден при помощи алгоритма диф-

ференциальной эволюции [1]. Описанию классической дифференциальной эволюции

(КДЭ) и ее вариантов посвящены книга [2] и обзор [3].

АЛГОРИТМ АСИНХРОННОЙ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОЙ ЭВОЛЮЦИИ

Дифференциальная эволюция оперирует популяцией размером Np, каждый член

популяции представляет собой вектор x в пространстве параметров. В КДЭ эволю-

ция популяции осуществляется синхронным образом: на каждой итерации алгоритм

генерирует Np пробных векторов; вычислив значения целевой функции для них, КДЭ

переходит к следующему поколению. Нами предложен алгоритм Асинхронной диффе-

ренциальной эволюции (АДЭ) [4], который применяет операторы мутации, кроссовера

и отбора для членов популяции без синхронизации по поколениям. Схема алгоритма

представлена на рис. 1. Благодаря асинхронизации найденный улучшенный вектор па-

раметров сразу же участвует в дальнейшей эволюции. Отметим, что в КДЭ улучшен-

ный вектор входит в популяцию только с последующего поколения. Алгоритм Асин-

хронной дифференциальной эволюции содержит всего три управляющих параметра:

размер популяции Np, масштабирующий фактор F и вероятность кроссовера Cr. Ана-

50


// инициализация популяции xi|i=0,...Np−1, xi = xi,j|j=0,...D−1

do

i = choose_target_vector(); // выбор целевого вектора i

// Мутация:

vi = xr + F (xp − xq); // мут. вектор, r 6= p 6= q — сл. индексы

// Кроссовер (рекомбинация):

for (j = 0; j < D; j = j + 1)

ui,j =

vi,j rand(0, 1) < Cr or j = jrand

xi,j иначе

// пробный вектор

// Отбор:

if (f(ui) < f(xi))

xi = ui;

while (пока не выполнен критерий остановки);

Рис. 1. C-схема алгоритма Асинхронной дифференциальной эволюции

литические ограничения на допустимые значения контрольных параметров получены

в работе [5].

В рамках АДЭ могут быть реализованы варианты, различающиеся выбором целе-

вого xi и базового xr векторов, а также реализацией операторов мутации и кроссове-

ра. Будем обозначать возможные варианты как DE/w/x/y/z. Здесь w соответствует

возможности выбора целевого вектора: случайного члена популяции (“rand”) или же

худшего члена популяции (“worst”) — вектора, соответствующего наибольшему значе-

нию целевой функции в популяции. Символ x обозначает выбор базового вектора xr,

например, “rand” или “best”. Число разностных векторов, добавляемых к базовому

вектору, соответствует y. Тип кроссовера закодирован как z, мы будем использовать

биномиальное (равномерное) скрещивание (“bin”).

Можно выделить два основных варианта АДЭ: DE/rand/rand/1/bin, характеризу-

ющийся высокой вероятностью сходимости, и DE/worst/best/1/bin, обладающий вы-

сокой скоростью сходимости к локальному минимуму. В работе [4] авторами выполне-

но сравнение характеристик АДЭ с классической ДЭ на основе стандартного набора

51


тестовых функций CEC2005 [6]: новый алгоритм как минимум не уступает классиче-

скому по вероятности и скорости сходимости.

Для решения практических задач алгоритм должен находить решение с вероятно-

стью, близкой к единице, сохраняя при этом высокую скорость сходимости. Для этого

нами разработан алгоритм АДЭ с рестартом. Алгоритм инициализируется с началь-

ной популяцией малого размера Np. Если диагностирована стагнация алгоритма, т. е.

длительное отсутствие прогресса или вырождение популяции, алгоритм автоматиче-

ски увеличивает размер популяции Np. Таким образом, осуществляется адаптация

размера популяции в соответствии со сложностью решаемой проблемы.

ПАРАЛЛЕЛЬНАЯ РЕАЛИЗАЦИЯ АДЭ

При оптимизации целевых функций, требующих значительных вычислений, выгод-

но перейти к параллельной реализации алгоритма АДЭ (рис. 2). Нами реализована

параллельная версия программы в стандарте OpenMP в рамках ведущий/ведомый

(master/slave) модели. Мастер оптимизации запрашивает пробные вектора из алго-

ритма и направляет их на расчет на ведомые процессоры. По мере расчета значений

целевых функций результаты асинхронно передаются мастером в программу алгорит-

ма. Освободившемуся ведомому процессору сразу же выставляется задание на расчет

значения целевой функции следующего пробного вектора, что позволяет полностью

и эффективно использовать все имеющиеся вычислительные мощности.

Для типичной оптимизационной задачи (D = 10) была получена модельная зависи-

мость ускорения алгоритма как функция доступного числа процессоров Nproc (рис. 3).

Благодаря асинхронизации достигнуто лучшее ускорение по сравнению с классиче-

ской дифференциальной эволюцией.

Программа Асинхронной дифференциальной эволюции была использована для

Узел 0

xi-

f(xi)

Узел Nproc − 1

xj

-

f(xj)

. . .

Мастер

оптимизации

(OpenMP)

-

f(xj)

xi

АДЭ

Рис. 2. Схема параллельной реализации алгоритма АДЭ в стандарте OpenMP

52


procN0 50 100 150 200 250

spee

d-up

50

100

150

200

250procspeed-up=N

rand/rand/1/bin

rand/best/1/bin

rand/1/bin

best/1/bin

Рис. 3. Ускорение при параллельном расчете АДЭ [4]

определения параметров микроскопического оптического потенциала упругого рас-

сеяния π-мезонов на ядрах [7].

ВЫВОДЫ

Нами разработан алгоритм Асинхроннной дифференциальной эволюции для нахож-

дения глобального минимума функции многих переменных. Реализован метод, поз-

воляющий обеспечить высокую вероятность сходимости алгоритма. Новый алгоритм

подходит для решения оптимизационных задач на параллельных вычислительных си-

стемах, где он существенно опережает классическую дифференциальную эволюцию.


[1] K. Price, R. Storn. J. of Global Optimization. 1997. V. 11. P. 341.

[2] K.V. Price, R.M. Storn, J.A. Lampinen. Differential Evolution: A Practical Approach to Global

Optimization. Springer-Verlag. Berlin Heidelberg. 2005.

[3] S. Das, P.N. Suganthan. IEEE Trans. Evol. Comput. 2011. V. 15. P. 4.

[4] E. Zhabitskaya, and M. Zhabitsky. Lecture Notes in Computer Science. 2012. V. 7125. P. 328.

[5] E. Zhabitskaya. Lecture Notes in Computer Science. 2012. V. 7125. P. 322.

[6] P.N. Suganthan, et al. Problem definitions and evaluation criteria for the CEC05 special

session on real-parameter optimization. Technical report, Nanyang Technological University.

Singapore. 2005. http://www.ntu.edu.sg/home/epnsugan/index_files/CEC-05/CEC05.htm

[7] Е. Жабицкая. Труды конференции ОМУС XVI. Дубна. 2012.

53


ИССЛЕДОВАНИЕ ИНДУЦИРОВАННЫХ КОНФАЙНМЕНТОМ

РЕЗОНАНСОВ МЕТОДОМ КОМПЛЕКСНОГО ВРАЩЕНИЯ

Е.А. Коваль


АННОТАЦИЯ

В данной работе представлены результаты теоретических исследований по

применению метода комплексных вращений для определения положений и ширин

резонансов для двух одномерных потенциалов. Интерес представляет определение

ширин резонансов, т.к. к настоящему времени исследований по ширинам

индуцированных конфайнментом резонансов не проводилось.

54


ДВУХКАНАЛЬНАЯ ЗАДАЧА РАССЕЯНИЯ ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ

ИНДУЦИРОВАННОГО КОНФАЙНМЕНТОМ РЕЗОНАНСА

О.А. Коваль


АННОТАЦИЯ

В настоящей работе представлены теоретические исследования индуцированных

конфайнментом резонансов в области физики ультрахолодных атомов в

малоразмерных системах, вычислены амплитуды и ширины соответствующих

резонансов.

55


АНАЛИЗ ОСНОВНОГО ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНОГО УРАВНЕНИЯ

МАКРОЭКОНОМИЧЕСКОЙ ДИНАМИКИ В МОДЕЛИ А. АКАЕВА

О.В. Кузнецова


АННОТАЦИЯ

Центральное место в вопросах современной экономической динамики занимают

теория долгосрочного экономического роста и теория деловых циклов. Значительную

роль в развитии теории деловых циклов сыграли работы А. Филипса и Р. Гудвина.

Филипс разработал непрерывную модель, взяв непрерывно распределенные

запаздывания спроса на потребительские товары и элементы капиталовложений.

Наиболее удачная нелинейная модель разработана Р. Гудвином на основе модели

Филипса с добавлением нелинейного элемента. Главным недостатком указанных

математических моделей является изолированное рассмотрение экономического роста

и циклических колебаний. А. Акаев предложил решение данной проблемы, выведя

общее дифференциальное уравнение макроэкономической динамики на основе модели

Филипса-Гудвина. При выводе указанного уравнения используются некоторые

приближения, такие как введение в уравнение потенциального значения выпуска

продукции, связанного производственной функцией с основными факторами

производства. Кроме того, приняты допущения, например, закон Оукена, который, как

известно, справедлив далеко не всегда, и является скорее тенденцией со множеством

ограничений. Модель, предложенная А. Акаевым, удачно отображает наличие как

трендовой, так и циклической составляющих макроэкономической динамики, что легко

показать при помощи разделения быстроменяющейся и медленноменяющейся

переменных методом усреднения Боголюбова-Митропольского. В данной работе

сделан аналитический обзор моделей макроэкономической динамики, особо выделены

модели экономического роста и циклические модели. С учётом данного обзора

проведено предварительное исследование дифференциального уравнения

макроэкономической динамики в форме А. Акаева.

56


ПРИМЕНЕНИЕ ПАРАЛЛЕЛЬНОГО

ПРОГРАММИРОВАНИЯ ДЛЯ ВЫЧИСЛЕНИЯ

МАТРИЧНЫХ ЭЛЕМЕНТОВ, МОДЕЛИРУЮЩИХ

МЕЖАТОМНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ В

ОСЦИЛЛЯТОРНОМ БАЗИСЕ

А.В. Мележик

ЛИТ, ОИЯИ, Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

Цель данной работы показать эффективность использования параллельного про-

граммирования в задачах квантовой механики на примере нахождения матричных

элементов, моделирующих межатомное взаимодействие в осцилляторном базисе.

ВВЕДЕНИЕ

При решении квантово-механических задач часто возникает необходимость вычис-

ления большого числа матричных элементов - нефакторизуемых двумерных интегра-

лов. В данной работе для оптимизации расчета матричных элементов, моделирующих

межатомное взаимодействие в осцилляторном базисе, используется параллельное про-

граммирование. Нами были разработаны программы Potential_MPI для расчетов на

многопроцессорном кластере и Potential_PC для расчетов на персональном компью-

тере(ПК).

В обеих программах, Potential_MPI и Potential_PC, использовался метод Симпсона

с равномерной сеткой дискретизации ( N×N узлов).

• Программа Potential_PC написана на языке C++ [1] и отлажена на ПК(процессор

Intel Celeron).

• Программа Potential_MPI написана на языке С++ с использованием библиотеки

для параллельного программирования MPI [2] и отлажена на машине кластера

ЛИТ ОИЯИ(12-ядерный процессор Xeon X5650).

57


ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ

В данной работе рассчитывались матричные элементы:

Unxny

nx′

ny′(z) =

∫

+∞

−∞dx

∫

+∞

−∞dyϕn

x′(x)ϕn

y′(y)V (r)ϕnx

(x)ϕny(y) (1)

где, ϕn(x) = 1√2nn!a

√πHn

(

xa

)

e−x2

2a2 - собственные функции одномерного гармоническо-

го осциллятора,

Hn(xa) - полином Эрмита,

n = 0, 1, 2... - квантовые числа,

r =√

x2 + y2 + z2,

a =√

1

ω- размерный параметр, зависимый от частоты осциллятора ω.

Расчеты выполнены для потенциала взаимодействия V (r) = V0e−r2

, допускающе-

го факторизацию двумерного интеграла (1) в произведение одномерных интегралов

Unxny

nx′

ny′(z) = Unx

nx′

(z)Uny

ny′(z), а также для потенциалов V (r) = V0

r, V0√

r, не допускающих

такую факторизацию.

ЧИСЛЕННЫЙ ПРИМЕР

Для случая V (r) = V0√r, где V0 = 1, z = 1, ω = 1, nx = ny = nx′ = ny′ = 0, интеграл

(1) рассчитывается на прямоугольной сетке xi∈[-10,10], yj∈[-10.10] с изменяющемся

числом узлов i = 1, 2, ..., N и j = 1, 2, ..., N .

Unxny

nx′

ny′(z) = A

∫

+10

−10

dx∫

+10

−10

dyHnx

(

x

a

)

Hny

(

x

a

)

Hnx′

(

x

a

)

Hny′

(

x

a

)

e−1

2(x2

+y2)

V0√x2 + y2 + z2

где, A = 2−(nx+ny+nx′

+ny′

)(nx!ny!nx′ !ny′ !)−1

2 π−1

Погрешность аппроксимации контролировалась по сходимости результатов на по-

следовательности сгущающихся сеток. Результаты расчетов иллюстрируются Табли-

цей 1 и Рисунок 1.

В Таблице 1 N - количество узлов сетки дискретизации, Time1 - время работы

программы Potential_PC, Time2 - время работы программы Potential_MPI(1 ядро),

Time3 - время работы программы Potential_MPI(12 ядер). Отношение T ime2

T ime3

демон-

стрирует нам закон Амдала[3]: обратно пропорциональную зависимость времени ре-

шения задачи числу процессоров. А отношение T ime1

T ime2

показывает во сколько раз рас-

четное время программы Potentail_MPI(1 ядро) меньше времени работы программы

58


Таблица 1. Результаты работы программ Potential_MPI и Potential_PC

N 10000 15000 20000 40000 100000

Time1,с 235.718 951.54 1060.703 - -

Time2,c 3.2 12.82 12.85 51.12 321.042

Time3,c 0.29 1.11 1.13 4.39 27.49

T ime2

T ime3

11.03 11.35 11.58 11.64 11.68

T ime1

T ime2

73.66 74.05 82.74 - -

Potential_PC. На Рисунке 1 кривая 1 core показывает зависимость времени работы

программы Potential_MPI c одним процессором от количества узлов N, а кривая 12

cores демонстрирует зависимость времени работы программы Potential_MPI c двена-

дцатью процессорами(Time3) от количества узлов N.

Рис. 1. Результаты выполнения программы Potential_MPI c одним и двенадцатью про-

цессорами

59


ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Полученные результаты демонстрируют эффективность использования параллель-

ного программирования и многопроцессорных ресурсов при расчете матричных эле-

ментов, моделирующих межатомное взаимодействие в осцилляторном базисе. Про-

грамма Potential_MPI может быть использована для численного решения уравнения

Шредингера описывающее столкновение двух атомов в оптической ловушке, в осцил-

ляторном базисе.


[1] Г.Шилдт Как программировать на С++. 3-е издание. Пер. с англ. - С.-П.: ООО "БХВ-

Петербург 2005. - 675с.

[2] Корнеев В. Д. Параллельное программирование в MPI - 2-е изд., испр.-Новосибирск:

Изд-во ИВМиМГ СО РАН, 2002.-215с.

[3] Лекция из курса "Теория и практика параллельных вычислений"на сайте Института

дистанционного обучения ИНТУИТ(www.intuit.ru).

60


МОДЕЛИРОВАНИЕ ОСЕВОГО КАНАЛИРОВАНИЯ И ПОТЕРЬ

ЭНЕРГИИ БЫСТРЫХ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ В КРИСТАЛЛАХ

Ю.Н. Штанов1, В.П. Кощеев2, Д.А. Моргун3

Сургутский государственный университет, г. Сургут, Россия

Представлены результаты компьютерного моделирования осевого каналирования и

потерь энергии быстрых заряженных частиц при помощи программных комплексов

TROPICS (Trajectory Of Particle In a Crystal Simulator) и SINSEL (SImulator New of

Solution Equation of Landau). Результаты компьютерного моделирования сравнивались с

результатами экспериментов.

Программный комплекс SINSEL [1] численно реализует новое решение [2]

кинетического уравнения Ландау для потерь энергии быстрых заряженных частиц в

веществе. Кинетическое уравнение Ландау было линеаризовано, что можно сделать для

очень тонких слоёв вещества, и его решение было использовано в качестве ядра

интегро-дифференциального уравнения. Решение кинетического уравнения Ландау с

новым ядром удивительным образом совпадает с рядом, который был предложен в

работе [3] для описания амплитудных спектров SiPM-детекторов (кремниевых

фотоэлектронных умножителей).

На Рис. 1 представлены амплитудные спектры [4]: для LED (сплошная тонкая

линия); для β-частиц испущенных при распаде изотопа Sr90(o), фитированный новым

решением кинетического уравнения Ландау (сплошная толстая линия); для α-частиц

испущенных при распаде изотопа Pu238 (), фитированный новым решением

кинетического уравнения Ландау. На рис.2 представлен амплитудный спектр [5]

(черная линия), и результат расчета нового решения кинетического уравнения Ландау

(серая линия).

1 [email protected] 2 [email protected] 3 [email protected]

61


Рис. 1. Амплитудные спектры [4] для LED, для β-частиц испущенных при распаде изотопа Sr90 и α-частиц испущенных при распаде изотопа Pu238. Спектры для Sr90 и Pu238 были фитированы новым решением кинетического уравнения Ландау.

Рис. 2. Амплитудный спектр [5] для β-частиц (радиоактивный источник изотопа Sr90), фитированный новым решением кинетического уравнения Ландау.

Программный комплекс TROPICS [6] численно реализует решение кинетического

уравнения Фоккера-Планка в пространстве энергий поперечного движения быстрых

заряженных частиц в осевых каналах кристалла с помощью метода пропагатора [7]. На

Рис. 3 представлены результаты компьютерного моделирования угловых

распределений протонов с энергий 400 ГэВ за изогнутым кристаллом кремния в

сравнении с данными эксперимента [8].

62


0

0.005

0.01

0.015

0.02

0.025

0.03

0.035

0.04

−100 −50 0 50 100

θx,

a

Рис. 3. Распределение протонов с энергией 400 ГэВ по углам отклонения за кристаллом Si, <111>, полученные с помощью компьютерного моделирования в приближении Мольер и эксперимент [8] (сплошная линия). Разориентация в направлении оси ОХ и OY: a) 14 мкрад; 0 мкрад, для случая б) и эксперимента 0 мкрад; 0 мкрад. Расходимость в направлении оси ОХ и OY равнялось 5 мкрад. Количество частиц 5000, время расчета составило 46 мин.

Программы TROPICS и SINSEL находятся в свободном доступе на сайтах

http://tropics.sf.net и http://sinsel.sf.net.


[1] Штанов Ю.Н., Кощеев В.П., Моргун Д.А. SINSEL // Свидетельство о

государственной регистрации программы для ЭВМ 2011611121. – М.:

Роспатент, 2011.

[2] Кощеев В. П., Моргун Д. А., Штанов Ю.Н. // Поверхность. Рентгеновские,

синхротронные и нейтронные исследования. 2012. 1. С. 105.

[3] Bellamy E. H., Bellettini G., Budagov J. et al. // Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A. 1994.

— Vol. 339. P. 468.

[4] Dolgoshein B., Balagura V., Buzhan P. et al. // Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A. 2006.

— Vol.563, N. 2. P. 368.

[5] Simon F., Soldner C. Uniformity Studies of Scintillator Tiles directly coupled to

SIPMs for Imaging Calorimetry // arXiv:1001.4665v2 [physics.ins-det]. 2010.

63


[6] Штанов Ю.Н., Кощеев В.П., Моргун Д.А. TROPICS // Свидетельство о

государственной регистрации программы для ЭВМ 2012610689. – М.:

Роспатент, 2012.

[7] Кощеев В.П., Моргун Д.А. // Поверхность. Рентген., синхротр. и нейтрон.

иcслед., 1998, 5. C.5.

[8] Scandale W., Vomiero A., Baricordi S. et al. // Phys. Rev. Lett. 2008. — .Vol . 101,

N. 16. P. 164801.

64


ФИЗИКА ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ


к.ф.-м.н. Д.В. Наумов

65



1 Ахмадов Фаиг Низами оглы, ЛФВЭ ОИЯИ

2 Верхеев Александр Юрьевич, ЛЯП ОИЯИ

3 Горбунов Илья Николаевич, ЛФВЭ ОИЯИ

4 Гусейнов Назим Али оглы, ЛЯП ОИЯИ

5 Костюнин Дмитрий Геннадьевич, ЛТФ ОИЯИ

6 Розов Сергей Владимирович, ЛЯП ОИЯИ

7 Самойлов Олег Борисович, ЛЯП ОИЯИ

8 Старикова Светлана Валерьевна, ЛЯП ОИЯИ

66


SEARCH FOR THE SM HIGGS BOSON IN THE WH→LNUBB

CHANNEL WITH THE ATLAS DETECTOR

Ф.Н. Ахмадов

ЛФВЭ им. В.И. Векслера и А.М. Балдина, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

ANNOTATION

Analysis of the Monte-Carlo and experimental data to search for the Standard Model Higgs

boson in pp→WH(bb) process was performed for 1 fb−1 integrated luminosity. Results of the

cut flow analysis have been published. New variables are proposed as inputs for more

comprehensive Neural Net study. The TMVA based analysis is ongoing.

67


STUDIES OF MULTI-PARTON INTERACTIONS IN PHOTON+JETS

EVENTS AT D0

А.Ю. Верхеев

ЛЯП им. В.П. Джелепова, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

ANNOTATION

We have used a sample of photon+3-jet events collected by the D0 experiment with an

integrated luminosity of about 1 fb−1 to determine the fraction of events with double parton

scattering f_DP in a single ppbar collision at sqrts=1.96 TeV. The DP fraction and effective

cross section sigma_eff, a process-independent scale parameter related to the parton density

inside the nucleon, are measured in three intervals of the second (ordered in pT) jet transverse

momentum pT_jet2 within the range 15 < pT_jet2 < 30 GeV. In this range, f_DP varies

between 0.23 < f_DP < 0.47, while sigma_eff has the average value sigma_eff^ave = 16.4 +-

0.3(stat) +- 2.3(syst) mb.

68


ИЗМЕРЕНИЕ АСИММЕТРИИ ВЫЛЕТА ПАР МЮОНОВ ВПЕРЕД-

НАЗАД НА ЭКСПЕРИМЕНТЕ CMS

И.Н. Горбунов


АННОТАЦИЯ

В работе обсуждается потенциал изучения асимметрии вылет пар мюонов в процессе

Дрелл-Яна на эксперимента CMS LHC. Приведены результаты измерения асимметрии в

pp столкновениях при энергии в системе центра масс протонов 7 ТэВ на данных

эксперимента CMS в 2011 года.

69


РАСПАД → В РАСШИРЕННОЙ

НАМБУ-ИОНА-ЛАЗИНИО МОДЕЛИ

Д.Г. Костюнин


АННОТАЦИЯ

Рассматривается распад тау-лептона на два пиона и нейтрино в модели НИЛ с

учетом промежуточного векторного мезона как в основном, так и в радиально-

возбужденном состояниях.

70


МАССИВНЫЕ HPGe-ДЕТЕКТОРЫ С НИЗКИМ

ЭНЕРГЕТИЧЕСКИМ ПОРОГОМ РЕГИСТРАЦИИ ДЛЯ ПОИСКА

НЕБАРИОННОЙ ТЕМНОЙ МАТЕРИИ

С.В. Розов


АННОТАЦИЯ

Для исследования легких WIMP в ОИЯИ создан детектор с низким энергетическим

порогом. По массе детектор сопоставим с коаксиальными HPGe-детекторами (сотни

грамм), а его энергетическое разрешение и порог регистрации близки к значениям,

характерным для маленьких HPGe рентгеновских детекторов. Представлены

результаты первых тестов детектора в подземной лаборатории LSM в рамках

эксперимента по прямому поиску частиц темной материи EDELWEISS-2.

71


PRECISE MEASUREMENT OF CHARM DIMUON

PRODUCTION CROSS-SECTION IN NEUTRINO-NUCLEON

INTERACTIONS AND ITS VARIOUS APPLICATIONS∗

R. Petti1, O.B. Samoylov2†

1USC, Columbia, SC, USA

2DLNP JINR, Dubna, Russia

ANNOTATION

We present our measurement of charm dimuon production in neutrino-iron interactions

based upon the full statistics collected by the NOMAD experiment, providing the largest

charm dimuon sample currently available. We have used the new neutrino induced charm

dimuon data of the NOMAD experiment to make more accurate estimation of the pa-

rameters governing the parametrizations of strange sea and charm production through the

global PDF analysis. We have also improved an accuracy for the charm quark fragmen-

tation parameter in the Collins-Spiller fragmentation scheme. We have proposed a new

scheme of phenomenological analysis of the world data on hadron semi-inclusive production

in order to extract the quark and diquark fragmentation functions in a model independent

way. We finally discuss possible phenomenological application of our precise measurement

of cross-sections of the charm particle productions in neutrino interactions for calculations

of muon neutrino fluxes produced in the atmosphere via a nuclear cascade.

INTRODUCTION

Neutrino and anti-neutrino induced charm production can be used to extract the strange-

quark parton distribution function (PDF) and to improve the knowledge about the tran-

sition to heavy quarks. In particular, the threshold behavior associated with the charm

production is crucial for the extraction of sin2 θW from neutrino deep inelastic scattering

(DIS) data. In NuTeV analysis for sin2 θW measurement [1] it was shown that uncertainty

of the strange quark PDF’s takes more than half of total (experimental statistical, ex-

perimental and theoretical systematical) uncertainties. Furthermore, the strange quark

∗Work is partially supported by JINR grant, CERN fund, RFBR grant, Russian Federal Targeted

Program “Research and Research-Human Resources for Innovating Russia”.† [email protected]

72


PDF’s make a big contribution to multiplicity of strange particles in pp collisions and a

better understanding of the inclusive charm production cross-section is important for the

background determination of the experiments aiming at the study of νµ → ντ oscillations.

In the case of muon neutrino scattering, the underlying process is a neutrino charged-

current (CC) interaction with a s- or d-quark, producing a c-quark that fragments into

a charmed hadron. The charmed hadron may decay semi-leptonically producing opposite

sign dimuons through the process νµs → µ−c → µ−µ+X. Similarly, a muon anti-neutrino

can interact with a s- or d-quark, producing a c-quark that fragments into a charmed

hadron, again leading to a final state with two oppositely charged muons. All the available

charm dimuon data are presented in the Table 1. Our analysis based on NOMAD experi-

ment described in details at [2] has the largest statistics and the lowest energy threshold.

Table 1. Summary of existing measurements of charm dimuons in neutrino interactions.

Exp. Publ. Nµµ Eν , GeV Exp. Publ. Nµµ Eν , GeV

CDHS 1982 9,922 30-250 (20) NuTeV 2001 5,102 20-400 (157.8)

CHARM II 1999 3,100 35-300 (24) CHORUS 2008 8,910 15-240 (27)

CCFR 2001 5,030 30-600 (150) NOMAD 2011 15,340 6-300 (27)

CHARM DIMUON CROSS-SECTION MEASUREMENT

We measure the ratio of the charm dimuon cross-section to the inclusive CC cross-section,

as a function of the kinematic variables:

Rµµ(x) ≡ σµµ/σcc ≃ Nµµ/Ncc(x), where x = Eν , xBj,√

s (1)

The ratio Rµµ provides a large cancellation of all systematic uncertainties affecting both

the numerator and the denominator. Moreover, the energy dependence of the rate provides

information on the charm mass. We applied two main cuts: leading negative muon require-

ment to reject anti-neutrino background, the transverse momentum of the current muon

P Tµcc

larger than the transverse momentum of the secondary muon P Tµc

; four-momentum

transfer squared Q2 greater than 1 GeV2/c2, in which we can reliably calculate the cross-

sections within the parton model. Other details of the analysis are described in [2].

Figure 1 presents the final ratio Rµµ between charm dimuon and inclusive νµ CC

cross-sections, as a function of the visible neutrino energy and scaling variable x-Bjorken.

73


(GeV)ν E10 210

ccσ / cµµσ

0

2

4

6

8

−310×

NOMADCHORUSCCFRE53A+E53BModel

NOMADCHORUSCCFRE53A+E53BModel

jB x0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7

ccσ / cµµσ

0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

1.2

1.4

−210×

NOMAD

Model

Figure 1. Final ratio Rµµ between charm dimuon and inclusive νµ CC cross-sections as a

function of the visible neutrino energy (left) and scaling variable x-Bjorken (right).

Both statistical and systematic uncertainties are shown and a bin centering correction due

to NOMAD flux has been applied. The solid curves represent the result of an analytical

calculation fully independent from NOMAD data and based upon cross-section model [3].

A comparison with previous measurements is also given for completeness.

APPLICATIONS OF THE RESULTS

The NOMAD dimuon results preliminary applied in Alekhin PDF’s fit scheme [3] shown

in Fig. 2. The x-dependence of the strange quark distributions is paramertized in sea form

xs(x, µ) = Asxas(1−x)bs at the starting value of the QCD evolution µ = 3 GeV. While the

global fit including NOMAD dimuon data consists of the one with NuTeV+CCFR only,

fit uncertainties improved at least by factor two.

Figure 2. Left panel: global analysis fit describing in [3] for C-even combination of the

strange sea for different dimuon data sets: NuTeV+CCFR – ±1σ band (solid curves),

NuTeV+CCFR+NOMAD – central value (dashed curve). Right panel: total fit uncer-

tainties of these dimuon data sets.

74


We can also extract the charm quark mass mc in MS scheme [4] and strange sea sup-

pression factor κs = (S + S)/(U + D) [3], tune parameters for semileptonic branching ratio

Bµ = a/(1 + b/Eν) [3] and charm quark fragmentation in Collins-Spiller (CS) scheme [5]

(see tables 2).

Table 2. Part 1: Charm production parameters obtained from different global PDF fits with

MS running mass [4]. Part 2: Coefficients of the function Bµ(Eν) and CS fragmentation

parameter obtained from different data sets.

Experiment mc(mc), GeV κs

E531+NuTeV+CCFR [4] 1.010 ± 0.095 0.62 ± 0.05

E531+NOMAD 1.058 ± 0.059 0.63 ± 0.04

E531+NOMAD+NuTeV+CCFR 1.070 ± 0.067 0.61 ± 0.02

Experiment a b (GeV) ε

E531 0.094 ± 0.010 6.6 ± 3.9 0.169 ± 0.036

E531+NuTeV+CCFR 0.086 ± 0.006 4.1 ± 2.5

NOMAD 0.165+0.035−0.029

E531+NOMAD 0.094 ± 0.004 6.0 ± 1.6 0.165 ± 0.025

E531+NOMAD+NuTeV+CCFR 0.094 ± 0.003 5.6 ± 1.4

Finally, the Baikal experiment may be interesting in the prediction of cross-sections of

charm particle production in atmospheric nuclear cascade with generation of the muonic

neutrino. In collaboration with N.Budnev and S.Sinegovsky from ISU and API (Irkutsk) we

plan to calculate neutrino flux prediction for different zenith angles using parameterization

of the spectrum of primary cosmic rays in wide energy interval (including “knee” region).

REFERENCES

[1] G. P. Zeller et al. [NuTeV Collaboration], Phys. Rev. D 65, 111103 (2002).

[2] R. Petti and O. Samoylov, PEPAN Letters, V.8 No 7, 775-761 (2011).

[3] S. Alekhin, S. A. Kulagin, R. Petti, Phys. Lett. B675, 433-440 (2009).

[4] S. Alekhin and S. Moch, Phys. Lett. B 699, 345 (2011)

[5] P. D. B. Collins and T. P. Spiller, J. Phys. G G 11, 1289 (1985).

75


ФУНКЦИИ ФРАГМЕНТАЦИИ И ФРАКТУРНЫЕ ФУНКЦИИ В

ГЛУБОКО НЕУПРУГИХ ПРОЦЕССАХ

С.В. Старикова


АННОТАЦИЯ

Рассматриваются полуинклюзивные процессы по e+e− аннигиляциям,

взаимодействиям заряженных лептонов и (анти)нейтрино с нуклонами. Исследуется

новый модельно-независимый метод измерения функций фрагментации кварков и

остатка нуклона (фрактурных функций). Исследованы результаты моделирования

процессов e+e−→+/−X при помощи Монте Карло генератора Pythia.

76


СОВРЕМЕННЫЕ МЕТОДЫ УСКОРЕНИЯ

ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ И УСКОРИТЕЛЬНАЯ ТЕХНИКА


к.ф.-м.н. А.О. Сидорин

77



1 Азарян Николай Сергеевич, ЛЯП ОИЯИ

2 Галимов Артём Рафаэлевич, ЛФВЭ ОИЯИ

3 Загер Валерий Борисович, ЛЯР ОИЯИ

4 Кудашкин Алексей Васильевич, ЛФВЭ ОИЯИ

5 Кудашкин Иван Васильевич, ЛФВЭ ОИЯИ

6 Панфёров Константин Сергеевич, ЛФВЭ ОИЯИ

7 Пивин Роман Владимирович, ЛФВЭ ОИЯИ

8 Рудаков Александр Юрьевич, ЛЯП ОИЯИ

9 Тузиков Алексей Васильевич, ЛФВЭ ОИЯИ

10 Филатов Георгий Александрович, ЛФВЭ ОИЯИ

11 Шурхно Николай Алексеевич, ЛФВЭ ОИЯИ

78


SUPERCONDUCTING NIOBIUM CAVITY FOR ILC ACCELERATOR

N.S. Azaryan1

, M.A. Baturitsky2, Yu.A. Budagov

1, V.V. Glagolev

1, D.L. Demin

1,

I.N. Kizhlai3, S.V. Kolosov

3, A.A. Kurayev

3, T.L. Popkova

3, A.O. Rak

3, A.K. Sinitsyn

3,

G.V. Trubnikov1, G.D. Shirkov

1.

1Joint Institute for Nuclear Research, Dubna, Russia.

2National Scientific and Educational Center of Particle and High Energy Physics,

Belarusian State University, Minsk, Republic of Belarus.

3Belarusian State University of Information Technology and Radio Electronics,

Minsk, Republic of Belarus.

INTRODUCTION

In 2003, more than 2700 scientists from around the world signed a published statement

Understanding Matter, Energy, Space and Time: the Case for the Linear Collider [1]. The

statement made clear the undisputed worldwide consensus that the next energy frontier

machine after the Large Hadron Collider should be an electron-positron linear collider with an

initial centre-of-mass energy reach of 500 GeV, upgradable to 1 TeV. In the same year, the

International Committee for Future Accelerators commissioned the International Technology

Review Panel to select from the then competing acceleration technologies a single technology

that would be the basis for an international design effort towards a truly global project. The

following year, 2004, the ITRP recommended to ICFA that the 1.3 GHz superconducting

radiofrequency technology developed by the TESLA collaboration [2] should form the basis

for the design of the International Linear Collider.

Since 2007 Joint Institute for Nuclear Researches officially jointed to ILC project and

proposed Dubna area as a site for ILC accelerator [3]. Nowadays a series of works are fulfills

in JINR laboratories, and one of them is aimed on the creation of the series of

superconducting niobium cavities in collaboration with the leading research centers of the

Republic of Belarus.

TESLA-TYPE CAVITIES

The accelerating gradient in the ILC main linac is supplied by over 16000 9-cell

superconducting RF cavities, grouped into approximately 12.6 m long cryomodules. Another

Work supported by JINR grant for young scientists 2011 [email protected]

79


mailto:[email protected]

~1200 9-cell cavities provide acceleration in the sources and bunch compressors. The baseline

cavities use the TESLA design developed at DESY.

The fundamental advantage of superconducting cavities is the extremely low surface

resistance of about 10 nΩ at 2 K. The typical quality factors of normal conducting cavities are

104-10

5 while for superconducting cavities they may exceed 10

10, thereby reducing the RF

losses by 5 to 6 orders of magnitude. In spite of the low efficiency of refrigeration there are

considerable savings in primary electric power. Only a tiny fraction of the incident RF power

is dissipated in the cavity walls, most of it is either transferred to the beam or reflected into a

load.

Cause of significant progress in the manufacturing technologies accelerating gradients in

niobium cavities reach extremely high values – nowadays up to 50 MV/m.

The normal-conducting accelerating structures are based on high frequency structures (6 to

30 GHz), while the superconducting TESLA-type cavity employs the comparatively low

frequency of 1.3 GHz. The high conversion efficiency from primary electric power to beam

power (about 20%) in combination with the small beam emittance growth in low-frequency

accelerating structures makes the superconducting option an ideal choice for a high-

luminosity collider.

Application of this cavities is not limited to ILC tasks, and due to its unique features

accelerators based on superconducting niobium cavities are used in many fields of science

and technology. First of all in basic researches of microworld physics on the accelerated

particles beams and on the secondary beams, like ILC and ProjectX.

The low frequency of 1.3 GHz permits the acceleration of long trains of particle bunches

with very low emittance making a superconducting linac an ideal driver of a free electron

laser like FLASH and XFEL.

Of course, these accelerators will be widely used and applied applications, such as

condensed matter researches, material science, accelerating medicine, radiobiology, etc.

Should also indicated that in the present superconducting linear accelerators are the main

perspective for a safe and environmentally friendly nuclear fuel cycle on driven subcritical

reactors – so called Accelerator Driven Systems.

80


Application superconducting cavities for particle accelerators is a very perspective area of

accelerator technics, and JINR as one of the largest accelerator centers should take part

participate in the development of this technology.

CALCULATIONS OF NINE-CELL CAVITY

Previously the calculations of single-cell cavity were made [4]. Were defined the optimal

shape of the half-cell of the cavity which provide maximum accelerating gradient on the

cavity axis with minimal electric and magnetic field on the surface. The numerical recipes for

calculations of superconducting cavity are also described in [4]. In this paper the results of

simulations of nine-cell cavity are presented.

Fig. 1. Distribution of electric field in nine-cell cavity on different oscillation modes.

First of all simulation code for calculation of electrical characteristics of multi-cell cavity

with the ability to find and research the higher order modes of electromagnetic oscillations

has been developed. The obtained distributions of electric field along the cavity axis on

81


different oscillation modes are presented on Fig.1. The geometry of end half-cells was

corrected to achieve the flatness distribution of amplitude of the electric field in each cell.

The resonance frequencies of the structure and the amplitude of axial electric field in the

individual cells are [5]:

, √

(

), (1)

where p - cell number, q - mode number, N=9 – number of cells, kcell – coefficient of cell-

to-cell coupling which depends on iris diameter.

Presented results are similar to (1) and

to experimental measurements of nine-cell

cavity [6]. Other obtained cavity

characteristics are presented in Table 1.

Table 1. Main characteristics of nine-cell cavity

Parameter ILC requirements [7] Calculation results

f0 1.3 GHz 1.3 GHz

G 270 Ω 283 Ω

kcell 1.87 % 1.94 %

Epeak/Eacc 2 2.026

Bpeak/Eacc 4.26 mT/MV*m 4.731 mT/MV*m

Δf8π/9 707 kHz 727 kHz

REFERENCES

[1] “Understanding Matter, Energy, Space and Time: The Case for the Linear Collider”, A

summary of the scientific case for the e+e

- Linear Collider, representing a broad

consensus of the particle physics community, April 2003,

http://physics.uoregon.edu/~lc/wwstudy/lc_consensus.pdf

[2] F.Richard, J.R.Schneider, D.Trines, A.Wagner, “TESLA Technical Design Report”,

2001.

[3] A.Dudarev et. all, “Dubna Site Investigation - An Evaluation of a Proposed Site for

the International Linear Collider near Dubna, Moscow Region, Russia”, ILC-

REPORT-2010-026, 2010.

[4] N.S. Azaryan et al., “Computation of Single Cell Superconducting Niobium Cavity for

Accelerator of Electrons and Positrons”, Physics of Particles and Nuclei Letters, vol.

9, No. 2, 2012.

[5] A.W.Chao and M.Tigner, “Handbook of Accelerator Physics and Engineering”, 1999.

[6] P. N. Ostroumov et all, "Application of International Linear Collider superconducting

cavities for acceleration of protons", Phys. Rev. ST Accel. Beams, 2007, N.10,

p.120101-1 – 120101-4.

[7] ILC Reference Design Report, 2007.

82


http://physics.uoregon.edu/~lc/wwstudy/lc_consensus.pdf

ИЗМЕРЕНИЕ ЭНЕРГИИ ТЯЖЕЛЫХ ИОНОВ

НА УСКОРИТЕЛЕ МЦ-400 ЛЯР ОИЯИ

В.Б. Загер, А.И. Крылов, В.А. Скуратов, Ю.Г Тетерев


АННОТАЦИЯ

Для измерения энергии тяжелых ионов на ускорителе МЦ-400, было разработано

специальное оборудование и программное обеспечение, позволяющее измерять время

пролёта ионов, запоминать данные в базе данных и отображать в реальном времени

энергию пучка ускорителя.

ОПИСАНИЕ

Для измерения энергии тяжелых ионов был использован метод времени пролета. Для

измерения времени пролёта частиц используется три детектора, причем первые два

установлены впереди по ходу пучка в одной и той же перпендикулярной ему

плоскости, а третий на некотором известном базовом расстоянии от первых. Сигналы с

детекторов направляются к специально разработанному (Рис. 2) двухканальному время

цифровому преобразователю SmartTDC-01. Сигнал с одного из двух детекторов,

стоящих впереди по ходу пучка, задает команду «старт» преобразования, а сигналы

оставшихся - «стоп». Связь ВЦП с компьютером, установленным за пределами зала

ускорителя, осуществляется по кабелю Ethernet.

Рис. 1. Блок с ФЭУ и интегральный дискриминатор HAMAMATSU.

Рис. 2. SmartTDC-01.

Базовое расстояние между детекторами на данной установке составило 1583 мм.

Сигнальные кабели с детекторов имеют строго одинаковую длину, чтобы временная

задержка сигнала в обоих каналах измерения была одинакова.

83


Время-цифровой преобразователь

SmartTDC-01 – универсальный двухканальный время-цифровой преобразователь.

Это завершённое многофункциональное и широкодиапазонное устройство хорошо

подходит как для промышленных приложений, так и для научных исследований.

Основанный на микросхеме TDC-GP1 фирмы Acam mess electronic GmbH (Германия)

модуль может работать в нескольких режимах измерения, устанавливаемых с

использованием программного обеспечения.

SmartTDC-01 имеет два канала измерения с базовым разрешением 15 бит. Оба

канала отрабатывают общий «Старт» и до четырёх «Стоп» команд.

Основные свойства:

два канала измерений с разрешением до 250 пс, одноканальное измерение с

разрешением 125 пс;

четыре события на канал измерения, возможность непрерывной работы без

фиксации событий;

два диапазона измерений от 3 нс до 7,6 мкс и от 60 нс до 200 мс;

диапазон опорных частот от 500 кГц до 35 МГц.

Более подробно об эксплуатационных свойствах и программном обеспечении

используемого ВЦП описано в работе [7].

РЕЗУЛЬТАТЫ ИЗМЕРЕНИЯ

Время измерения энергии занимает 1-2 минуты. Методика позволяет в полной мере

удовлетворить требованиям, предъявляемым при тестировании электронных изделий.

При необходимости точность измерения энергии пучка может быть улучшена за счет

снижения систематической ошибки путем использования дискриминатора со следящим

порогом и увеличения базового расстояния.


Разработана методика измерения энергии пучка ускоренных ионов низкой

интенсивности. Методика основана на измерении времени пролета базового расстояния

микробанчем пучка. В качестве детекторов использованы сцинтилляционные счетчики,

которые устанавливаются на периферии сканируемого пучка. Измеряется временной

спектр с помощью время цифрового преобразователя, на вход которого приходит

команда «Старт» с детектора, стоящего в начале пролетной базы, а команда «Стоп» - в

84


конце. Работоспособность методики испытана путем сравнения результатов измерения

энергии с результатами расчета при пропускании пучка ускоренных ионов через

поглотители различной толщины. Точность измерения энергии оценивается не хуже,

чем ± 3 %. Время измерения 1-2 мин.


[1] V.A.Skuratov, V.S.Anashin, A.M.Chlenov, V.V.Emeliyanov, B.N.Gikal, I.V.Kalagin,

Yu.G.Teterev, G.G.Gulbekyan, Roscosmos Ion Beam Line for SEE Testing at U400M

FLNR JINR Cyclotron

[2] Test Procedures for the Measurement of Single-Event Effects in Semiconductor

Devices from Heavy Ion Irradiation. EIA/JEDEC STANDARD, EIA/JESD57.

ELECRONIC INDUSTRIES ASSOCIATION 1996.

[3] Ю.Г. Тетерев, Г.А. Кононенко ПРИБОРЫ И ТЕХНИКА ЭКСПЕРИМЕНТА,

2011, 4, с. 148–152, Instruments and Experimental Techniques, 2011, Vol. 54, No.

4, pp. 585–589.

[4] Wolf B., “Handbook of ion sources”, CRC Press, 1995.

[5] M. Kisielinski and J. Woitkowska, Nukleonika, 2007,52(1), pp. 3-5.

[6] G.G. Gulbekian, B.N.Gikal, I.V. Kalagin, V.I. Kazacha, A. Gall. A System for Beam

Diagnostics in the External Beam Transportation Lines of the DC-72 Cyclotron

[7] V. Zager, A. Krylov. High performance TDC module with Ethernet interface.

85


КООРДИНАТНО-ЧУВСТВИТЕЛЬНАЯ СИСТЕМА ДИАГНОСТИКИ

ЦИРКУЛИРУЮЩЕГО ПУЧКА УСКОРИТЕЛЯ НУКЛОТРОН

И.В. Кудашкин


АННОТАЦИЯ

В рамках подготовки проекта NICA и экспериментов с выведенными пучками

Нуклотрона, представлена разработка перспективной системы диагностики

циркулирующих пучков на основе микроканальных пластин (МКП). Разработанный и

созданный прототип детектора позволяет проводить измерения в диапазоне

интенсивностей, который не перекрывается существующими средствами измерений.

86


МНОГОФАЗНЫЕ РАСХОДОМЕРЫ: ОТ СВЕРХПРОВОДЯЩИХ

УСКОРИТЕЛЕЙ ДО НЕФТЕДОБЫЧИ

К.С. Панфёров


АННОТАЦИЯ

В докладе предложено решение проблемы диагностики многофазных потоков для

ускорителей (тема 1107) и нефтегазовой промышленности (тема 1110). В частности,

изложена методология создания гелиевых двухфазных расходомеров для всего

диапазона паросодержаний от 0 до 100% и определены их метрологические

характеристики. Представлен уникальный расходомер 2-х фазных потоков водорода,

который используется в Национальном Космическом Центре Индии, г. Тривандрум. На

основе опыта, полученного при создании криогенных двухфазных расходомеров,

разработан и экспериментально проверен теоретико-эмпирический алгоритм обработки

сигналов с 3-х компонентного расходомера «нефть-вода-соль», работающего с

обратными эмульсиями (вода в нефти). Полученные результаты удовлетворяют ГОСТ

8.615-2005. Также разработан довольно сложный теоретико-эмпирический алгоритм

обработки сигналов с 4-х компонентного расходомера «нефть-вода-соль-газ» для

смесей обратных эмульсий с попутным газом. Представлено выборочное сравнение

результатов расчётов с экспериментами, что подтверждает адекватность найденного

подхода. Кроме того, показаны пути адекватного решения задачи для случая прямых

эмульсий (нефть в пластовой воде с газом) с применением ядерно-физических методов.

На основе полученного опыта работы могут быть созданы многоканальные системы

диагностики любых сверхпроводящих установок, в частности, ускорителей заряженных

частиц и их детекторов.

87


ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ВЛИЯНИЯ

ПРОЦЕССОВ СОРБЦИИ НА ВТОРИЧНУЮ ЭЛЕКТРОННУЮ

ЭМИССИЮ

И.Н. Мешков, А.Ю. Рудаков


АННОТАЦИЯ

В Объединённом Институте Ядерных Исследований в Лаборатории Ядерных

Проблем им. В.П. Джелепова на стенде «Рекуператор» проводится эксперимент по

измерению коэффициента вторичной электрон-электронной эмиссии (КВЭЭ) с

образцов, покрытых нитридом титана (TiN2). Эта работа связана с проблемой

образования электронных облаков (ЭО) в вакуумных камерах ускорителей, что

существенно ограничивает интенсивность циркулирующего пучка. Решение этой

проблемы практически важно для проекта NICA. Результаты эксперимента по

измерению КВЭЭ позволят выбрать наиболее подходящий материал покрытия

вакуумных камер. В данном эксперименте сравнивались пластины-образцы из

нержавеющей стали Х18Н9Т с напылением нитрида титана и без напыления.

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Рис. 1. Схема эксперимента по измерению КВЭЭ на стенде «Рекуператор»

Стенд «Рекуператор» (Рис. 1) состоит из вакуумной камеры, находящейся внутри

соленоидов, создающих продольное магнитное поле величиной до 300 Гс. Пучок

первичных электронов, эмитированных электронной пушкой, прошедших диафрагму,

попадает на пластину-образец «О», находящуюся под заданным потенциалом Utarget.

При этом происходит измерение значений постоянной и импульсной составляющей

88


тока с пластины образца. Позиционирование первичных электронов на пластину-

образец осуществляется катушками коррекции, создающими поперечное магнитное

поле B и электродами с поперечным электрическим полем E. Электроны пучка

проходят скрещенные поля B и E, не отклоняясь, т.к. EB (фильтр Вина).

Вторичные электроны с пластины-образца испытывают в скрещенных B и E полях

отклонение из-за их противоположно направленной скорости и попадают на

измерительную диафрагму «Д». Источник тока Iheat задаёт ток, протекающий через

пластины-образцы, осуществляя их нагрев. Контроль температуры ведётся

установленным на одну из пластин-образцов датчиком температуры «Т».

ИЗМЕРЕНИЕ КВЭЭ

G(Ee)

0.9

0.95

1

1.05

1.1

1.15

1.2

1.25

50 150 250 350

Ee, [eV]

Isec

/Ie

2kV_wo

2kV_with

1,5kV_wo

1,5kV_with

1kV_wo

1kV_with

0,5kV_wo

0,5kV_with

Рис. 2. Зависимость КВЭЭ от энергии падающих электронов при разных значениях Еgun. Очистка пластины производилась только на энергии измерения КВЭЭ wo – образец без покрытия (контрольный); with – образец с покрытием TiN.

После установки образцов в вакуумную камеру, была проведена их дегазация

омическим нагревом (Iheat) до температуры 270 °С. КВЭЭ с поверхностей образцов

измерялся в вакууме 10-8 Тор при следующих условиях:

1. Образцы «подвешивались» под отрицательный потенциал Utarget. При этом потенциал

катода Ucath и образца Utarget изменялись так, что сохранялась величина энергии

электронов Ee, падающих на пластину-образец.

2. Очистка пластин-образцов производилась пучком электронов, имеющих

а) ту же энергию, что и при измерении КВЭЭ;

89


б) в диапазоне от 50 эВ до потенциала катода Ucath с шагом 50эВ.

3. Ток электронного пучка:

а) Постоянный – при очистке пластин-образцов и измерении КВЭЭ;

б) Импульсный – при измерении тока вторичных электронов без очистки образца. В

этом режиме ток первичных электронов не измерялся.

Максимальный КВЭЭ соответствует энергии электронов, падающих на пластину-

образец, Ее 150 эВ. При этом КВЭЭ зависит также от начальной энергии электронов

Еgun генерируемых электронной пушкой. Оказалось, что с ростом Еgun, максимальное

значение КВЭЭ возрастает (Рис. 2).

ОЧИСТКА ЭЛЕКТРОННЫМ ПУЧКОМ И АБСОРБЦИЯ ОСТАТОЧНОГО ГАЗА

Рис. 3. Зависимость КВЭЭ от плотности заряда чистящего электронного пучка, пластина без покрытия.

Рис. 4. Зависимость КВЭЭ от плотности заряда чистящего электронного пучка, пластина с покрытием.

G(q/S) with coating

1

1,1

1,2

1,3

1,4

1,5

1,6

1,7

1,8

1,9

0 500 1000 1500 2000

q/S, [uC/mm2]

Ise

c/I

e

(25uA) 1-0,8kV

(50uA) 1-0,8kV

(100uA) 1-0,8kV

(25uA) 2-1,8kV

(50uA) 2-1,8kV

(100uA) 2-1,8kV

Qdesorption

G(q/S) without coating

1

1,1

1,2

1,3

1,4

1,5

1,6

1,7

1,8

1,9

0 500 1000 1500 2000

q/s, [uC/mm2]

Isec/Ie

(25uA) 1-0,8kV

(50uA) 1-0,8kV

(100uA) 1-0,8kV

(25uA) 2-1,8kV

(50uA) 2-1,8kV

(100uA) 2-1,8kV

Qdesorption

90


На Рис. 3 и Рис. 4 представлены кривые зависимости КВЭЭ от плотности заряда

чистящего электронного пучка при вакууме 10-8 Тор. Видно, что для очистки

поверхности требуется плотность заряда 0,3 мКл/мм2. КВЭЭ в зависимости от

напыления отличается не более чем на 10%.

Измерение КВЭЭ при абсорбции остаточного газа (Рис. 5) проводилось в следующих

режимах. Пластина-образец очищалась электронным пучком в режиме постоянного

тока, затем включался измерительный импульсный режим, при котором очистки не

происходит. КВЭЭ измерялся в зависимости от времени после отключения чистящего

электронного пучка.

Рис. 5. Зависимость роста КВЭЭ от времени абсорбции остаточного газа.


Представленный эксперимент позволил получить зависимость КВЭЭ от энергии

первичных электронов. Отличия значений КВЭЭ для образцов без напыления и с

напылением TiN после очистки не превышают 10%. Плотность заряда чистящего

электронного пучка, необходимая для полной очистки, составляет 300 мкКл/мм2. При

вакууме 10-8 Тор из-за абсорбции остаточного газа значения КВЭЭ после очистки

возвращаются до первоначального за 60 минут. Для проведения исследований по

измерению при абсорбции значений КВЭЭ критичных для образования ЭО,

необходимо создание на стенде вакуумных условий P<10-10 Тор, характерных для

коллайдера NICA.

1,3

1,4

1,5

1,6

1,7

1,8

1,9

2

2,1

2,2

2,3

0 10 20 30 40 50 60

t, min

SE

Y

P = 3*10-8 Тор [TiN]

Импульсный режим

P = 2*10-8 Тор [wo]

P = 10-8 Тор [wo]

P = 10-8 Тор [TiN]

1

2 3

4

91


КАНАЛ ИНЖЕКЦИИ ПУЧКА В КОЛЛАЙДЕР NICA: НЕКОТОРЫЕ

ПОДХОДЫ К ПРОЕКТИРОВАНИЮ ОПТИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЫ

А.В. Тузиков


АННОТАЦИЯ

В ОИЯИ в рамках проекта NICA ведется разработка проекта канала перевода пучка

из Нуклотрона в кольца коллайдера. Для каналов инжекции, к которым относится канал

Нуклотрон-Коллайдер, характерным требованием к их оптическим структурам является

согласование параметров пучка со структурными функциями принимающего

ускорителя (накопительного кольца). Для каналов с большим количеством оптических

элементов задача согласования практически не решается без привлечения

специализированных программных продуктов, таких как, например, MAD. Обычно в

таких программах нахождение параметров оптической структуры производится с

помощью локальной минимизации функционала, соответствующего условиям,

налагаемым на параметры пучка. При этом для успешного нахождения решения

зачастую может потребоваться начальное приближение оптической структуры канала,

достаточно близкое к искомому решению. Поиск «хорошего» начального приближения

также является весьма трудоемкой задачей. Для ее упрощения могут применяться

различные приемы, позволяющие решить задачу согласования, постепенно сокращая

число неизвестных, которыми являются параметры оптических элементов канала. В

данной работе приведены некоторые приемы согласования пучка на примере канала

инжекции пучка в коллайдер NICA.

92


МИНИМИЗАЦИЯ РОСТА ЭМИТТАНСА ПУЧКА В КАНАЛЕ

ТРАНСПОРТИРОВКИ БУСТЕР-НУКЛОТРОН

Г.А. Филатов1, А.В. Тузиков2 1МИРЭА, г. Москва, Россия

2ЛФВЭ, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

В рамках проекта NICA [1] планируется создание канала, осуществляющего перевод

пучка от точки экстракции из Бустера (после септум-магнита системы экстракции

Бустера) до точки инжекции в Нуклотрон (перед септум-магнитом системы инжекции

Нуклотрона). Этот канал имеет трехмерную геометрию с поворотными магнитами,

медианные плоскости которых не совпадают с горизонтальной и вертикальной

плоскостями. Также в канале расположена станция обдирки, которая изменяет

зарядовое состояние ионов до максимального, что требует наличия системы сепарации

нецелевых зарядностей. В данной работе предлагается методика разработки магнитной

структуры канала с учетом указанных особенностей и оптимизации его оптической

системы. Приводятся результаты моделирования динамики пучка для двух вариантов

магнитной структуры канала.

ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О КАНАЛЕ

Канал транспортировки Бустер-Нуклотрон имеет трехмерную геометрию (т.е. его

магнитные элементы не лежат в одной плоскости) вследствие взаиморасположения

точек экстракции из Бустера и инжекции в Нуклотрон.

Для вертикальной инжекции пучка в Нуклотрон выбран шестой прямолинейный

промежуток Нуклотрона (отсчитывая от точки инжекции из линейного ускорителя),

который делится квадрупольной линзой на два свободных промежутка.

Рассматриваемые в статье варианты геометрии канала отличаются тем, в какой из этих

свободных промежутков осуществляется инжекция пучка (Рис. 1).

Вывод пучка из Бустера осуществляется из прямолинейного промежутка, который

расположен ближе всего к точке инжекции в Нуклотрон. Пучок выводится из Бустера

во внешнюю сторону под углом к горизонтали.

[email protected]

93


Медианные плоскости Бустера и Нуклотрона разнесены по вертикали на 3,76 м,

радиусы синхротронов также различны.

Рис. 1 Шестой прямолинейный промежуток Нуклотрона. F – фокусирующий, D- дефокусирующий квадруполи.

Для реализации такого канала магниты необходимо устанавливать под наклоном к

горизонтальной плоскости, так, чтобы поворот в них осуществлялся одновременно по

горизонтали и вертикали.

Магнитная система канала состоит из сверхпроводящих дипольных магнитов и

квадрупольных линз с железным ярмом. Магнитное поле в поворотных магнитах не

превышает 1,8 Тл.

Также в канале располагаются станция обдирки для перезарядки пучка и магнит

Ламбертсона, служащий для сепарации нецелевых зарядностей ионов после обдирки.

РОСТ ЭМИТТАНСА В КАНАЛЕ

Транспортировка пучка в канале Бустер-Нуклотрон происходит с увеличением

эмиттанса пучка. Причинами роста эмиттанса в канале являются:

1. Обдирка ионов. Увеличение эмиттанса происходит вследствие многократного

рассеяния и флуктуаций ионизационных потерь энергии ионами при обдирке.

2. Связь движений. Наличие наклонных магнитов приводит к росту горизонтального

и вертикального эмиттансов вследствие поворота четырехмерного фазового

гиперэллипсоида пучка, приводящего к появлению корреляции в распределении ионов

по горизонтальным и вертикальным фазовым координатам.

3. Несогласование параметров пучка со структурными функциями Нуклотрона.

Инжекция несогласованного пучка в ускоритель приводит к тому, что эффективный

эмиттанс пучка возрастает из-за филаментации распределения ионов в фазовом

пространстве.

94


Ввиду того, что суммарное влияние трех указанных факторов может быть

существенным, одной из главных задач данной работы являлась минимизация

суммарного роста эмиттанса пучка.

ПРОГРАММНОЕ ОБЕСПЕЧЕНИЕ ДЛЯ РАСЧЕТА КАНАЛА Обычно используемые программы для расчетов ускорителей и каналов

транспортировки не учитывают всех вышеприведенных особенностей канала Бустер-

Нуклотрон и динамики пучка в нем. Поэтому для проектирования канала,

моделирования динамики пучка и минимизации роста эмиттанса на выходе из него

было создано специальное программное обеспечение.

Сравнение результатов расчетов, полученных с помощью созданных программ, с

результатами расчетов известной программой MAD (ЦЕРН) показало хорошее

соответствие.

МАГНИТНЫЕ СТРУКТУРЫ ДВУХ ВАРИАНТОВ КАНАЛА В работе рассмотрено два варианта канала Бустер-Нуклотрон, несколько

отличающиеся друг от друга геометрией и магнитной структурой.

1) Первый вариант канала. Инжекция производится в первый свободный

промежуток (Рис. 1). Канал имеет длину 22,7 м и содержит семь квадруполей. Станция

обдирки расположена на первом линейном участке канала, сепарация осуществляется с

помощью вертикального поворотного магнита и магнита Ламбертсона (Рис. 2,

верхний).

Рис. 2. Два варианта канала транспортировки Бустер-Нуклотрон. Верхний рисунок – первый вариант канала, нижний рисунок – второй вариант. D – участок дрейфа, B – поворотный магнит, Q – квадруполь, Str – станция обдирки, Lam – магнит Ламбертсона, Rot – поворот системы координат.

95


2) Второй вариант канала. Инжекция производится во второй свободный

промежуток (Рис. 1). Канал имеет длину 26,4 м и содержит семь квадруполей. Станция

обдирки расположена на втором линейном участке канала, сепарация осуществляется с

помощью арки из трех поворотных магнитов и магнита Ламберсона (Рис. 2, нижний).

ОПТИМИЗАЦИЯ ДВУХ ВАРИАНТОВ КАНАЛА БУСТЕР-НУКЛОТРОН Целью оптимизации канала являлось нахождение значений градиентов

квадрупольных линз, при которых суммарный относительный рост эмиттанса пучка на

выходе канала становится минимальным. Расчеты проводились для различных

режимов работы канала, т.е. для различных начальных значений поперечных

эмиттансов и продольного импульсного разброса. Максимальное значение эмиттанса

пучка равнялось 2,9 π·мм·мрад, максимальное значение среднеквадратичного

импульсного разброса – 3·10-4. В качестве обдирочной мишени в расчетах

использовалась углеродная пленка толщиной 125 мкм.

Расчеты показали, что минимальный относительный рост эмиттанса тем выше, чем

меньше начальные значения эмиттансов. Для малых начальных значений эмиттанса

пучка эмиттанс на выходе канала может возрастать приблизительно в три раза. Но при

этом по абсолютному значению рост не превышает 2 π·мм·мрад, что вполне допустимо.

Максимальные значения градиентов линз не превышают значения 25 Тл/м для

первого варианта канала и 35 Тл/м для второго, что технически реализуемо.

ВЫВОДЫ В рамках работы было разработано и протестировано программное обеспечение для

расчета каналов транспортировки со сложной трехмерной геометрией и моделирования

динамики пучка в таких каналах с учетом обдирки ионов, связи движений и

согласования параметров пучка на выходе канала со структурными функциями

принимающего ускорителя. С помощью этих программ было выбрано два варианта

геометрии канала Бустер-Нуклотрон, и проведена оптимизация оптической системы

канала для разных режимов работы канала. Показано, что при оптимальных настройках

канала значения среднеквадратичных поперечных эмиттансов пучка после инжекции в

Нуклотрон составят 1-5 π·мм·мрад. На основе сделанных расчетов можно

гарантировать перевод пучка с минимальными потерями для обоих вариантов канала.

ЛИТЕРАТУРА [1] NICA Conceptual Design Report, JINR, January 2008. http://www.jinr.ru/.

96


РЕЛЯТИВИСТСКАЯ ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА


к.ф.-м.н. Д.А. Артёменков

97



1 Апарин Алексей Андреевич, ЛФВЭ ОИЯИ

2 Гурчин Юрий Витальевич, ЛФВЭ ОИЯИ

3 Дряблов Дмитрий Константинович, ЛФВЭ ОИЯИ

4 Корнегруца Надежда Константиновна, ЛФВЭ ОИЯИ

5 Маматкулов Кахрамон Зиядуллаевич, ЛФВЭ ОИЯИ

6 Пиядин Семен Михайлович, ЛФВЭ ОИЯИ

7 Терёхин Аркадий Аркадьевич, ЛФВЭ ОИЯИ

98


ОЦЕНКА ПОТЕРЬ ЭНЕРГИИ В Au-Au СТОЛКНОВЕНИЯХ ПРИ

ЭНЕРГИИ √sNN = 7.7 ГэВ

А.А. Апарин


АННОТАЦИЯ

В работе обсуждаются результаты Монте Карло моделирования столкновений ядер

Au-Au при энергии √sNN = 7.7 ГэВ. Приведена оценка потерь энергии конституентов в

зависимости от центральности столкновения и поперечного импульса адрона,

полученная в рамках модели z-скейлинга.

ВВЕДЕНИЕ

В экспериментах на SPS и RHIC в столкновениях тяжелых ядер получены

многочисленные результаты существования нового состояния ядерной материи,

характеризуемого высокой плотностью энергии 3-5 ГэВ/фм3 [1,2]. Основная задача

этих экспериментов состоит в исследовании нового состояния и поиске ярких сигнатур,

свидетельствующих о фазовых переходах ядерной материи. Особый интерес вызывает

поиск критической точки на фазовой диаграмме. Предполагается, что программа

сканирования по энергии столкновения [3,4] в диапазоне энергий √sNN = 5-39 ГэВ,

позволит получить ответ на этот вопрос. Более широкие программы физических

исследований в диапазоне √sNN = 3-12 ГэВ разрабатываются для будущих ускорителей

FAIR (GSI) и NICA (JINR).

Известно, что поведение термодинамических характеристик многочастичных систем

(теплоемкость, сжимаемость,…) вблизи критической точки характеризуется

критическими показателями и описывается степенными законами. Это поведение

существенно изменяется при наличии примесей или потерь энергии. Наличие в среде

примесей приводит к "размазыванию" области фазового перехода, что существенно

затрудняет точное определение параметров перехода и, в частности, положения

критической точки. Поэтому важно определить такие условия рождения частиц в

столкновениях ядер, при которых величина этих потерь минимальна. Так в работе [5]

предлагается изучать рождение частиц при больших поперечных импульсах. Поэтому

мы проводим моделирование Au-Au столкновений с целью получения спектров частиц

с большими поперечными импульсами и оценки потерь энергии.

99


РЕЗУЛЬТАТЫ МОДЕЛИРОВАНИЯ

Для моделирования столкновений ядер Au-Au при энергии √sNN = 7.7 ГэВ

использован Монте Карло генератор событий UrQMD [6]. Обработка проводилась на

статистике 10 миллионов событий с использованием пакета ROOT [7]. Угловой

диапазон по псевдобыстроте η и полярному углу φ соответствует аксептансу установки

STAR – |η| < 0.5, |φ| < 2π.

На Рис. 1 показано распределение событий по множественности заряженных частиц.

Видно, что максимальное значение dNch/dη достигает 260. Все события разбиты на 9

классов центральности.

Рис. 1. Распределение событий по множественности заряженных адронов в Au-Au столкновения при энергий √sNN=7 ГэВ и |η|<0.5.

Средние значения плотности множественности для выбранных классов

центральности приведены в Таблице 1.

Таблица 1. Среднее число частиц для каждого класса центральности.

На Рис. 2 показаны спектры положительно заряженных пионов (а) и

неидентифицированных отрицательно заряженных адронов (б) по поперечному

импульсу для различных классов центральности в диапазоне |η| < 0.5.

Центр.% 0-5 5-10 10-20 20-30 30-40 40-50 50-60 60-70 70-80

<N ch> 182 148 113 79 54 36 23 14 8

100


(а) (б)

Рис. 2. Импульсные спектры положительно заряженных пионов (а) и отрицательно заряженных адронов (б) в зависимости от центральности.

Из Рис. 2 видно, что спектры падают на 7 порядков в диапазоне импульсов pT= 0.2-5

ГэВ/с. Форма спектра имеет экспоненциальный характер. Аналогичные распределения

получены для различных типов частиц – K±, p±, π± и h±. Спектры частиц слабо зависят

от центральности. Найдены отношения интегральных выходов частиц для наиболее

центральных событий (0-5%): π-/π+ ≈ 1.08, К-/К+ ≈ 0.44, p-/p ≈ 5/2*10-3, К-/π- ≈ 5.6*10-2.

ОЦЕНКА ПОТЕРЬ ЭНЕРГИИ

В данном разделе получены зависимости потерь энергии конституентов от

центральности Au-Au столкновения и поперечного импульса адрона в рамках теории z-

скейлинга [4,5]. Спектры для отрицательно заряженных адронов использовались для

построения скейлинговой функции Ψ(z). Скейлинговая переменная z пропорциональна

поперечной энергии элементарного подпроцесса. Величина yа интерпретируется как

доля импульса рассеянного конституента, уносимая инклюзивной частицей. Величина

потерь энергии ΔE/Е пропорциональна (1-yа).

На Рис. 3 показана зависимость доли импульса yа. от центральности (0-5%, 20-30%,

50-60%) Au-Au столкновения при энергии √sNN=7.7 ГэВ и поперечного импульса

частицы. Видно, что доля импульса yа растет с ростом поперечного импульса и

уменьшается с увеличением центральности. Величина потерь для адронов с

импульсами pT = 1, 3 и 5 ГэВ/с составляет 50%, 30% и 20%, соответственно.

101


Рис. 3. Зависимость доли импульса конституента ya, уносимой инклюзивной частицей от поперечного импульса pT для разных центральностей.

При этом импульсы конституентов составляют 2, 4.3 и 6.3 ГэВ/с. Отметим, что

зависимость от центральности при энергии √sNN = 7.7 ГэВ значительно слабее, чем при

√sNN = 200 ГэВ [8].


Получены оценки потерь энергии конституента при рождении отрицательно

заряженных адронов в Au-Au столкновениях при энергии √sNN = 7.7 ГэВ в центральной

области |η| < 0.5. Поиск критической точки фазового перехода при этой энергии

предпочтительно проводить в области высоких поперечных импульсов инклюзивных

частиц pT > 4-5 ГэВ/с.


[1] J. Adams et al. (STAR Collab.), Nucl. Phys. A757 (2005) 102

[2] K. Adcox et al. (PHENIX Collab.), Nucl. Phys. A757 (2005) 184

[3] M. Aggarwal et al. (STAR Collab.), arXiv:1007.2613

[4] М. Токарев, И.Зборовски, Письма в ЭЧАЯ 7 (2010) 271

[5] M. Tokarev, I. Zborovsky, Phys. Rev. D75 (2007) 094008

[6] http://urqmd.org

[7] http://root.cern.ch

[8] M. Tokarev (for STAR Collab.), Phys. At. Nucl. 74 (2011) 799

102


ПОИСК η-МЕЗОННЫХ ЯДЕР НА НУКЛОТРОНЕ ОИЯИ

Д.К. Дряблов1∗, С.В. Афанасьев1, З.А. Игамкулов1, В.И. Иванов1, А.Ю. Исупов1,

А.И. Малахов1, Е.Б. Плеханов1, А.И. Львов2, Е.Б. Ржанов2, С.С. Сидорин2,

Г.А. Сокол2, Р.Н. Бекмирзаев3, Д.М. Жомуродов3, M. Spavorova4

1Лаборатория Физики Высоких Энергий, ОИЯИ, Дубна, Россия

2Физический институт имени П.Н.Лебедева РАН, Россия

3Джизакский Государственный Педагогический Институт, Узбекистан

4University of P.J. Safarik, Kosice, Slovak republic

АННОТАЦИЯ

Показаны экспериментальные данные по поиску η-мезонных ядер на внутренней

мишени Нуклотрона ЛФВЭ ОИЯИ с помощью установки SCAN. Рассматривается

усовершенствованная трехплечевая установка для поиска и исследования η-мезонных

ядер.

ВВЕДЕНИЕ

Первоначальная мотивация, цели и предварительные оценки возможности проведе-

ния эксперимента по поиску и сследованию η-меонного ядра в другой редакции – на

протонном пучке с кинетической энергией ∼ 1.5−2 ГэВ – описывались в работе [1].

Наиболее вероятным механизмом образования в ядре медленного η-мезона является

pn-столкновение налетающего протона p0 с внутриядерным нейтроном n и последую-

щая перезарядка. При этом конечный нейтрон n1 вылетает преимущественно вперед

(θn ∼ 15−20) и теряя энергию ∼ 800 МэВ. Эта энергия передается η-мезону (∼ 550

МэВ) и протону p (∼ 250 МэВ), углы вылета которого больше и достигают ∼ 50.

Сечение образования η-мезона в pp (и равно nn) столкновениях значительно меньше.

В дальнейшем рожденный медленный η-мезон захватывается ядром, в основном, за

счет внутриядерного процессаη + n → S11 → π− + p, рождающего пион-нуклонную

заряженную пару π−p, в которой компоненты пары имеют значительный противо-

положный импульс ∼ 430 МэВ/c. Различные ядерные эффекты (ферми-движение

мезона и нуклонов, внутриядерное перерассеяние и пр.) размывают эту корреляцию

импульсов и энергий, но не уничтожают ее полностью.

∗[email protected]

103


Таким образом, эта-мезонные ядра, т.е. квазисвязанные состояния η-мезона и ядра-

остова, предлагалось искать по продуктам их распада – коррелированной π−p-паре,

в сочетании с регистрацией нуклонов p1 и n1, возникающих на этапе рождения эта-

ядра. В спектре суммарной энергии отобранных π−p-пар ожидается иметь пик вблизи

E = mη+mN = 1486 МэВ, положение и ширина которого даст информацию об энергии

связи и ширине эта-ядерного состояния. При этом ожидаемые энергии связи и ширины

составляют ∼ 10−20 МэВ и ∼ 30 МэВ соответственно [2].

С описанием экспериментальной установки SCAN и реконструкцией событий можно

ознакомиться в [5] и [4].

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИЗМЕРЕНИЯ

В 2008-2010 годах были получены данные как при расположении плеч детекторов

под улом 180o в лабораторной системе, так и под меньшим углом (170o - для измере-

ния фона). Прямые и фоновые измерения проводились в течение одного сеанса, что

сводило систематическу ошибку к минимуму. Данные для кинетической энергии дей-

тронного пучка = 1.5 ГэВ/нуклон и 1.9 ГэВ/нуклон представлены, например, в работе

[5]. С использованием дейтронного пучка с кинетической энергией = 2 ГэВ/нуклон

и углеродной мишени мы получили пик (рис. 1) в эффективной массе pπ-пары со

средним значением 1465 МэВ и σ=27 МэВ (что примерно соответствует ширине на

полувысоте Г=64 МэВ). Это свидетельствует о сдвиге массы S11-резонанса в ядерной

среде на 70 МэВ по сравнению с табличным значением для свободного S11-резонанса.

УСОВЕРШЕНСТВОВАННАЯ УСТАНОВКА

Мы провели полный анализ всех источников ошибок, которые вносят вклад в

неопределенность получаемых нами данных (допустим, в ошибку эффективной мас-

сы). Чтобы улучшить определение характеристик пионов и протонов до необходимой

точности (нам нужна ошибка в определении суммы энергий протона и пиона в районе

5÷8 МэВ), исследовать новый канал с образованием нейтронов, измерить фоновые

события одновременно с изучаемыми, мы предложили усовершенствовать нашу уста-

новку (рис. 2 ). Она будет состоять из трех плеч (третье плечо - для измерения фоно-

вых событий), которые будут способны регистрировать протоны, нейтроны и пионы

104


-100

0

100

200

300

400

500

1350 1400 1450 1500 1550 1600

Ep+Eπ , MeV

Eve

nts

Рис. 1. Спектр эффективных масс, полученный с помощью установки SCAN в реакции

dC c Td=2ГэВ/н. Параметры фитирования участка, соответствующего резонансу S11,:

mean=1465МэВ, σ =27МэВ.

и идентифицировать их по времени пролета на заданной базе (базы P-arm и K-arm

- 6 метров, M-arm - 2 метра) и энерговыделению в веществе детектора. Для лучшей

идентификации и лучшего определения динамических характеристик пионов одно из

плеч (M-arm) дополнительно оснащено магнитом SP-46 и дрейфовыми камерами для

измерения угла поворота в магнитном поле пролетающей частицы.

Рис. 2. Усовершенствованная установка SCAN3 для поиска и исследования η-мезонных

ядер. Состоит из сцинтилляционных счетчиков, дрейфовых камер и магнита для реги-

страции протонов, нейтронов и пионов.

105


ВЫВОДЫ

1. Произведенный набор данных на установке СКАН на внутренней мишени Нук-

лотрона ОИЯИ показал резонансную структуру при кинетических энергиях пучка

дейтронов 1.5÷2 ГэВ/нуклон, что может служить сигналом образования η-мезонного

ядра, а также дать информацию о влиянии ядерной среды на характеристики (массу)

S11(1535)-резонанса.

2. По предварительным данным при реакции dC с кинетической энергией пучка 2

ГэВ/н мы получили значение массы S11=1465МэВ (σ=27 МэВ), что указывает на

сдвиг массы резонанса S11(1535) на 70 МэВ в ядерной среде.

3. Была предложена усовершенствованная установка для поиска и исследования η-

мезонных ядер, с помощью которой мы можем улучшить точности определения вре-

менных и энергетических характеристик частиц, измерять фоновые события одно-

временно с необходимыми событиями, измерять новые каналы реакций образования

и распада η-мезонных ядер с идентификацией нейтронов


[1] M.Kh. Anikina et al., nucl-ex/0412036v2, ”Search for and study of eta-mesic nuclei in pA-

collisions at the JINR LHE nuclotron”

[2] Q. Haider, L.C. Liu, Phys. Rev. C 66 (2002) 045208;

C. Garcia-Recio et al., Phys. Lett. B 550 (2002) 47.

[3] S.V. Afanasev et al., JINR Rapid. Comm., 5[91]-98 (1988) 25.

[4] С.В. Афанасьев, Д.К. Дряблов, Письма в ЭЧАЯ 2[125] (2005) 82–90.

[5] S. V. Afanasiev, A. S. Artiomov, D. K. Dryablov et al., "Search for eta-Mesic Nuclei in the

Reaction d+C at JINR Physics of Particles and Nuclei Letters, ISSN:1547-4771, eISSN:1531-

8567, 2011, Vol.8, N.10, pp. 1073-1077.

106


ИССЛЕДОВАНИЕ ФРАГМЕНТАЦИИ ЯДЕР 7Ве С ЭНЕРГИЕЙ

1.2 ГэВ/НУКЛОН НА ЯДРАХ ФОТОЭМУЛЬСИИ

Н.К. Корнегруца1, З. Маматкулов1, 3, Р.Р. Каттабеков1, 2, Д.А. Артёменков1,

П.И. Зарубин1 1ЛФВЭ им. В.И. Векслера и А.М. Балдина, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Физико-технический институт АН РУ, г. Ташкент, Узбекистан 3Джизакский педагогический институт, г. Джизак, Узбекистан

АННОТАЦИЯ

В работе представлены предварительные результаты изучения реакции

фрагментации релятивистских ядер 7Ве, полученных на нуклотроне ОИЯИ.

Рассмотрена зарядовая топология фрагментации, описывается спектр Q+2p разности

инвариантной массы образующихся фрагментов альфа-частицы и двух протонов и

суммы их масс покоя.

Введение

Проблема изучения свойств атомных ядер и механизмов ядерных реакций» под

действием кулоновского и ядерного взаимодействия в ядро-ядерных столкновениях

имеет более чем полувековую историю. В последние годы эти исследования быстро

распространяются на область релятивистских энергий [1]. Появление пучков легких

релятивистских ядер и развитие методики работы с ними открыло широкие

возможности для изучения коллективных степеней свободы в возбужденных ядрах, в

которых отдельные группы нуклонов ведут себя как составляющие кластеры. При этом

современные методы получения пучков релятивистских ядер позволяют изучать

различные их изотопы, включая радиоактивные как при непосредственном ускорении,

так и в качестве продуктов фрагментации. Традиционно использование методики

ядерных фотоэмульсий позволяло получить уникальную информацию о

топологических, угловых и энергетических характеристиках фрагментирующих ядер,

обеспечивало полную наблюдаемость заряженной компоненты каналов фрагментации

ядер [2, 3].

[email protected]

107


Цель данной работы заключается в исследовании структурных особенностей ядер 7Be, проявляющихся в периферической фрагментации на ядрах фотоэмульсии при

энергии 1.2 А ГэВ.

Данное исследование является продолжением цикла работ [2-5] проводимых

фотоэмульсионным сотрудничеством Беккерель [2] на нуклотроне ОИЯИ.

Эксперимент

Ядерная фотоэмульсия была облучена пучком ядер 7Ве, 10С и 12N с энергией 1,2

ГэВ/нуклон на нуклотроне ОИЯИ в 2006 г. Смешанный пучок был получен в реакции

перезарядки и фрагментации ядра 12С. Постэкспозиционная обработка и поиск событий

были выполнены в ЛФВЭ ОИЯИ [4].

Классификация треков по типу пучкового ядра 7Ве, 10С и 12N была выполнена на

основе данных по плотности -электронов на пучковых следах, определяемой как

число -электронов Nδ на 1 мм длины трека.

Просмотр облученных эмульсий с последующей классификацией треков позволили

получить картину зарядовой топологии фрагментации ядра 7Be. В таблице 1 приведено

распределение 289 событий (Nws) по каналам фрагментации для событий фрагментации

– «белых» звезд, не сопровождающихся треками фрагментов мишени, относящихся

преимущественно к классу взаимодействий на тяжелой компоненте эмульсии ядрах Ag,

Br. Дополнительно, приведено распределение 380 событий (Ntf) фрагментации 7Be,

сопровождающихся треками фрагментов мишени, относящихся к взаимодействиям на

ядрах групп CNO и Н эмульсии. Примечателен факт, что значительная доля найденных

событий ~90% приходится на каналы 7Ве2He, и 7ВеHe+2Н соответствующие

минимальным порога 1.6 МэВ и 9.3 МэВ (предполагая, что 7Ве2He(3Не+4Не), 7ВеHe+2Н(+2p)), когда как каналу 7Ве4H, характеризующимся более высоким

энергетическим порогом образования, свойственна меньшая наблюдаемость.

Средний пробег до взаимодействия ядер 7Be с ядрами фотоэмульсии в данной работе

составил λэксп=14.20.2 см, когда как пробег ядер 7B полученный в работе [5] λ=

14.00.8 см, что закономерно, поскольку использовалась эмульсия одного состава, а

результат не должен зависеть от способа получения изотопа 7Be.

108


На Рис. 1 приведено распределение событий канала фрагментации 7Be+2p по

величине Q+2p разности инвариантной массы образующихся фрагментов альфа-

частицы и двух протонов и суммы их масс покоя. Особый интерес представляет собой

области значений Q+2p<10 МэВ, поскольку позволяет выдвинуть гипотезу о наличии

доли (25%) событий сопровождающихся цепочкой превращений 7Be6Be+2p

В настоящее время работы продолжаются.

Заключение

В работе представлены предварительные результаты исследования фрагментации

релятивистских ядер 7Ве на ядрах фотоэмульсии (при использовании смешенного

пучка 7Ве+10С+12N, 12C7Be).

Сканирование слоев фотоэмульсии позволило получить достаточную статистику,

позволяющую провести сравнение настоящих результатов с полученными ранее для 7Ве (сформированного в реакции 7Li7Ве).

Обсуждается зарядовая топология, а также некоторые результаты угловых

измерений.

В частности анализ угловых распределения событий фрагментации канала 7BeHe+2H позволяют выдвинуть гипотезу о наличии доли (25%) событий

сопровождающихся цепочкой превращений 7Be6Be+2p

Рис. 1. Распределение событий канала фрагментации 7Be+2p по величине Q+2p разности инвариантной массы образующихся фрагментов альфа-частицы и двух протонов и суммы их масс покоя.

109


Таблица 1. Распределение по каналам диссоциации числа «белых» звезд Nws и событий с фрагментами мишени или рожденными мезонами Ntf, для которых выполняется условие ∑Zfr = 4

Канал 2He He+2H 4H Li+H

Nws 115 157 14 3

Ntf 154 226 - -


[1] В.Н. Фетисов и др., Письма в ЖЭТФ, том 88, вып.2 (2008) 83.

[2] The BECQUEREL Project, http://becquerel.jinr.ru/.

[3] Н. П. Андреева и др., ЯФ 68, (2005) 455.

[4] Р. Р. Каттабеков, и др., ЯФ 73, (2010) 2166.

[5] Н. Г. Пересадько и др., ЯФ 70, (2007) 1226.

110


ФРАГМЕНТАЦИЯ РЕЛЯТИВИСТСКИХ ЯДЕР 10C В ЯДЕРНОЙ

ФОТОЭМУЛЬСИИ

К.З. Маматкулов1, 2, Д.А. Артёменков1, Р.Н. Бекмирзаев2, П.И. Зарубин1,

И.Г. Зарубина1, Н.К. Корнегруца1, Д.О. Кривенков1, А.И. Малахов1, В.В. Русакова1,

С.С. Аликулов2 1ЛФВЭ им. В.И. Векслера и А.М. Балдина, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Джизакский педагогический институт, г. Джизак, Узбекистан

АННОТАЦИЯ

Представлены особенности фрагментации релятивистских ядер 10С с энергией 1.2 А

ГэВ на нуклон в ядерной фотоэмульсии. Идентифицировано событии, которое в

структуре ядра 10С роль основы играет нестабильное ядро 8Be, проявляющиеся в

каскадной диссоциации 10С → 9В + р → 8Be + 2р. Распады релятивистских ядер 8Be→2α через основное состояние 0+ идентифицируются по энергии возбуждения α-

частичных пар (Q2α).

ВВЕДЕНИЕ

Метод ядерной фотоэмульсии обеспечивает уникальную по полноте наблюдаемость

множественных систем релятивистских фрагментов, образующихся при диссоциации с

рекордным пространственным разрешением (0,5 мкм) [1]. Энергия возбуждения

системы фрагментов определяется как разность между инвариантной массой

фрагментирующей системы и массой первичного ядра Q = M* - M, где М*-

инвариантная масса системы фрагментов M*2 = (∑Pj)2 = ∑(Pi ·Pk), где Pi,k - 4-импульсы

фрагментов в приближении сохранения значения первичного импульса на нуклон. М –

сумма масс фрагментов.

Ядро 10С является единственным примером устойчивой 4-кластерной структуры 2

+ 2p, относимой к так называемому, супербороминовскому типу. Удаление из ядра 10С,

одного из кластеров или нуклонов приводит к несвязанному состоянию. Порог

образования несвязанной системы 2 + 2p равен 3.73 МэВ. Выбивание одного из

протонов (порог 4.01 МэВ) приводит к образованию нестабильного ядра 9Вg.s., которое

распадается с испусканием протона и ядра 8Be g.s.. При отделении -кластера от ядра 10С

111


возможно образования резонанса 6Beg.s. (порог 5.10 МэВ), который имеет энергию

распада 1.37 МэВ.

ЗАРЯДОВАЯ ТОПОЛОГИЯ И УГЛОВЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ

В табл. приведено распределение по каналам 227 найденных событий диссоциации

ядер C, которые не сопровождаются треками фрагментов мишени Nws (или «белых»

звезд). Они относятся к наиболее периферическим взаимодействиям на тяжелых ядрах

состава эмульсии Ag и Br. Главная особенность распределения для «белых» звезд

состоит в том, что его основная доля, составляющая около 82%, приходится на канал

2Не + 2Н, обладающий минимальным порогом в случае ядра 10С.

Угловые измерения следов проведены для «белых» звезд 2He + 2H. На рис.1

представлены распределения по полярному углу вылета θ фрагментов Н и Не.

Параметры описывающих их распределений Релея равны Н = (51 ± 3) × 10-3 рад и

Не = (17 ± 1) × 10-3 рад. Эти величины согласуются со значениями статистической

модели [2,3] p ≈ 47× 10-3 рад и α ≈ 19 × 10-3 рад для фрагментов 1Н и 4Не.

ИДЕНТИФИКАЦИЯ ОДНО- И ДВУХЗАРЯДНЫХ ФРАГМЕНТОВ

Для разделения релятивистских изотопов H и He в эмульсионных экспериментах

используют измерения величины произведения полного импульса частицы на скорость

pc. Его величина оценивается по среднему углу многократного кулоновского

рассеяния. Была проведена идентификация изотопного состава образующихся

фрагментов Н и Не для 16 событий 2Не + 2Н по величине pc (рис. 2). Для сравнения

приведено распределение pc 3Не фрагментов из событий фрагментации 9С 33Не при

энергии 1.2 A ГэВ [4]. Фрагменты 3Не и 4Не четко разделяются по pc. Таким образом,

в набранной статистике «белых» звезд 2He + 2Н все ядра He событий соответствуют

изотопу 4He (α), а H – 1H (p).

РАСПАДЫ НЕСТАБИЛЬНЫХ ЯДЕР 8ВЕ И 9В

На рис. 3 приведено распределение событий канала 10С 2α + 2p по величинам

энергии возбуждения Q2α и Q2αp, определенным для пар 2α и троек 2α + p. Эти

величины зависят только от пространственных углов между фрагментами. Ранее анализ

спектров Q2α при фрагментации ядер 9Ве позволил выявить образование несвязанных

ядер 8Веg.s.. Как и в случае 9Be 8Веg.s, для 68 «белых» звезд 10С 2α + 2p

112


наблюдаются α-частичные пары с углами разлета не превышающими 10-2 рад. Среднее

значение < Q2α > = (63 ± 30) кэВ при RMS 83 кэВ распределения Q2α (рис.3(а))

позволяет заключить, что в этих события наблюдается образование ядер 8Веg.s. в

основном состоянии. В свою очередь параметры распределения Q2αp (рис.3(b))

позволяет утверждать, что диссоциация 10С 2α + 2p с образованием 8Веg.s.

сопровождается образованием несвязанного ядра 9Вg.s. [5,6]. Среднее значение <Q2αp> =

(254 ± 18) кэВ при RMS 96 кэВ соответствует распаду 9Вg.s. 8Веg.s. + p с энергией 185

кэВ и шириной (0.54 ± 0.21) кэВ. Четкая зависимость корреляция между значениями

величин Q2α и Q2αp для данной группы событий указывает на каскадный процесс 10С → 9В → 8Ве. Можно заключить, что в кластерной структуре ядра 10С с вероятностью

около (30 ± 4) % проявляется ядро 9B. В пользу этого утверждения свидетельствует

распределение по полному поперечному импульсу PT2αp тройки фрагментов 2α + p из

событий 10С 2α + 2p с образованием ядер 9В. Для группы из 40 событий (73%)

величина PT(9В) = (92 15) МэВ/c. Значение, ожидаемое в статистической модели [2,3]

составляет 93 МэВ/c.

Таблица. Распределение по каналам диссоциации числа «белых» звезд Nws и событий с фрагментами мишени или рожденными мезонами Ntf.

Канал (10С) 2He+2H He+4H 3He 6H Be+He B+H Li+3H 9С+n

Nws=227 186 12 12 9 6 1 1 -

100% 81.9 5.3 5.3 4.0 2.6 0.4 0.4 -

Ntf=627 361 160 15 30 17 12 2 30

100% 57.6 25.5 2.4 4.8 2.7 1.9 0.3 4.8

Рис. 1. Распределение фрагментов по полярному углу вылета θ образующихся в «белых звездах» для канала 10С 2Не + 2Н. (пунктирная линия – H, сплошная линия – He).

Рис. 2. Распределение по величине pβc фрагментов из «белых» звезд 10С 2Не + 2Н (сплошная линия – Hе; штрихованная гистограмма – H) и «белых» звезд 9С 3Не (пунктирная линия).

113


Рис. 3. Распределение событий канала 10С 2α + 2р по энергии возбуждения Q2α пар α-частиц; на вставке – увеличенное распределение Q2α (а); Q2αр троек 2α + р; на вставке – увеличенное распределение Q2αр (b).


Распределение по зарядовой топологии указывает на лидирующую роль канала с

зарядовой конфигурацией 10С → 2α + 2р по сравнению с другими каналами.

Проведена идентификация изотопного состава образующихся фрагментов Н и Не

для событий 2Не + 2Н по многократному рассеянию. В набранной статистике «белых»

звезд 2He + 2Н все ядра He событий соответствуют изотопу 4He (α), а H – 1H (p).

Процесс фрагментации ядер 10С2α+2p в случае (≈30%) носит каскадный характер 10С → 9В → 8Ве по аналогии с ранее исследовавшийся той же методикой ядром 9Be.

Дальнейший анализ угловых распределений 2α + 2p будет направлен на события без

образования ядер 8Веg.s и 9В. В частности, в перспективе будет предпринята попытка

поиска распадов ядерных резонансов 5Li и 6Be.


[1] The BECQUEREL Project, http://becquerel.jinr.ru/.

[2] H. Feshbach and K. Huang, Phys. Lett. 47B, 300 (1973).

[3] A. S. Goldhaber, Phys. Lett. 53B, 306 (1974).

[4] Д. О. Кривенков и др., ЯФ, 73, 2159 (2010) [D. O. Krivenkov et al., Phys. of Atom.

Nucl. 73, 2103 (2010)]; arXiv:1104.2439.

[5] D. A. Artemenkov et al., Few Body Syst. 50, 259 (2011); arXiv:1105.2374.

[6] D. A. Artemenkov et al., Int. J. Mod. Phys. E 20, 993 (2011); arXiv: 1106.1749.

114


ИЗУЧЕНИЕ РЕАКЦИИ БЕЗМЕЗОННОГО РАЗВАЛА

ДЕЙТРОНА НА ВНУТРЕННЕЙ МИШЕНИ НУКЛОТРОНА

ПРИ ЭНЕРГИИ 500 МЭВ.

С.М. Пиядин1∗, Т.А. Васильев1, Ю.В. Гурчин1, А.Ю. Исупов1, Ю-Т. Карачук1,2,

В.А. Краснов1, А.К. Курилкин1, П.К. Курилкин1, В.П. Ладыгин1, А.Н. Ливанов1,

Г. Мартински3, С.Г. Резников1, А.К. Семенов4, А.Е. Туманов4, А.Н. Хренов1,

М. Янек1,5

1Лаборатория Физики Высоких Энергий, ОИЯИ, Дубна, Россия

2Исследовательский Институт Электротехники, Бухарест, Румыния

3Университет П.Й.Шафарика, Кошица, Словакия

4Московский Институт Радиоэлектроники и Автоматики, Дубна, Россия

5Университет Жилина, 010 26 Жилина,Словакия

ВВЕДЕНИЕ

Главная цель DSS (Deuteron Spin Structure) проекта - расширение энергетического

и углового диапазонов в измерениях различных наблюдаемых для процессов, включа-

ющих 3-х нуклонные системы. Целью этой экспериментальной программы является

получение информации о спин - зависимой части 3-х нуклонных сил из 2-х процессов:

dp-упругого рассеяния и dp-развала с регистрацией 2-х протонов при энергиях 300 -

2000 МэВ.

Экспериментальные данные по дейтронным анализирующим способностям для ши-

рокого диапазона фазового пространства были получены при энергии 130 МэВ в

KV I[1]. Результаты показывают чувствительность к спиновой структуре 3-х нуклон-

ных сил. Теоретические расчеты для реакции безмезонного развала дейтрона, выпол-

ненные при энергии 400 МэВ[2], предсказывают, что дифференциальное сечение и

тензорная анализирующая способность для различных кинетических конфигураций

так же чувствительны к вкладу 3-х нуклонных сил.

∗[email protected]

115


УСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА.

Для изучения реакции развала дейтрона с регистрацией двух протонов будут ис-

пользоваться 8 детекторов ∆E-E типа. Более подробно конструкция данного детек-

тора описана в [3].

Управление высоковольтным напряжением цифровых делителей ФЭУ-85 осуществ-

ляется с помощью модуля, соединенного с компьютером через шину "RS232". Этот

модуль был разработан в ЛФВЭ ОИЯИ[5]. Система высоковольтного питания для

ФЭУ-63 основана на модуле "Wenzel Electronik напряжение которого управляется и

контролируется с помощью ЦАП и АЦП модулей CAMAC. Для управления и контро-

ля высоковольтным напряжением модуля "Wenzel Electronik"в режиме "on-line"был

использован пакет MIDAS[6].

Для съема информации с фотоумножителей ∆E-E детекторов испульзуется систе-

ма сбора данных, основанная на модулях стандарта VME. Данная система состоит из

4-х модулей TQDC и одного тригерного модуля. Каждый Модуль TQDC рассчитан

на 16 входных канала[4].

d

Y

X

ZӨ2Ө1

Φ12

p2p1

I

II

III

IV

45,70

340

29,30

46,40

гор = 00

гор = 00

гор = 00

гор = 00

a b

Рис. 1. a) - Схема расположения детекторов на 41-м сеансе Нуклотрона. b) - определение

углов при регистрации двух протонов в реакции развала дейтрона.

На 41-м сеансе Нуклотрона при импульсе дейтронов 500 МэВ был выполнен на-

бор данных с использованием 4-х ∆E-E детекторов как на полителеновой, так и на

углеродной мишенях. Схема расположения детекторов представлена на Рис.1(a). На

данном рисунке сокращение "гор"означает угол отклонения детектора от горизон-

116


тальной плоскости ионопровода Нуклотрона. В данном случае все 4 ∆E-E детектора

распологались в одной горизонтальной плоскости вместе с ионопроводом.

РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТА.

Калибровка данной установки производилась на космических мюонах. Для этого

детекторы были размещены в специальную стойку, которая предназначена для уста-

новки и одновременной калибровки 8 ∆E-E детекторов. Набор на мюонах проводился

при тех же напряжениях и кабелях, что и набор данных в ходе сеанса Нуклотрона.

0 50 100 150 200 2500

50

100

150

200

250

a

0 50 100 150 200 2500

50

100

150

200

250

b

0 50 100 150 200 2500

50

100

150

200

250

c

0 50 100 150 200 2500

50

100

150

200

250

d

0 50 100 150 200 2500

50

100

150

200

250

e

0 50 100 150 200 2500

50

100

150

200

250

f

Рис. 2. Корреляция амплитуд для различных кинематических конфигураций 4-х ∆E-E

детекторов в МэВ. a) - Θ1 = 34o, Θ2 = 29,3o, Φ12 = 180o. b) - Θ1 = 34o, Θ2 = 45,7o, Φ12 =

0o. c) - Θ1 = 34o, Θ2 = 46,4o, Φ12 = 180o. d) - Θ1 = 29,3o, Θ2 = 45,7o, Φ12 = 180o. e) - Θ1 =

29,3o, Θ2 = 46,7o, Φ12 = 0o. f) - Θ1 = 45,7o, Θ2 = 46,4o, Φ12 = 180o. Данные полученные в

41-м сеансе Нуклотрона.

После получения калибровочных констант для каждого канала ADC, амплитуды

сигналов были переведены в эВ. Амплитуда с ∆E-сцинтиллятора бралась как усред-

неная амплитуда с двух ФЭУ-85. В итоге, сигнал с E-сцинтиллятора сумировался с

сигналом ∆E для каждого детектора. Наличие 4-х ∆E-E детекторов позволило по-

лучить 6 различных комбинаций корелляций амплитуд (Рис.1).

Чтобы выделить события относящиеся к реакции dp → ppn для каждой пары детек-

торов был получен спектр недостающей массы нейтрона. После наложения условия

117


0 50 100 150 200 250 300 3500

50

100

150

200

250

300

350

a

0 50 100 150 200 250 300 3500

50

100

150

200

250

300

350

b

0 50 100 150 200 250 300 3500

50

100

150

200

250

300

350

c

Рис. 3. Кинематические локусы для реакции dp → ppn при энергии 500 МэВ. a) - Θ1 =

34o, Θ2 = 29,3o, Φ12 = 180o. b) - Θ1 = 34o, Θ2 = 46,4o, Φ12 = 180o. с) - Θ1 = 29,3o, Θ2 =

45,7o, Φ12 = 180o.

(mn ± 5МэВ) на данный спектр получали кинематический локус для данной реак-

ции(Рис.3).


- Проведен тестовый сеанс на внутренней мишени Нуклотрона при энергии дейтро-

на 500 МэВ с использованием 4-х ∆E-E детекторов.

- Проведен набор данных с помощью системы сбора данных на базе модулей стан-

дарта VME, как на полиэтиленовой, так и на углеродной мишенях.

- Получены первые результаты для реакции dp → ppn:

Работа была частично поддержана грантом РФФИ N o 10-02-00087a.


[1] St. Kistryn et al. // Phys.Rev., 044006, (2005)

[2] J. Kuros-Zolnierczuk et al. // Phys.Rev., C66:024003, (2002)

[3] С.М. Пиядин и др., "Письма в ЭЧАЯ"т.2, p.182-191, (2011)

[4] http://afi.jinr.ru

[5] http://hvsys.dubna.ru

[6] http://midas.psi.ch

118


СЦИНТИЛЛЯЦИОННЫЕ ГОДОСКОПЫ ДЛЯ ЭКСПЕРИМЕНТОВ

НА ВЫВЕДЕННОМ ПУЧКЕ НУКЛОТРОНА

A.А. Терехин, C.М. Пиядин, В.П. Ладыгин, А.Н. Хренов, П.А. Рукояткин


АННОТАЦИЯ

Представлено описание 8-канальных годоскопов, предназначенных для

экспериментов на выведенном пучке Нуклотрона ОИЯИ. Приведены результаты

тестирования годоскопов на космических мюонах, радиоактивном источнике и на

выведенном пучке ядер углерода Нуклотрона.

ВВЕДЕНИЕ

В связи с большим интересом к изучению реакций с участием дейтрона, в рамках

проекта DSS [1] планируется проведение эксперимента на выведенном пучке

дейтронов Нуклотрона с использованием поляризованной 3He мишени, разработанной

в CNS(Япония) [2]. В задачи эксперимента входит получение данных по

дифференциальному сечению, тензорной анализирующей способности и коэффициенту

спиновой корреляции реакции 3He(d,p)4H. Одним из важных этапов в подготовке

эксперимента на выведенном пучке Нуклотрона с использованием поляризованной 3He

мишени является создание триггерной и время-пролетной систем для идентификации

вторичных частиц, которая будет осуществляться путем восстановления массы частиц

по известным значениям импульса и времени пролета. Для этой цели разработаны два

8-ми канальных годоскопа сцинтилляционных счетчиков на базе ФЭУ-85 и стартовый

счетчик на базе ФЭУ XP2020 [3]. Кроме того, с помощью годоскопов возможно

получение профиля пучка, что зачастую необходимо в процессе набора статистики и

обработки данных. Предварительным этапом в изготовлении годоскопов являлись

сборка и тестирование прототипа одного из элементов [4].

[email protected]

119


ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ УСТАНОВКА

Годоскопы были протестированы на пучке углерода с энергией 3.42 А ГэВ [5].

Схема экспериментальной установки (Рис. 1) включает стартовый счетчик ST, дуплет

магнитных линз QL, отклоняющие магниты М, ионизационную камеру IC и

сцинтилляционные годоскопы H.

Рис. 1. BL – траектория пучка, ST - стартовый счетчик, QL - дуплет магнитных линз, М - отклоняющие магниты, PC - пропорциональную камеру, H - сцинтилляционные годоскопы.

Схематический вид годоскопа сцинтилляционных счетчиков представлен на Рис. 2:

Рис. 2. Слева: расположение сцинтилляционных пластин по пучку. Справа: размещение элементов годоскопа в металлическом корпусе К. С – сцинтилляционная пластина, ФЭУ – фотоумножители, ВП – ячейки высоковольтного питания.

ТЕСТИРОВАНИЕ НА ВЫВЕДЕННОМ ПУЧКЕ НУКЛОТРОНА

По корреляции амплитуд сигналов с каждого ФЭУ для отдельного счетчика

годоскопа (Рис. 3 А) можно различить пучок ядер углерода 12C и фоновых

однозарядных частиц (протонов). Фоновые события были исключены путем наложения

ограничительного условия на величину восстановленной амплитуды. На Рис. 3 Б

120


представлены координатные корреляции в горизонтальной (X) и вертикальной (Y)

плоскостях для ядер углерода. Видно, что в Y-плоскости профиль пучка более

широкий, чем в Х- плоскости.

A) Б)

Рис. 3. А) - Корреляция амплитуд для сцинтилляционного детектора годоскопа, Б) - Двумерный координатный профиль пучка ядер углерода 12С.

В ходе тестирования были получены профили пучка 12C и однозарядных частиц для

горизонтальной и вертикальной плоскостях (Рис. 4).

Рис. 4. Распределение пучка в горизонтальной - слева и вертикальной - справа плоскостях. Открытая гистограмма соответствует пучку ядер 12C, заполненная - пучку однозарядных частиц.

Измерения проводились при различных значениях тока поворотного магнита 3СП-12

для варьирования пучка в горизонтальной плоскости. Зависимость положения пучка от

тока магнита представлена на Рис. 5. Из анализа временных распределений была

определена скорость распространения светового сигнала в сцинтилляторе (Рис. 6),

которая составляет veff = 4.1 0.3 см/нс. Для определения величины veff использовались

счетчики, на которые приходился максимум пучка.

121


Рис. 5. Смещение пучка в горизонтальной Рис. 6. Распределение разности времени прихода плоскости в зависимости от величины тока сигнала для сцинтилляционного детектора годоскопа отклоняющего магннита.


Подготовлены два восьмиканальных сцинтилляционных годоскопа для

экспериментов на выведенных пучках Нуклотрона. Проведено тестирование с

помощью радиоактивного источника и космических лучей. Получены результаты на

выведенном пучке Нуклотрона. Продемонстрирована надежная работа годоскопов.

Получены оценки временных характеристик годоскопов, которые удовлетворяют

требованиям эксперимента [1].

Работа частично поддержана грантом РФФИ 10-02-00087а.

Авторы признательны Исупову А.Ю., Резникову С.Г., Курилкину П.К.,

Курилкину А.К., Гурчину Ю.В., Васильеву Т.А., Ливанову А.Н., Лукстиньшу Ю. за

помощь в получении экспериментальных данных на пучке углерода.


[1] Ladygin V.P. et al. // EPJ Web of Conferences. 2010. Vol. 3. 04004.

[2] Uesaka T. et al.// Nucl.Instr.Meth. in Phys.Res. A402 (1998) 212.

[3] Терехин А.А. и др. // Известия Тульского государственного университета, серия:

Естественные науки. С. 151-160.

[4] Терехин А.А. и др. // Научные ведомости БелГУ 2009 г.,серия физико-

математическая, вып. 1, С.124-131.

[5] Rukoyatkin P.А. et. al. // First extraction of the 3.42 AGeV 12C beam for studies of

baryonic matter at Nuclotron. JINR Preprint E1-2012-17, Dubna, 2012, Submitted

to Phys. Nucl. Part. Lett.

122


ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА


проф. к.ф.-м.н. Ю.А. Горнушкин

123



1 Ahmadov Farid Ibrahim Ogli, FLNR JINR

2 Jaluvkova Pavlina, FLNR JINR

3 Vratislav Chudoba, FLNR JINR

4 Бабкин Вадим Андреевич, ЛФВЭ ОИЯИ

5 Горюнов Семён Владимирович, ЛНФ ОИЯИ

6 Елкин Владимир Геннадьевич, ЛЯП ОИЯИ

7 Кручонок Владимир Геннадьевич, ЛЯП ОИЯИ

8 Медведев Дмитрий Владимирович, ЛЯП ОИЯИ

9 Мерц Сергей Павлович, ЛФВЭ ОИЯИ

10 Милков Васил Михайлов, ЛНФ ОИЯИ

11 Перевощиков Лев Леонидович, ЛЯП ОИЯИ

12 Розов Сергей Владимирович, ЛЯП ОИЯИ

13 Румянцева Надежда Сергеевна, ЛЯП ОИЯИ

14 Стрекаловский Александр Олегович, ЛЯР ОИЯИ

15 Фомина Мария Викторовна, ЛЯП ОИЯИ

124


РАЗРАБОТКА ПРОГРАМНОГО ОБЕСПЕЧЕНИЯ ДЛЯ

ЭКСПЕРИМЕНТОВ С ЛЕГКИМИ ЭКЗОТИЧЕСКИМИ ЯДРАМИ

П. Ялувкова


АННОТАЦИЯ

В Лаборатории Ядерных Реакций создается набор библиотек, который основан на

С++ и ROOT Data Analysis Framework. Данные библиотеки можно использовать для

моделирования системы детекторов и их визуализации, а также для обработки

экспериментальных данных. Программное обеспечение предназначено для

экспериментов с легкими экзотическими ядрами и рассчитано на широкий круг

пользователей. В настоящее время над библиотеками ведется активная работа.

125


CORRELATION STUDIES OF THE 6Be LOW-ENERGY SPECTRUM

V. Chudoba

FLNR, JINR, Dubna, Russia

ANNOTATION

Two-proton ground state decay is a generic phenomenon beyond the proton drip-line. This

decay mode is now under active investigation in several exotic nuclear systems. 6Be is the

lightest nuclear system possessing this property and an evident benchmark case. Studies of

this system should elucidate the other 2p emitters as well. Experiment dedicated to the studies

of the 6Be structure has been carried out on fragment separator ACCULINNA of the Flerov

Laboratory of Nuclear Reactions (JINR, Dubna, Russia). 6Be states were populated in the

H(6Li,6Be)n charge-exchange reaction under beam energies of 25 and 32.5 AMeV. The 6Be

decay products were measured by two annular position sensitive telescopes consisting of

silicon strip and CsI(Tl) detectors. High statistics energy spectrum of 6Be (~5x10^6 events)

was reconstructed by invariant mass method from triple coincidence alpha+p+p events. The

detailed correlation information about the well-known $^6$Be 0$^+$ ground state at

E$_T$~=~1.37~MeV (E$_T$ is energy above $\alpha$+p+p threshold) and the 2$^+$ state at

E$_T$~=~3.05~MeV was obtained. A broad structure extending from 4 to 14~MeV contains

negative parity states, populated by $\Delta$L~=~1 angular momentum transfer, without

other significant contributions. This continuum structure can be interpreted as a novel

phenomenon: the isovector soft dipole mode associated with the $^6$Li ground state. The

population of this mode in the charge-exchange reaction is a major phenomenon for the

involved systems.

126


РАЗРАБОТКА И ИССЛЕДОВАНИЕ МНОГОЗАЗОРНЫХ

РЕЗИСТИВНЫХ ПЛОСКИХ КАМЕР (MRPC) ДЛЯ

ВРЕМЯПРОЛЁТНОЙ СИСТЕМЫ MPD

В.А. Бабкин


АННОТАЦИЯ

В докладе представлены последние результаты исследований многозазорных

резистивных камер для TOF MPD. Были получены результаты по временному

разрешению для полноразмерного прототипа с стриповым считыванием сигналом.

127


ГРАВИТАЦИОННЫЙ СПЕКТРОМЕТР УХН ДЛЯ

ЭКСПЕРИМЕНТА ПО ПРОВЕРКЕ ПРИНЦИПА

ЭКВИВАЛЕНТНОСТИ СО СВОБОДНЫМ НЕЙТРОНОМ

С.В. Горюнов


АННОТАЦИЯ

Гравитационный спектрометр УХН создан специально для эксперимента по

проверке принципа эквивалентности для свободного нейтрона. Идея эксперимента

заключается в сравнении энергии, приобретённой нейтроном вследствие падения в

гравитационном поле Земли (m*g*H), с квантом энергии (ħ*Omega), преданным

нейтрону в результате нестационарного взаимодействия нейтронной волны с

движущейся фазовой дифракционной решеткой. Спектрометрия осуществляется

специфическим методом измерения времени пролета. Для этого пучок УХН

модулируется прерывателем, а детектор регистрирует осцилляции скорости счета. Фаза

осцилляции скорости счета phi=2*Pi*F*t, где F частота модуляции, пропорциональна

времени пролёта t. В докладе представлены как описание конструкции спектрометра,

так и результаты тестовых экспериментов. Благодаря высокой монохроматизации

начального нейтронного спектра в нашем случае время пролёта оказывается в 6-10 раз

больше периода модуляции, что приводит к высокой чувствительности к малым

изменениям энергии порядка 10^(-11) эВ.

128


GAAS:CR DETECTOR TESTING FOR FCAL CALORIMETER AT

PLANNED LINEAR ACCELERATOR ILC

U. Kruchonak, V. Elkin

Dzhelepov Laboratory of Nuclear Problems, JINR, Dubna, Russia

INTRODUCTION

For pure Si the charge carriers lifetime exceeds the lifetime for binary semiconductors by 4

orders. However, pure semiconductors (Si) have not sufficient radiation hardness and

relatively small conversion efficiency for γ GaAs:Cr "is the result of JINR & Tomsk State

University joint R&D". GaAs grown by Czochralski method passes Cr evaporation. Next step

is annealing, when Cr diffuses throw all crystal and compensate all EL2+ traps inside. As a

result we get homogenous Cr compensated GaAs. And the last step is polishing and

metallization.

The experimental values of resistivity about GΩ*cm, which are more than an order of

magnitude higher as compared to the resistivity of the structures based on traditional LEC SI-

GaAs.

GAAS:CR SENSOR

Laboratory tests of 11 GaAs sensors were made. New GaAs sensor plates of 500um

thickness and 1 um Ni metallization on both sides (Figure 1). One side is segmented by 64

pads with various areas from 18 to 42 mm2, distributed by 12 rings, surrounded by 120 μm

width guard ring

Fig. 1. GaAs detectors with 64 pads

CAPACITANCE MEASUREMENTS

Setup Description

The capacitance was measured by HP 4263B LCR meter, there is a circuit for C-V

measurement, it allows to apply bias voltage up to 450 Volts.

129


Measurements results

Fig. 2,3 Typical C-V , measured between pad and backplane for different rates 100Hz -100 kHz (fig.2) and Capacitance between pad and backplane and between two pads in one ring, measured on 10 kHz (fig.3)

C-V between pad and backplane for different rates 100Hz -100 kHz were measured. It is

seen that the capacitance has strong voltage dependence for 100Hz black curve, quite less for

1kHz red curve and next to nothing for more than 10kHz. Rely on this the rate 10kHz was

chosen for following Capacitance measurements.

And we measured pads capacitance distribution for whole sensor pads, it’s seen that it is

linear dependence on Pad size. And pads capacitance is in range from 6 to 12 pF.

Next we decided to measure capacitance between two pads in one row to have the same

pad size. Grey curve is representing single pad and pink one shows capacitance between pads

(Figure 3).

As we see the capacitance between two pads is about half of the capacitance of single pad.

That’s mean that pads look like parallel plate capacitors. And the line calculated for

parallel plate capacitor with Epsilon corresponding to GaAs is presented.

As we see it is about 1 pF lower than the real measured pad capacitance, it may be

explained that we’re not able to avoid edge and neighbor pads influence, so pads are not

exactly parallel plate capacitor, but this is still good approximation.

LEACKAGE CURRENT MEASUREMENTS

The IV characteristic was measured by keithley6487 V-source-picoampermeter. There is a

circuit for I-V measurement, which allows to measure I-V in range +-500 Volts.

130


IV for typical pad is linear in diapason +-250 V. Total current throw detector can be

described by formula:

(1)

I saturation is a Limiting current from metal to semiconductor throw shottki barrier

calculated by next equation:

(2)

Where S- Cross-sectional area, A*n = 8.16 A*cm-2 *K-2 - Richardson constant for GaAs

T - Temperature of device, q - electron charge, k - Boltzmann constant φ - barrier height on

the border of metal−semiinsulating gallium arsenide

Measurement of the barrier height on border of metal−semiinsulating gallium arsenide

Let’s look at IV more detail. It is very symmetric for positive and negative branches. It has

nonlinear growth from 0 to 10 V and can be described like result of current saturation and

then linear dependence which is typical for resistor. As we see the saturation current is about

8 nA, the resistance is 242 MOhm , and they are same for both positive and negative.

Fig. 4 I-V in range +/-10V.

Using formula (1) we calculated the barrier height on border of metal−semiinsulating

gallium arsenide and built its distribution. The barrier height is 0.80 V which is very well

agree with previous results, obtained in Tomsk by two different methods and that value was

0.81± 0.02 V.

131


TEMPERATURE DEPENDENCE

I-V temperature dependences up to +50 °C were achieved. It is logarithmic scale, we see

the Resistivity has an exponential decrease with temperature growth. Measured from -10 C to

50 C it corresponds to 64 GΩ*cm for -10 degree, 120 M Ω*cm for 50 degree.

Fig. 5 Temperature dependence of the resistance.

ACKNOWLEDGMENT

DESY’s experimental set-up has been applied for measurement of I/V, Capacitance, and

temperature dependence of GaAs sector sensors (I-V, ρ, C-V, φBn )

The first preliminary results are:

I-V and capacitance behavior are well consistent with previous results and theoretical

calculations.

I-V temperature dependence up to +50 °C was achieved first time. Resistivity has an

exponential dencrease with temperature growth.

The Schottky barrier height was measured for one detector.

REFERENCES

[1] G.I. Ayzenshtat, M.A. Lelekov, O.P. Tolbanov. , “Measurement of the barrier height

on border of metal−semiinsulating gallium arsenide”, Физика и техника

полупроводников , 2007, том 41, вып. 11

[2] G.I. Ayzenshtat, M.A. Lelekov, V.A. Novikov, L.S. Okaevitch, O.P. Tolbanov,

“Current transport in gallium arsenide detector compensated by chromium”, Физика и

техника полупроводников , 2007, том 41, вып.5

132


ПИКСЕЛЬНЫЕ ДЕТЕКТОРЫ НА ОСНОВЕ

ПОЛУИЗОЛИРУЮЩЕГО АРСЕНИДА ГАЛЛИЯ

В. Кручонок, В. Елкин


AННОТАЦИЯ

Благодаря высокой эффективности поглощения гамма-квантов, полуизолирующий

арсенид галлия GaAs:Cr является перспективным материалом для изготовления

пиксельных детекторов. Представлены первые результаты исследования рабочих

характеристик полупроводниковых матричных детекторов типа TimePIX на основе

арсенида галлия из 256х256 чувствительных элементов размером 55 мкм, общей

рабочей площадью 1.98 см2. Для ряда задач пиксельные детекторы на основе арсенида

галлия обладают уникальными преимуществами и могут быть использованы как в

рентгеновских системах медицинской техники, так и в разнообразных физических

экспериментах для регистрации и идентификации частиц ядерного излучения.

ВВЕДЕНИЕ

Для -квантов энергии ~10-50 кЭв длина затухания в алмазе ~ 4000 мкм, в Si ~ 400

мкм, в GaAs ~ 15 мкм.

Это может иметь решающее значение в медицинских системах рентгенографии или

в физических экспериментах при необходимости иметь высокую вероятность

регистрации -квантов.

Рис. 1. Зависимость длины затухания от энергии -квантов.

133


ОПИСАНИЕ МАТРИЦ

На Рис. 2 представлены фотографии поверхности матричного детектора со стороны

пикселей, сделанные с помощью оптического и электронного микроскопов.

Далее представлены первые 4 пиксельных детектора типа Timepix на базе матриц

GaAs:Cr. Соединение матриц с чипами электроники считывания производилась по

технологии «флип-чип бондинг».

Рис 2. Вид поверхности матричного детектора со стороны пикселей, сделанные с помощью оптического (слева) и электронного (справа) микроскопов. Опытные образцы детекторов Timepix с матрицами GaAs:Cr

В результате сборки получили следующие рабочие характеристики (первый индекс

номер платы, второй индекс соответствует номеру матрицы).

SO1-T32 - не работает один из углов около 25% площади.

SO2-T15 - не работает один из углов около 25% площади.

SO3-T13 - работает почти вся площадь за исключением маленького уголка. (<1%)

SO4-AP15 - работает около половины площади.

На всех детекторах измерены треки от альфа, бета и гамма источников (Sr и два вида

Am - закрытый как гамма-источник и открытый как альфа)

ВОЛЬТ-АМПЕРНЫЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ И СПЕКТРЫ.

Были измерены вольт-амперные характеристики при температурах от -10 до 70

градусов цельсия.

134


Рис. 4. Температурная зависимость электрического сопротивления опытного образца для положительной и отрицательной ветвей напряжения в полулогарифмическом масштабе.

Рис. 5. Гамма-спектр Am + In при напряжении -200V, собранный на детекторе SO2-T15.

Облако электронов, образованных при попадании альфа-частицы в область

детектора, мигрирует к пиксельной части. Как было сказано ранее, заряд

распределяется на несколько пикселей, формируя кластер, размеры которого зависят от

выставленных значений порогов и напряжения смещения. На Рис. 6 видны отдельные

точки, соответствующие событиям, связанными с попаданием альфа частиц от

источника 241Am и бета 90Sr. Все события записываются, и при наборе достаточного их

количества, можно провести спектральный анализ.

135


Рис.6. Кластеры альфа-частиц от 241Am и бета 90Sr , полученные на детекторе SO3-T13

РЕЗУЛЬТАТЫ

Произведена пробная сборка пиксельных сенсоров GaAs:Cr на чипах TimePIX.

Совместно с коллегами из IEAP (Прага) изучены свойства полученных детекторов:

измерены температурные зависимости, проведена калибровка одного детектора,

получены спектры α-,β-,γ-источников и рентгеновские изображения. Результаты

проведенных исследований показывают важность и перспективность использования

сенсоров GaAs + TimePIX для производства пиксельных детекторов нового поколения!

Работа выполнена в сотрудничестве ОИЯИ и Institute of Experimental and Applied

Physics Czech Technical University in Prague в рамках коллаборации Medipix.


[1] J. Jakůbek et al., "Pixel Detectors for Imaging with Heavy Charged Particles", NIM A,

Vol. 591, Issue 1, p. 155-158 (2008)

[2] Ayzenshtat G.I., Bakin N.N., Budnitsky D.L., et al., GaAs structures for X-ray

imaging detectors// Nucl. Instr. and Meth.- 2001.-A466, p.25-32

136


РЕЗУЛЬТАТ ИЗМЕРЕНИЯ МАГНИТНОГО МОМЕНТА НЕЙТРИНО

В ЭКСПЕРИМЕНТЕ GEMMA

Д.В. Медведев


АННОТАЦИЯ

В докладе представлен результат эксперимента по поиску магнитного момента на

спектрометре GEMMA. Исследуется рассеяние антинейтрино на электроне. В

спектрометре используется детектор из сверхчистого германия массой 1,5 кг,

расположенный на расстоянии 13,9 м от центра реактора тепловой мощностью в 3 ГВт.

Эксперимент проведен на территории Калининской Атомной Станции. Поток

антинейтрино составил 2,7*10^13 1/см^2/с. В ходе обработки данных, полученных при

включенном и выключенном реакторе (18134 и 4487 ч соответственно), на 90% уровне

достоверности получен верхний предел на магнитный момент нейтрино: mu<2,9*10^-

11 магнетона Бора.

137


ИДЕНТИФИКАЦИЯ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ ПО

ПОТЕРЯМ ЭНЕРГИИ В TPC

С.П. Мерц, С.В. Разин, О.В. Рогачевский

ЛФВЭ им. В.И. Векслера и А.М. Балдина, ОИЯИ, Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

В статье представлен метод идентификации заряженных частиц, основанный на па-

раметризации формулы Бете-Блоха. Представлены результаты работы метода, при-

ведены данные по эффективности и по примесям (ложным прогнозам). Дана оценка

границ применимости метода.

ВВЕДЕНИЕ

Одной из важных задач в экспериментах в физике высоких энергий является иден-

тификация частиц. Для идентификации релятивистской частицы нужно знать ее две

независимые характеристики. В детекторе TPC (время-проекционной камере) уста-

новки MPD [1] используется метод, основанный на измерении импульса и ионизацион-

ных потерь энергии заряженной частицы. На рис. 1 представлена зависимость иони-

Рис. 1. Распределение треков по ионизационным потерям и импульсу. Каждой точке

соответствует одна частица.

зационных потерь энергии от импульса для различных заряженных частиц. Представ-

ленные данные, полученные с помощью моделирования в системе MPDRoot столкно-

вения двух ядер золота с энергией√

sNN = 9 ГэВ. Точки образуют кривые, которые

в большей части пространства не имеют пересечений. Используя данное свойство за-

ряженных частиц, можно эффективно проводить идентификацию.

138


ИДЕНТИФИКАЦИЯ ЧАСТИЦ С ПОМОЩЬЮ ПАРАМЕТРИЗОВАН-

НОЙ ФОРМУЛЫ БЕТЕ-БЛОХА

Формула Бете-Блоха, описывающая ионизационные потери заряженной частицы,

может быть использована для аппроксимации данных, представленных на рис. 1. Для

этого, как предложено в [2] и [3], необходимо параметризовать неизвестные константы.

Тогда выражение для параметризованной формулы Бете-Блоха можно представить в

виде:

f(βγ) =P1

βP4

·

(

P2 − βP4 − ln(P3 +1

(βγ)P5

)

)

, (1)

С использованием данной формулы было произведено аппроксимирование смоде-

лированных данных, для получения калибровочных значений параметров P1 − P5.

Вероятность принадлежности частицы к тому или иному типу определялась по фор-

муле:

P (i) =1

√2πσdE/dx(n)

· e−

(( dEdx )

meas−( dE

dx )i

fit)2

2σ2

dE/dx(n)

, (2)

где i = π,K, p, e, ((

dEdx

)

meas) – смоделированное значения удельной ионизации, (

(

dEdx

)

fit)

– теоретическое значение удельной ионизации.

В качестве критериев эффективности идентификации частиц выбраны соотноше-

ния Eff(i) =N i

goodID

N igen

(эфективность) и Cont(i) =N i

badID

N iallID

(примесь), где N igoodID – верно

спрогнозированные частицы данного типа, N ibadID – ложно спрогнозированные ча-

стицы данного типа, N igen – все сгенерированные частицы данного типа, N i

allID – все

спрогнозированные частицы данного типа.

Результаты работы метода представлены в таблице 1.

Таблица 1. Результаты работы алгоритма идентификации частиц

Частица Eff(i), % Cont(i), %

π 94.4 7.2

K 64.3 52.2

p 77.5 4.4

e 88.5 65.7

139


ГРАНИЦА ПРИМЕНИМОСТИ МЕТОДА

Одним из способов оценки границ применимости метода может быть построение

распределений ошибочно спрогнозированных частиц. На рис 2 и 3 представлены та-

кие распределения. Пики на распределении по ионизационным потерям (см. рис. 2)

соответствуют пересечению π-мезонов с K-мезонами и протонами и электронов с

остальными частицами. Из рис. 2.а видно, что процент ложно спрогнозированных

частиц (промахов) достигает 50-60 %. Остальные пики не являются существенными

(см. рис. 2.б).

a) б)

Рис. 2. Распределение промахов по потерям энергии: а) доля промахов, попавших в

данный интервал, от общего числа частиц из этого интервала; б) доля промахов, попав-

ших в данный интервал, от общего количества промахов. Размер шага по оси абсцисс

составляет 20 эВ/см

a) б)

Рис. 3. Распределение промахов по импульсам: а) доля промахов, попавших в данный

интервал, от общего числа частиц из этого интервала; б) доля промахов, попавших в

данный интервал, от общего количества промахов. Размер шага по оси абсцисс состав-

ляет 10 МэВ/с

На рис. 3 в области малых импульсов (p < 0.4 ГэВ/с) есть три пика: первый

(p = 0.05 ГэВ/с) соответствует небольшому смешению π-мезонов с протонами и элек-

140


тронами, второй (p = 0.15 ГэВ/с) – смешению π-мезонов с электронами и K-мезонов

с протонами и третий – смешение π-мезонов с электронами. При p > 1.0 ГэВ/с на

рис. 3.а наблюдается резкое увеличение доли промахов. При данных импульсах ча-

стицы имеют высокую скорость и пролетают через вещество, производя минималь-

ную ионизацию. В то же время, из рис. 3.б видно, что в соответствующей области

(p > 1.0 ГэВ/с) доля промахов не является существенной. Можно сделать вывод,

что при p > 1.0 ГэВ/с применять данный метод не следует. В качестве еще одного

ограничения был введен параметр доверительная вероятность (Pconf = 60 %), отсеи-

вающий наиболее "спорные"частицы. С учетом данных поправок алгоритм работает

более эффективно, а главное загрязнение становится ниже. Результаты можно видеть

в табл. 2. Результаты показывают значительное увеличение эффективности иденти-

фикации протонов и K-мезонов, а также отличное понижение загрязнения.

Таблица 2. Результаты работы алгоритма идентификации частиц. Введены следующие

ограничения: Pconf = 60 %, p < 1.0 ГэВ/с

Частица Eff(i), % Cont(i), %

π 98.6 4.7

K 86.1 5.1

p 96.7 0.2

e 96.0 48.8


В работе представлен метод идентификации заряженных частиц, основанный на па-

раметризации формулы Бете-Блоха. Представленные результаты работы метода пока-

зывают, что при данном подходе эффективность идентификации заряженных частиц

выше, а примесей меньше, чем в методе, ранее используемом в моделировании работы

установки MPD.


[1] A. Sissakian, A. Sorin and others, Design and Construction of Nuclotron-based Ion Collider

fAcility (NICA), Conceptual design report. Dubna, JINR, (2008).

[2] Alexander Philipp Kalweit, Energy Loss Calibration of the ALICE Time Projection Chamber.

Technische Universitat Darmstadt (2008).

[3] Walter Blum, Werner Riegler, Luigi Rolandi, Particle Detection with Drift Chambers. Springer,

(2008).

141


МНОГОСЕКЦИОННЫЙ КОЛЬЦЕВОЙ ДЕТЕКТОР ТЕПЛОВЫХ

НЕЙТРОНОВ ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЙ ДИФРАКЦИИ НА

МИКРООБРАЗЦАХ В АКСИАЛЬНОЙ ГЕОМЕТРИИ

В.М. Милков


АННОТАЦИЯ

В Лаборатории нейтронной физики им. И.М. Франка Объединенного института

ядерных исследований был разработан и создан новый кольцевой секционированный

детектор тепловых нейтронов для спектрометра ДН-6 на реакторе ИБР-2М. Принцип

действия спектрометра основан на регистрации рассеянных тепловых нейтронов от

микрообразцов. Кольцевой секционированный детектор разделен на 16 секторов,

расположенных в общем газовом объеме. В каждом секторе находится рамка с 6

анодными проволочками. Секции и сектора механически ограничены

стеклотекстолитовыми пластинами с толщиной 1 мм, которые исполняют роль катодов.

Сигналы с каждой секции (общее число их 96) снимаются с независимых анодных

нитей, которые располагаются в геометрическом центре отдельной секции.

Предусилители располагаются внутри газового объема, непосредственно на анодных

нитях, что обеспечивает максимальное разделение каналов и снижение шумов.

Сочетание мультидетекторной системы с низкофоновыми экспериментальными

условиями регистрации рассеянных нейтронов позволяет успешно проводить

эксперименты с образцами малого объема (V ~ 0.05 – 3 мм3).

142


РЕШЕНИЕ ЗАДАЧ ЭЛЕКТРОННОЙ СПЕКТРОСКОПИИ В ФИЗИКЕ

НЕЙТРИНО

Л.Л. Перевощиков


АННОТАЦИЯ

Разработаны и реализованы методы получения доверительных интервалов для

оценки параметров линий электронных спектров в контексте эксперимента KATRIN по

прямому поиску массы электронного антинейтрино и построения бета спектров на

основе экспериментальных ядерных данных применительно к проблеме аномалии в

спектре реакторных антинейтрино.

143


ВОЗМОЖНОСТЬ РЕГИСТРАЦИИ СВЕРХ НИЗКИХ НЕЙТРОННЫХ

ПОТОКОВ С ИСПОЛЬЗЛВАНИЕМ ЗАДЕРЖАННЫХ ГАММА

ПЕРЕХОДОВ В GE-73

С.В. Розов1, В.Б. Бруданин1, С.С. Семих1, Д.В. Философов1, Е.А. Шевчик1,

Е.А. Якушев1 и G. Warot2 1ЛЯП им. В.П. Джелепова, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2LSM, Modane, France

АННОТАЦИЯ

В работе показана возможность измерения задержанных переходов в 73Ge

вызванных нейтронами, что позволит напрямую контролировать сверхнизкий

нейтронный поток на уровне порядка 1 нейтрона на квадратный метр в день.

ВВЕДЕНИЕ

Нейтроны являются опасным источником фона для большинства низкофоновых

экспериментов, в особенности для прямого поиска частиц темной материи. Это связано

с тем, что ядра отдачи, возникающие при рассеянии нейтронов с энергиями порядка 1

МэВ, имеют ту же энергию, которая ожидается после рассеяния

слабовзаимодействующих частиц темной материи (WIMP) из галактического гало. В

отличие от основного фона для низкофоновых измерений – гамма квантов, который

может быть существенно подавлен, например с использованием одновременно

фононного и ионизационного каналов измерений, события от быстрых нейтронов

имеют одинаковую сигнатуру с ожидаемой для событий WIMP. Решение данной

проблемы является одной из основных задач в эксперименте EDELWEISS-II [1] по

поиску WIMP с использованием полупроводниковых германиевых детекторов,

проводящемся при активном участии ЛЯП ОИЯИ. Наиболее интересной является

возможность контроля нейтронного потока непосредственно при помощи анализа

нейтронных событий в германии, в частности детектированием разрядки возбужденных

состояний, возникающих при неупругом рассеянии нейтронов либо при активации

тепловыми нейтронами. В германии особый интерес представляют

Данная работа была частично поддержана грантами РФФИ 10-02-93105 и 11-02-00442 и грантом для молодых ученых и специалистов ОИЯИ [email protected]

144


низкоэнергетические уровни в 73Ge с энергией в 66.7 и 13.3 кэВ, разрядка которых

происходит с относительно легко регистрируемой задержкой (Рис. 1). Регистрация

задержанных переходов позволяет значительно понизить фон и таким образом

идентифицировать редкие события, связанные с нейтронами. При этом запускающим

событием является либо ядро отдачи (при неупругом рассеянии нейтрона на 73Ge –

сечение для нейтронов с энергией около 1 МэВ составляет ~1 барн), либо

энерговыделение после захвата теплового нейтрона на 72Ge (сечение 0.98 барн).

Учитывая сечения реакций, поиск задержанных переходов в германии позволит для

статистики 380 кг*дней, набранной в эксперименте EDELWEISS-II, детектировать

нейтронный поток если он выше, чем 1 нейтрон на квадратный метр в день.

Рис. 1. Схема распада 73Ge из [2], особый интерес для детектирования нейтронов представляет регистрация задержанной разрядки уровней 66.7 и 13.3 кэВ. Для эксперимента EDELWEISS-II использование линии 13.3 кэВ затруднено относительно длинным фононным сигналом.

ПОСТАНОВКА ЭКСПЕРИМЕНТА

Для проверки вышеизложенной идеи, нами был использован EURISYS MESURES

EGSP 2500-R HPGe полупланарный детектор массой 290 г. и AmBe нейтронный

источник активностью 21 нейтрона в секунду. Источник от детектора был отделен

только слоем меди для подавления интенсивной гамма линии 59.5 кэВ в 241Am.

Измерения были проведены в глубокой подземной лаборатории LSM. Детектор был

установлен в пассивную защиту установки EDEWEISS-I. Для целей наших

исследований нет необходимости использовать криостат растворения, применяемый в

145


EDELWEISS-I, поэтому защита EDELWEISS-I была реконструирована таким образом,

чтобы криостат с детектором вставлялся через технологическое отверстие, ранее

используемое для системы ввода калибровочных источников (смотри Рис. 2). Верхняя

часть защиты была закрыта медными пластинами (не менее 10 см) и слоем свинца

порядка 20 см. Входное отверстие хладопровода было защищено медной деталью с

вырезом, медными кирпичами, свинцовыми кирпичами и свинцовой дробью. Внутрь,

защиты была организована подача очищенного от радона воздуха (уровень радона 10

мБк/м3). Калибровка энергетической шкалы была выполнена с использованием -

линий 59.5412 кэВ и 208.01 кэВ в 241Am, при измерениях без медной прослойки между

источником и детектором.

Рис. 2. Детектор EURISYS MESURES EGSP 2500-R (слева), схема защиты установки EDELWEISS-I (в центре) и вид защиты детектора сверху до установки верхней части (справа).

РЕЗУЛЬТАТЫ И АНАЛИЗ

Полученный энергетический спектр в области интереса представлен на Рис. 3.

Данный рисунок также содержит спектр, полученной выборкой задержанных

совпадений в интервале 0.5 сек. Как видим, выборкой задержанных совпадений

действительно удается значительно подавить все линии в спектре, за исключением

линии с энергией 66.7 кэВ, связанной с нейтронами. Таким образом, возможность

регистрации нейтронов по задержанным переходам в германии нами экспериментально

подтверждена. Основной фон для регистрации нейтронов по данной линии связан с

электронным захватом в 73As. Данный изотоп является продуктом космогенной

активации. Однако в случае такого распада мгновенный сигнал представляет собой

энерговыделение равное энергии связи на K или L оболочке (германия). Для K

оболочки энергия будет 11.1 кэВ. Для нашего детектора, после 1 года в подземной

146


лаборатории за 30.6 дней фоновых измерений было найдено 3 таких события. Таким

образом, этот фон должен быть учтен при регистрации нейтронов при помощи

задержанных переходов в 73Ge, по отбрасыванию событий с энергией мгновенного

события близкой к 11.1 кэВ. Подавление фона случайных совпадений возможно

повышением порога для мгновенного события и не является проблемой для

EDELWEISS-II имеющего индекс фона для энергий от 20 до 50 кэВ 0.14 события на

кэВ на кг в день [3].

Рис. 3. Часть спектра полученного с германиевым детектором EURISYS MESURES EGSP 2500-R и AmBe источником. Справа – все события. Слева – события выборки мгновенное-задержанное в 0.5 сек. интервале.


[1] А.В.Лубашевский и Е.А.Якушев от Коллаборации EDELWEISS, Ядерная

Физика 71, 7, (2008), 1–4.

[2] Firestone et al., Table of isotopes. 8th edition, (New York: Wiley), (1998).

[3] E. Armengaud et al. (EDELWEISS collaboration), Physics Letters B 702, 5 (2011),

329-335.

147


ЯДЕРНЫЙ µ-ЗАХВАТ В 12С*

Н.С. Румянцева#


АННОТАЦИЯ

Проведен анализ данных, полученных в нескольких экспериментах, проводившихся

на пучках мезонной фабрики PSI в Швейцарии. В экспериментах несколькими HPGe-

детекторами регистрировались мезорентгеновские и γ-лучи, сопровождающие захват

отрицательных мюонов ядрами 12С, причем в качестве мишени использовались как

твердые, так и газообразные вещества. Проанализирована доплеровская форма линий,

проведена детальная обработка дублета 1667-1673 кэВ, в результате чего получены

значения времен жизни уровней, а также поправки к энергиям. С использованием

полученных результатов проведена балансировка интенсивностей γ-переходов в ядре 12В, и получены значения парциальных скоростей µ-захвата.

ВВЕДЕНИЕ

При захвате мюона ядром 12С испускается мюонное нейтрино и образуется ядро 12В

в каком-то состоянии. Если это состояние имеет высокую степень возбуждения, выше

энергии связи нейтрона, то это возбуждение снимается посредством сильного

взаимодействия – испарением одного или более нейтронов с образованием 10,11В и т.д.

Если же энергия меньше, то разрядка осуществляется через электромагнитное

взаимодействие – γ-переходами. В ядре 12В имеется 5 связанных состояний (Рис. 1).

Рис. 1. Схема связанных состояний В-12 и результаты вычисления парциальных скоростей захвата.

#[email protected]

148


Для каждого из таких состояний указаны энергия уровня (кэВ) и среднее время

жизни (τ). Указаны также энергии γ-переходов [1] между уровнями 12В.

Уровни, приведенные на Рис. 1 заселяются двумя способами: либо γ-переходами с

верхних уровней, либо непосредственно мю-захватом, причем парциальные скорости

этого захвата ( i ) определяются правилами отбора, зависят от фундаментальных

свойств слабого взаимодействия и потому представляют особый интерес.

Согласно [2], проводилось много различных исследований по μ-захвату с целью

получения парциальных скоростей захвата. Результаты таких измерений приведены в

таблице на Рис. 1. Как видно из таблицы, полученные результаты очень

противоречивы. Их несогласованность приводит к тому, что на данный момент нет

окончательно установленных значений парциальных скоростей захвата i , что делает

задачу нахождения нами значений i актуальной.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Эксперимент по изучению захвата мюонов ядром 12С проводился в 2004, 2006 годах

в PSI. В качестве мишени выступали полиэтилен СН2 (2004 г.) и газ – изобутан C4Н10

(2006 г.), находящийся в сосуде, являющимся в свою очередь счетчиком. Тонкие

сцинтилляционные счетчики регистрировали мюоны, которые останавливались в

мишени. В плоскости, перпендикулярной направлению пучка, располагались HPGe-

детекторы.

Рис. 2. Экспериментальная установка.

Признаком остановки мюона в мишени (т.н. сигнал μ-Stop) служило одновременное

срабатывание проходных счетчиков 1 и 2 при несработавшем счетчике 3.

149


ОБРАБОТКА ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ДАННЫХ.

На Рис. 3 представлены данные измерений до сортировки (uncorrelated spectrum) и

после (final delayed).

Рис. 3. Экспериментальные спектры. Рис. 4. Влияние торможения ядра отдачи в веществе мишени для γ-линий с энергией Е=1667,54 кэВ.

На спектре виден интересующий нас пик, соответствующий энергии 1670 кэВ – это

дублет 1667-1673 кэВ, соответствующий γ-переходам 1- 2+ и 2- 1+. Уширение этого

γ-пика обусловлено эффектом Доплера.

Для начала была произведена оценка влияния торможения ядра отдачи на

доплеровскую форму γ-линий. Была произведена симуляция γ-линий для идеального

детектора и идеальной окружающей среды без торможения. Произведена свертка

полученной идеальной линии с функцией отклика детектора, и далее учтено

торможение ядра отдачи в веществе мишени. Видно, что форма линии почти не

изменилась для времен от 0 до τмах.

Далее было проведено фитирование дублета, которое заключалось в сравнении

экспериментального дублета с теоретическим, подбирая параметры так, чтобы сумма

квадратов отклонений χ2 была минимальной. В итоге получаем следующее:

07.002.0)1667(2 a - Этот коэффициент близок к нулю, что и дает нам плоскую

форму линии. 14.007.0)1673(2 a - Положительное значение коэффициента

соответствует слегка вогнутой форме линии, но погрешность слишком велика для

категоричных выводов. )2.06.2(1 E кэВ - Табличные значения энергий могут быть

не совсем верны, что и показал фит. С учетом этой поправки, энергией первой линии

150


следует считать величину 20.014.167011'1 EEE кэВ. )5.03.0(2 E кэВ.

Получаем: 5.08.167322'2 EEE кэВ. 06.075.0 Z - Т.е. первая линия

составляет 75% от дублета, а вторая 25%. 61 фс - Точность, с которой учтено

торможение ядра отдачи в веществе мишени, позволила сделать вывод, что этим

торможением можно пренебречь, и что оно соответствует времени жизни уровня не

более, чем 6 фс (67% CL). 191 фс - Поскольку вторая линия в три раза слабее

первой, то и точность здесь несколько хуже, но, тем не менее, этот результат

существенно строже ранее известного.

Таблица 1. Вероятности заселения уровней 12В в μ-захвате.

ЕL 953.14 1673.9 2623.3Ge#1

W(∆W),103 1.46(9) 0.17(8) 1.25(11)∆W/W 6.4 48.4 9.15

Λ(∆Λ),103c‐1 0.720(46) 0.084(41) 0.618(56)∆Λ/Λ 6.4 48.4 9.15

Ge#3W(∆W),103 1.45(9) 0.17(8) 1.27(10)∆W/W 6.4 48.3 9.07

Λ(∆Λ),103c‐1 0.715(46) 0.084(40) 0.627(56)∆Λ/Λ 6.4 48.3 9.07

Проведенный таким образом фит позволил разделить дублет 1667-1673 кэВ на

составляющие. Это, в свою очередь, делает возможным произвести баланс

интенсивностей всех линий, разряжающих возбужденные связанные состояния в 12В.

Полученные парциальные вероятности заселения (в расчете на один μ-stop) и скорости

захвата в единицах 103 с-1 приведены в Таблице 1. Из таблицы видно, что полученные

погрешности для парциальных скоростей существенно меньше, чем в предыдущих

экспериментах. Кроме того, практически отсутствует разброс результатов для

детекторов 1,3, что косвенно свидетельствует о том, что систематическая ошибка

невелика. Сравнение результатов с данными обзора [2] показывает, что скорости

захвата на уровни 1- и 2- в пределах ошибок не противоречат предыдущим

экспериментальным данным и теоретическим предсказаниям, в том время как скорость

захвата на уровень 2+ оказалась в три раза выше, чем ожидалось.


[1] L.Ph. Roesch et al., Phys. Lett. 107B (1981) 31.

[2] D.F. Measday, Phys. Reports 354 (2001) 243.

151


УСТАНОВКА ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ РЕДКИХ МОД ТРОЙНОГО

КЛАСТЕРНОГО РАСПАДА

А.О. Стрекаловский


АННОТАЦИЯ

Работа посвящена разработке спектрометра для исследования редких мод нового

типа многотельного распада тяжелых мало возбужденных ядер — тройного

коллинеарного кластерного распада (ТККР), недавно открытого в ЛЯР ОИЯИ.

Конечная цель работы состоит в поиске нового типа кластерной радиоактивности —

тройной «свинцовой» радиоактивности в отличие от известной тяжелоионной или

кластерной («свинцовой») радиоактивности, являющейся бинарным процессом.

152


ПРОЕКТ DANSS

М.В. Фомина


АННОТАЦИЯ

В работе представлено описание спектрометра DANSS и возможности его

применения для поиска короткобежных осцилляций антинейтрино. Проведено Монте-

Карло моделирование регистрации данного процесса на расстоянии 1-25 метров от

активной зоны реактора ВВЭР-1000 с учетом влияния размеров реактора , функции

выгорания ядерного топлива, а также энергетическое разрешение детектора.

153


154


ИНФОРМАЦИОННЫЕ ТЕХНОЛОГИИ


к.ф.-м.н. В.В. Кореньков

155



1 Miroslav Karahuta, University of Prešov in Prešov

2 Petra Gajdosova, University of Prešov in Prešov

3 Вальова Луция, ЛИТ ОИЯИ

4 Белов Сергей Дмитриевич, ЛИТ ОИЯИ

5 Гавриленко Михаил Григорьевич, ЛФВЭ ОИЯИ

6 Герценбергер Константин Викторович, ЛФВЭ ОИЯИ

7 Заикина Татьяна Николаевна, ЛИТ ОИЯИ

8 Кадочников Иван Сергеевич, ЛИТ ОИЯИ

9 Кутовский Николай Александрович, ЛИТ ОИЯИ

10 Слепов Иван Петрович, ЛФВЭ ОИЯИ

156


SPEED UP OF A PARALLEL ALGORITHM

M. Karahuta

University of Prešov in Prešov, Prešov, Slovak Republic

ANNOTATION

A parallel algorithm for numerical solution of a parabolic equation is studied. The speed up

function for the algorithm is determined.

157


ORTHOGONAL REGRESSION METHOD

P. Gajdosova

University of Prešov in Prešov, Prešov, Slovak Republic

ANNOTATION

The orthogonal and classical least square methods are presented and compared. Positive

and negative aspects of the methods are judged.

158


COMPUTING AND NUMERICAL MODELING OF MAGNETIC

NANOPARTICLES TRACKING IN THE BLOOD STREAM

L. Valova

LIT, JINR, Dubna, Russia

ANNOTATION

The 3D computer simulation of blood flow with a magnetic component in diffuse

programming environment ROOT was developed. Blender was used to display particle paths.

This simulation enabled to calculate the force acting on these particles and to find the

conditions under which it is possible to capture the transmitted material in the desired area

and keep it, so that medicinal product in its release could satisfy its therapeutic role.

159


MONITORING SYSTEM FOR GRIDNNN PROJECT

S. Belov, S. Mitsyn, D. Oleynik, A. Petrosyan, R. Semenov, A. Uzhinskiy

LIT, JINR, Dubna, Russia

ANNOTATION

Contemporary distributed systems like computational grids are complex technical systems,

therefore to keep an eye on its state and to count the consumption of computational resources

special automated tools should be used. In this paper we discuss the experience of

development of monitoring and accounting system for the project GridNNN [1, 2], which aim

is to provide grid infrastructure for National Nanotechnology Network in Russia. The grid

middleware used in GridNNN project is partially based on well known packages like Globus

Toolkit 4 [3] and VOMS [4], and to t the needs of the specific application area several grid

services were developed from scratch. In such conditions, special monitoring and accounting

system was created within the project.

INTRODUCTION

The aim of GridNNN project is a creation and support for national nanotechnology

network of Russia. The main goal of the project is to provide an effective access to the

distributed computational, informational and networking facilities for nanotechnology science

and industry. The base middleware of particular GridNNN services (like MDS, GRAM) is

Globus Toolkit 4. Some services are developed by the project team (e.g. job handling tool

Pilot [5], Information Index [6] based on Globus MDS, GRAM connection with non-standard

Local Resource Management System, Web User Interface, etc.).

Operation of GridNNN infrastructure, unlike many huge grid projects, is more centralized

in a sense: there are about 10-20 resource centers (supercomputers) controlled by two

operation centers, the main and the backup one (having the same set of central services). The

infrastructure has one central information index where all information providers have to

publish their data. Another difference from most grid projects is a great variety of different

Virtual Organizations (VOs) and their software environments.

The monitoring is a rather general concept. Most common tasks we deal with are:

[email protected]

160


Continuous watching for the state of grid services both common for all

infrastructure and in a particular Resource Center;

Obtaining information on provided resources (slots number, operation system,

hardware architecture, special software packages) and their utilization;

Access control rules for the resources by Virtual Organizations;

Execution monitoring, tasks and jobs submission, state changes and return codes;

Resource usage information (especially CPU consumption);

Watching the quotas for resource usage by Virtual Organizations.

For an effective control, planning and faults detection it is important to know not only

current state of grid infrastructure but also to keep track of state's history.

MONITORING SYSTEM OVERVIEW

Typical computational jobs in GridNNN are parallel and use MPI technology. They

demand huge volume of computation, but do require storage or transfer of considerable

amount of data. Therefore monitoring activities in this area are primarily concentrated on

tasks and jobs tracking (computational jobs are parts of a task and could be interconnected

with each other). Jobs monitoring is naturally associated with billing (or accounting) features:

it is important to know who, when and where is using the project's resources.

To choose the resource center to submit jobs to, end user should have possibility to know

main characteristics of the environment there. Then, the next main point is overall information

on the state of the infrastructure.

Along with it was created geoinformation real-time visualization of systems operation

based on Google Earth, which allows seeing all jobs and tasks events on 3D globe in real time

[8]. This feature is of impress and often used to make graphic presentations.

INFORMATION GATHERING FOR MONITORING AND ACCOUNTING

All the information of services entry points and sites provided by special service named

Service for Registration of Resources and Grid Services (SRRGS). It is the main place where

such data is available and where it originates from. SRRGS provides data as a reply for simple

HTTPS queries.

161


Information System (including central and local information indexes) contains both slow

changing and dynamic information on the resources. Site publishes many clue parameters like

job available job slots, system architecture type, OS version, list of special software packages,

VO access information this changes not so frequent. But there is small piece of information

that contains changing real-time information on state of job queues and available job slots on

the site.

There are two types of Information System central services. The first one is based on

Globus MDS [6]. The second one is based on the GridNNN's development called Infosys2

and has a RESTful interface. Both types of information indexes have the same information

schema and should contain and provide identical data gathered from the resource centers.

All collected information coming from Information Indexes, SRGGS and simple service

tests is then handled and stored to the monitoring database. Monitoring web interface is used

to present both real-time and historical information.

Jobs monitoring information and accounting data are taken mainly from Pilot (job

execution service). Pilot servers publish special accounting log containing all the events occur

with tasks and their jobs (starting from task submission, sending jobs to the particular

resources and to the task finishing or termination). Monitoring service is querying for new

events every minute, and then parses result came in JSON format [7]. Obtained events

information (task, job, user, VO, start and finish time) is linked with the same events which is

already in the database, forming the states of tasks and jobs in question. Accounting data

(mainly consumed CPU time) is to be taken from local Grid Resource Allocation Managers

(GRAMs) in resource centers via the special service GACCT. Then the accounting data is to

be linked with job information from Pilot servers in the database. At the end, full aggregated

accounting information is prepared in the database and is available to end-user via web-

interface.

DATA REPRESENTATION FOR MONITORING AND ACCOUNTING

For the representation of collected information, monitoring service has a web-interface [9].

The main parameters to be displayed on the site are states of computational jobs queues,

resource characteristics, operation systems version and so on (see previous paragraph).

Accounting information is available on the site as several report views with tables and

diagrams by resources, users and Virtual Organizations (VOs).

162


Real time jobs monitoring allows displaying on 3D globe how and where jobs are started

and finished [8]. Special script periodically (each 10 minutes) prepares information on job

events based on Accounting DB and makes KML file to use it in visualization in Google

Earth. It is probably the best and the most spectacular way of infrastructures operation

demonstration to the wide community.

SUMMARY

GridNNN project has its own features and peculiarities, and it differs from other grid

projects. Therefore for making monitoring and accounting for it, along with common means

and approaches some special developments are required to fit the project. Speaking of the

monitoring and accounting subsystem, it is ready and available on the web [9].

The project is finished now; full-functional grid infrastructure of GridNNN is in production

state. The program packages created are used in newly developed Russian national projects

and are still evolving.

REFERENCES

[1] V.A. Ilyin et al., Design and Development of Grid-infrastructure for National

Nanotechnology Network, Proceedings of GRID’2010, Dubna:JINR, 2010

[2] GridNNN project site (in Russian), http://ngrid.ru

[3] I. Foster, Globus Toolkit Version 4: Software for Service-Oriented Systems, IFIP

International Conference on Network and Parallel Computing, Springer-Verlag LNCS

3779, pp 2-13, 2005

[4] VOMS project home page, http://voms.forge.cnaf.infn.it/

[5] L. Shamardin et al, GridNNN Job Execution Service: a RESTful Grid Service,

Proceedings of GRID’2010, Dubna: JINR, 2010

[6] M.M. Stepanova et al, Information System of GridNNN, Proceedings of GRID’2010,

Dubna: JINR, 2010

[7] JavaScript Object Notation (JSON), http://json.org

[8] S. Mitsyn, S. Belov, Development of Real-time Visualization Service Based on

Google Earth for GridNNN Project, Proceedings of GRID’2010, Dubna: JINR, 2010

[9] GridNNN monitoring and accounting site, http://mon.ngrid.ru

163


СИСТЕМА МОНИТОРИНГА ДИСКОВОГО ПРОСТРАНСТВА VO

CMS ПОД УПРАВЛЕНИЕМ dCache

М.Г. Гавриленко


АННОТАЦИЯ

В докладе будет представлена разрабатываемая система мониторинга дискового

пространства для виртуальной организации CMS, её возможности и перспективы

развития.

164


ИСПОЛЬЗОВАНИЕ АРХИТЕКТУРЫ SCALLA/XROOTD ДЛЯ

ХРАНЕНИЯ И ОБРАБОТКИ ДАННЫХ С ДЕТЕКТОРА MPD/NICA†

К.В. Герценбергер#


АННОТАЦИЯ

Хранение и использование экспериментальных данных в современных

экспериментах физики высоких энергий является актуальной проблемой. Объем

получаемых и обрабатываемых данных исключает возможность хранения и

использования информации в пределах одной локальной машины, поэтому на первый

план выходит создание хранилища данных для эксперимента. Данная статья описывает

систему, разрабатываемую для хранения полученных данных и результатов обработки

событий в эксперименте MPD [1] на коллайдере NICA. Приведена краткая информация

по архитектуре хранилища Scalla и используемому программному обеспечению

XRootD, представлены аспекты интеграции с программным комплексом эксперимента

MPDRoot. Данная статья описывает составляющие предлагаемой системы хранения

данных и способ взаимодействия как элементов между собой, так и с системой

моделирования, реконструкции и анализа событий MPDRoot. Представлена

возможность будущего расширения используемой архитектуры для параллельного

выполнения реконструкции и анализа событий эксперимента.

ДАННЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТА MPD

Согласно программе Объединенного института ядерных исследований по созданию

ускорительного комплекса ионов в диапазоне энергии до 11 ГэВ/нуклон и

многофункционального детектора для исследования столкновения тяжелых ионов

предусмотрено создание на базе Нуклотрона ускорительно-накопительного комплекса

NICA для столкновения ионов. Для изучения свойств ядерной материи, образованной

при соударениях ионов, планируется использовать многоцелевой детектор MPD.

Для поддержки эксперимента MPD разрабатывается программная среда MPDRoot,

служащая, как для моделирования работы детектора, так и для реконструкции

экспериментальных данных и последующего анализа событий столкновения тяжелых

† Работа поддержана грантом для молодых ученых и специалистов ОИЯИ 2011 года # [email protected]

165


ионов, регистрируемых многоцелевым детектором. Данные, полученные с помощью

генераторов событий, содержат полную информацию об образованных частицах:

идентификацию частицы и её импульс. При моделировании прохождения частицы

через детекторы при помощи пакетов транспорта частиц эта информация преобразуется

в отклики детекторов, через которые эта частица проходит. Программы реконструкции

восстанавливают информацию о параметрах частицы, используя информацию,

полученную в детекторах. Далее для оценки эффективности моделируемого детектора

или исследования физических свойств проводится физический анализ

реконструированных данных. На Рис. 1 видно, что наибольший объём при

моделировании занимает информация об откликах детекторов, при прохождении через

них частиц, примерно 50 МБ на событие. В реальном эксперименте количество данных

будет отличаться от представленных значений, но объём информации о происходящих

событиях всё равно будет неприемлемым для хранения на одной локальной машине.

Рис. 1. Последовательность этапов MPDRoot для моделируемого детектора MPD.

Необходимость использования хранилища данных в эксперименте MPD

определяется следующими причинами:

высокая скорость набора событий (до 6 КГц),

в центральном столкновении Au-Au при энергиях NICA образуется до 1000

заряженных частиц,

размер файла с первоначальной моделируемой информацией с детекторов для

100 000 событий занимает сейчас порядка 5 ТБ.

166


АРХИТЕКТУРА ХРАНИЛИЩА ДАННЫХ SCALLA/XROOTD

Основной причиной выбора архитектуры SCALLA стало то, что XRootD изначально

разрабатывался для программного обеспечения ROOT, содержащий классы для работы

с XRootD, поэтому поддерживает файлы ROOT и используется инструментом

параллельной обработки PROOF. Важным фактором является и то, что XRootD

используется в современных крупных проектах: Alice (AliEn), Atlas и CMS.

Архитектура SCALLA [2] (scalable cluster architecture for low latency access) состоит

из 2 основных компонент: XRootD сервера для быстрого удаленного доступа к файлам

данных как среды ROOT, так и других типов, и CMSD (cluster management service

daemon) сервера, предназначенного, прежде всего, для объединения XRootD серверов

хранения данных в кластер, балансирования нагрузки и мониторинга системы.

Кластер данных XRootD содержит сервера данных, на которых совместно запущены

процессы xrootd и cmsd и менеджера (редиректора), который перенаправляет запросы

клиента на файл [3]. Менеджер получает запрос на файл от клиента, опрашивает

серверы данных на наличие файла, после чего посылает информацию о файле клиенту,

который открывает файл непосредственно с машины, на которой он расположен.

Для хранения и получения данных был установлен кластер данных XRootD,

произведена настройка, создан конфигурационный файл xrootd.cf для серверов xrootd и

cmsd и произведён запуск хранилища данных для программной среды MPDRoot.

ИНТЕГРАЦИЯ MPDROOT С ХРАНИЛИЩЕМ ДАННЫХ НА XROOTD

На Рис. 2 приведена схема интеграции кластера XRootD с MPDRoot.

Рис. 2. Интеграция кластера XrootD с программной средой MPDRoot.

167


Файлы генераторов событий, информации о частицах, полученной с детекторов и

реконструированной информации сохранятся в кластере данных XRootD. Для работы с

данными клиент обращается к шлюзу, на котором установлен сервер XRootD и

MPDRoot, выполняющий макросы событий.

Для поддержки хранилища данных на XRootD были расширены классы FairBase и

MPDRoot. После чего произведён запуск макросов MPDRoot, получающих и

сохраняющих в разработанный кластер данные событий MPD.

ПЛАНЫ РАЗВИТИЯ КЛАСТЕРА ХРАНИЛИЩА ДАННЫХ

Дальнейшее развитие кластера, построенного на среде XRootD, планируется в

направлении от текущей архитектуры, где XRootD кластер используется только как

хранилище данных событий MPD к использованию инструмента PROOF для

параллельной обработки событий MPD на кластере SCALLA/XRootD. А в дальнейшем

установка и использование на кластере программной среды AliEn для интеграции

полученной архитектуры с системой GRID.

В ближайшее время, согласно заявлениям разработчиков, в FairBase, а,

следовательно, и в MPDRoot появится поддержка PROOF, поэтому ближайшая работа

будет направлена на поддержку кластером XRootD параллельной обработки событий

MPDRoot при помощи PROOF и среды AliEn.


[1] MPD Collaboration // The MultiPurpose Detector – MPD. Conceptual Design Report.

JINR, 2011.

[2] A. Hanushevsky. Scalla/xrootd 2009 Developments. SLAC National Accelerator

Laboratory, Stanford University. 2009.

[3] A. Hanushevsky. Potential Data Access Architectures using xrootd. OSG All Hands

Meeting, Harvard University. 2011.

168


РЕПОЗИТОРИЙ НАУЧНЫХ ПУБЛИКАЦИЙ ОИЯИ

JINR DOCUMENT SERVER

Т.Н. Заикина1, Ж.Ж. Мусульманбеков1, Р.Н. Семенов1, И.А. Филозова1,

Г.В. Шестакова1, С.В. Куняев2, П. Устенко2 1ЛИТ, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2НТО АСУ, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

АННОТАЦИЯ

В статье излагается опыт создания репозитория научных публикаций и документов

Объединенного института ядерных исследований (ОИЯИ) JINR Document Server (JDS)

на базе программного обеспечения CDS Invenio. Обсуждается возможность создания

пользовательского интерфейса с визуализацией поиска информационных ресурсов JDS

для предоставления дополнительных возможностей пользователям.

ВВЕДЕНИЕ

Электронные библиотеки представляют собой сложные распределенные

информационные системы, предназначенные для хранения, обработки, поиска,

распространения и анализа информационных ресурсов [3]. Одним из видов

электронных библиотек являются архивы открытого доступа (архивы ОД),

представляющие собой информационные системы, построенные на технологии OAI-

PHM (Open Archives Initiative Protocol for Metadata Harvesting) [2]. Использование

протокола сбора метаданных (OAI-PHM) позволяет упростить сбор и распространение

данных для предоставления пользователям более обогащенных информационных

ресурсов. Архивы ОД позволяют собирать и сохранять интеллектуальную продукцию

научных организаций и распространять её по всему миру, что и является целью

репозитория научных публикаций ОИЯИ — JINR Document Server (JDS).

JINR DOCUMENT SERVER

В 2009 г. были начаты работы по созданию репозитория научных документов ОИЯИ

JINR Document Server (JDS, http://jds.jinr.ru/). В качестве программного обеспечения

сервера использован разработанный в ЦЕРН пакет CDS Invenio [1].

[email protected]

169


Техническое и программное обеспечение

CDS Invenio является интегрированной цифровой библиотечной системой,

предоставляющей среду и инструментарий для создания и поддержки цифрового

библиотечного сервера. JDS развернут на базе следующего комплекта ПО [1]:

Linux SL5;

Apache 2.2.3;

Mysql 5.0.45;

Python 2.4.3;

CDS Invenio 0.99.3;

Были проведены соответствующие настройки указанного ПО.

Источники наполнения JDS

Основными способами наполнения и актуализации JDS являются:

автоматический сбор данных посредством Open Archives Initiative Protocol for

Metadata Harvesting (OAI-PMH) из arXiv.org, CDS, InSPIRE;

полуавтоматический режим сбора данных с MathSciNet,;

импорт данных из ПИН и издательского отдела ОИЯИ.

WEB-интерфейс JINR DOCUMENT SERVER

Главная страница JDS содержит строку поиска, меню, ссылки на вход в систему или

регистрацию, навигацию разделенную на две части: по жанру (виду) публикаций и по

тематике.

Навигационный механизм JDS построен на иерархии коллекций. Предусмотрено

использование двух деревьев — основного и виртуального. За основу формирования

основного дерева в JDS взят жанр (вид) научной публикации, а виртуального дерева —

тематика публикаций [1].

ВИЗУАЛИЗАЦИЯ ИНФОРМАЦИИ В JDS

В настоящий момент наметилась тенденция, кроме традиционного представления

результатов поиска, использовать методы визуализации информации.

170


Использование методов и средств визуализации в электронных библиотеках

открывает пользователям новые возможности “увидеть” их содержимое с разных точек

зрения и существенно повышает информативность и эффективность электронных

библиотек [3]. Визуализация информации помогает людям исследовать и быстрее

усваивать информацию с помощью интерактивных приложений.

Было принято решение создать графический вариант пользовательского интерфейса

JDS с визуализацией поиска информации для предоставления дополнительных

возможностей пользователям.

Разработка визуализаций для JINR Document Server

Для создания визуализации формируется соответствующий XML файл

использующий данные, хранящиеся в базе данных JINR Document Server. Далее XML

файл используется программной библиотекой Prefuse, с помощью которой создается

визуализация.

Прототипы визуальных представлений информации в JDS

Разработаны два визуальных представления. Были выбраны следующие методы:

радиальный граф (radial graph) и древовидная карта (treemap). С помощью метода

древовидной карты отображаются публикации по тематике. Каждая тематика

представлена соответствующим цветом. Чем больше пространства окрашено

определенным цветом, тем больше публикаций в данной тематике (см. Рис.1).

Рис. 1. Визуальное представление информационных ресурсов JDS с помощью метода древовидной карты.

С помощью метода радиального графа отображаются авторы и соавторы

публикаций. Автор размещается в центре экрана, а его соавторы выделяются

171


соответствующим цветом. При наведении курсора на автора/соавтора появляется

информация о количестве его публикаций (см. Рис.2).

Рис. 2. Визуальное представление информационных ресурсов JDS с помощью метода радиального графа.

ПЛАНЫ РАЗВИТИЯ

Развитие репозитория научных публикаций ОИЯИ — JDS включает:

усовершенствование и внедрение разработанных прототипов визуальных

представлений информационных ресурсов JDS;

развитие дополнительных приложений для репозитория с визуализацией;

интеграцию JDS c системой Персональной информации о сотрудниках

ОИЯИ.


[1] В.Ф. Борисовский, Т.Н. Заикина, С.В. Куняев, Ж.Ж. Мусульманбеков, П.

Устенко, И.А. Филозова, Г. В. Шестакова, «Открытый архив научных

публикаций ОИЯИ JINR Document Server», Труды RCDL 2010.

[2] И.А. Филозова, «ОТКРЫТЫЕ АРХИВЫ НАУЧНОЙ ИНФОРМАЦИИ»,

Электронный журнал «Системный анализ в науке и образовании», 1 (2010).

[3] И.А. Филозова, Т.Н. Заикина, «ВИЗУАЛИЗАЦИЯ В НАУЧНОЙ

ЭЛЕКТРОННОЙ БИБЛИОТЕКЕ», Электронный журнал «Системный анализ в

науке и образовании», 4 (2011).

172


МОНИТОРИНГ TIER-3 (НЕ-ГРИД) САЙТОВ

И.С. Кадочников, С.Д. Белов, Л. Вальова, Н.А. Кутовский, Д.А. Олейник,

А.Ш. Петросян


АННОТАЦИЯ

В статье описывается проект разработки системы Tier3 мониторинга, в том числе

постановка задачи, структура системы мониторинга и функции отдельных

компонентов, проведенные в рамках проекта работы и планы по его завершению.

TIER3

Модель обработки данных Большого Адронного Коллайдера (БАК) включает

вычислительные центры трех уровней: Tier0, Tier1 и Tier2. При этом центры каждого

уровня решают определенный круг задач. Пользовательский физический анализ

проходит в центрах Tier2.

После начала обработки данных у виртуальных организаций возникли аргументы в

пользу расширения этой модели [1]. Проводить конечный анализ на Tier2 не вполне

удобно. Физический анализ связан с постоянным поиском, для него очень важен

быстрый запуск задач пользователя. Тier2 загружены запланированной, ежедневной

обработкой экспериментальных данных. Выделение для анализа локальных

вычислительных ресурсов институтов, которые не заняты другими расчетами,

позволяет резко сократить время нахождения задачи в очереди. Такие ресурсы и

называют Tier3.

Tier3 сайтам сложно дать формальное определение [2]. Наиболее точным будет

следующее: Tier3 сайт – это географически близко расположенные вычислительные

ресурсы, не гарантированные договоренностями для участия в Грид, находящиеся под

управлением локальных научных организаций и чаще всего не имеющие грид-

сервисов, которые используются для конечного физического анализа.

Опрос Tier3 сайтов ATLAS

Из-за достаточно спонтанного появления Tier3 сайтов, их структура может быть

очень разнообразной. В отличие от Tier2, коллаборации не предъявляют требований к

программному и аппаратному обеспечению Tier3 сайтов. Показательны, например,

173


результаты опроса, проведенного в конце 2010 года среди Tier3 сайтов, участвующих в

эксперименте ATLAS. Одной из особенностей Tier3 является разнообразие

используемых на сайтах систем локального управления ресурсами и систем хранения

[3].

На сайтах Tier3 используются различные системы управления локальными

ресурсами, среди которых можно выделить PROOF, PBS, Condor, OGE/SGE, LSF, а

также различные системы массового хранения, в том числе XRootD, dCache, DPM, NFS,

GPFS, Lustre. На некоторых Tier3 сайтах уже установлены системы локального

мониторинга: Ganglia или Nagios.

ПРЕДПОСЫЛКИ СОЗДАНИЯ TIER3 МОНИТОРИНГА

Помимо того, что для адекватного управления любой сложной вычислительной

системой необходимо получать оперативную информацию о ее состоянии, существует

несколько специфических предпосылок к созданию системы мониторинга Tier3

центров [4].

Некоторая обобщенная информация о работе Tier3 сайтов требуется на глобальном

уровне. Статистика использования Tier3 нужна менеджерам виртуальных организаций,

а частота обращений к отдельным файлам – сервису управления данными для верного

расчета популярности датасетов (наборов файлов) и эффективного распределения

данных по элементам хранения [5].

На Tier3 центрах чаще всего отсутствуют грид-сервисы, и в целом конфигурация

сайта может быть очень разнообразной, что делает невозможным применение

существующих средств мониторинга сайтов в грид.

Кадровые ресурсы многих Tier3 сайтов ограничены. Наличие готового решения,

специально предназначенного для Tier3, позволило бы сильно сэкономить время

локальных системных администраторов, при этом предоставив все преимущества

хорошо настроенного мониторинга.

СТРУКТУРА СИСТЕМЫ МОНИТОРИНГА

T3Mon состоит из двух компонентов: средства локального мониторинга,

устанавливаемого на каждый Tier3 сайт, и системы глобального мониторинга для

отслеживания обобщенной информации о Tier3 сайтах.

174


Локальный компонент через веб-интерфейс обеспечивает детальной информацией

администраторов сайта и собирает данные для отправки в глобальную систему.

Глобальный сервис агрегирует данные, полученные от локального мониторинга, и

использует Dashboard [6] чтобы предоставить к ним доступ. Он также обеспечивает

центральные сервисы статистикой обращения к файлам и другой необходимой

информацией.

Схема локального мониторинга изображена на Рис. 1. В качестве основы локального

мониторинга выступает Ganglia. Эта система мониторинга уже была выбором многих

сайтов согласно опросу, упомянутому выше. Благодаря гибкой системе модулей

расширения с помощью Ganglia можно реализовать мониторинг различных подсистем

Tier3 сайта. Информация для глобального мониторинга собирается в базу данных

PostgreSQL и публикуется в виде сообщений в систему обмена сообщениями Messaging

System for Grids (MSG).

Рис. 1. Схема локального мониторинга. Рис. 2. Схема глобального мониторинга.

Глобальный мониторинг основан на получении сообщений от локального

мониторинга, агрегации содержащихся в них данных и публикации их в Dashboard (см.

Рис. 2). При проектировании T3Mon учитывался существующий опыт использования

Dashboard и MSG для задач мониторинга [7].

ТЕСТОВАЯ ИНФРАСТРУКТУРА

Для проверки существующих и разработки новых средств мониторинга в рамках

работы над проектом была создана тестовая инфраструктура на виртуальных машинах

OpenVZ и Xen. Каждая подлежащая мониторингу подсистема устанавливалась на

мини-кластер из трех узлов для верификации работы в распределенном режиме.

Производительность тестовой инфраструктуры не была приоритетом, в то же время

использование виртуальных машин облегчает их быстрое развертывание, настройку и

175


реконфигурацию. Виртуализация также позволила разместить всю тестовую

инфраструктуру на двух физических серверах.

СТАТУС

В рамках проекта была развернута тестовая инфраструктура, проведена установка и

настройка различных систем хранения и управления ресурсами, а также системы

мониторинга Ganglia, подготовлена документация по настройке компонентов Tier3-

сайта для включения мониторинга [8].

Для наблюдения за отдельными системами создаются модули-дополнения. Готовы к

тестированию модули для Lustre и PBS, модули мониторинга XRootD и PROOF

проходят проверку на реальных кластерах в ЛЯП ОИЯИ, BNL, Duke и Desy.

ПЛАН ДАЛЬНЕЙШЕЙ РАБОТЫ

На данный момент приоритетными задачами проекта являются завершение

разработки компоненты глобального мониторинга и модулей мониторинга Condor и

OGE/SGE.


[1] R. Brock et al., "U.S. ATLAS Tier 3 Task Force" (March 27, 2009).

[2] M. Lamanna “Introduction”, Tier3 Workshop, 25-26 January 2010 CERN.

[3] D. Benjamin, “Tier 3 Survey results”, ATLAS Software & Computing Workshop,

CERN, Nov-Dec 2010.

[4] J. Andreeva, D. Benjamin, A. Klimentov, V. Korenkov, D. Oleynik, S. Panitkin, A.

Petrosyan, Tier-3 Monitoring Software Suite (T3MON) proposal, ATL-SOFT-PUB-

2011-001.

[5] A. Molfetas et al., “Popularity framework to process dataset traces and its application

on dynamic replica reduction in the ATLAS experiment”, 2011 J. Phys.: Conf. Ser.

331 062018.

[6] J. Andreeva et al. “Experiment Dashboard for Monitoring of the LHC Distributed

Computing Systems”, CHEP’10

[7] D. Rodrigues, J. Casey “Messaging System for Grids in the WLCG Monitoring

Context”, EGEE’08

[8] T3Mon Home: https://svnweb.cern.ch/trac/t3mon/wiki/T3MONHome

176


РАЗВИТИЕ УЧЕБНО-ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКОЙ И ТЕСТОВОЙ

ГРИД-ИНФРАСТРУКТУРЫ

Н.А. Кутовский


АННОТАЦИЯ

В докладе будет дана информация о развитии учебно-исследовательской и тестовой

грид-инфраструктуры за 2011 год. Будет обозначен круг задач, для которых она

использовалась в прошедшем году.

177


ROCKS КЛАСТЕР ДЛЯ ОБРАБОТКИ ДАННЫХ С ДЕТЕКТОРА

MPD/NICA

И.П. Слепов, Г.А. Ососков, О.В. Рогачевский


АННОТАЦИЯ

В статье описывается построение компьютерного кластера для обработки

экспериментальных данных с детектора MPD, коллайдера NICA. Рассматривается

использования программных компонентов Rocks Cluster Distribution на основе

операционной системы Scientific Linux совместно с Фреймворком MpdRoot и

программным обеспечением Fairsoft.

ВВЕДЕНИЕ

Эксперименты в области физики частиц высоких энергий всегда требовали

привлечения новейших технологий в программировании и использования

значительных вычислительных ресурсов. Например, экспериментальные установки,

работающие на коллайдере LHC (Large Hadron Collider), запущенном в 2010 году в

CERN, обрабатывают около 15 петабайт данных в год. Оказалось невозможным

локально обработать и обеспечить хранение настолько большого количества данных.

Эта проблема побудила учёных создать новую сетевую инфраструктуру GRID для

обработки данных с использованием вычислительных возможностей институтов со

всего мира, участвующих в этом проекте Ошибка! Источник ссылки не найден..

В ОИЯИ реализуется проект по созданию на базе Нуклотрона нового

ускорительного комплекса ионов NICA с высокой светимостью в диапазоне энергии до

11 ГэВ/нуклон. Для изучения свойств горячей и плотной ядерной материи,

образованной при соударениях тяжёлых ионов, строится современный многоцелевой

детектор MPD [2].

Ожидаемый объем данных, получаемых на данной установке, составит около 10

петабайт в год, что сравнимо с количеством данных от LHC. Вызвано это высокой

скоростью набора событий (до 6 КГц), а также тем, что в центральном столкновении

Au-Au образуется до 1000 заряженных частиц. Приведенные цифры определяют

необходимость максимального ускорения реконструкции получаемых

178


экспериментальных (на данном этапе моделируемых) данных. Поэтому при разработке

программного обеспечения (ПО) для установки MPD необходимо использовать

современные технологии программирования, вычислительные средства и сетевые

инфраструктуры распределенной обработки данных[1].

В эксперименте MPD нашей командой разрабатывается программная среда

MpdRoot, служащая, как для моделирования работы детектора, так и для

реконструкции экспериментальных данных и последующего анализа событий

столкновения тяжелых ионов, регистрируемых многоцелевым детектором. Эта среда

создается на базе программного обеспечения ROOT [3] и FairRoot [4].

Одной из основных, в эксперименте MPD, является задача исследования

возможностей минимизации времени, затрачиваемого программной средой MpdRoot на

моделирование, обработку и анализ экспериментальных данных. Повсеместно, в

научных экспериментах, для решения этой задачи используются параллельные

вычислительные комплексы в виде кластеров, объединяющих различные

вычислительные ресурсы и хранилища данных.

КОМПЬЮТЕРНЫЙ КЛАСТЕР ДЛЯ MPDROOT

На данном этапе разработки ПО MpdRoot появилась необходимость построить

компьютерный кластер, который позволит уменьшить время расчетов, по сравнению с

одиночным компьютером, разбивая задание на параллельно выполняющиеся ветки

процессов. Он необходим не только для более продуктивной обработки текущих

моделируемых экспериментальных данных благодаря использованию современных

технологий распараллеливания, но и позволит получить важную информацию для

моделирования будущей Grid [5] инфраструктуры распределенной обработки данных

для всего проекта NICA.

Основными требованиями для вычислительного кластера являются возможность

работы c программной средой MpdRoot, а также простота управления, мониторинга и

расширяемости кластерной системы. Использование операционной системы (OC)

Scientific Linux [6] необходимо потому, что она включает в себя программное

обеспечение и библиотеки, без которых не может работать MpdRoot. Чтобы не тратить

время на установку отдельных программ и настройку их взаимодействия на каждом

179


узле кластера, мы решили использовать комплексную систему для построения кластера

Rocks Cluster Distribution [7].

Преимуществами выбора дистрибутива Rocks является то, что устанавливаемые с

ним программы отлично взаимодействуют друг с другом, а встроенные средства для

расширения и мониторинга позволяют автоматически обновлять всю конфигурацию

системы при подключении нового узла кластера. Также Rocks может быть установлен

на Scientific Linux, что немаловажно.

Физически кластер может состоять из двух или более узлов следующих типов:

1) Frontend – выступают в роли консоли кластера, к которым пользователи имеют

возможность подключиться (login), откомпилировать на них свои программы и

запустить задания на исполнение. На узлах данного типа запущено большое количество

сервисов (NFS, NIS, DHCP, DNS, NTP, MySQL, HTTP, Torque, ...). Как минимум один

frontend-узел должен присутствовать для нормального функционирования кластера.

2) Compute – рабочие лошадки кластера, воркеры. Rocks устанавливает на такие

узлы полноценную ОС, причем в максимально автоматическом режиме за очень

короткое время (порядка 10 минут).

На начальном этапе мы выделили под кластер 3 компьютера, объединённые в одну

сеть Gigabit Ethernet. Один для консоли и два для воркеров. Первым делом

устанавливается всё необходимое ПО на главный компьютер – консоль. Так как Rocks

состоит из роллов (roll's) – наборов программ для различных нужд, то нужно выбрать

необходимые роллы, в том числе ОС Scientific Linux (LTS roll), менеджер ресурсов

Torque, планировщик заданий Maui, а также систему мониторинга Ganglia. Дальше

система сама всё автоматически установит и настроит.

Теперь можно подключать воркеры. Для этого на консоли запускается программа

insert-ethers, в которой нужно выбрать пункт compute. Затем перезагружаем компьютер,

который хотим добавить в воркеры, и запускаем его с включённой опцией загрузки по

сети, используя сетевую карту. Воркер сам находит консоль, устанавливает всё

программное обеспечение и приблизительно через 10 минут готов к выполнению задач.

Эту процедуру проделываем на втором воркере и наш компьютерный кластер почти

180


готов. Больше с воркерами ничего делать не нужно, консоль Rocks сама будет всё на

них настраивать при необходимости.

На заключительном этапе создаём нового пользователя на консоли. По средствам

NFS, консоль автоматически создаёт одноимённых пользователей на воркерах и

открывает им доступ к домашней директории пользователя. Устанавливаем в

домашнюю директорию всё необходимое ПО MpdRoot и FairSoft. В результате

получаем одну среду для выполнения задач на всем кластере.


В заключении хочу привести первые результаты тестирования Rocks кластера,

состоящего на данный момент из 3 компьютеров. Выполнение задачи реконструкции

10 моделируемых событий занимает у 1 компьютера время, равное 64,96 секунд.

Запустив параллельное выполнение реконструкции этих же 10 событий на 2

компьютерах, мы добились результата в 32,34 секунды. Эти результаты говорят о

двукратном приросте производительности вычислений и о таком же снижении времени

на реконструкцию данных. Мы продолжим заниматься тестированием и расширением

компьютерного кластера Rocks для MpdRoot и обязательно сообщим о результатах.


[1] Слепов И.П., Ососков Г.А., Рогачевский О.В. Информационная поддержка работ

по созданию программного обеспечения эксперимента MPD на коллайдере

NICA. Сообщения ОИЯИ P10-2012-7, 2012.

[2] Многоцелевой Детектор - MPD. Концептуальный дизайн-проект.

http://nica.jinr.ru/files/CDR\_MPD/MPD\_CDR\_ru.pdf, 2012.

[3] ROOT. A data analysis Framework. http://root.cern.ch, 2012.

[4] FairRoot - Simulation and analysis Framework. http://fairroot.gsi.de, 2012.

[5] Грид в ОИЯИ. http://grid.jinr.ru, 2012.

[6] Scientific Linux. http://www.scientificlinux.org, 2012.

[7] Rocks Cluster Distribution. http://www.rocksclusters.org, 2012.

181


182


ФИЗИКА КОНДЕНСИРОВАННЫХ СРЕД


к.ф.-м.н. М.В. Авдеев

183



1 Kacper Drużbicki, FLNP JINR

2 Абасзаде Рашад Габил оглы, ИФ НАН

3 Ань Чан Туан , ЛНФ ОИЯИ

4 Аскеров Эльмар Багир оглы, ЛНФ ОИЯИ

5 Васин Роман Николаевич, ЛНФ ОИЯИ

6 Данг Нгок Тоан, ЛНФ ОИЯИ

7 Джабаров Сакин Гамид оглы, ЛНФ ОИЯИ

8 Еремин Роман Александрович, ЛРБ ОИЯИ

9 Зель Иван Юрьевич, ЛНФ ОИЯИ

10 Кичанов Сергей Евгеньевич, ЛНФ ОИЯИ

11 Лоан То Тхань, ЛНФ ОИЯИ

12 Лоан Фан Тхи Нгок, ЛНФ ОИЯИ

13 Лошак Наталия Васильевна, ЛНФ ОИЯИ

14 Нагорный Анатолий Васильевич, ЛНФ ОИЯИ

15 Рубцов Арсений Борисович, ЛНФ ОИЯИ

16 Руткаускас Антон Владимирович, ЛНФ ОИЯИ

17 Самойленко Сергей Александрович, ЛНФ ОИЯИ

18 Соловьев Дмитрий Владимирович, ЛНФ ОИЯИ

19 Томчук Александр Васильевич, ЛНФ ОИЯИ

20 Яковлева Елизавета Николаевна

184


ИЗУЧЕНИЯ ОПТИЧЕСКИЕ ПЕРЕХОД 2 D – ЭЛЕКТРОНОВ В

КОЛЬЦЕ С ПОТЕНЦИАЛОМ КОНФАЙНМЕНТА ВОЛКАНО

Р.Г. Абасзаде#, Г.Б. Ибрагимов

Институт Физики им. Г.М. Абдуллаева НАН Азербайджана, г. Баку, Азербайджан

Описания электронных свойств колец использовались различные модели. В

частности, к простейшим моделям колец можно отнести модель двумерной или

трехмерной проволоки с периодическими граничными условиями [1-4]. Используются

и более сложные модели для описания конфайнмента кольца, такие как потенциал

Хилла и потенциал Волкано [5,6]. Потенциал в модели Волкано успешно использовался

для объяснения биений в осцилляциях Ааронова-Бома, которые экспериментально

наблюдались в двумерном полупроводниковом кольце [7]. В таких кольцах движение

электронов вдоль одного направления (ось Оz) , перпендикулярного плоскости самого

кольца, “ заморожено”в основном состоянии сильным поверхностным потенциалом,

поскольку толщина кольца намного меньше, чем внутренний и внешний радиусы

кольца. Поэтому в плоскости кольца образуется двумерный электронный газ.

Использование таких моделей кольца в теоретических исследованиях обусловлено том,

что они позволяют получить простые аналитические выражения для электронного

спектра колец при наличии внешнего магнитного поля.

Цель настоящей работы состоит в исследовании оптических переходов 2D-

электронов в кольце с потенциалом конфайнмента Волкано, находящейся в

однородном магнитном поле. Отметим, что исследование оптических переходов

является мощным методом определения параметров энергетического спектра и ферми

поверхности электронов [8-9].

Мы рассматриваем свободный электрон в двумерном кольце, которое описывается

радиальным потенциалом Волкано [5]:

2122

aV r a r

r (1)

Здесь r – радиус-вектор частицы в полярной системе координат, a1, a2 – некоторые

параметры. # [email protected]

185


Потенциал (1) допускает аналитическое решение уравнения Шредингера в

магнитном поле, а с другой стороны, позволяет моделировать кольцо конечной

ширины. Разложение энергии (1) вблизи минимума

0 minV r V r

дает

2

200 02

mV r r r V

(2)

где

210 2 aaV , ma /8 20 , 41

210 aar ,

m* – эффективная масса частицы. Тогда гамильтониан электрона в потенциале (1) и

однородном магнитном поле B=(0, 0, B) (ось Z – перпендикулярна плоскости кольца)

есть

2 22 2

212 02 2 2

1 1ˆ2 2 8

c ce

m r aH r i a r V

m r r r r r

(3)

cmeBc / - циклотронная частота электрона. Решение уравнение Шредингера для

латерального движения электрона запишется в виде [5]

2 2

, 0 0

1,

2 2 2 4

0,1, 2, ..., ..., 1, 0,1, ...

en m e c

e

lM mE n r

n l

(4)

21 2

1 4 2

1 121

11 1, , , 1,

22 ! 1e

rr

il Me M

n Mn l r e e F n M r

n M

(5)

Здесь: 2 20e c ,

em

,

212 2

ma

lM e .

186


Аналогичным образом можно найти волновые функции и спектр дырок. В

дальнейших вычислениях считаем параметры 0r и 0 для простоты одинаковыми для

электронов и дырок и различие между электроном и дыркой происходит от разных

значений эффективных масс частиц и знаков их заряда. Такое приближение

незначительно скажется на результатах.

Дальнейшим работы мы будем вычислят коэффициент абсорбции в случае

невырожденного электронного газа.


[1] A.Schmid . Phys. Rev. Lett. 66, 80 (1991).

[2] A.Kopiets. Phys. Rev. Lett. 70, 3123 (1993).

[3] D.Loss. Phys. Rev. Lett. 69, 343 (1993).

[4] V.A.Margulis, A.V.Shorokhov, H.P.Trushin. Physica E 10, 518 (2001).

[5] W.-C. Tan, J.C.Inkson. Phys. Rev. B 60, pp.5626-5638 (1999).

[6] W.-C. Tan, J.C.Inkson. Phys. Rev. B 53, pp.6947-6950 (1996).

[7] J.Liu, W.X.Gao, K.Ismail, K.Y.Lee, J.M.Hong, S.Washburn. Phys. Rev.B 48,

5148,(1993).

[8] L.Brey, N.F.Johnson, B.I. Halperin Phys. Rev. B 40, 10647 (1989).

[9] V.A. Geyler, V.A. Margulis, A.V. Shorokhov Phys. Rev. B 63, 245316 (2001).

187


МЕТОД СЛЕД-ОТОБРАЖЕНИЯ ДЛЯ КВАЗИПЕРИОДИЧЕСКОЙ

РЕШЕТКИ СЕРЕБРЯНОЕ СЕЧЕНИЕ

Э.Б. Аскеров1,2, И.Б. Гахраманов2, А.И. Бескровный1, Р.Н. Мехтиева2 1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Институт Радиационных Проблем НАНА, г. Баку, Азербайджан

После экспериментального открытия квазикристаллов [1], эти новые объекты стали

одной из перспективных направлений физики конденсированного состояния [2]. Хотя,

экспериментальную физику в основном интересует трехмерные квазикристаллы, с

точки зрения теоретической физики одномерные квазикристаллы достойны большего

внимания. Во–первых, потому что, если трехмерные квазикристаллы исчерпываются

только икосоэдрическими симметриями, а все двумерные квазикристаллы известны, то

одномерные квазикристаллы намного богаче. На данный момент мы даже не знаем всех

одномерных квазикристаллов и классификация этих структур одна из самых сложных

задач. Во-вторых, одномерные квазикристаллы отличаются необычными физическими

свойствами, в частности, канторовой природой спектров, самоподобием, критическими

волновыми функциями и т.д. С другой стороны изучение одномерных моделей

помогает понять физику более высоких размерностей, где точные вычисления сложны

и зачастую невозможны.

В данной работе [3] мы рассматриваем одномерную квазипериодическую решетку

Серебряное Сечение. Решетку Серебряное Сечение можно построить с помощью двух

блоков A и B таким образом, что n-я ступень nS получается по правилу 21 2n n nS S S для

n > 2, начиная с S0 = B и S1 = A.

Одномерные квазикристаллы как правило описываются дискретным одномерным

уравнением Шредингера, так как данное уравнение достаточно хорошо характеризует

особенности квазипериодической структуры:

ijijj Et ,

где tij интегралы переноса, Ψj - волновая функция на i-ом узле.

188


Следуя [4] мы переписали уравнение Шредингера в терминах трансфер-матриц, и

нахождение волновых функций свелось к нахождению рекуррентной формулы для

следа произведения матриц для решетки Серебряное Сечение. Данный метод называют

след-отображением.

В случае 11,1, nnnn tt мы получили рекуррентное соотношение для следа

произведения трансфер матриц для решетки Серебяное Сечение:

1

1

22

211

n

n

nnnnnn TrM

TrM

TrMTrMTrMTrMTrMTrM

где Mn - так называемая трансфер-матрица для решетки длиной n. Также мы нашли, что

данное след-отображение имеет интеграл движения (инвариант):

2

2

yy

zxxzI

где 11 ,, nnn TrMzTrMyTrMx .

Полученная формула для следа произведения трансфер-матриц может быть

использована для расчетов многих физических величин, таких как плотность уровней

энергии, коэффициент трансмиссии и т.д.


[1] Shechtman D et al. Phys. Rev. Lett. 53 1951 (1984);

[2] Ю. Х. Векилов, М. А. Черников, УФН Т. 180 561—586 (2010);

[3] Gahramanov. I, Asgerov E., arXiv cond-mat.dis-nn:1010.24 (2010);

[4] M. Kohmoto, L. P. Kadanoff, and C. Tang, Phys. Rev. Lett. 50, 1870 (1983).

189


НОВЫЙ ПОДХОД К АНАЛИЗУ ДАННЫХ ТЕКСТУРНОГО

ДИФРАКТОМЕТРА СКАТ

Р.Н. Васин

ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

ВВЕДЕНИЕ

Кристаллографическая текстура – это преимущественная ориентировка зёрен,

слагающих поликристалл, по отношению к связанной с поликристаллом системе

координат. Текстура «запоминает» деформационные и метаморфические процессы,

происходившие с материалом (рекристаллизацию, пластическую деформацию, и др.), а

также влияет на физические свойства материала и их анизотропию. Анализ

кристаллографических текстур играет исключительно важную роль в геофизике и

материаловедении [1]. Математически текстура описывается с помощью функции

распределения зёрен по ориентациям (ФРО) f(g), где g – это набор трёх углов Эйлера,

вращения на которые необходимо для совмещения систем координат поликристалла и

каждого зерна. С помощью дифракции тепловых нейтронов можно исследовать

объёмные (~ 100 см3) образцы и получать информацию об ориентировках

статистически представительных ансамблей зёрен. В дифракционном эксперименте

измеряются так называемые полюсные фигуры (ПФ) – специфические плоские

проекции ФРО, значения которых содержатся в интегральной интенсивности

соответствующих дифракционных пиков. Как правило, регистрируются несколько ПФ,

из которых ФРО восстанавливается тем или иным методом [2].

СТАНДАРТНЫЙ АНАЛИЗ ДАННЫХ ДИФРАКТОМЕТРА СКАТ

Стандартный подход к анализу данных текстурного дифрактометра СКАТ (канал 7а

реактора ИБР-2, ЛНФ ОИЯИ) [3] включает в себя выбор нескольких (как правило, 3-6)

интенсивных неперекрывающихся дифракционных пиков каждой фазы в образце и

конструирование из них экспериментальных ПФ. За счёт использования метода

времени пролёта и того, что все 19 детекторов СКАТа расположены под одинаковым

углом рассеяния, значения на ПФ получаются простым численным интегрированием

дифракционных пиков (минус фон) с поправками только на реальный поток нейтронов

от реактора и эффективность каждого детектора. Подобный подход очень прост и [email protected]

190


эффективен в случае однофазных образцов. Однако при анализе дифракционных

спектров многофазных образцов, например, горных пород, часто сложенных

несколькими низкосимметричными минералами, трудно (если возможно вообще)

выбрать достаточное количество неперекрывающихся дифракционных пиков (Рис. 1)

каждой фазы и, соответственно, невозможно корректно восстановить ФРО всех фаз.

Рис. 1. Нейтронный дифракционный спектр образца гранита (в зависимости от межплоскостного расстояния d), измеренный на дифрактометре СКАТ. Показаны экспериментальные точки, расчетная и разностная кривые. Черные вертикальные штрихи – рассчитанные положения дифракционных пиков каждого из пяти основных минералов в образце.

К очевидным недостаткам стандартного подхода относится также извлечение из

небольшой части дифракционного спектра (нескольких дифракционных пиков из

десятков или сотен доступных в диапазоне СКАТа) только информации о ФРО.

Остальные характеристики образца (например, параметры ячейки каждой фазы,

объёмные доли фаз, остаточные напряжения 1-го рода, и др.) при таком подходе

получить невозможно. В данной работе для анализа данных СКАТа предложено

использовать модификацию хорошо известного метода Ритвельда (широко

использующегося для анализа дифракционных спектров порошков), включающую в

себя алгоритмы для расчёта ФРО и доступную в бесплатном программном обеспечении

MAUD [4]. При таком подходе вышеперечисленные сложности и недостатки исчезают.

АНАЛИЗ ДАННЫХ СКАТ С ПОМОЩЬЮ MAUD

Для анализа данных СКАТа с помощью MAUD было разработана и реализована на

языке C++ программа SKAT2MAUD (Рис. 2), преобразующая файлы данных СКАТа в

стандартный формат GSAS (.gda) и создающая файл сценария, с помощью которого все

1368 спектров каждого образца могут быть загружены в MAUD в соответствии с их

положением на ПФ и с корректными отсчётами монитора падающего пучка нейтронов.

191


Были проведены калибровки дифрактометра СКАТ в различных циклах работы

реактора ИБР-2 и обработаны данные по более чем 30-ти образцам (порошки,

однофазные материалы, в т.ч. с остаточными напряжениями 1-го рода, многофазные

материалы). Во всех случаях анализ с помощью MAUD показал отличные результаты

(см., например, Рис. 3 и 4).

Рис. 2. Главное окно программы SKAT2MAUD и окно настройки параметров преобразования данных для дифрактометра СКАТ.

Рис. 3. Рекалькулированные ПФ ортоклаза в образце гранита (см. Рис. 1), равноплощадные проекции, линейный масштаб. Из-за сильного перекрытия дифракционных пиков при стандартном анализе данных СКАТа (по отдельным ПФ) не удаётся рассчитать ФРО, но анализ с помощью MAUD позволяет это сделать.

15ч. 36мин.

(А) (Б)

192


1ч. 18мин

(В) (Г)

Рис. 4. Рекалькулированные ПФ кварца в образце кварцита 26a, равноплощадные проекции, линейный масштаб. Стандартный анализ данных (А), соответствующее покрытие ПФ и время измерений (Б); анализ 1/12 части данных с помощью MAUD (В), соответствующее покрытие ПФ и время измерений (Г).


Впервые для анализа данных текстурного дифрактометра СКАТ применен

модифицированный метод Ритвельда, реализованный в программе MAUD. Для этого

разработано дополнительное программное обеспечение SKAT2MAUD. Показано, что в

рамках нового подхода удаётся получать дополнительную (помимо ФРО каждой фазы)

информацию об образце (объёмные доли фаз, параметры ячейки, остаточные

напряжения 1-го рода, и др.); упрощается обработка данных от многофазных образцов;

возможно использовать в эксперименте нерегулярное покрытие полюсных фигур, в

результате чего ≈ на порядок сократить требуемое время эксперимента.


[1] O. Engler, V. Randle. Introduction to texture analysis. CRC Press, Boca Raton, FL.

2010. 456 pp.

[2] H.-R. Wenk. Neutron diffraction texture analysis. In : Neutron scattering in Earth

sciences, Reviews in mineralogy and geochemistry, 63, 2006. P. 399-426.

[3] K. Ullemeyer, P. Spalthoff, J. Heinitz, N.N. Isakov, A.N. Nikitin, K. Weber. The

SKAT texture diffractometer at the pulsed reactor IBR-2 at Dubna: experimental

layout and first measurements. // Nucl. Instr. Meth. Phys. Res. A. 1998. 412. P. 80-88.

[4] L. Lutterotti, S. Matthies, H.-R. Wenk. MAUD: a friendly Java program for material

analysis using diffraction. // IUCr: Newsletter of the CPD, 21:14-15, 1999.

193


ВЛИЯНИЕ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ НА КРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ И

МАГНИТНУЮ СТРУКТУРУ МАНГАНИТА 0.7 0.3 3Pr Sr MnO #

Н.Т. Данг1, 2,*, Д.П. Козленко1, С.Е. Кичанов1, Б.Н. Савенко1, Е.В. Лукин1 1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Тульский государственный университет, г. Тула, Россия

Перовскито-подобные манганиты 1-x x 3A A MnO (A - редкоземельный, A' – щелочно-

земельный элементы) проявляют большое разнообразие магнитных и электронных

свойств в зависимости от типа A' – элемента, его содержания и от внешнего условия. В

данной работе представлен результат нашего исследования влияния высокого давления

на кристаллическую, магнитную структуру и спектры рамановского рассеяния света в

манганите 0.7 0.3 3Pr Sr MnO .

0 5 10 15 20 25 30

5.2

5.3

5.4

5.5

Ptr

V, Å

3

P, ГПа

Параметры

элементарной

ячейки

, Å

P, ГПа

c

a

a)

/ 2b

0 5 10 15 20 25 30205

210

215

220

225

230

235

Ptr

b)

Рис. 1. Барические зависимости параметров (a) и объема (b) элементарной ячейки манганита

0.7 0.3 3Pr Sr MnO при комнатной температуре.

# Работа выполнена при поддержке гранта MД-696.2010.2, гранта РФФИ 09-02-00311-a и

госконтрактов 02.740.11.0542 и 16.518.11.7029, Федеральных целевых программ «Исследования и

разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на

2007-2012 годы» и «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009-2013

годы».

* [email protected]

194


При давлении P 7 ГПа и комнатной температуре наблюдается структурный

фазовый переход из орторомбической фазы с пространственной группой Pnma в

орторомбическую фазу высокого давления с симметрией Imma. В области фазового

перехода обнаружены аномалии барических зависимостей параметров и объема

элементарной ячейки, частот фононных колебательных мод кристаллической решетки

(Рис. 1).

Участки нейтронных дифракционных спектров 0.7 0.3 3Pr Sr MnO , полученных при

различных давлениях и температурах, представлены на Рис. 2.

1.5 2.0 2.5 3.0 3.5 4.0

0

2500

5000

7500

10000

ФМ

dhkl

, Å

Интенсивность

, отн.

ед.

P = 0 ГПа, T = 295 K

P = 0 ГПаT = 10 K

dhkl

, Å

АФМ

NaCl

NaClP = 4.5 ГПаT = 10 K

Pr0.7Sr0.3MnO3

NaCl

ФМ

3 4 5 6 7 8

NaCl

ФМФМ

АФМ

P = 0 ГПа T = 10 K

АФМP = 4.5 ГПа T = 10 K

Рис. 2. Нейтронные дифракционные спектры 0.7 0.3 3Pr Sr MnO , измеренные при P = 0 и 4.5 ГПа, T =

295 K и 10 К (углы рассеяния 2θ = 90° и 45.5°- вставка), обработанные по методу Ритвельда. Показаны экспериментальные точки, вычисленный профиль и разностная кривая (для P = 0 ГПа и Т = 10 К). Вертикальными штрихами указаны рассчитанные положения структурных и магнитных дифракционных пиков. Наиболее интенсивные АФМ пики и пики с ФМ вкладом помечены символами “АФМ” и “ФМ”, соответственно. Также показаны положения пиков NaCl, добавленного в небольшом количестве к образцу для дополнительной калибровки давления.

Анализ дифракционных нейтронных данных показал, что 0.7 0.3 3Pr Sr MnO имеет

орторомбическую кристаллическую структуру с пространственной группой Pnma в

исследуемом диапазоне внешних высоких давлений 0–4.5 ГПа и температур 10–300 К.

При понижении температуры до Т ≈ 272 K происходит фазовый переход из

195


парамагнитного в ферромагнитное состояние. При воздействии внешнего высокого

давления в манганите 0.7 0.3 3Pr Sr MnO наблюдается появление новой АФМ фазы А-типа,

которая сосуществует с исходной ФМ фазой в исследуемом диапазоне давлений. С

повышением давления происходит постепенное уменьшение объема ФМ фазы и

увеличение объема АФМ фазы, о чем свидетельствует поведение упорядоченного

магнитного момента ионов Mn для этих фаз.

Возможной причиной наблюдаемого изменения магнитного состояния может быть

анизотропное одноосное сжатие кислородных октаэдров 6Mn-O , которое приводит к

преимущественному заселению 2 2d( - )x z ge орбиталей ионов Mn. Увеличение

температуры Кюри для ФМ фазы, наблюдаемое в эксперименте, может быть объяснено

в рамках модели двойного обмена.

196


ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ НА

КРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ СТРУКТУРУ МУЛЬТИФЕРРОИКА

BIMNO3*

С.Г. Джабаров1,2#, Д.П. Козленко1, С.Е. Кичанов1, Р.З. Мамедов2, Е.В. Лукин1,

Б.Н. Савенко1, К. Лате3

1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия 2Институт Физики НАН Азербайджана, г. Баку, Азербайджан

3Helmholtz Centre Potsdam, Telegrafenberg, Potsdam, German

Среди трехмерных оксидов - мультиферроиков BiMnO3 является одним из наиболее

интенсивно изучаемых соединений. Спонтанная электрическая поляризация в

манганите висмута является следствием смещений атомов из электронейтральных

равновесных положений - важная информация для выявления и объяснения

механизмов формирования сегнетоэлектрического состояния может быть получена в

результате исследования кристаллической структуры при вариации структурных

параметров. Структурные исследования при высоких давлениях дают уникальную

возможность изучения взаимосвязи изменений структурных параметров кристалла,

межатомных расстояний и углов с изменениями магнитной структуры и

макроскопических физических свойств, что необходимо для понимания природы и

механизмов физических явлений.

Соединение BiMnO3 имеет перовсквитоподобную кристаллическую структуру.

Ниже температуры Т=770 К, он обладает моноклинной симметрией с пространственной

группой C2/c и проявляет сегнетоэлектрические свойства. Несмотря на большой

интерес со стороны экспериментаторов и теоретиков, механизм появления

электрической поляризации и формирования магнетоэлектрической связи в

мультиферроиках до сих пор остается не ясным. Исследования кристаллической

структуры при одновременном воздействии высоких давлений и температур является

* Работа выполнена при поддержке гранта MД-696.2010.2, гранта РФФИ 12-02-00794-a и госконтрактов 02.740.11.0542 и 16.518.11.7029 и Федеральных целевых программ «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007-2012 годы» и «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009-2013 годы». # [email protected]

197


довольно трудоемкой научной задачей, и на данный момент структурные особенности

фазового перехода в BiMnO3 изучены недостаточно [1].

В работе исследовались структурные изменения в BiMnO3 методом рентгеновской

дифракции в диапазоне температур 300 – 880 K при давлениях 3.5 ГПа. Эксперименты

по рентгеновской дифракции проведены с использованием гидравлического пресса

высокого давления MAX80 [2], установленного на канале F2.1 источника DORIS-III

(HASYLAB, DESY, г. Гамбург, Германия). Образец помещался в цилиндрический

контейнер из нитрида бора, верхняя часть которого заполнялась образцом, а нижняя –

NaCl для калибровки давления. Температура на образце создавалась с помощью

графитового нагревателя и контролировалась через термопару. Энергодисперсионный

дифракционный спектр регистрировался полупроводниковым германиевым детектором

с разрешением 153 эВ на энергии 5.9 кэВ и с 500 эВ на 122 кэВ с общим средним

разрешением Δd/d ≈ 1%. Фиксированный угол Брэгга детектора в эксперименте

составлял 9.093o, а время экспозиции ~ 5 мин. Обработка рентгеновских

экспериментальных данных осуществлялась методом полнопрофильного анализа с

помощью программы FullProf [3].

В диапазоне температур 300-773 К дифракционные спектры соответствуют

моноклинной кристаллической структуре симметрии C2/c. Значения параметров

элементарной ячейки в нормальных условиях составляют a=9.606(7) Å, b=5.518(6) Å,

c=10.034(6) Å, =110.489(8), что хорошо согласуется с результатами, полученными

ранее [1]. При температуре ТС = 773 К наблюдались значительные изменения в

дифракционных спектрах, связанные со структурным фазовым переходом в

орторомбическую фазу с пространственной группой Pbnm [1]. Рассчитанное значение

параметра элементарной ячейки для орторомбической фазы составил а=9.247(4) Å, b=

5.621(9) Å, c= 9.946(5) Å, (при T=773 K). Получены зависимости параметров и объема

элементарной ячейки для BiMnO3 от температуры и высокого давления. Установлено,

что высокое давление приводит к заметному уменьшению температуры перехода из

моноклинной сегнетоэлектрической в орторомбическую параэлектрическую фазу.

Точка фазового перехода сегнетоэлектрик-параэлектрик смещается с коэффициентом

dTС/dP-30K/ГПа.

198



[1] D.P. Kozlenko, A.A. Belik, S.E. Kichanov, I. Mirebeau, D.V. Sheptyakov, Th.

Strässle, O.L. Makarova, A.V. Belushkin, B.N. Savenko, E. Takayama-Muromachi,

PHYS. REV. B, 82, 014401 (2010).

[2] P. Zinn, J. Lauterjung, R. Wirth. Zeitschrift für Kristallographie 212, 691 (1997).

[3] J. Rodriguez-Carvajal. Physica B 192, 55 (1993).

199


МОЛЕКУЛЯРНО-ДИНАМИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ

РАСТВОРОВ ЦИС- И ТРАНС-ДЕКАЛИНА И ИХ СМЕСЕЙ

Р.А. Еремин1,, Х.Т. Холмуродов1, В.И. Петренко2,3, М.В. Авдеев2 1ЛРБ, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия 3Киевский национальный университет им. Т. Шевченко, г. Киев, Украина

ВВЕДЕНИЕ

Декалин используется в качестве растворителя многих органических соединений и

полимеров. В том числе и при синтезе магнитных жидкостей [1,2], наночастицы

магнетита в которых стабилизированы адсорбционными слоями жирных

монокарбоновых кислот, предельных – миристиновой и стеариновой – или

мононенасыщенной – олеиновой. Отличительной особенностью декалина, скажем, от

бензола является стереоизомерный эффект, связанный с различным относительным

положением углеродных циклов в данном соединении (Рис. 1).

Рис. 1. Стереоизомерные (слева-направо, цис и транс) формы декалина.

В недавней работе [3] по анализу на основании МД моделирования особенностей

структурной организации молекул бензола на поверхности раздела кислота-

растворитель не было выявлено каких-либо различий в поведении функций

радиального распределения (ФРР) для трех указанных кислот. Однако изучение

особенностей такой организации поверхности с учетом стереоизомерного эффекта

может стать важным шагом в понимании механизма стабилизации.

Ранее было показано [4], что в растворе декалина структурные свойства

определяются в основном взаимодействием Ван-дер-Ваальса и в меньшей степени

связаны с электростатическим взаимодействие. Именно поэтому для возможности

анализа структурных особенностей в растворах на основе декалина важно адекватное

описание ван-дер-ваальсового взаимодействия.

[email protected]

200


МОДЕЛИРОВАНИЕ

Начальная конфигурация

Молекулы каждого из изомеров декалина были описаны как жесткие единицы с

постоянными в ходе симуляции длинами связей и величинами валентных углов.

Начальная конфигурация соответствовала кристаллическому состоянию транс-

декалина при 100 K (моноклинная решетка, параметры элементарной ячейки a = 7.810

Å, b = 10.469 Å, c = 5.264 Å, β = 90.990o, Z = 2) [5], для моделирования смесей транс- и

цис-декалина проводилась частичная замена в кристаллической ячейке молекул транс-

декалина псевдослучайным образом. МД ячейка включала в себя 700 молекул декалина

(19600 атомов), ее размер в начале симуляции составлял 55×53×53 Å3.

Параметры потенциала

При моделировании межмолекулярного взаимодействия в рамках настоящей работы

использовалась сумма потенциала Леннарда-Джонса и потенциала кулоновского

взаимодействия:

12 6

4 ij ij i jij

ij ij ij ij

q qU

r r r

(1)

где σij, εij – параметры ван-дер-ваальсового взаимодействия i-го и j-го атомов, rij –

расстояние между ними, qi, qj – их заряды. Для определения параметров

взаимодействия между атомами различного сорта использовали комбинационное

правило Лоренца-Бершелота:

,2

ii jjij ij ii jj

(2)

Энергетические параметры атомов углерода и водорода не варьировались: εC = 0.06

ккал/моль, εH = 0.02 ккал/моль,

Техника расчетов

Для моделирования был использован код общего назначения DL_POLY_2.18 [6].

Первоначально в NPT-ансамбле Хувера в течение 100 пс моделировалась система,

содержащая один из изомеров декалина, при нормальном атмосферном давлении и

температуре 303.15 K. Расчетные значения плотности растворов сравнивались с

201


экспериментальными данными [7]. После чего при выбранном наборе параметров

моделировались смеси.


Определение параметров

При вариации параметров σH и σС потенциала Леннарда-Джонса были получены

зависимости плотности систем в равновесном состоянии, представленные для цис- и

транс-декалина на Рис. 2 темными искривленными поверхностями. На этом же

графике плоскостями отображены экспериментальные значения плотности для цис- и

транс-декалина, 0.8885 и 0.8621 г/см3 (30oC), соответственно. По пересечению

расчетных и экспериментальных зависимостей определялись значения размерных

параметров потенциала Леннарда-Джонса.

Рис.2. Сравнение расчетных значений плотности с экспериментальными данными для цис- и транс декалина (слева-направо).

Их значения составили для атома углерода σC=3.35Å, независимо от вида

стереоизомера, и для атомов водорода в составе цис- и транс-декалина соответственно

σHc = 2.23 Å и σHt=2.25Å.

Проверка параметров

После определения параметров было проведено моделирование смесей с различным

содержанием стереоизомерных форм (1:4,1:1,4:1). Определялись плотности систем в

равновесном состоянии, и проводилось их сравнение с экспериментальными данными.

Результаты такого сравнения представлены в таблице 1.

Табл.1. Плотности декалина для различных составов стереоизомеров по данным МД моделирования (ρMD) и экспериментальным данным (ρEXP) из литературы [7].

цис-/транс- ρMD, г/мл ρEXP, г/мл 1:4 0.867± 0.006 0.8674±0.0005 1:1 0.874± 0.005 0.8755±0.0005 4:1 0.882± 0.005 0.8834±0.0005

202


Для выбранного набора параметров обнаруживается очень хорошее согласие

расчетных значений плотности с экспериментальными данными для каждой из

исследованных смесей.


В результате настоящей работы было проведено моделирование чистых цис- и

транс-декалина. Определен набор параметров потенциала Леннарда-Джонса,

обеспечивающий совпадение плотности указанных систем в равновесном состоянии с

данными по прецизионной вибрационной денситометрии. Проведена проверка

выбранного набора для случая смесей изомеров с различным составом. Такое

сравнение доказывает возможность дальнейшего усложнения рассматриваемых систем

и изучения растворов на основе декалина.


[1] Авдеев М.В., Аксёнов В.Л. // УФН (2010) Т. 180. 10. С. 1009.

[2] Аксёнов В.Л., Авдеев М.В., Шуленина А.В., Зубавичус Я.В., Велигжанин А.А.,

Рошта Л., Гарамус В.M., Векаш Л. // Кристаллография (2011) Т. 56. 5. С. 848.

[3] Авдеев М.В., Боднарчук И.А., Петренко В.И., Холмуродов Х.Т., Ярадайкин С.П.

// Журн. Физ. Химии (2009) Т. 83. 7. С. 1275.

[4] Eremin R., Kholmurodov Kh., Avdeev M., Petrenko V., Yasuoka K. // Int. J. Chem.

(2012) V. 4. 1. P. 14.

[5] Eibl S., Fitch A., Brunelli M. et al. // Acta Cryst. (2009) C. 65. O. 278.

[6] Smith W., Forester T. R. // J. Molecular Graphics. (1996) V.14. P. 136.

[7] Miyake Y., Baylaucq A. et al. // Fluid Phase Equilib. (2007) V. 252. P.79.

203


ОСОБЕННОСТИ РАСПРОСТРАНЕНИЯ УЛЬТРАЗВУКА ЧЕРЕЗ

СЛОИСТЫЕ СТРУКТУРНО-НЕОДНОРОДНЫЕ ТВЕРДЫЕ ТЕЛА

А.Н. Никитин1, Т. Локаичек2, А.А. Круглов1, Р.Н. Васин1, И.Ю. Зель3 1Объединенный Институт Ядерных Исследований, г. Дубна, Россия 2Геологический Институт Чешской Академии Наук, г. Прага, Чехия

3Тульский Государственный Университет, г. Тула, Россия

Исследования природы сейсмической анизотропии литосферы Земли и эффектов,

возникающих при распространении упругих волн в горных породах актуальны для

современной геофизики в рамках задач сейсморазведки и физики землетрясений. В

настоящее время в нескольких научных центрах мира исследователи придерживаются

мнения, что наиболее продуктивным методом исследования природы анизотропии

горных пород, а также факторов, её контролирующих, является подход, описанный в

работах ([1-4]).

В качестве наиболее важных факторов, влияющих на анизотропию горных пород,

можно назвать свойства породообразующих минералов, кристаллографическую

текстуру, преимущественно ориентированные несферические поры, трещины и другие

дефекты. Для более точного понимания роли каждого отдельного фактора и их

суммарного вклада необходима постановка эксперимента на модельных образцах с

заданными характеристиками и приближенным по своей структуре к реальным

объектам, сформировавшимся в естественных условиях литосферы Земли.

Цель данной работы – провести моделирование упругих свойств горных пород с

использованием наиболее распространённых моделей (методы Фогта, Ройсса, Хилла,

геометрическое среднее, самосогласованные методы, обобщённое сингулярное

приближение), сравнить с полученными экспериментальными данными и установить

влияние основных факторов (объёмное содержание минерала, его

кристаллографическая текстура, различные варианты текстуры формы) на упругую

анизотропию геоматериалов. Основной задачей данной работы было создание

материалов и модельных образцов с заранее заданными характеристиками и

исследование их упругих свойств методом ультразвукового лучевого

пространственного зондирования.

204


Приготовление образцов проводилось по двум различным схемам: слоистый и

пространственно-однородный материалы. В первом случае, соответственно, механизм

заключался в поочерёдном создании слоёв смолы и порошков минералов, которые

засыпались между слоями эпоксидной смолы. По схеме пространственно-однородного

материала порошки минералов равномерно распределялись по всему объёму образца.

В качестве заранее заданных свойств были известны:

физические характеристики (плотность и компоненты тензора упругости)

используемых кристаллов (мусковит, кварц) и смолы;

количество (вес, объём) смолы и наполнителя (порошка из

породообразующих минералов) в слоях и в образце;

размеры зёрен кристаллитов;

пространственное расположение слоёв, заполненных порошком;

геометрические характеристики и параметры образцов.

Пространственное распределение скоростей квазипродольных упругих волн для

образцов с мусковитом отличается разной степенью упругой анизотропии. Для образца

K1 с малыми размерами зёрен параметры упругой анизотропии, определённые выше,

принимают значения, характерные для слабо анизотропной среды, а для образца K2 –

для анизотропной слоистой среды.

Рис. 1. Карты изолиний скоростей квазипродольных упругих волн, измеренных на модельных образцах с мусковитовым наполнителем; линейный масштаб, стереографические проекции. Плоскости фолиации (слоистости) перепендикулярны плоскости проекции; проекции этих плоскостей направлены сверху вниз.

205


Максимальное и минимальное значения Vp достигаются для обоих образцов в

направлениях параллельно и перпендикулярно слоям наполнителя соответственно

(Рис. 1). Образцы Q1 и Q3 с кварцевым наполнителем также имеют слоистую

структуру и различие по размеру зёрен, однако конфигурация изолиний скоростей для

Q1 качественно отличается от Q3 (Рис. 2) и не обладает симметрийным видом,

характерным для анизотропной слоистой структуры. Слабая упругая анизотропия

наблюдается и у образца Q2, приготовленного по схеме структурно-однородного

материала. Для аналогичного модельного образца Q4 с меньшими размерами зёрен

картина упругих свойств по картам изолиний скоростей (Рис. 2) и по коэффициентам

анизотропии является практически изотропной. Гидростатическое давление,

оказываемое на образцы, не повлияло на качественную картину анизотропии упругих

свойств всех модельных образцов.

Рис. 2. Карты изолиний скоростей квазипродольных упругих волн, измеренных на модельных образцах с кварцевым наполнителем, линейный масштаб, стереографические проекции. Для слоистых образцов плоскости слоистости перпендикулярны плоскости проекции этих плоскостей направлены сверху вниз.

Основываясь на полученных на модельных образцах результатах, можно заключить,

что в рамках общего рассмотрения анизотропные слоистые среды могут проявлять

206


различную симметрию свойств, в том числе иметь признаки изотропных сред; параметр

размера зёрен кристаллитов минералов, входящих в горную породу, может

коррелировать с их преимущественными ориентировками, а форма зёрен –

контролировать упругую анизотропию.

В рамках данного исследования в дальнейшем будет проводиться

нейтронографический текстурный анализ преимущественных ориентировок зёрен

наполнителей в образцах. Планируется моделирование упругих свойств горных пород,

путём теоретического суммирования вкладов в упругие свойства кварца, мусковита,

плагиоклаза в модельных образцах и других минералов, варьируя их концентрацию,

различными методами (методом Фогта-Ройсса, методом обобщённого сингулярного

приближения и др.).


[1] Никитин А.Н., Иванкина Т.И. Нейтронография в науках о Земле. // Физика

ЭЧАЯ. 2004. т.35. вып.2. С. 348-407.

[2] Никитин А.Н., Иванкина Т.И., Игнатович В.К. Особенности распространения

продольных и поперечных упругих волн в текстурированных горных породах //

Физика Земли. 2009. 5. С. 57-69.

[3] Kern H. et al. The effect of oriented microcracks and crystallographic and shape

preferred orientation on bulk elastic anisotropy of a strongly foliated biotite gneiss //

Tectonophysics. 2008. Vol.45. 143-149.

[4] Lokajicek T. et al. The determination of elastic properties of an anisotropic

polycrystalline graphite using neutron diffraction and ultrasonic measurments //

Carbon. 2011. 49. 1374-1384.

207


ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРНЫХ ОСОБЕННОСТЕЙ

КРИСТАЛЛОФОСФОРА Y3AL5O12:Ce3+/Lu2O3 ПРИ ЕГО

ФОРМИРОВАНИИ КОЛЛОИДНО-ХИМИЧЕСКИМ МЕТОДОМ

С.Е. Кичанов1, Е.В. Фролова2, Г.П. Шевченко2, Д.П. Козленко1, Е.В. Лукин1,

Г.Е. Малашкевич3, Б.Н. Савенко1 1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2НИИ физико-химических проблем БГУ, г. Минск, Беларусь 3Институт физики им. Б.И. Степанова НАН Беларуси, г. Минск, Беларусь

Поиск новых оптически активных материалов, способных эффективно излучать

энергию в заданной области спектра при возбуждении светом с минимальными

потерями и объяснение их физических свойств является одной из актуальных задач

современной физики конденсированного состояния и материаловедения [1]. Наиболее

перспективным и широко изученным материалом для лазерной и фотолюминесцентной

техники являются кристаллофосфоры на основе алюмоиттриевых гранатов - Y3Al5O12

(YAG) [2]. Такие соединения, активированные ионами редкоземельных элементов,

широко применяются в лазерной оптике и электронике, а кристаллофосфоры на основе

YAG, активированные ионами Се3+, имеют широкие перспективы для производства

светоизлучающих диодов (LED) белого цвета свечения [3].

Наиболее перспективным способом управления спектральными свойствами

кристаллофосфоров является варьирование условий их химического синтеза. Следует

отметить, что коллоидно-химические методы синтеза сложнооксидных систем, и в

частности, неорганический вариант золь-гель метода, позволяют тонко управлять

оптическими свойствами получаемых материалов за счет формирования

метастабильных фаз с высокой концентрацией дефектов, а также изменения

кристаллического окружения иона-активатора [4]. В представленной работе методом

нейтронной дифракции проведено детальное исследование влияния особенностей

кристаллической структуры алюмоиттриевых гранатов Y3Al5O12:Ce3+, обусловленных

Работа выполнена при поддержке гранта БРФФИ-ОИЯИ Х10Д-007, госконтрактов 02.740.11.0542 и 16.518.11.7029 в рамках Федеральных целевых программ «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007-2012 годы» и «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009-2013 годы». [email protected]

208


различными условиями химического синтеза и способом введения дополнительного

компонента – Lu2O3, на их спектрально-люминесцентные свойства.

Образцы наноструктурированных кристаллофосфоров Y3Al5O12:Ce3+/Lu2O3 и

Y3Al5O12:Ce3+/Lu2O3:Ce3+ получали коллоидно-химическим методом из неорганических

прекурсоров, который заключается в совместном гидролизе соответствующих солей с

последующим диспергированием осадка в гидрозоли. Спектры фотолюминесценции

измеряли при комнатной температуре на спектрофлуориметре СДЛ-2 в Институте

физики им. Б.И. Степанова НАН Беларуси. Эксперименты по нейтронной дифракции

проводились на дифрактометре ДИСК исследовательского реактора ИР-8 в РНЦ

„Курчатовский институт“ и дифрактометре ДН-12 высокопоточного импульсного

реактора ИБР-2.

Спектры всех термообработанных на воздухе при 950оС, затем в токе Ar+H2 при

1000оС образцов характеризуются уширенной в красную область спектра полосой с

максимумом при 575-585 нм, представляющую собой, согласно форме, суперпозицию,

по меньшей мере 3-4 полос различной интенсивности, наличие которых обусловлено

расположением иона-активатора в системе в нескольких неэквивалентных

кристаллографических позициях с различными значениями энергии излучательного

уровня и, следовательно, существованием нескольких каналов излучательной

релаксации [5]. Наибольшей интенсивностью люминесценции характеризуются

образцы, полученные смешением золей прекурсора YAG и Lu2O3. Для образца с

максимальной интенсивностью люминесценции наблюдается отсутствие сдвига

положения максимума люминесценции по сравнению с исходным образцом YAG:Ce3+,

что может свидетельствовать о более однородном расположении иона-активатора в

кристаллической решетке и наличии преимущественного канала излучательной

релаксации.

С целью выяснения влияния структурных особенностей исследуемых систем на их

спектрально-люминесцентные свойства проводилось исследование образцов YAG:Ce3+/

Lu2O3 методом нейтронной дифракции. Выбор этого метода обусловлен более высокой

чувствительностью нейтронов к положениям кислорода в кристаллической структуре

по сравнению с рентгеновской дифракцией.

209


Особенностью кубической структуры алюмоиттриевых гранатов является наличие

трех кристаллографических позиций с неэквивалентным кислородным окружением:

искаженной додекаэдрической для атомов Y/Ce, октаэдрической и тетраэдрической для

атомов алюминия Al1 и Al2.

12.00 12.02 12.04 12.06 12.08 12.100

500

1000

1500

2000

2500

3000

3500

#7

#1

#5

#8#6

b)

#6

#5#8

#7

#12

#1

#2

#6

#8

#5

#7

#1

#2

lum

ines

ce a

mp

litu

de

(arb

.un

its)

lum

ines

ce a

mp

litu

de

(arb

.un

its)

Lattice parameter a ()

#12

a)

1.94 1.96 1.98

1000

1500

2000

2500

3000

Al-O bond lenth ()

Al-O bond lenth ()

1.760 1.765 1.770

ortohedral

tetragonal

Рис. 1. a) Зависимость интенсивности люминесценции от параметра элементарной ячейки исходных (темные символы) и отожжённых (открытые символы) образцов YAG:Ce3+/Lu2O3 и YAG:Ce3+. b) Зависимость интенсивности люминесценции от длин связи Al-O в тетраэдрическом и октаэдрическом кислородном окружении для исходных и отожженных образцов YAG:Ce3+/Lu2O3 и YAG:Ce3.

На основе данных о структурных параметрах и рассчитанных межатомных длин

связей для исходных и отожженных образцов проанализирована взаимосвязь параметра

кубической элементарной ячейки и длин связей Al-O в тетраэдрическом и

октаэдрическом кислородном окружении алюминия с особенностями химического

синтеза и состава исходных и отожженных образцов YAG:Ce3+/Lu2O3. Максимальное

значение параметра элементарной ячейки соответствует образцу, характеризуемого

максимальной интенсивностью люминесценции. Это можно объяснить формированием

устойчивой дефектной структуры в оксидной подрешетке алюмоиттриевого граната,

полученного коллоидно-химическим методом [6]. Высокотемпературная обработка

210


образцов приводит к значительному уменьшению, как параметров элементарной

ячейки, так и величин длин связи Al-O в октаэдрическом окружении (см. Рис. 1).

Дополнительная температурная обработка на воздухе исследуемых образцов

обеспечивает отжиг дефектов в кислородной подрешетке, и как следствие, уменьшение

их количества. С учетом наибольшей величины ошибки эксперимента для длин связей

Al-O в октаэдрических полиэдрах (см. Рис. 1) можно предположить, что именно здесь

локализованы кислородные вакансии, так как замещение Alтетр на другой катион,

находящийся в системе – маловероятно. Таким образом, для образцов, полученных

смешением золей высокая интенсивность фотолюминесценции и сдвиг ее максимума в

красную область обусловлен взаимодействием на поверхности раздела

высокодисперсных и дефектных фаз Y3Al5O12 и Lu2O3 с формированием ассоциатов-

дефектов, по-видимому состава [Lu3+Al]/[VO].


[1] H. Chandler, Mater.Sci.Eng.R. 49 (2005) 113-155.

[2] S.W. Allison, J.R. Buczyna, R.A. Hansel, D.G. Walker, G.T. Gillies, J. App. Phys.

105(3) (2009) 036105.

[3] T. Tamura, T. Setomoto, T.Taguchi, J. Lumin. 87-89 (2000) 1180.

[4] E.V. Frolova, M.I. Ivanovskaya «Structural defects formation in the inorganic sol-gel

derived oxides» in thesis book of Defect and Diffusion Forum. Annual Retrospective

242–244 (2005) 143–158.

[5] G.E. Malashkevich et al. Journal of Non-Crystalline Solids 188 (1995) 107-117.

[6] E.V. Frolova, M.I. Ivanovskaya, H.K. Hlushonak, Optical Materials 28 (2006) 660-

664.

211


АТОМНАЯ СТРУКТУРА La2/3Pb1/3Mn1-xCoxO3

Т.Т. Лоан1,2, М.Л. Краус1, И.А. Бобриков1, В.Х. Ву3, А.М. Балагуров1 1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Тульский государственный университет, г. Тула, Россия 3Ханойский строительный университет, г. Ханой, Вьетнам

ВВЕДЕНИЕ

Известно (см., например, [1]), что частичное замещение La3+ в легированных

манганитах La1-xAxMnO3 на двухвалентные ионы (A = Ca, Sr, Ba, Pb) вызывает

изменение валентных углов (Mn–O–Mn) и длин связей (Mn–O) в структуре исходного

перовскита. Одновременно часть ионов Mn3+ переходит в состояние Mn4+, что влияет

на механизмы магнитного упорядочения. Процессы, происходящие в перовскитах

ABO3 при замещении А-катионов, очень подробно изучены и представлены во многих

обзорных работах (см., например, [2,3]). Наоборот, об эффектах при замещениях B-

катиона на ионы других переходных металлов известно намного меньше. Одним из

интересных вариантов является введение в B-позиции иона Co3+, радиус которого

близок к радиусу Mn3+. Уже известно, что при этом возникают структурные

неоднородности, изменяются электрические и магнитные свойства соединения [4]. Еще

меньше экспериментальных данных о перовскитных соединениях с одновременным

замещением катионов в обеих А- и B-позициях. Мы провели исследование серии

образцов сложного оксида La2/3Pb1/3Mn1-xCoxO3 (x = 0, 0.2, 0.25, 0.3) методом

дифракции синхротронного излучения, что позволило получить прецизионные данные

об их атомной структуре. На этой основе проведен анализ электрических свойств

соединения и их зависимости от температуры.

ЭКСПЕРИМЕНТ

Образцы La2/3Pb1/3Mn1-xCoxO3 с x от 0 до 0.3 (далее LPMCO-x) были приготовлены

стандартным методом твердотельной реакции. Стехиометрические количества

порошковых оксидов La2O3, PbO, MnO, Co2O3 были смешаны, перемолоты,

спрессованы в гранулы. Первый обжиг проходил при 600°С в течении 12 часов. Затем

образцы были охлаждены до комнатной температуры, размолоты, снова спрессованы.

Второй обжиг проходил при 1000°С в течение 10 часов. Третий отжиг при 1150°С в

212


течение 24 часов. Затем образцы охлаждались до 650°С в течение 12 часов, и после

чего, уже окончательно, были охлаждены до комнатной температуры.

Предварительное исследование качества составов LPMCO-x было проведено на

рентгеновском дифрактометре и установлено, что образцы содержат некоторое

количество примесей (в основном, Mn3O4), а их структура при комнатной температуре

хорошо описывается в пространственной группе R-3c c параметрами решетки a ≈ 5.5 Å

c ≈ 13.4 Å (в гексагональной установке), что совпадает с результатами, приведенными в

работах [5, 6].

Изменение сопротивления образцов с температурой было определено стандартным

четырех-точечным методом в ЛНФ ОИЯИ (Рис. 1). Характер зависимостей не одинаков

для образцов с x = 0.2 и 0.25 – полупроводниковое поведение при высоких

температурах сменяется металлическим при охлаждении, но температура перехода в

металлическое состояние сильно зависит от содержания кобальта.

Дифракционные спектры были измерены на станции 01С2 источника СИ NSRRC,

Тайвань [7]. Все образцы были измерены при комнатной температуре, для образцов с x

= 0.2 и 0.25 измерения дифракционных спектров проведены при нескольких

температурах. Обработка спектров выполнена методом Ритвельда с помощью

программы FullProf (Рис. 2).

0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 200 220 240 260 280 300

0

400

800

R, O

hm

T,K

x=0,2

x=0,25

pic. 1

0 10

0

10

0 20 40

0

3000

6000

0 20 40

0

3000

6000 LPMCO-0.25T= 300K, = 0.4959 Å

Интенсивность

, пр.

ед.

2(o)

pic. 2

Рис. 1. Зависимости от температуры сопротивления (Рис. 1) образцов LPMCO-x (при x = 0.2 и 0.25).

Рис. 2. Дифракционный спектр состава La0.67Pb0.33Mn0.75Co0.25O3, измеренный на станции 01С2 и обработанный по методу Ритвельда. Показаны экспериментальные точки, расчетный профиль и разностная функция. Верхний ряд штрихов указывает положения дифракционных пиков основной фазы, нижний ряд – положения пиков примеси Mn3O4.

213



Структурные данные при комнатной температуре – параметры кристаллической

решетки, координаты атомов, факторы заселенности позиций, длины связей (Mn/Co)–O

и (La/Pb)–O, концентрация примеси Mn3O4 в исследуемых образцах – приведены в

таблице 1 для всех значений x. Из таблицы видно, что погрешности полученных длин

связей довольно велики (~5·10-3), что связано со свойствами синхротронного

излучения, с помощью которого положения легких атомов (водород, кислород и др.)

рядом с тяжелыми (марганец, кобальт…) точно определить невозможно, т.к. в

интенсивностях дифракционных спектров доминирует вклад от тяжелых атомов.

Поэтому положение атома кислорода будет в дальнейшем определяться по результатам

нейтронных дифракционных экспериментов. Наоборот, параметры элементарной

ячейки в синхротронных экспериментах определяются очень точно и их зависимости от

температуры для составов с x = 0.2 и 0.25 показаны на Рис. 3.

Таблица 1. Структурные параметры образцов LPMCO-x, уточненные методом Ритвельда. В пр. гр. R-3c атомы располагаются в позициях: La/Pb (0, 0, 1/4), Mn/Co (0, 0, 0), O (x, 0, 1/4). Тепловые факторы уточнялись в изотропном приближении. В скобках приведены статистические ошибки для последней значащей цифры.

x 0.0 0.2 0.25 0.3 a(b), Å 5.532(1) 5.525(1) 5.520 (1) 5.536 (1)

c, Å 13.425(1) 13.385(1) 13.400(1) 13.394(1) x(O) 0.458(1) 0.457(1) 0.458(2) 0.453( 1)

B(La/Pb), Å2 1.69(1) 1.64(1) 1.54(2) 1.56( 1) B(Mn/Co), Å2 1.17(2) 0.92(2) 1.14 (4) 0.97(3)

B(O), Å2 1.8(1) 1.9(1) 2.0(2) 1.4(1) (Mn/Co) – O, Å 1.964(4) 1.961(3) 1.959(5) 1.967(6)

La/Pb – O, Å 2.762(4) 2.758(3) 2.757(6) 2.763(6) Rwp, % 8.74 8.11 14.9 9.33 χ2 0.618 2.01 1.21 0.268

Mn3O4, % 8.7(3) 6.4(3) 4.1(5) 10.9(9)

-50 0 50 100 150 200 250 300 350

5,512

5,514

5,516

5,518

5,520

5,522

5,524

5,526

a, A

T,K

x=0.2

x=0.25

0 10

0

10

-50 0 50 100 150 200 250 300 35013,34

13,36

13,38

13,40

c, A

T, K

x=0,2

x=0,25

0 10

0

10

Рис. 3. Зависимости от температуры параметров a (слева) и с (справа) образцов с x = 0.2 и 0.25.

214



Из представленных результатов можно сделать следующие выводы. Электрическое

сопротивление соединения LPMCO-x довольно заметно зависит от концентрации

кобальта, особенно сильно изменяясь при низких температурах. Кристаллическая

структура всех исследованных образцов LPMCO-x хорошо описывается в рамках

пространственной группы R-3c при комнатной температуре. Сколько-нибудь

значительной перестройки атомной структуры в образцах LPMCO-x не обнаружено ни

при изменении x от 0 до 0.3, ни в диапазоне температур от 10 до 300 К для образцов с x

= 0.2 и 0.25.

В настоящее время ведется обработка структурных данных, полученных на

нейтронном дифрактометре ДН-12 [8], что, как ожидается, позволит понять природу

изменения электрического сопротивления состава LPMCO-x при различном

содержании кобальта.


[1] Э.Л. Нагаев, УФН, 166 (1996) 833-858.

[2] Myron B. Salamon, Marcelo Jaime “The physics of manganites: Structure and

transport” Rev. Mod. Phys. 73 (2001) 583.

[3] Lev P. Gor’kov, Vladimir Z. Kresin “Mixed-valence manganites: fundamentals and

main properties” Physics Reports 400 (2004) 149 – 208.

[4] X. Chen, Z. Wang, R. Li, et al., J. Appl. Phys. 87, 5594 (2000).

[5] Vu Van Khai, Do Viet Thang, Nguyen Minh Thuy, Nguyen Huy Sinh, VNU J. of

Science, Mathematics-Physics 20 (2008).

[6] G. Gritzner, J. Ammer, K. Kelliner et al., Appl. Phys. A, 90, 359-365 (2008).

[7] http://www.srrc.gov.tw/

[8] http://flnp.jinr.ru/151/

215


СТРУКТУРНЫЕ ИЗМЕНЕНИЯ В ХЛОРПРОПАМИДЕ ПРИ

ВЫСОКОМ ДАВЛЕНИИ

Н.В. Лошак1,2,, С.Е. Кичанов1, Д.П. Козленко1, Я.В. Вонсицки3, Е.В. Лукин1, К. Лате4,

Б.Н. Савенко1, Л.А. Булавин2 1Объединенный институт ядерных исследований, г. Дубна, Россия

2Киевский национальный университет им. Т. Шевченкo, г. Киев,Украина 3Университет им. А.Мицкевича, г. Познань, Польша

4Helmholtz Centre Potsdam, Telegrafenberg, 14407 Potsdam, Гамбург, Германия

Изучение влияния высокого давления на структуру и динамику фармакологических

компонентов является одной их важнейших задач физики конденсированного

состояния. Одним из удобных модельных объектов для изучения полиморфных

превращений в фармакологических компонентах при компрессии или локальном

нагреве является хлорпропамид C10H13ClN2O3S. Он относится к группе

сульфонилмочевинных соединений и используется в качестве антидиабетического

компонента для широкого спектра фармакологических препаратов [1]. В зависимости

от условий синтеза, температуры или давления в нем наблюдается пять устойчивых

полиморфных форм [2]. При нормальных условиях хлорпропамид находится в -

форме, кристаллическая структура которой описывается орторомбической симметрией

с пространственной группой P212121 [3]. При длительном нагреве при температуре

Т=393 K в хлорпропамиде наблюдается полиморфный фазовый переход в δ-форму с

орторомбической структурой и пространственной группой Pna21 [4]. Частичное

формирование этой полиморфной фазы было обнаружено методом рентгеновской

дифракции при давлениях до 196 MPa [5]. Однако, последующие

рентгенодифракционные эксперименты в расширенном диапазоне давлений до 5.5 ГПа

не обнаружили ни одного полиморфного фазового перехода [6]. Расхождение в

результатах этих работ объясняется наличием дополнительных побочных факторов:

локальным нагревом или дополнительной рекристаллизацией и плавлением при

Работа поддержана грантом РФФИ 11-02-00416-а, госконтрактами 02.740.11.0542 и 16.518.11.7029 Федеральных целевых программ «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007-2012 годы» и «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009-2013 годы». [email protected]

216


синтезе исходной - фазы. Детальные эксперименты по ЯМР спектроскопии также не

обнаружили полиморфных фазовых переходов в хлорпропамиде в диапазоне давлений

0-0.8 ГПа [7], однако, основанные на результатах этой работы теоретические расчеты

указывают на возможность полиморфного фазового перехода в хлорпропамиде при

более высоких давлениях.

В нашей работе проведены детальные исследования структуры хлорпропамида в

диапазоне давлений 0-4.2 ГПа при комнатной температуре методом

энергодисперсионной рентгеновской дифракции. Сочетание светосилы этого метода с

малым шагом изменения давления позволило достоверно установить существование

полиморфного фазового перехода в этом молекулярном кристалле.

Хлорпропамид с исходной -формой получен из Sigma Chemical Co. (St. Louis, MO).

Эксперименты по рентгеновской дифракции при высоких давлениях до 4.2 ГПа в

температурном диапазоне 300 – 950 K проведены с использованием гидравлического

пресса высокого давления MAX80 [8], установленного на канале F2.1 источника

DORIS-III (HASYLAB, DESY, г. Гамбург, Германия). Обработка рентгеновских

дифракционных данных осуществлялась с помощью программы FullProf [9].

Рентгеновские дифракционные спектры хлорпропамида полученные при различных

давлениях представлены на Рис. 1. При нормальном давлении дифракционные спектры

соответствуют орторомбической кристаллической структуре с пространственной

группой P212121. Рассчитанные значения параметров элементарной ячейки при

нормальных условиях a = 5.354(1) Å; b = 9.229(6) Å; c = 26.803(9) Å хорошо

согласуются с данными, полученными ранее [10]. При высоком давлении P=1.2 ГПа

наблюдаются заметные изменения на дифракционных спектрах хлорпропамида

(Рис. 1). При этом давлении обнаружены изменения в барическом поведении

положений и ширин различных дифракционных пиков. Кроме этого, структурный

дифракционный пик (212/115/210) на dhkl~ сильно уширяется вследствие его

расщепления, которое при более высоких давлениях становится хорошо различимым.

Эти факты указывают на полиморфный структурный фазовый переход в

хлорпропамиде при высоком давлении. Структурная модель, соответствующая

структуре -фазы [6] с моноклинной структурой и пространственной группой P21

лучше всего его описывает. Рассчитанные параметры элементарной ячейки при

217


давлении P=1.2 ГПа для этой фазы составили: a = 5.002(2), b = 8.995(8), c = 26.424(9) и

угол моноклинности β=93,6(7)o. Зависимость параметров элементарной ячейки

хлорпропамида от давления представленa на Рис. 2.

Рис. 1. Участки энергодисперсионных рентгеновских дифракционных спектров хлорпропамида, измеренные при давлении 0, 1.2 и 4.1 ГПа. Показаны экспериментальные точки, вычисленный профиль и рассчитанные положения дифракционных пиков для - (внизу) и -формы (вверху).

Рис. 2. Барические зависимости параметров элементарной ячейки хлорпропамида

орторомбической -фазы и моноклинной -фазы, интерполированные линейными функциями. Зависимость относительного объема элементарной ячейки для орторомбической -фазы и моноклинной -фазы от давления, интерполированная уравнением состояния Берча-Мурнагана.

Линейные сжимаемости параметров элементарной ячейки ki = − (1/ai0) (dai/dP)T (ai =

a, b и с) для орторомбической -фазы равны ka = 0,0011(8), kb = 0.0045(7), kс = 0.0009 (5)

ГПа-1 и ka = 0.0009(6), kb = 0.0021(7), kс = 0.001(5) ГПа-1для моноклинной -фазы. Угол

моноклинности β линейно уменшается до значения 91.9(8)o (при давлении P=4.2 ГПа).

Зависимость объема элементарной ячейки хлорпропамида (Рис. 4) для этих двух

полиморфных фаз была аппроксимирована уравнением состояния Берча-Мурнагана

[11]. Рассчитанные значения для комнатной температуры: B0 = 14(2) GPa, B’ = 4 для

218


орторомбической -фазы и B0 = 16(1) GPa, B’ = 4 для моноклинной -фазы.

Полученные значения модулей всестороннего сжатия сопоставимы с аналогичными для

других молекулярных кристаллов [12,13].

Методом рентгеновской дифракции исследована структура молекулярного

кристалла хлорпропамида при высоких давлениях до 4.2 ГПа. При давлении P=1.2 ГПа

наблюдается полиморфный фазовый переход в моноклинную -фазу. Этот переход

сопровождается изменениями коэффициентов сжимаемости параметров элементарной

ячейки и, как следствие, изменения характера анизотропии сжатия кристаллической

решетки, что может указывать на изменение ориентации молекул вдоль выделенного

направления.


[1] Белихов В.Г. Фармацевтическая химия: Справ. пос.. М.: Медпресс Инфо.,

2007,156 с.

[2] Drebushchak V.A., Drebushchak T.N., Chukanov N.V. et al. // Journal of Thermal

Analysis and Calorimetry. 2008. V 93. 2. P. 343-351.

[3] Koo C.H., Cho S.I., Yeon Y.H. // Arch Pharmacol Res. 1980. V.3. P.37–49.

[4] Drebushchak T. N., Chukanov N.V., Boldyreva E.V. // Acta Cryst. 2008. C.64. P.623-

625.

[5] Vemavarapu C., Mollan M.J., Needham T.E. // AAPSPharmSciTech 3. 2002. Article

29. (http://www.aapspharmsci.org).

[6] Boldyreva E.V., Dmitriev V., Hancock B.C. // Int J Pharm. 2006. V.327. P.51–57.

[7] Wasicki J., Kozlenko D.P., Pankov S.E., et al. // J. Pharm. Sci. 2009. V.98. P.1426.

[8] Zinn P., Lauterjung J., Wirth R. // Zeitschrift für Kristallographie. 1997. V.691. P.212.

[9] Rodriguez-Carvajal J. // Physica. 1993. B.192. P.55.

[10] Surinder M. S., Vijayakumar V., S K Sikka S. K. et al. // Pramana. 1985. V.25.

1.P.75.

[11] Birch. F.J. // J. Geophys. Res. 1986. V.91. P.4949.

[12] Kichanov S.E., Kozlenko D.P., Wasicki J. et al. // Journal of Molecular Structure.

2009. V.921. p.68-71.

[13] Kichanov S.E., Kozlenko D.P., Wasicki J. et al. // Journal of Surface Investigation: X-

ray, Synchrotron and Neutron Techniques. 2011. V.5. 4. P.611-618.

219


ПРИМЕНЕНИЕ МОДЕЛИ «ЯДРО-ОБОЛОЧКА» ДЛЯ

ОПРЕДЕЛЕНИЯ СТРУКТУРНЫХ ПАРАМЕТРОВ

КЛАССИЧЕСКИХ МАГНИТНЫХ ЖИДКОСТЕЙ

А.В. Нагорный


АННОТАЦИЯ

Магнитные жидкости (феррофлюиды) – коллоидные системы, которые состоят с

жидкости-носителя и магнитных наночастиц, покрытых поверхностно-активными

веществами (ПАВ) для предотвращения агрегации. Феррофлюиды находят широкое

применение технологических приложений. Они активно исследуются в отношении

биомедицинских применений. Управление макроскопическими свойствами данных

систем требует определения их микроструктурных характеристик. Метод малоуглового

рассеяния нейтронов (МУРН) является одним из наиболее информативных в

структурных исследованиях наноуровня МЖ. В данной работе анализируются

факторы, влияющие на практике на определение структурных параметров наночастиц

МЖ по кривым МУРН (средний радиус наночастиц, ширина распределения по

размерам, толщина оболочки ПАВ, параметр контраста и др.) в рамках модели «ядро-

оболочка».

220


РАЗВИТИЕ МЕТОДА НЕЙТРОННОГО СПИН-ЭХО С

ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ВРАЩАЮЩИХСЯ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ

А.Б. Рубцов


АННОТАЦИЯ

В работе рассматриваются результаты экспериментов, в которых тестируются

элементы установок нейтронного спинового эха на вращающихся магнитных полях. В

дальнейшем данная техника будет использована при создании нового малоуглового

спектрометра высокого разрешения на импульсном источнике.

221


ВЛИЯНИЕ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ НА КРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ И

МАГНИТНУЮ СТРУКТУРУ СЛОЖНОГО КОБАЛЬТИТА

YBACO2O5.5

А.В. Руткаускас1, Д.П. Козленко1, Z. Jirak2, С.Е. Кичанов1, Е.В. Лукин1, Б.Н. Савенко1 1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Institute of Physics, Cukrovarnicka 10, 162 53 Prague 6, Czech Republic

Сложные оксиды кобальта проявляют множество различных физических свойств:

гигантское магнитосопротивление, переходы диэлектрик – металл, орбитальное и

зарядовое упорядочение и т. д. Эти физические свойства могут найти широкое

технологическое применение в качестве материалов для альтернативных источников

энергии, катализаторов, электродов в топленых элементах, мембранах для сепарации

кислорода, запоминающих устройств и т.д.

В последнее время возрос интерес к анион – дефицитным сложным оксидам

кобальта с химической формулой RBaCo2O6-δ (R = Pr, Nd, Gd, Tb, Dy, Ho, Y… ; δ≈0.5).

Это связанно с тем, что в этих соединениях наблюдаются все вышеперечисличенные и

ряд дополнительных физических явлений, в зависимости от уровня допирования δ:

спиновые переходы, несоизмеримые магнитные структуры и т.д. [1].

Кобальтит YBaCo2O5.5 имеет орторомбическую структуру с пространственной

группой Pmmm [2]. Так же известно, что при температуре T ≈ 280 – 290 K наблюдается

фазовый переход из низко-спинового (СП) в высоко-спиновое состояние (ВС) через

промежуточно-спиновое (ПС). Этот переход был обнаружен по аномалиям в

температурных зависимостях параметров элементарной ячейки [2].

Магнитная структура этого соединения носит довольно сложный характер [2]. Она

характеризуется одновременным сосуществованием двух антиферромагнитных (АФМ)

фаз: в первой, магнитные моменты ионов кобальта находятся в тетраэдрическом

Работа поддержана грантами MД-696.2010.2, РФФИ 12-02-00794-a, госконтрактами 02.740.11.0542

и 16.518.11.7029 и Федеральными целевыми программами «Исследования и разработки по

приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007-2012 годы» и

«Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009-2013 годы». [email protected]

222


окружении кислорода и упорядочены в спиральную структуру; во второй – кобальт в

октаэдрическом окружении формирует магнитную структуру G – типа. В

тетраэдрическом окружении ионы кобальта находятся в ВС состоянии, а в

октаэдрическом – в смешанном.

Известно, что магнитная структура сложных оксидов кобальта очень чувствительна

к прикладываемым высоким давлениям. Это связано с тем, что давление является

прямым методом контролированного изменения межатомных связей и валентных углов

– параметров влияющих на магнитную подсистему кобальтитов. В данной работе были

проведены исследования кристаллической магнитной структуры соединения

YBaCo2O5.5 в температурном диапазоне 10 – 300 K и давлениях до 5 ГПа. Данное

соединение было получено стандартным методом твёрдофазной реакции:

гомогенизированная смесь исходных реактивов Y2O3, BaCo3 и CoO, приготовленная в

необходимой стехиометрической пропорции прокаливалась при 800 C, затем

прессовалась в таблетки и спекалась при температуре 1000 C в течение 50 часов и

медленно охлаждалась в воздушной среде. Затем полученный продукт дополнительно

отжигался 24 часа при температуре 600 C в кислородной атмосфере.

Эксперимент по нейтронной дифракции проводился на спектрометре ДН – 12

импульсного высокопоточного реактора ИБР-2М (ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ,

г. Дубна) с использованием камеры высокого давления с сапфировыми наковальнями.

Дифракционные спектры измерялись при углах рассеяния 2θ = 45.5 и 90 с

разрешением ∆d/d=0.022 и 0.015. Характерное время измерения одного спектра – 24

часа. Низкие температуры создавались с помощью специализированного криостата на

базе гелиевого рефрижератора замкнутого цикла. Анализ данных проводился с

помощью программ MRIA [3] (кристаллическая структура) и FullProf [4] (магнитная

структура).

При нормальных условиях в области 280 – 300 K наблюдается спиновый переход,

который смещается область низких температур при воздействии давлением (P = 1.8

ГПа, Tsp = 200 – 250 K).

Барическое поведение объема элементарной ячейки интерполировалось уравнением

состояния Берча- Мурнагана, имеющее следующий вид [23]:

223


7 5 2

3 3 30 1

3 3( ) . 1 .( 4). 1

2 4P x B x x B x

где 0/x V V , B0 и B1 – эмпирические параметры, имеющие смысл модуля

всестороннего сжатия в состоянии равновесия 0

0V V

dPB V

dV

и его первой

производной по давлению 01

dBB

dP

. Для кобальтита YBaCo2O5.5 модуль

всестороннего сжатия составил B0 = 189(9) ГПа (Рис. 1).

0 1 2 3 4 5

222

223

224

225

226

227

228

V, A

3

P, GPa

Рис. 1. Зависимость объема элементарной ячейки YBaCo2O5.5 от давления и ее аппроксимация уравнением Берча- Мурнагана.

При исследовании магнитных структур установлено, что при нормальном давлении обе

магнитные фазы переходят из АФМ в парамагнитное состояние при комнатной

температуре. При высоких давлениях появления новых или исчезновение старых

магнитных рефлексов в области температуры ниже комнатной не наблюдалось. Этот

факт свидетельствует об барической устойчивости обеих магнитных структур. Следует

отметить сильную зависимость температуры спинового перехода от давления и

224


обратный эффект у магнитных структур. Это может указывать на разные механизмы

формирования этих явлений.


[1] Н. О. Голосова, Д. П. Козленке, Е. В. Лукин, Б. Н. Савенко, Письма в ЖЭТФ,

том 92, вып. 2 (25 июля 2010), с. 114-118.

[2] D.P. Kozlenko, Z.Jir´ak, N.O.Golosova and B.N. Savenko Eur. Phys. J. B70 (2009),

327–334.

[3] V.B. Zlokazov and V.V. Chernyshev, J. Appl. Cryst. 25 (1992), 447.

[4] J. Rodriguez-Carvajal, Physica В 192 (1993), 55.

225


ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРНЫХ АСПЕКТОВ

КЛАСТЕРООБРАЗОВАНИЯ В СИЛИКАТНЫХ СТЕКЛАХ ПРИ

ДОПИРОВАНИИ ОКСИДАМИ ЦЕРИЯ И ТИТАНА

С.А. Самойленко


АННОТАЦИЯ

Методом малоуглового рассеяния нейтронов исследованы структурные аспекты

формирования Ti-Ce-O кластеров в силикатных стеклах при допировании оксидами

TiO2 и CeO2.Обсуждается взаимосвязь между структурными характеристиками

кластеров и оптическими свойствами допированных силикатных стекол.

226


МАЛОУГЛОВОЕ РАССЕЯНИЕ НЕЙТРОНОВ НА ЧАСТИЦАХ С

ДИФФУЗНОЙ ПОВЕРХНОСТЬЮ

А.В. Томчук1, 2, М.В. Авдеев1, В.Л. Аксёнов3,1, Л.А. Булавин2 1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Киевский национальный университет им. Т. Шевченко, г. Киев, Украина 3НИЦ «Курчатовский институт», г. Москва, Россия

Высокодисперсные системы в большинстве случаев (особенно в практических

применениях) состоят из неоднородных частиц и их агрегатов. При исследовании таких

систем посредством малоуглового рассеяния тепловых нейтронов или рентгеновских

лучей встает вопрос, насколько фактор полидисперсности влияет на определяемые

параметры.

Учет полидисперсности рассматривался недавно для однородных частиц и их

кластеров [1], рассеяние на которых описывается универсальным экспоненциально-

степенным приближением [2]. Эта унифицированная подгонка объединяет в себе

переход от закона Гинье к степенной асимптотике для достаточно сглаженных из-за

полидисперсности кривых рассеяния. Для сравнения степени полидисперсности было

предложено использовать некоторую универсальную безразмерную величину – индекс

полидисперсности. Для систем с неоднородными по структуре частицами ситуация

усложняется, и данный подход не может быть применен.

В настоящей работе мы рассматриваем влияние полидисперсности на рассеяние

специфическими частицами, неоднородность которых определяется диффузной

поверхностью [3]. Выделен случай малого показателя диффузности. Это понятие было

введено при объяснении отклонений от закона Порода в сторону увеличения

показателя степенного спадания больше 4. Рассеяние такого типа наблюдается на

практике для разного рода силикатных наночастиц, гидролизованного

тетраэтоксисилана, наноалмазных порошков и их жидких дисперсий.

Получены зависимости инвариантов кривых рассеяния от контраста. Показано, что

остаточного рассеяния в эффективной точке компенсации для систем с малым

показателем диффузной поверхности, свойственного полидисперсным неоднородным

частицам, не наблюдается. Введен модифицированный индекс полидисперсности.

227


Информация о полидисперсности и внутренней структуре частиц анализируется на

примере логнормального вида распределения по размерам, которое хорошо описывает

анизотропию распределений в реальных системах.

Возможности разработанного подхода мы исследовали сначала на модельных

кривых малоуглового рассеяния. Соответствующие численные параметры,

использованные при моделировании, отражают типичную ситуацию для наночастиц с

диффузной поверхностью. В результате для всех кривых было получено параметры

полидисперсности в полном соответствии с исходными величинами.

Развитый подход использован для описания полученных ранее данных малоуглового

рассеяния нейтронов для сухих [4] и жидких [5] дисперсий детонационных

наноалмазов. Соответствующий анализ кривых рассеяния, включая вариацию

контраста, доказывает, что ядро основных структурных единиц состоит из

кристаллического алмаза, тогда как диффузный характер границы раздела определяется

переходным слоем к графеновому состоянию углерода на поверхности частиц.

Проведена оценка полидисперсности кристаллитов.

Таким образом, разработан подход для анализа рассеяния полидисперсными

частицами с диффузной поверхностью. Возможности подхода продемонстрированы с

помощью моделирования и в эксперименте, что позволило получить дополнительную

структурную информацию об актуальных материалах: детонационных наноалмазах.


[1] G. Beaucage, et al., J. Appl. Cryst. 523, 37 (2004).

[2] G. Beaucage, J. Appl. Cryst. 134, 29 (1996).

[3] P.W. Schmidt, D. Avnir, et al., J. Chem. Phys. 1474, 94 (1991).

[4] M. V. Avdeev, V. L. Aksenov, L. Rosta, Diamond and Related Mater. 2050, 16

(2007).

[5] M. V. Avdeev, N.N. Rozhkova, et al., J. Phys. Chem. C. 9473, 133 (2009).

228


ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ

ОСОБЕННОСТЕЙ РАСПРОСТРАНЕНИЯ КВАЗИПРОДОЛЬНЫХ

УПРУГИХ ВОЛН ЧЕРЕЗ ГРАНИЦУ РАЗДЕЛА ИЗОТРОПНОЙ И

АНИЗОТРОПНОЙ ТЕКСТУРИРОВАННОЙ СРЕД*

Л.Т.Н. Фан1, А.Н. Никитин2, Т. Локаичек3, Т.И. Иванкина2, Р.Н. Васин2, А.А. Круглов2

1Тульский государственный университет, г. Тула, Россия 2ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

3Институт геологии Академии наук Чешской Республики, г. Прага, Чехия

ВВЕДЕНИЕ

В теоретических работах (например: [1]) показано, что в анизотропных средах

упругие волны, проходя через границу раздела, при определенных углах скольжения

испытывают в общем случае тройное расщепление отраженных и преломленных волн.

Однако эксперименты по наблюдению расщепления упругих волн при прохождении

через контакты различных материалов и горных пород отсутствуют. В данной работе

провести пробные эксперименты на модели сборной конструкции оргстекло-графит с

целью оценить условия, при которых возможно обнаружение подобного эффекта при

прохождении упругих волн через границу раздела двух сред.

В данной работе приведены результаты теоретических и экспериментальных

исследований характеристик волновых полей, наблюдаемых при прохождении

квазипродольных упругих волн через образец поликристаллического графита и

двухслойную среду оргстекло-графит. Проведено сопоставление результатов

эксперимента с теоретическими расчетами.

ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОХОЖДЕНИЯ УПРУГИХ ВОЛН ЧЕРЕЗ ГРАНИЦУ РАЗДЕЛА ОРГСТЕКЛО-ГРАФИТ

Рассмотрим первоначально распространение упругих волн отдельно в образце

поликристаллического пористого графита в рамках классической теории упругости [2].

В данной работе использован тензор упругих модулей неоднородного

текстурированного поликристаллического графита с учетом наличия в нем

неравноосных зерен, пор и микротрещин, полученный в работе [3].

**Работа выполнена при частичной поддержке гранта РФФИ 10-05-00722, грантов полномочного представителя Чешской Республики в ОИЯИ, приказ 73 от 01.02.2012, пп.17,18.

229


На Рис. 1а приведена стереографическая проекция скоростей квазипродольных волн

на плоскость XY. Квазипродольная волна распространяется с максимальной скоростью

вдоль направления экструзии графитового блока (ось Y), с минимальной скоростью

вдоль оси X.

Y

19001950200020502100215022002250230023502400

X(a) (б)

Y

X (м/c)

Рис.1. Неполные теоретическая (а) и экспериментальные (б) стереографические проекции скоростей квазипродольных упругих волн в графитовом образце GRA3. Плоскость проекции совпадает с плоскостью XY лабораторной системы координат.

Теперь рассмотрим задачу об отражении и преломлении упругих волн,

распространяющихся через границу раздела оргстекло-графит для двух случаев. В

первом случае в плоскости падения лежит плоскость XZ лабораторной системы

координат графита, во втором – с плоскостью YZ. Пусть падающая продольная волна

проходит через слой стекла.

Из граничного условия Снеллиуса [2] получено, что при падении продольной волны

на границу раздела оргстекло-графит в оргстекле всегда отражаются две волны

(продольная и поперечная), а в графите преломляются три волны (квазипродольная,

быстрая и медленная квазипоперечные).

ПОДГОТОВКА ОБРАЗЦОВ И МЕТОДИКА АКУСТИЧЕСКОГО ЭКСПЕРИМЕНТА

Графитовый образец GRA3 и образец из оргстекла представляют собой полусферы с

диаметром равны 50 мм. Экваториальные плоскости полусфер были отшлифованы.

Эксперименты проводились в два этапа. Первый этап включал экспериментальное

исследование распространения квазипродольных упругих волн в графитовом образце

GRA3 (Рис. 2а). На втором этапе проводилась регистрация прохождения упругих волн

в двухслойном образце стекло-графит OGRA, образованном из полусфер оргстекла и

графита GRA3 (Рис. 2б).

230


Излучатели для всех случаев располагались на нижнем полюсе (Рис. 2). У образца

GRA3 приемник перемещался на экваториальной плоскости (Рис. 2а). В случаях

образца OGRA приемник перемещался по поверхности графита по точкам,

соответствующим углам θ = 0°, 10°, 20°, 30°, 40°, 50°, 60° для каждого из углов φ = 0°,

90°, 180°, 270°(Рис. 2б).

Рис.2. Схема эксперимента на графитовом образце GRA3 (а) и на двухслойном образце OGRA (б).

Ультразвуковые волны, проходящие через GRA3, зарегистрированы в двух случаях:

1) излучатель P1(1 МГц) и приемник D1x (3 МГц); 2) излучатель и приемник S5 (5

МГц).

В экспериментах на OGRA были использованы датчики продольного и поперечного

типов P1 и S1 (1 МГц).

РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ И ОБСУЖДЕНИЯ

Получены стереографические проекции экспериментальных значений скоростей

распространения ультразвука с несущей частотой 1 МГц (Рис. 1б) и частотой 5 МГц у

образца GRA3. Коэффициент упругой анизотропии, рассчитанный по

экспериментальным данным, составляет 16.54% для первого случая (Рис. 1б) и 16.94%

для второго случая. Теоретически он равен 10.87% (Рис. 1а).

Среднее отклонение теоретических значений скоростей от экспериментальных на

образце GRA3 равно 8.47% при использовании излучателя P1 и приемника D1x; равно

7.58% при использовании излучателя и приемника S5.

Результаты измеренных и рассчитанных времен пробега квазипродольных упругих

волн через двухслойный образец OGRA показаны на Рис. 3. в виде зависимостей

времен прохождения квазипродольной волны от угла θ для случаев, когда приемник

перемешался по дугам, соответствующим углам φ = 0˚, φ = 180˚ (Рис. 3а), φ = 90˚, φ =

270˚ (Рис. 3б).

231


Из Рис. 3 видно, что времена прохождения квазипродольной волны через

двухслойный образец OGRA убывают с увеличением угла θ. Расхождение измеренных

времен прихода при использовании датчиков различных типов невелико, оно

составляет в среднем 5%.

На Рис. 3 наблюдается расхождение между измеренными временами прихода

квазипродольной волны и рассчитанными, причем все рассчитанные времена пробега

превышают измеренные экспериментально. Это различие максимально составляет 17%.

0 10 20 30 40 50 6014

15

16

17

18

19

20

21

22

0 10 20 30 40 50 6014

15

16

17

18

19

20

21

22

(a)

излучатель P1, приемник P1излучатель P1, приемник S1излучатель S1, приемник P1излучатель S1, приемник S1 теория

Время прихода

вольны

, мкс

азимутальный угол град.

0

излучатель P1, приемник P1 излучатель P1, приемник S1 излучатель S1, приемник P1 излучатель S1, приемник S1 теория

0

излучатель P1, приемник P1 излучатель P1, приемник S1 излучатель S1, приемник P1 излучатель S1, приемник S1 теория

излучатель P1, приемник P1излучатель P1, приемник S1излучатель S1, приемник P1излучатель S1, приемник S1 теория

Время прихода

вольны

, мкс

азимультальный угол град.

(б)

Рис.3. Сравнение экспериментальных значений времени прихода квазипродольной волны на поверхность графита образца OGRA с теоретическим расчетом.

Причины расхождения экспериментальных и теоретических результатов могут быть

объяснены, например, отсутствием учета в модели нелинейных (ангармонических)

эффектов. Кроме того, известно, что результатом цикла нагрузки-разгрузки

поликристаллического графита под действием прохождения упругих волн может быть

небольшое изменение его объема вследствие закрытия или образования микротрещин.

В проведенном эксперименте на двухслойном образце не удалось корректно

определить времена прихода преломленных квазипоперечных волн. Возможной

причиной является то, что использованный излучатель излучает упругую волну в

большом телесном угле.


[1] Ignatovich V.K., Phan L.T.N. Am. J. of Physics. 2009. V. 77. 12. P. 1162-1172.

[2] Л.Д. Ландау, Е.М. Лифщиц. Т. 7. Теория упругости. М.: Физматлит, 2003. 264 с.

[3] Matthies S. Journal of Applied Crystallography. 2012. V.45. P.1-16.

232


ВЛИЯНИЕ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ НА КРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ

СТРУКТУРУ И СПЕКТРЫ РАМАНОВСКОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА

МАНГАНИТА PR0.8NA0.2MNO3

Т.А. Чан1, 2, Д.П. Козленко1, С.Е. Кичанов1, Е.В. Лукин1, Z. Jirák3, L.S. Dubrovinsky4,

Б.Н. Савенко1 1ЛНФ им. И.М. Франка, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Тульский государственный университет, г. Тула, Россия 3Institutes of Physics, 16253 Prague, Czech Republic

4Bayerisches Geoinstitute, University Bayreuth, D-95440 Bayreuth, Germany

ВВЕДЕНИЕ

Перовскитоподобные манганиты A1-xA'xMnO3 (A - редкоземельный, A' – щелочной

или щелочноземельный элементы) проявляют большое разнообразие физических

свойств в зависимости от типа A, A'- элементов и степени легирования x. Сильная

корреляция магнитных, электронных и транспортных свойств манганитов приводит к

их высокой чувствительности к внешним воздействиям – изменению температуры,

приложению магнитных полей и высокого давления. Ярким примером является

наблюдаемый в манганитах эффект колоссального магнетосопротивления,

открывающий широкие перспективы их использования в устройствах хранения

информации и датчиках магнитного поля [1,2].

При нормальных условиях Pr0.8Na0.2MnO3 имеет орторомбическую структуру

(пространственная группа Pnma) и является парамагнитным диэлектриком.

Температуры возникновения зарядового упорядочения и перехода в АФМ состояние

псевдо-СЕ типа составляют TCO 215 К и TN 175 К [3], соответственно. Воздействие

высокого давления приводит к возникновению нового АФМ состояния А-типа (TN

155 К), которое сосуществует со стабильными ФМ областями в образце и не

характеризуется зарядовым упорядочением ионов Mn3+ : Mn4+ [4,5].

Работа выполнена при поддержке гранта MД-696.2010.2, гранта РФФИ 12-02-00794-a и госконтрактов 02.740.11.0542 и 16.518.11.7029, Федеральных целевых программ «Исследования и разработки по приоритетным направлениям развития научно-технологического комплекса России на 2007-2012 годы» и «Научные и научно-педагогические кадры инновационной России на 2009-2013 годы».

233


Однако, исследований изменений кристаллической структуры и спектров

рамановского рассеяния света манганита Pr0.8Na0.2MnO3 при более высоких давлениях

еще не проводилось. В представленной работе методами рентгеновской дифракции и

рамановской спектроскопии света исследованы кристаллическая структура и

колебательные спектры этого соединения при высоких давлениях до 32.6 ГПа.

ОПИСАНИЕ ЭКСПЕРИМЕНТА

Поликристаллические образцы Pr0.8Na0.2MnO3 были приготовлены стандартным

методом твердофазной реакции аналогично процедуре, описанной в [3,4].

Эксперименты по рентгеновской дифракции проводились с помощью специального

дифрактометра, состоящего из высокопоточного генератора рентгеновского излучения

FRD (Mo K излучение с = 0.7115 Å), фокусирующей оптической системы FluxMax и

детектора Bruker APEX CCD. Спектры рамановского рассеяния света измерялись на

спектрометре LabRam (NeHe-лазер с длиной волны 632 нм, конфокальная щель 110

мкм и 50 объектив).

РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ

10 12 14 16 18 20 22

0

10000

20000

30000

40000

50000

(111)

28.2 GPa

Inte

nsi

ty (

arb.

uni

ts)

0.6 GPa

5.4 GPa

15.3 GPa

22.2 GPa

2 (deg.)

Re ReAu

Au

(200)/(002)/(121)

(220)/(022)

(202)/(040)

(101)/(020)

Рис. 1. Участки рентгеновских дифракционных спектров Pr0.8Na0.2MnO3 при различных давлениях и комнатной температуре.

Рентгеновские дифракционные спектры Pr0.8Na0.2MnO3, полученные при различных

давлениях и комнатной температуре, представлены на Рис. 1. В диапазоне давлений до

10.8 ГПа они соответствуют кристаллической структуре с орторомбической

симметрией Pnma.

234


Коэффициенты линейной сжимаемости параметров элементарной ячейки ki = -

(1/ai0)(dai/dP)T в диапазоне давлений до 10.8 ГПа составляют ka = 0.0010, kb = 0.0023, kc

= 0.0008 ГПа-1. Зависимость объема элементарной ячейки от давления (Рис. 2)

аппроксимировалась уравнением состояния Берча-Мурнагана P = 3/2B0(x−7/3 − x−5/3)[1 +

3/4(B’ − 4)(x−2/3 − 1)], где x = V/V0 − относительное изменение объема, V0 − объем

элементарной ячейки при P = 0; B0 and B’ – модуль всестороннего сжатия B0 = −V

(dP/dV)T и его производная по давлению B’ = (dB0/dP)T. Рассчитанные значения

составили B0 = 195(9) ГПа, B’ = 4(1), V0 = 226.8(9).

0 10 20 30200

210

220

230

0 10 20 305.1

5.2

5.3

5.4

5.5(b)

(a)

Ptr

La

ttic

e p

ara

me

ters

(Å

)

b/2

c

aV

V (

Å3)

Pressure(GPa)

Ptr

Рис. 2. Зависимости параметров (a) и объема (b) элементарной ячейки Pr0.8Na0.2MnO3 от давления, интерполированные линейными функциями и уравнением Берча-Мурнагана.

При давлениях выше 10.8 ГПа в дифракционных спектрах наблюдалось

исчезновение пика (111), что указывает на структурный фазовый переход в более

высокосимметричную фазу. Анализ по методу Ритвельда показал, что орторомбическая

структурная модель с симметрией Imma дает наилучшее согласие с полученными

дифракционными данными. Структурный фазовый переход Pnma – Imma проявляется в

виде изломов на барических зависимостях параметров и объема элементарной ячейки

(Рис. 2). Коэффициенты линейной сжимаемости параметров элементарной ячейки для

фазы высокого давления составляют ka kс = 0.0011 ГПа-1 и kb = 0.0014 ГПа-1.

Рассчитанное значение модуля всестороннего сжатия для этой фазы B0 = 213(8) ГПа.

Спектры рамановского рассеяния света для Pr0.8Na0.2MnO3, полученные при

различных давлениях, представлены на Рис. 3.a. При низких давлениях на них

присутствуют два рамановских пика на ~ 480 и 660 см-1. Сопоставление результатов с

235


данными работ [6-8] указывает на то, что пик с частотой ~ 480 см-1 соответствует

изгибающей колебательной моде B, а пик на ~ 660 см-1 - симметричной

растягивающей колебательной моде кислородных октаэдров симметрии B2g (SS).

400 600 800

0

200

400

600

0 10 20 30

480

500

520

660

680

700(a)

SS

Inte

nsi

ty (

arb.

uni

ts)

Raman shift (cm-1)

28.2 GPa

18.4 GPa

10.8 GPa

3.3 GPa

0.6 GPa

B

(b)

SS

B

Ra

man

shi

ft (c

m-1

)

Pressure(GPa)

Рис. 3. Спектры рамановского рассеяния света при различных давлениях и комнатной температуре (а). Барические зависимости частот B и SS колебательных мод (b).

В области давлений до 12.8 ГПа наблюдалось линейное возрастание частот

наблюдаемых вибрационных мод (Рис. 3.b), рассчитанные значения их барических

коэффициентов k = (-1/v0)(d/dP)T составляют kB = 0.0054, kSS = 0.0042 ГПа-1. При

давлении Р > 12.8 ГПа вибрационная мода SS полностью подавляется, что указывает на

исчезновение статистического кооперативного Яна-Теллеровского эффекта, реализация

которого запрещена для симметрии Imma фазы высокого давления. В фазе высокого

давления Imma значение барического коэффициента изгибающей моды составляет kB =

0.0015 ГПа-1.


[1] Y. Tokura, Colossal Magnetoresistance Oxides. N.Y.: Gordon and Breach (2000).

[2] E. Dagotto, T. Hotta, and A. Moreo, Phys. Rep. 344, 1 (2001).

[3] Z. Jirák , J. Hejtmánek, K. Kniźek et al., J. Magn. Magn. Mater. 250, 275 (2002).

[4] D.P. Kozlenko, V.P. Glazkov et al., J. Magn. Magn. Mater. 267, 120 (2003).

[5] D.P. Kozlenko, Z. Jirák et al., J. Phys.: Condens. Matter 16, 5883 (2004).

[6] A. Congeduti, P. Postorino et al., Phys. Rev. Lett. 86, 1251 (2001).

[7] M.N. Iliev, M.V. Abrashev et al., Phys. Rev. B 57, 2872 (1998).

[8] M.V. Abrashev, J. Bäkström et al., Phys. Rev. B 65, 184301 (2002).

236


ТЕОРЕТИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ НИЗКОЧАСТОТНОЙ ДИСПЕРСИИ

ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК

ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ КОМПОЗИТОВ

Е.Н. Яковлева

Национальный исследовательский университет «МИЭТ», г. Зеленоград, Россия

Неоднородные диэлектрические материалы широко используются в современной

науке и технике. Изучение свойств и понимание происходящих в них процессов

определяют их использование практически во всех отраслях промышленности( в

машиностроении, авиационной технике, микро- и наноэлектронике). Такие материалы,

как правило, состоят из разнородных компонент, обладающих различными

диэлектрическими и проводящими свойствами, а также огромным количеством

структурных дефектов, что является причиной возникновения потерь при

распространении электромагнитных волн и, как следствие, появления дисперсии

диэлектрических характеристик материалов.

Исследование дисперсионных характеристик композиционных диэлектриков

различного состава, которые могут образовываться при формировании планарных

микро- и наногетерогенных сегнетоэлектрических пленок, в данной работе заключается

в моделировании структур различных типов и получении частотных и

концентрационных зависимостей эффективных диэлектрических характеристик

материалов. Одним из очень важных диэлектриков является сегнетоэлектрическая

керамика системы титаната-цирконата свинца. Именно ее эффективные

диэлектрические свойства в зависимости от примесей различного вида

(соответствующих оксидов и адсорбированной и захваченной воды) и исследовались в

данной работе. Влияние концентраций включений на эффективные диэлектрические

характеристики керамики представлены на Рис. 1. При этом из соображений

стехиометрии формулы твердого раствора ЦТС концентрации оксидов титана и

циркония считаются равными.

Особый интерес представляют частотные зависимости эффективных

диэлектрических свойств, так как с их помощью возможно определить наличие

адсорбированной воды на сегнетоэлектрической пленке. (Статическая диэлектрическая

проницаемость воды сопоставима с диэлектрической проницаемостью оксида титана).

237


Частотная зависимость диэлектрической проницаемости воды определяется двумя

факторами: релаксационными механизмами поляризации молекул воды и ее

проводимостью (релаксация Максвелла-Вагнера). Время релаксации молекул воды

слабо зависит от температуры и составляет порядка 10-11-10-12с [3], что не

проявляется на низких частотах, поэтому частотная зависимость диэлектрической

проницаемости будет определяться ее проводимостью. Результаты расчетов для воды и

оксида титана с проводимостями 10−5 (Ом·см)−1 [3] и 10−6 (Ом·см)−1 [2],

соответственно, представлены на Рис. 2, из которого видно, что частотные

характеристики этих материалов отличаются существенно.

Рис. 1. Значения относительной диэлектрической проницаемости сегнетокерамики от объемной доли включений TiO2 и ZrO2, вычисленные в приближениях 1 – среднего гармонического; 2 – среднего арифметического; 3 –среднего арифметического по (1) и (2); 4 –Максвелла-Гарнетта.

а) б)

Рис. 2. Значения действительной части эффективной диэлектрической проницаемости (а) и тангенса угла диэлектрических потерь (б) материала в зависимости от частоты (Гц), вычисленные по приближению Бруггермана, для разных значений концентраций включений TiO2 (1, 2, 3) и H2O (4, 5, 6): 1,4 – 1%, 2,5 – 2%, 3,6 – 3%.

238


Используемая методика получения диэлектрической проницаемости основана на

решении уравнения Пуассона для среды с кусочно-непрерывными коэффициентами,

последующим усреднением характеристик по объему и с использованием гипотезы

эффективной гомогенности. При различных допущениях полученное расчетное

выражение для эффективной диэлектрической проницаемости может быть сведено к

приближениям Максвелла-Гарнетта и Бруггермана и удовлетворяет «вилке»

теоретических значений проницаемостей, определяемых средними арифметическими и

гармоническими значениями [1].

Работа выполнена при поддержке грантом федеральной целевой программы

«Инновационные кадры России 2008-2013 гг.»


[1] А.П. Виноградов Электродинамика композитных материалов. – М.: УРСС, 2001,

176с.

[2] Физические величины: Справочник./ Под. ред. И.С. Григорьева, Е.3. Мейлихова,

– М: Энергоатомиздат, 1991, 1232 с.

[3] Д. Эйзенберг, В. Кауцман Структура и свойства воды. – Ленинград:

Гидрометеоиздат, 1975, 280 с.

239


240


РАДИАЦИОННЫЕ И РАДИОБИОЛОГИЧЕСКИЕ

ИССЛЕДОВАНИЯ


к.б.н. О.В. Белов

241



1 Kuich Magdalena, Warsaw University of Technology

2 Аксёнова Светлана Валерьевна, ЛРБ ОИЯИ

3 Афанасьева Кристина Петровна, ЛЯП ОИЯИ

4 Белокопытова Ксения Вячеславовна, ЛРБ ОИЯИ

5 Виноградова Юлия Вячеславовна, ЛРБ ОИЯИ

6 Елша Дарья Владимировна, ЛРБ ОИЯИ

7 Жучкина Надежда Игоревна, ЛРБ ОИЯИ

8 Игнатова Анна Михайловна, ПНИПУ

9 Куликова Екатерина Игоревна, ГНЦ РФ-ИМБП РАН

10 Лесовая Екатерина Николаевна, ЛРБ ОИЯИ

11 Ляшко Марина Сергеевна, ЛРБ ОИЯИ

12 Мамедова Жаля Вагиф кызы, ЛРБ ОИЯИ

13 Савельева Мария Геннадьевна, ЛРБ ОИЯИ

242


VALIDATION OF ARCCHECK MATRIX OF SEMICONDUCTING

DETECTORS FOR DOSIMETRY VERIFICATION IN

RADIOTHERAPY

K. Chelminski2, P.K. Sobotka1, W. Bulski2, K. Milanowska1, M. Kuich1, A.W. Domański1 1Warsaw University of Technology, Faculty of Physics, Warsaw, Poland

2Maria Skłodowska-Curie Memorial Cancer Center and Institute of Oncology, Department of

Medical Physics, Warsaw, Poland

PURPOSE

To examine the quality and reliability of the dose distribution reconstructions based on the

measurements using the ArcCheck matrix of semiconducting detectors for dosimetry

verification in radiotherapy. To compare the results of measurements using ArcCheck with

the measurements performed using a cylindrical phantom for dosimetry films.

MATERIAL AND METHODS

In the validation procedure the ArcCheck dosimetry matrix of semiconducting detectors

(manufactured by SunNuclear Inc.) has been examined. The tube shaped matrix consists of

1386 diode detectors of the volume of 0.019 mm3 each. The helical grid of detectors is placed

in the thick-wall tube made of acrylic resin at 29 mm depth. The 3DVH software provided

with the matrix allows for reconstruction of the dose distribution from the measurement data

acquired with ArcCheck matrix and the patient plan parameters. For the dose distribution

reconstruction the CT images of the phantom made of paraffin and acrylic resin (PMMA)

were used. The same phantom was used for the measurements of the total dose distributions

using dosimetry films. The measured dose distributions were compared with the ones

reconstructed with 3DVH software and calculated with the Eclipse treatment planning system.

RESULTS

The gamma index images for 3mm/3% of local dose, showing the quality evaluation of the

dose distribution comparison has been generated using the independent software. The regions

of disagreement have been detected using the gamma distributions. For the compared dose

distributions the gamma index histograms and the gamma passing rate were obtained for the

defined regions of interest (ROI). The dose profiles have been generated for comparison of

the calculations of TPS and the reconstructions performed with 3DVH software against the

film measurements. The strong discrepancies ranging from 15% to 40% were observed in the

243


gamma passing rate between TPS/reconstruction and TPS/film comparisons performed for

test plans and the patient plans. The dose differences between the 3DVH reconstructions and

the film measurements read from the generated profiles varied in most cases within 15%.

CONCLUSION

The recently developed matrices of electronic detectors coupled with the dose distribution

reconstruction software requires validation before introduction into the clinical use for

verification of IMRT/VMAT/Tomotherapy treatment plans. The results of the dose

distribution reconstructions has to be compared with the measured dose distribution or

reconstructed with the independent system.

244


МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ

ОБЪЁМНОЙ ЭНЕРГИИ И ПОГЛОЩЁННОЙ ДОЗЫ ИЗЛУЧЕНИЯ В

СТРУКТУРЕ ДНК ПРИ ДЕЙСТВИИ УСКОРЕННЫХ ТЯЖЁЛЫХ

ИОНОВ

С.В. Аксёнова, О.В. Белов, О. Лхагва

ЛРБ, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

Монгольский национальный университет, г. Улан-Батор, Монголия

АННОТАЦИЯ

Разработаны модельные подходы к описанию механизма формирования различных

типов повреждений ДНК на атомарном уровне при действии ускоренных тяжёлых

ионов. Рассчитано радиальное распределение объёмной энергии и поглощённой дозы в

треке ускоренных ионов 4He, 12C, 40Ar в интервале энергий 3 – 20 МэВ/нуклон.

Проведено сопоставление пространственного положения атомов пары нуклеотидов

аденин-тимин с рассчитанным радиальным распределением дозы и объёмной энергии.

ВВЕДЕНИЕ

Известно, что действие тяжёлых заряженных частиц на клетки живых организмов

вызывает формирование широкого спектра первичных повреждений ДНК. Наиболее

значимыми, играющими решающую роль в летальном и мутагенном действии

заряженных частиц, являются однонитевые и двунитевые разрывы ДНК, повреждения

оснований, а также различные виды кластеризации данных повреждений.

Повреждению молекулы ДНК способствует ряд факторов как физической, так и

биологической природы, которые оказывают существенное влияние на дальнейшую

судьбу возникших в ДНК повреждений. При действии тяжёлых заряженных частиц

влияние факторов физической природы обусловлено, прежде всего, особенностями

микрораспределения энергии в структурах биомолекул [1].

В ходе работы на основании кристаллических структур ДНК, доступных из базы

данных PDB [2], была создана пространственная модель пары нуклеотидов аденин-

тимин, ориентированной вдоль координатной оси OZ по направлению цепи ДНК.

Ориентация пары нуклеотидов относительно трека ускоренного иона показана на

Рис. 1. Расстояние от центра нити ДНК до геометрической оси трека было принято

245


равным 5 нм. В качестве центра ДНК была выбрана точка, равноудалённая от крайних

атомов, которыми являются атомы кислорода фосфатной группы.

C

C

C

C

CC

C

C

C

C

CC

NN

N

N

N

N

N

H

H

HHH

P

P

O

O

O

O

O

O

O

O

O

O

OH

H

H

H

HH

H

H

H

H H

H

H

H

1

23

4

5 67

8

9

12

3

4 5

6

АденинТимин

H2O

.

5 нм

C

тр

екуск

ор

енн

ого

ион

а

Рис. 1. Схема пространственной ориентации пары нуклеотидов аденин-тимин относительно трека ускоренного иона.

Для рассчёта радиального распределения дозы в треке тяжёлого иона на основе

дельта-электронной применялся код DOSE [3]. Входными параметрами для кода DOSE

являются: атомная масса, заряд и энергия налетающего иона, атомная масса и заряд

входящих в состав вещества мишени ядер, количество таких ядер в молекуле, число

ядерных компонентов, общее количество атомов в молекуле, плотность и молярная

масса вещества.


В ходе работы был выполнен расчёт радиального распределения объёмной энергии и

поглощённой дозы в треках ионов 4He, 12C, 40Ar с энергией 3 – 20 МэВ/нуклон при

прохождении через участок нити ДНК, а также исследован процесс передачи энергии

ускоренных частиц отдельным атомам пары нуклеотидов аденин-тимин [4].

На Рис. 2 и 3 приведены графики, характеризующие радиальное распределение дозы,

обусловленной первичной ионизацией и δ-электронами, а также радиальное

распределение объёмной энергии при действии ускоренных ионов гелия, углерода и

аргона с энергиями 3, 10 и 20 МэВ/нуклон. Полученные результаты позволили

выполнить расчёт пространственного распределения дозы и переданной энергии для

атомов пары нуклеотидов аденин-тимин при прохождении треков ускоренных ионов на

расстоянии 5 нм от геометрической оси ДНК (Рис. 4).

246


Результаты расчётов показывают, что при одинаковых энергиях ионов максимальное

значение дозы в области ближайшего к центру трека атома ДНК увеличивается с

ростом относительной атомной массы частицы.

10

10

10

10

10

10

-1

1

3

5

7

9

101

100

102

103

D,Г

р/с

м

10

10

10

10

10

1

3

5

7

9

101

100

102

103

D,Г

р/с

м

10-1

10

10

10

10

10

10

1

3

5

7

9

101

100

102

103

D,Г

р/с

м

He4

C12

Ar40

1

2

3

1

2

3

1

2

3

r, Ao

r, Ao

r, Ao

-1

Рис. 2. Радиальное распределение поглощённой дозы излучения (D) при действии ионов гелия, углерода и аргона с энергиями 1 – 3 МэВ/нуклон, 2 – 10 МэВ/нуклон, 3 – 20 МэВ/нуклон. r – расстояние до геометрической оси ДНК.

Рис. 3. Пространственное распределение поглощённой дозы и объёмной энергии для атомов пары нуклеотидов аденин-тимин при прохождении треков ускоренных ионов на расстоянии 5 нм от геометрической оси ДНК.

Проведенный расчёт пространственного распределения поглощённой дозы и

объёмной энергии позволит моделировать механизм возникновения первичных

247


повреждений ДНК различных типов с учётом точного положения отдельных атомов,

входящих в состав нуклеотидов. Такой модельный подход позволит также учитывать

влияние механизма разрыва связи между атомами молекулы на особенности выхода

повреждений ДНК. Таким образом, с использованием полученных результатов

представляется возможным оценить вероятность формирования разрывов ДНК

различных типов, а также возникновения модификаций структуры ДНК при действии

ускоренных тяжёлых ионов.


[1] Красавин Е.А., Козубек С. Мутагенное действие излучений с разной ЛПЭ. М.:

Энергоатомиздат, 1991. 184 с.

[2] Berman H.M., Westbrook J., Feng Z., Gilliland G., Bhat T.N., Weissig H., Shindyalov

I.N., Bourne P.E. The Protein Data Bank // Nucl. Acids Res. 2000. V. 28. P. 235-242.

[3] Waligorski M.P.R., Hamm R.N., Katz R. The Radial Distribution of Dose around the

Path of a Heavy Ion in Liquid Water // Nucl. Tracks Radiat. Meas. 1986. V. 1. P. 309-

319.

[4] Аксёнова С.В., Белов О.В., Лхагва О. Моделирование пространственного

распределения объемной энергии и поглощенной дозы излучения в структуре

ДНК при действии ускоренных тяжелых ионов // Письма в ЭЧАЯ. 2012. Т.9,

1(171). С. 161-168.

248


ИЗУЧЕНИЕ ЗАКОНОМЕРНОСТЕЙ ИНДУКЦИИ ДЕЛЕЦИОННЫХ

МУТАНТОВ ПОД ДЕЙСТВИЕМ НЕИОНИЗИРУЮЩИХ

ИЗЛУЧЕНИЙ У ДРОЖЖЕЙ — САХАРОМИЦЕТОВ

К.В. Белокопытова


АННОТАЦИЯ

Биологическое действие УФ-света на живые организмы вызывает пристальное

внимание исследователей. Действие УФ-света мутагенно и вызывает различные

заболевания. В настоящей работе в качестве модельной системы использовали

гаплоидный штамм дрожжей Saccharomyces cerevisiae и изучали закономерности

возникновения ДНК под действием УФ-света.

249


ИНДУКЦИЯ ДЕГЕНЕРАЦИИ СЕТЧАТКИ У МЫШЕЙ ПОД

ДЕЙСТВИЕМ ГЕНОТОКСИЧЕСКИХ ФАКТОРОВ:

ИОНИЗИРУЮЩЕЙ РАДИАЦИИ И МЕТИЛНИТРОЗОМОЧЕВИНЫ

Ю.В. Виноградова1, В.А. Тронов1,2, М.А. Островский1,3 1ЛРБ, ОИЯИ, г. Дубна, Россия

2Институт химической физики им. Н.Н. Семенова РАН, г. Москва, Россия 3Институт биохимической физики им. Н.М. Эмануэля РАН, г. Москва, Россия

Основу зрелой сетчатки млекопитающих составляют терминально

дифференцированные клетки. В эмбриогенезе глаза апоптоз играет важную роль, но по

мере дифференцировки клеток сетчатки частота апоптоза снижается [1]. Таким

образом, зрелая сетчатка приобретает высокую устойчивость к генотоксическому

стрессу и, связанному с ним, апоптозу. Из медицинской практики известно, что

пострадиационная ретинопатия наблюдается у больных при дозах облучения свыше 50

Гр [2,3]. Химиотерапия также вызывает офтальмологические осложнения в виде

острых и хронических глазных заболеваний [4].

Целью нашей работы было исследование связи повреждения и репарации ДНК с

дегенеративными изменениями в сетчатке, после воздействия на мышей ионизирующей

радиации (гамма-излучения и ускоренных протонов) и химического генотоксического

агента метилнитрозомочевины.

Мышей подвергали тотальному гамма-облучению (Со60) в дозе 14 Гр на

терапевтической установке «Рокус-М». Голову животных облучали ускоренными

протонами в дозах 14 и 25 Гр на фазотроне. МНМ вводили внутрибрюшинно в дозах 35

мг/кг и 70 мг/кг. Последующие исследования проводились in vitro на целой сетчатке и

на получаемой из нее клеточной суспензии, а также на мышах под наркозом.


Полученные нами результаты подтверждают тезис о высокой радиоустойчивости

зрелой сетчатки мышей. После действия гамма-излучения и ускоренных протонов в

дозе 14 Гр увеличенная экспрессия Р53 и АТМ нормализуется спустя 12 ч после

облучения. К этому времени наблюдается полная репарация ДНК. Заметные

морфологические изменения в фоторецепторном слое сетчатки отмечаются после

250


облучения в дозе 25 Гр. Эти изменения выражаются в нарастающей деградации

наружных сегментов фоторецепторов а также в снижении плотности и толщины

ядерного слоя фоторецепторов, протекающей по механизму апоптоза (Рис. 1).

0

5

10

15

20

25

2

1

2

1

2

1

25Гр+6дн25Гр+4днК

Процент

p=0.007

p=0.007

p=0.1

p=0.056

Рис. 1. Толщина слоя сегментов фоторецепторов (1) и ядерного слоя фоторецепторов (2) в интактной сетчатке мышей (К) и спустя 4 и 6 дней после облучения мышей протонами в дозе 25Гр. Толщина слоев выражена в процентах от общей толщины сетчатки. Р – уровень значимости различий с интактной сетчаткой.

Также в данном исследовании была рассмотрена сетчатка с физиологической точки

зрения (с помощью регистрации электроретинограммы). Мы не наблюдали каких-либо

нарушений в фоторецепторах и в клетках Мюллера сетчатки в течение 10 - 20 часов

после гамма-облучения в дозе 14 Гр (Рис.2).

Рис. 2. Изменение электроретинограммы в течение разного времени (10-20ч) после тотального облучения мышей гамма-лучами в дозе 14 Гр.

Из морфологических исследований известно, что при дозе 35 мг/кг не наблюдается

каких-либо изменений в фоторецепторном слое сетчатки, а при дозе 70 мг/кг МНМ

оказывает цитотоксическое действие на сетчатку, которое выражается в

апоптотической гибели фоторецепторов (Рис. 3).

251


Рис. 3. Микрофотографии сетчатки мышей до и после введения МНМ в концентрациях 35 мг/кг и 70 мг/кг.

При введении МНМ в генотоксической дозе 70 мг/кг происходит утрата

функциональной активности сетчатки (Рис. 4). А после введения мышам МНМ в

концентрации 35 мг/кг возможно незначительное нарушение функции наружных и

внутренних слоев сетчатки. Но через 9 дней ЭРГ полностью восстанавливается, что

говорит о том, что эта доза не является токсичной, а зрительная система у мышей

способна к восстановлению после действия мутагена МНМ (Рис. 4).

Рис. 4. Изменение электроретинограммы в течение разного времени после введения мышам МНМ в концентрации 70 (слева) и 35 мг/кг (справа).

Высокая радиоустойчивость сетчатки и активный механизм пострадиационной

репарации указывают на существование генотоксического порога, который

обуславливает нелинейный характер зависимости эффекта от дозы.

При исследовании связи генотоксического порога с действием МНМ было

выявленно две особенности сетчатки: высокую спонтанную поврежденность ДНК, а

также активную репарацию в сетчатке мышей. Она удаляет большую часть

повреждений ДНК, вызыванных облучением и МНМ, но не затрагивает

предсуществующие спонтанные повреждения ДНК (Рис. 5).

252


Рис. 5. Динамика репарации ssДНК в сетчатке мышей после облучения мышей ускоренными протонами в дозе 25 Гр (А) и введения МНМ в дозе 70 мг/кг (Б). 1 – лизис с добавлением протеиназы; 2 – лизис без протеиназы.


Представленные результаты подтверждают наличие генотоксического порога для

излучений и МНМ на дифференцированных клетках сетчатки. Было показано что,

причинами толерантности постмитотических клеток сетчатки к повреждениям ДНК

являются репарация и уменьшение физического размера радиочувствительной мишени

до размеров транскрибируемого локуса генома. Мы предполагаем, что решающая роль

в трансформации изначально пермиссивных повреждений ДНК в цитотоксическое

принадлежит локализованным в транскрибируемых сайтах молекулам топоизомеразы2.


[1] Walsh K. 1997. Coordinate regulation of cell cycle and apoptosis during myogenesis.

Prog. Cell Cycle Res. 3 : 53–58.

[2] Seigers R, Fardell JE. 2010. Neurobiological basis of chemotherapy-induced cognitive

impairment: A review of rodent research. Neurosci Biobehav Rev. 35 : 729-741.

[3] Takeda A., Shigematsu N., Suzuki S., Fujii M., Kawata T., Kawaguchi O., Uno T.,

Takano H., Kubo A., Ito H.1999. Late retinal complications of radiation therapy for

nasal and paranasal malignancies: relationship between irradiated-dose area and

severity. Int J Radiat Oncol Biol Phys. 44 : 599-605.

[4] Hazin R., Abuzetun J.Y., Daoud Y.J., Abu-Khalaf M.M. 2009. Ocular complications

of cancer therapy: a primer for the ophthalmologist treating cancer patients. Curr Opin

Ophthalmol. 20 : 308-317.

253


ИНДУКЦИЯ МУТАЦИЙ ЗАМЕН ПАР ОСНОВАНИЙ ПОД

ДЕЙСТВИЕМ УФ СВЕТА

Д.В. Елша


АННОТАЦИЯ

Известно, что контекст нуклеотидной последовательности влияет на спектр и

частоту мутаций в ответ на некоторые повреждающие агенты. Для изучения замен пар

оснований были использованы две генетические системы, основанные на замене

нуклеотида в кодонах критической аминокислоты – цистеина Cys22 в гене CYC1 и

глутаминовой кислоты Glu50 в гене TRP5, позволяющие тестировать все типы

транзиций и трансверсий. К недостаткам системы CYC1 относится нарушение

дыхания, которое само по себе может оказывать влияние на мутагенез. При анализе

мутагенного действия УФ-облучения выявились следующие закономерности. Кривые

зависимости генных мутаций от флюенса УФ-облучения нелинейные, степенные для

всех типов мутаций. Генетические системы для тестирования мутаций замены пар

оснований отличаются. В гаплоидных штаммах генетической системы CYC1 не

удалось индуцировать УФ- светом мутаций, а в тестерной системе TRP5 эффективно

индуцировались, причем в спектре превалировали транзиции GC-AT и AT-GC.

254


ИЗУЧЕНИЕ ЗАКОНОМЕРНОСТЕЙ ПОСТРАДИАЦИОННОЙ

ГИБЕЛИ ОДНОКЛЕТОЧНЫХ ВОДОРОСЛЕЙ

Н.И. Жучкина


АННОТАЦИЯ

В связи с перспективностью использования водоросли Euglena в составе

биологических систем жизнеобеспечения человека изучали эффекты малых доз

облучения и модифицирующее влияние генотипа на радиочувствительность клеток

водоросли. Несколько штаммов водоросли Euglena gracilis облучали γ-лучами (60Co) и

протонами. Облучение показало, что наибольшую радиорезистентность проявлял

штамм Euglena gracilis линии Z. Производный от него штамм OFL, утративший

хлоропласты, обнаружил повышенную радиочувствительность. Штамм E. bacillaris и

производные от него штаммы без хлорофилла W3 и W10 характеризовались

промежуточной радиочувствительностью. Облучение γ-лучами в дозах до 10 Гр

вызывало гормезисный эффект у исходных штаммов. Гибель клеток наблюдалась лишь

при облучении в дозах свыше 100 Гр. Стимулирующий эффект облучение наблюдался

в отношении как радиорезистентности, так и скорости роста. Использование

красителей позволяет осуществлять быструю оценку доли живых и мертвых клеток.

Окраска клеток, облученных γ-лучами и протонами, дает сходные результаты.

Сравнение двух тестов определения выживаемости показало, что классический метод

высева на питательную среду дает завышенную величину гибели клеток, так как при

этом методе не учитываются живые непролиферирующие клетки.

255


ПРАКТИКА ПРИМЕНЕНИЯ СИНТЕТИЧЕСКИХ МИНЕРАЛЬНЫХ

СПЛАВОВ В КАЧЕСТВЕ МАТЕРИАЛОВ КОНСТРУКЦИЙ

РАДИАЦИОННОЙ ЗАЩИТЫ

А.М. Игнатова

ПНИПУ, г. Пермь, Россия

АННОТАЦИЯ

Синтетические минеральные сплавы (симиналы, каменное литье) обладают

стойкостью к радиолизу и ионизирующему воздействию на уровне, превышающем

стойкость к аналогичному воздействию у бетонов, примерно в 10-12 раз. Исследования

доказывают, что симиналы обладают не только радиационной стойкостью, но и

способностью к диссипированию энергии при динамических нагрузках (удар, взрыв).

Предложена конструкция контейнера и опытный образец для транспортировки и

длительного хранения радиоактивных отходов специальных производств.

Синтетические минеральные сплавы (симиналы) представляют собой материалы

известные так же как каменное литье. Термин «симиналы» наиболее полно отражает

современное представление о строение камнелитых материалов [1]. Исследования [2],

проведенные в течение последних лет, доказывают, что симиналы содержат в своем

составе минеральные фазы, которые по своему строению близки к природным, но при

этом отличаются от них настолько, что могут считаться синтетическими минеральными

образованиями. Симиналы, как правило, обладают различной структурой и разным

набором фаз, сочетание тех или иных фаз в структуре обеспечивает широкий спектр

свойств различных разновидностей симиналов [3]. Однако, симиналы всегда

представляют собой сочетание аморфных и кристаллических фаз [4]. Именно

сочетанием упорядоченных и разупорядоченных составляющих в структуре

обеспечивают симиналам уникальные характеристики, такие как высочайшая

износостойкость и твердость (порядка 7-8 баллов по шкале Мосса), химическая

стойкость (85-98%), термическая и термосплавная устойчивость [5]. Граница двух

резко отличающихся между собой фаз в материале, создает условия, что при

изнашивание и сопротивление другим механическим и термическим воздействиям,

[email protected]

256


каждая из фаз реагирует на эти нагрузки по разному, возникает взаимное гашение

нагрузок в материале и другие процессы позволяющие развиваться внутренним

процессам в материале нелинейно.

Исследования начатые еще в 60-х годах доказали, что симиналы способны

сопротивляться радиационному воздействию [6]. Уникальные исследования показали,

что при воздействие γ-излучение на плиты из симиналов толщиной 15-20 мм, структура

материала не изменяется, более того симиналы не абсорбируют на поверхности

радионуклиды, что позволило их рекомендовать в те годы для создания облучаемых

облицовок на АЭС и других атомных объектах. Однако, для полного внедрения было

необходимо скорректировать прочностные и структурные характеристики симиналов,

обеспечить рекомендации для получения стабильного по всем параметрам материала,

эти исследования актуальны до сих пор.

Целью настоящего исследования представить практические пути использования

симиналов для создания конструкций радиационной защиты, используя установленные

сведения о способности симиналов к диссипации.

Длительное время природа стойкости симиналов к различным деструктивным

воздействиям, в том числе радиационным, не была изучена, так как к практике

применения эти данные не имели прямого отношения.

Известно, что энергия, подводимая к твердому телу, инициирует релаксационное

процессы, что способствует ее рассеиванию. Симиналы представляют собой в высокой

степени неравновесную структуру, а значит релаксационные процессы в ней протекают

интенсивно и с большим количеством затрат энергии. Следовательно, в симиналах

энергия от какого-либо воздействия может рассеяться практически полностью.

Для того что бы проверить выдвинутое предположение нами были проведены

исследования по диссипативной способности симиналов. Исследования рассматривали

диссипацию механической энергии, однако, если учесть схожесть процессов

рассеивания энергии, эти данные могут служить для объяснения стойкости материала и

к различным энергетическим неконтактным методам воздействия. В результате

испытаний было установлено, что симиналы обладают высокой способностью к

диссипации механической энергии, возникающей при соударение с поражающим

257


элементом. Механическая энергия преобразуется в них волновую, а затем значительная

ее часть уходит на обеспечение структурных преобразований в материале, которые

заканчиваются саморазрушением, оставшаяся часть энергии переходит в тепловую.

Способность к диссипации механической энергии косвенно доказывает способность

симиналов и к диссипации энергии радиационного излучения, однако согласно более

поздних исследований, доказано, что разрушения как при механическом воздействие не

происходит, более того симиналы склонны восстанавливать свои характеристики после

радиационного воздействия, если те отклонились от исходных не более чем на 10-15%

[7]. Следовательно, при отсутствие сочетания механической и радиационной нагрузки

материал способен практически бессрочно сопротивляться излучению. Для того что бы

это уникальное качество использовалось на практике, наиболее рациональным видом

применения является использование симиналов качестве внутренней облицовки и

создание из них контейнеров для хранения отходов. В рамках экспериментального

производства контейнеров была разработана конструкция представленная на Рис. 1.

Рис. 1. Контейнер для хранении радиоотходов из симиналов.

Наиболее уязвимым участком конструкций из симиналов является соединение двух

деталей. Симиналы не проводят электричество в твердом состояние (что косвенно

свидетельствует о выдвинутых предположениях относительно диссипации), а значит не

могут подвергаться традиционным методам сварки, а соединение с помощью

механических крепежей так же мало возможно из за сложностей обработки резанием

симиналов в силу большой твердости.

Мы предлагаем решить данную проблему, создавая паянные соединения между

конструкциями с помощью неметаллических припоев на основе неметаллических

эмалей. В настоящее, время прочность таких соединений и надежность на предмет

258


диссипации находится в стадии изучения. Однако, предварительные испытания

позволяют судить по крайней мере об их герметичности.

Таким образом, ранее известные и новые данные о свойствах симиналов и их

диссипативной способности позволяют расценивать их как конкурентоспособный

материал для создания конструкций радиационной защиты.


[1] Игнатова А.М., Шехирева А.М.Сравнительная петрография природных

материалов и синтетических минеральных сплавов каменного литья// Вестник

Пермского университета. Геология. - 4(13). – 2011. – с. 20-32.

[2] Игнатова А.М. Исследование и разработка схемы абразивного изнашивания

поверхности синтетических минеральных сплавов склерометрическими

измерениями// Вестник Тамбовского университета, серия: Естественные и

технические науки. - 3, т. 15, 2010. – 1203-1208 с.

[3] Игнатова А.М. Петрографические исследования взаимосвязи структуры и

свойств базальтового сырья и литья. – Материалы 10-ых всероссийских научных

чтений памяти Ильменского минералога В.О.Полякова. – Миасс, 2009. – 45- 49.

[4] Игнатова А.М., Ханов А.М. Взаимосвязь структуры и свойств базальтового

сырья и литья – Сб. трудов II НПК молодых ученых и специалистов «Геология,

поиски и комплексная оценка твердых полезных ископаемых». – Москва:

ВИМС, 2009. – с.47.

[5] Игнатова А.М., Игнатов М.Н., Николаев М.М. Фторфлогопит –материал для

футеровки электролизеров в цветной металлургии. - Праці XVI міжнародної

конференції «Теплотехніка та енергетика в металургії», НМетАУ, м.

Дніпропетровськ, Україна, 4 – 6 жовт-ня 2011 р. – Дніпропетровськ: Нова

ідеологія, 2011. – с. 92-94.

[6] А.В. Косинская, С.С. Затуловский Камнелитые материалы для получения

коррозионно- и радиационно-стойких изделий. «Литейное производство», 10,

2001, с. 21, 22.

[7] Каменное, шлакокаменное литье. Отраслевой каталог. Минчермет СССР,

НИИЧерметинформация. М., 1988, 14 с.

259


ВЛИЯНИЕ ВОДЫ С ПОНИЖЕННЫМ СОДЕРЖАНИЕМ ДЕЙТЕРИЯ

И ТЯЖЕЛЫХ ИЗОТОПОВ КИСЛОРОДА НА

РАДИОРЕЗИСТЕНТНОСТЬ МЫШЕЙ

Е.И. Куликова

ГНЦ РФ-ИМБП РАН, г. Москва, Россия

АННОТАЦИЯ

У мышей аутбредных CD-I и гибридах первого поколения (CBA•C57Bl)F1 под

влиянием воды с пониженным содержанием дейтерия и стабильных изотопов

кислорода (ЛВ, ppm 35), полученной методом ректификации, происходит

статистически достоверное ускорение роста массы тела, отмечен стимулирующий

эффект по отдельным показателям периферической крови и состоянию некоторых

органов кроветворения. Исследованные показатели не выходили за пределы

физиологической нормы. Выявлены радиосенсибилизирующие эффекты ЛВ при

облучении в диапазоне доз от 4 до 8,5 Гр. Облучение проводилось на 7 и 21 сутки

содержания на воде различного качества. Отмечено, что у облученных животных,

получавших ЛВ, средняя продолжительность жизни ниже, чем в контрольных группах.

Потребление ЛВ стимулировало повышение выхода аберрантных митозов в клетках

костного мозга облученных мышей в малых дозах (в диапазоне 10сГр-200сГр).

Длительное применение до облучения (в течение 14 дней) ЛВ привело к повышению

чувствительности мышей к - облучению. Так же оказало влияние на длительность

первого клеточного цикла – снижение в сравнении с дистиллированной водой.

260


РАСЧЕТ ДВОЙНЫХ ДИФФЕРЕНЦИАЛЬНЫХ ВЫХОДОВ

НЕЙТРОНОВ, ГЕНЕРИРУЕМЫХ В ТОЛСТОЙ ЖЕЛЕЗНОЙ

МИШЕНИ ПРОТОНАМИ С ЭНЕРГИЕЙ 12 ГЭВ

Е.Н. Лесовая


ВВЕДЕНИЕ

Острой проблемой при конструировании радиационных защит на ускорителях

заряженных частиц является проблема корректного описания источника излучения.

Экспериментальные детальные данные для высоких энергий по двойным

дифференциальным выходам нейтронов из толстой мишени практически отсутствуют.

В настоящее время существует несколько универсальных Монте-Карло транспортных

программ. В работе приводятся результаты, полученные в программе MCNPx, для

случая облучения толстой мишени протонами с энергией 12 ГэВ.

АКТУАЛЬНОСТЬ РАБОТЫ

Актуальность этой работы связана с необходимостью оценки защиты нуклотрона

NICA в режиме работы PP (proton-proton) столкновений.

ПОСТАНОВКА ЗАДАЧИ

Цель работы - расчетное моделирование спектрально – углового выхода нейтронов

из толстой мишени (для случая облучения толстой мишени протонами с энергией 12

ГэВ).

Для расчета биологических защит используется упрощенная схема формирования

полей вторичного излучения. В первую очередь упрощения касаются элементов и

конструкционных деталей ускорителя, с которыми взаимодействуют выбывшие из

процесса ускорения или транспортировки частицы. В расчетах сложные конструкции

камер ускорителя, систем охлаждения, элементов магнитной оптики и т. д. заменяются

на имитирующие их мишени из веществ с близким к веществам деталей ускорителя.

Для целей определения характеристик мишеней как источников излучения падающего

изнутри на защиту обычно различают “тонкие ” и “толстые ” мишени. Под “тонкой ”

мишенью подразумевается такая мишень, в которой первичная заряженная частица

теряет энергию много меньшую ее начальной энергии, а под «толстой» - мишень с

261


толщиной большей длины ионизационного пробега. При ускорении тяжелых ядер даже

сравнительно небольшие по размерам детали фактически представляют собой толстые

мишени, испускающие вторичное излучение первого поколения.

Рис. 1. Геометрия задачи.

Геометрия задачи представлена на Рис. 1. Мишень представляет собой железный

цилиндр диаметром 10см, высотой 10см.

МЕТОД РАСЧЕТА

Для расчетного моделирования спектрально-углового выхода нейтронов из толстой

мишени использовалась универсальная программа транспорта нейтронов, фотонов и

электронов в веществе MCNPX [1], основанная на методе статистического

моделирования – методе Монте-Карло.

РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТА

На Рис. 2, 3, 4, 5, 6, 7 приведена зависимость спектрально-углового распределения

выхода нейтронов из толстой мишени от энергии.

На Рис. 8 приведена угловая зависимость нейтронов.

101 102

105

106

107

108

109

1010

1011

d2 N

/dE

d

Neutron energy, MeV

850-900

800-850

750-800

Fe target. Protons bin: i=1mkA, Ep=12GeV

Рис. 2. Зависимость спектрально-угового распределения от энергии (для интервалов углов 750-800, 800-850, 850-900).

262


101 102 103105

106

107

108

109

1010

1011

Neutron energy, MeV

700-750

650-700

600-650

Fe target. Protons bin: i=1mkA, Ep

=12GeV

d2 N

/dE

d


101

102

10310

6

107

108

109

1010

1011


d2

N/d

Ed

Neutron energy, MeV

550-60

0

500-55

0

450-50

0


101

102

10310

5

106

107

108

109

1010

1011


d2 N

/dE

d

Neutron energy, MeV

400-45

0

350-40

0

300-35

0


263


101 102 103105

106

107

108

109

1010

1011


d2 N

/dE

d

Neutron energy, MeV

300-35

0

250-30

0

200-25

0


101 102 103 104

106

107

108

109

1010

1011

Fe target. Protons bin: i=1mkA, Ep

=12GeV

d2

N/d

Ed

Neutron energy, MeV

150-200

100-150

50-100

00-50

Рис. 7. Зависимость спектрально-угового распределения от энергии (для интервалов углов 00-50, 50-100, 100-150, 150-200).

0 20 40 60 80

5.0x1012

1.0x1013

1.5x1013

2.0x1013

2.5x1013

3.0x1013

Угловая зависимость нейтронов

dN

/d

Angle, degree

Рис. 8. Угловая зависимость нейтронов.

В результате работы получены исходные данные для расчета биологической защиты

коллайдера NICA в режиме накопления протонного пучка с энергией 12 ГэВ.


[1] «MCNP – A General Monte Carlo N-Particle Transport Code», Version X, Los

Alamos National Laboratory Report, UR- 08-2216 (2005).

264


МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ МЕХАНИЗМА

ГОМОЛОГИЧНОЙ РЕКОМБИНАЦИИ В КЛЕТКАХ ЧЕЛОВЕКА

М.С. Ляшко, О.В. Белов


ВВЕДЕНИЕ

Математическое описание механизмов репарации ДНК при действии ионизирующей

радиации является одной из ключевых задач количественной радиобиологии. К

настоящему времени накоплен значительный объём экспериментальных данных и

разработано немало математических моделей, описывающих репарационныйпроцесс в

относительно простых биологических объектах, которыми являются бактериальные

клетки. Это позволяет применить имеющиеся знания и математические подходы к

моделированию репарации у организмов с более высокой организацией генетического

аппарата – млекопитающих и человека.

Предметом исследования настоящей работы является система репарации

двунитевых разрывов ДНК в клетках человека путём гомологичной рекомбинации

(HR). Данная система представляет собой один из двух основных путей восстановления

двунитевых разрывов ДНКв клетках различных организмов. Наряду с репарацией

путём негомологичного воссоединения концов HR является важным механизмом,

обеспечивающим поддержание стабильности генома в клетках млекопитающих.

Дефекты в процессе рекомбинации могут приводить к генетической нестабильности,

перестройке генома, малигнизации клеток. Целью данной работы является построение

математической модели, описывающей кинетику основных процессов HR на основе

современных знаний о работе белковых механизмов этой системы.

МЕХАНИЗМ ГОМОЛОГИЧНОЙ РЕКОМБИНАЦИИ

Исследования последних лет позволили идентифицировать основные пути

реализации HR и выявить ключевые белки, участвующие в регуляции этого механизма.

Процесс гомологичной рекомбинации концептуально можно разделить на три

основные стадии – пресинаптическую, синаптическую и постсинаптическую.

В пресинаптической стадии повреждение ДНК распознаётся и подвергается

действию белкового комплекса MRN (Mre11-Rad50-Nbs1) [1]. Каждый из

265


Рис. 1. Схема процесса репарации ДР путем реализации HR с учетом возможных путей и основными продуктами выхода [1, 2].

составляющих его частей выполняет свою определенную функцию. Белок Mre11,

обладающий эндонуклеазной и 3’-5’экзонуклеазной активностью, одним из первых

распознаёт ДР. Присоединение к нему Rad50 повышает активность связывания

комплекса MRN с ДНК. Белок Nbs1 обеспечивает взаимодействие комплекса с рядом

белков, обладающих различными видами активностей. Среди них CtIP, обладающий

эндонуклеазной активностью, hExoI, осуществляющий деградацию ДНК в направлении

от 5’- к 3’-концу, и DNA2, проявляющий экзонуклеазную и геликазную активности [3].

MRN присоединяется к ДР, после чего происходит 5’-3’-резекция и расчистка

266


последовательности ДНК вблизи повреждения. В результате формируются свободные

однонитевые концы, с которыми быстро связывается белок RPA (replication protein A),

защищая их от воздействия других ферментов. Далее RPA замещается белком Rad51

(аналог белка RecAу бактерий) с образованием нуклеопротеинового филамента,

способного осуществлять поиск гомологичной последовательности ДНК и

встраиваться в неё [2]. Внедренная цепь удлиняется с помощью синтеза ДНК по

донорной последовательности, образуя особую структуру –D-петлю.

После образования D-петли процесс HR может пойти разными путями.

Индуцированная репликация (BIR – Break-induced replication) – путь, при котором

однонитевая ДНК внедряется в дуплекс, образовывая полноценную репликативную

вилку. Результатом реализацииBIR является полностью восстановленная цепь ДНК с

частичным эффектом кроссовера. После образования расширенной D-петли возможен

зависимый от синтеза процесс восстановления ДНК (SDSA – Synthesis-dependent strand

annealing), в котором принимают участие белки BLM и RTEL1. Итогом работы данного

механизма является восстановление ДНК без кроссовера. Разрешение расширенной D-

петли с участием белка EME1, обладающего эндонуклеазной активностью, приводит к

восстановлению последовательности ДНК с привлечением механизма кроссовера.

Другой путь HR представляет собой образование двойной структуры Холлидея (dHJ),

результатом разрешения которой могут являться три процесса в зависимости от

участвующих белков. Во-первых, возможно восстановление ДНК без кроссоверас

участием комплекса BLM-TopoIIIα-RMI1. Два других возможных механизма

представляют собой восстановление ДНК с участием белка GEN1путём кроссовера или

без него [1, 2].

МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ

Для формализации механизма HR был выбран подход, основанный на классическом

описании ферментативных взаимодействий посредством кинетики Михаэлиса-Ментен.

Получены уравнения, описывающие биохимические взаимодействия каждого из

путейHR, и определены начальные условия. Уравнения для динамики ключевых белков

и белковых комплексов HR представляют собой дифференциальные уравнения вида

0 0, ,i i i i

dXV X X V X X

dt ,

267


где Xi (i = 1, …, n) –внутриклеточные концентрации регуляторных белков и белковых

комплексов n видов, X0– концентрация индуцирующего сигнала (ДР ДНК), t– время,

Vi+– скорость синтеза белка вида i. Vi-– скорость распада белка вида i, Vi+и Vi-–

функции, описывающие вклад того или иного процесса в накопление и распад белка

вида i.

Для определения параметров, характеризующих белковые взаимодействия в ходе

HR, планируется использовать процедуру фитирования модели к существующим

экспериментальным данным, которые количественно описывают конечный эффект

процесса – кинетику репарации возникших повреждений ДНК.


К настоящему времени выполнены два важных этапа работы – на основании

современных экспериментальных данных выделены основные пути реализации HR и

выполнена формализация механизма репарации посредством построения системы

дифференциальных уравнений. Использованный математический подход основан на

классическом описании ферментативных взаимодействий согласно кинетике

Михаэлиса-Ментен.

Дальнейшее исследование будет направлено на усовершенствование предложенного

нами математического описания HR-репарации двунитевых разрывов ДНК путем

определения параметров на основе известных экспериментальных данных. Кроме того,

планируется разработать модель альтернативного способа восстановления двунитевых

разрывов ДНК путём негомологичного воссоединения концов.


[1] W.-D. Heyer, K.T. Ehmsenand J. Liu, “Regulation of Homologous Recombination in

Eukaryotes”, Annu. Rev. Genet., 2010, Vol.44,P.113-139.

[2] E.P. Mimitou and L.S. Symington, “Nucleases and Helicases Take Center Stage in

Homologous Recombination”, Trends Biochem. Sci., 2009, Vol.34(5), P.264-272.

[3] G.J. Williams, S.P. Lees-Miller, J.A. Tainer, “Mre11–Rad50–Nbs1 Conformations

and the Control of Sensing, Signaling, and Effector Responses at DNA Double-Strand

Breaks”, DNA Repair, 2010, Vol.9, P.1299–1306.

268


ИЗУЧЕНИЕ МЕДИКО-БИОЛОГИЧЕСКИХ СВОЙСТВ МЕЛАНИНА,

ВЛИЯНИЕ МЕЛАНИНА НА ЦИТОГЕНЕТИЧЕСКИЕ ЭФФЕКТЫ

МАЛЫХ ДОЗ ИОНИЗИРУЮЩЕЙ РАДИАЦИИ.

Ж.В. Мамедова, Д.М. Крючкова


Малые дозы радиации, не оказывающие заметного физиологического влияния на

организм, повышают частоту генетических нарушений (мутаций) в облученных

клетках. В человеческом обществе возрастание уровня мутаций, вызываемое

длительным облучением, приводит к «отягощенноcти» популяций человека

«генетическим грузом». Традиционные препараты, обладающие кратковременным

действием и высокой токсичностью, оказываются непригодными при хроническом

облучении. Возникает необходимость в разработке генопротектора нового типа,

способного защищать не только от острого, но и от хронического облучения. Такими

уникальными способностями обладает пигмент меланин. Исследования доказывают,

что меланин способен снижать мутагенное действие хронического облучения, причем

его радиозащитная эффективность при хроническом облучении еще выше, чем при

остром. Влияние меланина на мутагенное действие малых доз радиации наглядно

показаны в опытах с использованием радиоадаптивного ответа.

Как известно, меланин, будучи свободно-радикальным соединением, является

донором и акцептором электронов. Меланин обладает выраженными

антиоксидантными свойствами, оказывает цитопротекторное, генопротекторное,

эмбриопротекторное и онкопротекторное действие при облучениях малыми дозами

ионизирующей радиации [1], [2], [3].

При однократном облучении в повреждающей дозе 1,7 Гр внутрибрюшное введение

3% меланина снижают выход хромосомных аберраций в клетках костного мозга мышей

в 1,5–2 раза и выход реципрокных транслокаций в сперматоцитах мышей в 2 раза[4].

Меланин(М), введенный перед адаптирующей дозой при фракционированном

облучении М+0,2Гр+1,5Гр снимает эффект радиоадаптивного ответа, и

радиопротекторное действие не наблюдается. Введение меланина между

адаптирующей и повреждающей дозой снижает частоту мутаций до уровня контроля,

269


что доказывает его радиопротекторное действие при малых дозах ионизирующего

облучения (Рис. 1.).

0

5

10

15

20

25

Контроль 1,7 Гр 0,2Гр+1,5Гр 0,2Гр+М+1,5ГрМ

М+1,7ГрМ+0,2Гр+1,5Гр

Число

аберраций

,%с меланином

без меланина

Рис. 1. Влияние меланина на адаптивный ответ в клетках костного мозга мышей (М – меланин). (И.Б. Моссэ, Л.П. Жаворонков, В.П. Молофей, О.С. Изместьева, В.М. Посадская, В.И. Изместьев, 2005 г).

У самцов мышей принимающих водный раствор меланина отмечалось достоверное

ускорение прибавки массы тела. Опыт проводился на аутбредных мышах CDI самцах в

возрасте 2 месяцев, которые получали 0,02% водный раствор меланина растительного

происхождения в течение 3 недель (Рис. 2).

3031323334353637383940

1 4 8 11 15 19 22

Ср. б

иомасса,гр

сутки

Меланин

ДВ

Рис. 2. Динамика массы тела мышей, принимающих меланин, растворенный в дистиллированной воде, по сравнению с контрольной группой, принимающих только дистиллированную воду.

Ускорение роста и прибавки массы тела может быть объяснен тем фактом, что

меланин способен влиять на обмен веществ, гормональную регуляцию, а также

клеточную дифференцировку и, как следствие, оказывать влияние на рост и

адаптационную способность животных.

270



[1] Изучение эмбриозащитных свойств тканевого пигмента меланина по тестам

соматического и психофизиологического развития. Изместьева О.С., Павлова

Л.Н., Семин Ю.А., Посадская В.М., Глушакова В.С.

[2] Канцерогенез у ICR мышей, содержащихся в зоне отчуждения вокруг чаэс, и его

модификация меланинами грибного происхождения. Сенюк О.Ф., Горовой Л.Ф.,

Паламар Л.А., Круль Н.И.

[3] Сорбционная способность биомассы меланинсинтезирующего базидиомицета

phellinus robustus M-10. Иконникова Н.В., Гончарова И.А.,Ровбель Н.М.

[4] Разработка на основе меланина средства профилактики генетических и

онтогенетических последствий облучения. И.Б. Моссэ, Л.П. Жаворонков, В.П.

Молофей, О.С. Изместьева, В.М. Посадская, В.И. Изместьев

271


ИЗУЧЕНИЕ ЗАКОНОМЕРНОСТЕЙ ЭКСПРЕССИ ГЕНОВ,

УЧАСТВУЮЩИХ В РАДИАЦИОННО-ИНДУЦИРОВАННОМ

АПОПТОЗЕ

Е.В. Баранова, А.В. Борейко, И.И. Равначка, М.Г. Савельева


АННОТАЦИЯ

В работе исследована кинетика экспрессии белка Р53, и каспаз-8 и 9, участвующих в

апоптотическом ответе в лимфоцитах периферической крови человека при действии -

квантов Со60. Показано, что максимальный уровень экспрессии белка Р53 наблюдается

примерно через 2 ч пострадиационной инкубации. Установлено, что каспаза-9 активно

экспрессируется в лимфоцитах человека после облучения, и возрастание уровня

экспрессии каспазы-9 наблюдается вплоть до 24 ч пострадиационной инкубации.

Показано, что уровень экспрессии каспазы-8 начинает возрастать через 6 ч после

облучения и непрерывно увеличивается вплоть до 24 ч пострадиационной инкубации.

Сравнительный анализ показал, что уровень экспрессии каспаз-8 и -9 коррелирует с

выходом апоптотических клеток, максимальный уровень индукции которых

наблюдается через 24 ч после облучения.

ВВЕДЕНИЕ

В настоящее время известно, что в основе механизмов трансформации клетки лежит

изменение контроля пролиферации или апоптоза. Апоптоз рассматривается как строго

регулируемый энергетически зависимый процесс, характеризующийся

специфическими морфологическими и биохимическими чертами [1]. Несмотря на то,

что были идентифицированы многие ключевые апоптотические белки, молекулярные

механизмы действия или активации этих белков не до конца ясны и являются

актуальным направлением для дальнейших исследований.

В зависимости от характера инициирующего сигнала запускается один из двух

основный путей апоптотической гибели клеток.

Внутренний (митохондриальный) путь апоптоза вызывается действием различных

стрессовых факторов, таких как повреждение ДНК, гипоксия, нехватка факторов роста

или индукция транскрипционной активности онкогена. В общем случае, радиационно-

272


индуцированный апоптоз осуществляется через активацию внутреннего пути, в течение

которого происходит пермеабилизация митохондиальных мембран, контролируемая

семейством белков Bcl-2. В силу проницаемости внешней митохондриальной

мембраны из межмембранного пространства в цитоплазму высвобождаются различные

«смертоносные» белки, среди которых можно выделить ключевой «белок смерти» —

цитохром С, который в дальнейшем образует апоптосомный комплекс совместно с

молекулярным адаптером Apaf-1 и прокаспазой-9. Инициирующая каспаза-9,

впоследствии активирует эффекторные каспазы, которые по очереди расщепляют

субстраты клеточной смерти, что приводит к образованию фенотипических изменений

в клетке, характерных для апоптотической гибели.

Во внешнем пути апоптоза работают лиганд-рецепторные взаимодействия,

благодаря которым происходит передача сигнала клеточной гибели внутри клетки и

последующая активация инициирующих каспаз-8 и -10. В результате активируется

каскад казнящих каспаз (каспаза-3, -7), что в итоге приводит к клеточной гибели или

усилению передачи сигнала от «рецепторов смерти» за счет вовлечения митохондрий

во внешний путь апоптоза.

В индукции генетической программы клеточной гибели при возникновении

повреждений ДНК важную роль играет белок Р53. Р53-зависимые эффекты при ответе

на действие ионизирующего излучения опосредованы либо самим Р53, либо

трансактивацией его мишенных генов, принимающих участие в процессе апоптоза,

таких как Puma, Noxa, Bax, Apaf-1 и др. Кроме того, последние исследования

подтверждают наличие транскрипционно независимого пути, во время которого Р53

локализуется в митохондриях и оказывает проапоптотическое действие.

МАТЕРИАЛЫ И МЕТОДЫ

В качестве объекта исследования были использованы лимфоциты периферической

крови человека, выделенные из цельной гепаринизированной крови здоровых доноров.

Облучение -квантами Со60 проводили на установке «Рокус-М» (Р = 1,4 Гр/мин).

Облучение клеток проводили при комнатной температуре в питательной среде RPMI

1640. Объем облучаемой суспензии при исследовании индукции апоптоза на каждую

дозу составлял 300 мкл, при изучении экспрессии генов, участвующих в радиационно-

индуцированном апоптозе – 1,5 мл.

273


Для изучения экспрессии белков использовали метод полимеразной цепной реакции

с применением обратной транскрипции.

Для определения относительной экспрессии белка Р53 и каспаз-8,9 измерялись

отношения концентраций GAPDH (Glyceraldehyde 3-phosphate dehydrogenase, Promega)

и исследуемых ферментов. Электрофорез проводили с использованием 2% агарозного

геля. Для окрашивания образцов использовали 0,001% этидий бромид.

Электрофореграммы обрабатывали с помощью программы Quantity One.


Белок Р53 играет важную защитную роль в организме: предохраняет клетки от

оксидативного стресса и вызываемого им мутагенеза, осуществляет регуляцию

различных систем репарации поврежденной ДНК, способствует правильному

распределению хромосом по дочерним клеткам во время митоза, а также вследствие

определенных посттрансляционных модификаций может приобретать повышенную

стабильность и более выраженную способность изменять активность генов, продукты

которых останавливают клеточный цикл или индуцируют апоптоз.

0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22 24 26 280

1

2

3

4

5

Относи

тельная

экспрессия

, отн

.ед

.

Время, ч

5 Гр

0 Гр

Р 53

Рис.1. Кинетика изменения уровня экспрессии гена, контролирующего синтез белка Р53, после облучения γ-квантами Со60.

На Рис. 1 представлена кинетика изменения уровня экспрессии гена,

контролирующего синтез белка Р53, после облучения γ-квантами Со60. Показано, что

максимальный уровень экспрессии белка Р53 наблюдается примерно через 2 ч

пострадиационной инкубации клеток, что не противоречит данным других авторов,

полученных на различных клеточных культурах [2].

274


Анализируя данные по уровню экспрессии каспазы-9, показано, что при действии γ-

квантов Co60 данный фермент активно экспрессируется в лимфоцитах человека, и

возрастание уровня экспрессии каспазы-9 наблюдается вплоть до 24 ч после облучения

(Рис. 2). Исследованную зависимость можно соотнести с полученными ранее данными

по индукции апоптотических клеток [3], максимальный выход которых также

наблюдается через 24 ч пострадиационной инкубации.

0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22 24 26 280

1

2

3

4

5

Относительная

экспресси

я, отн

.ед

.

Время, ч

Каспаза-9

5 Гр

0 Гр

0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20 22 24 26 280

1

2

3

4

5

Относи

тельная

экспресси

я, отн

.ед

.

Время, ч

Каспаза-8

5 Гр

0 Гр

Рис. 2. Кинетика экспрессии каспазы-9 при облучении γ-квантами Co60.

Рис. 3. Кинетика экспрессии каспазы-8 при облучении γ-квантами Co60.

Показано, что каспаза-8 в ответ на действие γ-квантов Co60 экспрессируется в

меньшей степени (Рис. 3). В течение 6 ч после облучения уровень экспрессии каспазы-8

в облученных лимфоцитах близок к контрольному уровню. Возрастание уровня

экспрессии наблюдается после 6 ч пострадиационной инкубации и продолжается

вплоть до 24 ч после облучения, что также соответствует максимальному уровню

индукции апоптотических клеток.


[1] Tailor R.C., Cullen S.P, Martin S.J. Nature Reviews Molecular Cell Biology (2007) 1-

11.

[2] Baranova E.V., Boreyko A.V., Ravnachka I.I., Saveleva M.G. Rapid diagnosis in

populations at risk from radiation and chemicals (2010) 261-266;

[3] Сollister M., Lane D.P., Kuehl B.L. Carcinogenesis 19 (12) (1998) 2115-2120.

275


276


АВТОРСКИЙ УКАЗАТЕЛЬ

A Ahmadov, F.I., 9, 124 Alisultanov, Z.Z., 21 Azaryan, N.S., 79

B Baturitsky, M.A., 79 Belov, S., 160 Budagov, Yu.A., 79 Bulski, W., 243

C Chelminski, K., 243 Chudoba, V., 9, 124, 126

D Demin, D.L., 79 Domański, A.W., 243 Drużbicki, K., 9, 184 Dubrovinsky, L.S., 233

E Elkin, V., 129

G Gajdosova, P., 9, 156, 158 Glagolev, V.V., 79 Gorbachev, A.V., 27

J Jaluvkova, P., 9, 124 Jirák, Z., 222, 233

K Kaminski, G., 9 Karahuta, M., 9, 156, 157 Kirakosyan, V., 9 Kizhlai, I.N., 79 Kolosov, S.V., 79 Kruchonak, U., 129 Kuich, M., 242, 243 Kurayev, A.A., 79

M Magdalena, K., 9 Mentel, M., 9 Milanowska, K., 243 Mitsyn, S., 160

O Oleynik, D., 160

P Petrosyan, A., 160 Petti, R., 72 Pluciński, P., 9 Popkova, T.L., 79

R Rafayelyan, M., 9 Rak, A.O., 79

S Samoylov, O.B., 72 Semenov, R., 160 Shirkov, G.D., 79 Sinitsyn, A.K., 79 Sobotka, P.K., 243 Spavorova, M., 103

T Trubnikov, G.V., 79

U Uzhinskiy, A., 160

V Valova, L., 159

W Warot, G., 144

А Абасзаде, Р.Г., 9, 184, 185 Авдеев, М.В., 7, 183, 200, 227 Азарян, Н.С., 9, 78 Айриян, А.С., 9, 40 Аксёнов, В.Л., 227 Аксёнов, Д.А., 9, 40 Аксёнова, С.В., 9, 242, 245 Аликулов, С.С., 111 Алисултанов, З.З., 9, 20 Андреев, А.В., 5, 9, 20, 25 Анфимов, Н.В., 5 Ань, Ч.Т., 10, 184 Апарин, А.А., 10, 98, 99 Артеменков, Д.А., 111 Артёменков, Д.А., 7, 97, 107

277


Аскеров, Э.Б., 10, 184, 188 Афанасьев, С.В., 103 Афанасьева, К.П., 10, 242 Ахмадов, Ф.Н., 10, 66, 67 Ахмедов, Г.С., 10

Б Бабкин, В.А., 10, 124, 127 Балагуров, А.М., 212 Баранова, Е.В., 10, 272 Батозская, В.С., 10 Баярчимэг, Л., 13 Бекмирзаев, Р.Н., 103, 111 Белов, О.В., 7, 241, 245, 265 Белов, С.Д., 10, 156, 173 Белокопытова, К.В., 10, 242, 249 Бескровный, А.И., 188 Бобриков, И.А., 212 Борейко, А.В., 272 Бруданин, В.Б., 144 Булавин, Л.А., 216, 227 Буянов, А.И., 10, 40

В Вальова, Л., 6, 10, 156, 173 Васильев, Т.А., 115 Васин, Р.Н., 10, 184, 190, 204, 229 Велешки, С.И., 10 Верхеев, А.Ю., 10, 66, 68 Виноградова, Ю.В., 5, 10, 242, 250 Волохов, Ю.В., 10, 20, 26 Вонсицки, Я.В., 216 Ву, В.Х., 212

Г Габдрахманов, И.Р., 10, 20 Гавриленко, М.Г., 10, 156, 164 Галимов, А.Р., 11, 78 Гапиенко, И.В., 11 Гахраманов, И.Б., 188 Геворкян, М.Н., 11, 40, 41 Герценбергер, К.В., 11, 156, 165 Гладышев, А.В., 7, 19 Горбачев, А.В., 11, 20 Горбунов, И.Н., 11, 66, 69 Горнушкин, Ю.А., 7, 123 Горюнов, С.В., 11, 124, 128 Гурчин, Ю.В., 11, 98, 115 Гусев, А.А., 5, 11, 40, 42 Гусейнов, Н.А., 11, 66

Д Данг, Н.Т., 11, 184, 194 Демидова, А.В., 11, 40, 43 Демичев, М.А., 11 Дереновская, О.Ю., 11, 40, 45 Джабаров, С.Г., 11, 184, 197 Дряблов, Д.К., 11, 98, 103 Дыдышко, Е.В., 11, 20

Е Егорова, И.А., 11, 20, 31 Елкин, В.Г., 11, 124, 133 Елша, Д.В., 11, 242, 254 Еремин, Р.А., 5, 12, 184, 200 Ермаков, А.В., 12 Ершов, С.Н., 7, 19

Ж Жабицкая, Е.И., 12, 40, 46, 50 Жабицкий, М.В., 5, 12, 40, 50 Жомуродов, Д.М., 103 Жучкина, Н.И., 12, 242, 255

З Загер, В.Б., 12, 78, 83 Заикина, Т.Н., 12, 156, 169 Зарубин, П.И., 107, 111 Зарубина, И.Г., 111 Зель, И.Ю., 6, 12, 184, 204 Зиньковская, И., 12 Зуев, М.И., 12, 40

И Ибрагимов, Г.Б., 185 Иванкина, Т.И., 229 Иванов, А.В., 12 Иванов, В.И., 103 Игамкулов, З.А., 103 Игнатова, А.М., 12, 242, 256 Исупов, А.Ю., 103, 115

К Кадочников, И.С., 12, 156, 173 Карачук, Ю.Т., 115 Каттабеков, Р.Р., 12, 107 Кичанов, С.Е., 6, 12, 184, 194, 197, 208, 216, 222, 233 Клопот, Я.Н., 12, 20, 32 Кобец, А.Г., 12 Коваль, Е.А., 12, 40, 54 Коваль, О.А., 12, 40, 55 Козленко, Д.П., 194, 197, 208, 216, 222, 233 Кореньков, В.В., 7, 155 Корнегруца, Н.К., 12, 98, 107, 111 Костюнин, Д.Г., 13, 66, 70 Кощеев, В.П., 61 Краснов, В.А., 115 Краус, М.Л., 212 Кривенков, Д.О., 111 Круглов, А.А., 204, 229 Кручонок, В.Г., 13, 124, 133 Крылов, А.И., 83 Крючкова, Д.М., 269 Кудашкин, А.В., 13, 78 Кудашкин, И.В., 13, 78, 86 Кузнецова, О.В., 13, 40, 56 Кузьмина, А.Н., 13, 20, 33 Куликова, Е.И., 13, 242, 260

278


Куняев, С.В., 169 Курилкин, А.К., 13, 115 Курилкин, П.К., 115 Кутовский, Н.А., 6, 13, 156, 173, 177 Куцало, П.В., 13

Л Ладыгин, В.П., 115, 119 Лате, К., 197, 216 Лесовая, Е.Н., 13, 242, 261 Ливанов, А.Н., 115 Литневский, В.Л., 6, 13, 20, 34 Лоан, Т.Т., 13, 184, 212 Лоан, Ф.Т.Н., 13, 184 Локаичек, Т., 204, 229 Лошак, Н.В., 13, 184, 216 Лукин, Е.В., 194, 197, 208, 216, 222, 233 Лхагва, О., 245 Львов, А.И., 103 Ляшко, М.С., 13, 242, 265

М Малахов, А.И., 103, 111 Малашкевич, Г.Е., 208 Маматкулов, З., 107 Маматкулов, К.З., 13, 98, 111 Мамедов, Р.З., 197 Мамедова, Ж.В., 13, 242, 269 Мартински, Г., 115 Матвеев, М.А., 13 Медведев, Д.В., 14, 124, 137 Мележик, А.В., 14, 40, 57 Мерц, С.П., 14, 124, 138 Мехтиева, Р.Н., 188 Мешков, И.Н., 88 Милков, В.М., 14, 124, 142 Моргун, Д.А., 61 Мусульманбеков, А.Ж., 14 Мусульманбеков, Ж.Ж., 169

Н Нагорный, А.В., 14, 184, 220 Наумов, Д.В., 7, 65 Никитин, А.Н., 204, 229 Новиков, А.Н., 5, 14, 20, 35 Ноздрин, М.А., 14

О Олейник, Д.А., 173 Ососков, Г.А., 178 Островский, М.А., 250

П Панфёров, К.С., 5, 14, 78, 87 Перевощиков, Л.Л., 14, 124, 143 Петренко, В.И., 200 Петросян, А.Ш., 173

Пивин, Р.В., 14, 78 Пикельнер, А.Ф., 14, 20 Пиядин, C.М., 119 Пиядин, С.М., 14, 98, 115 Плеханов, Е.Б., 103 Потапова, И.В., 14, 20

Р Равначка, И.И., 14, 272 Разин, С.В., 138 Резников, С.Г., 115 Ржанов, Е.Б., 103 Рогачев, А.В., 14 Рогачевский, О.В., 138, 178 Розов, С.В., 14, 66, 71, 124, 144 Российская, Н.С., 14 Рубцов, А.Б., 14, 184, 221 Рудаков, А.Ю., 14, 78, 88 Рукояткин, П.А., 119 Румянцева, Н.С., 15, 124, 148 Русакова, В.В., 111 Руткаускас, А.В., 15, 184, 222

С Савельева, М.Г., 6, 15, 242, 272 Савенко, Б.Н., 194, 197, 208, 216, 222, 233 Самойленко, С.А., 15, 184, 226 Самойлов, О.Б., 5, 15, 66 Севастьянов, Л.А., 7, 39 Семёнов, А.К., 115 Семенов, Р.Н., 169 Семих, С.С., 144 Сидорин, А.О., 7, 77 Сидорин, С.С., 103 Скуратов, В.А., 83 Слепов, И.П., 15, 156, 178 Сокол, Г.А., 103 Соловьев, Д.В., 15, 184 Старикова, С.В., 15, 66, 76 Стрекаловский, А.О., 6, 15, 124, 152 Сухарева, О.М., 15

Т Терехин, A.А., 119 Терёхин, А.А., 15, 98 Тетерев, Ю.Г, 83 Томчук, А.В., 15, 184, 227 Торосян, Ш.Г., 15 Тронов, В.А., 250 Тузиков, А.В., 15, 78, 92, 93 Туманов, А.Е., 115 Тучина, М.А., 15

У Углов, Е.Д., 15 Устенко, П., 169

279



280

Ф Фан, Л.Т.Н., 229 Филатов, Г.А., 5, 15, 78, 93 Филозова, И.А., 169 Философов, Д.В., 144 Фомина, М.В., 15, 124, 153 Фризен, А.В., 15 Фролова, Е.В., 208

Х Холмуродов, Х.Т., 200 Хренов, А.Н., 115, 119

Ш Шаров, П.Г., 15, 20, 36 Шевченко, Г.П., 208 Шевчик, Е.А., 144 Шестакова, Г.В., 169 Шилин, В.И., 16, 20, 37 Штанов, Ю.Н., 16, 40, 61 Шурхно, Н.А., 16, 78

Я Яковлева, Е.Н., 16, 184, 237 Якушев, Е.А., 144 Ялувкова, П., 125 Янек, М., 115

ПРИЛОЖЕНИЕ

281


ПОЛОЖЕНИЕ О ПОРЯДКЕ ПРИСУЖДЕНИЯ ЕЖЕГОДНЫХ ПРЕМИЙ ОИЯИ ДЛЯ МОЛОДЫХ УЧЁНЫХ И СПЕЦИАЛИСТОВ ЗА ЛУЧШИЕ НАУЧНЫЕ, НАУЧНО-МЕТОДИЧЕСКИЕ И НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКИЕ ПРИКЛАДНЫЕ РАБОТЫ

1. Премии ОИЯИ для молодых учёных и специалистов (далее – Премии)

присуждаются ежегодно за наиболее значительные экспериментальные, теоретические,

методические и прикладные работы по тематике Института, находящиеся на уровне

современной науки.

2. Премии присуждаются членам персонала Института в возрасте до 33 лет

включительно на период проведения конкурса и момент присуждения премии. Конкурс

на соискание Премий проводится в ходе ежегодной научной конференции молодых

учёных и специалистов ОИЯИ (далее – Конференций), проводимых, как правило, в

первую целую неделю февраля; моментом присуждения премий считается день

закрытия Конференции.

3. Каждый соискатель Премии обязан:

быть зарегистрированным докладчиком по одной из научных секций

Конференции;

в установленный срок представить в оргкомитет Конференции собственные

конкурсные материалы.

4. Конкурсные материалы на соискание Премий:

тезисы (в соответствии с правилами формирования Трудов Конференции) и

аннотация устного выступления;

письменное заявление об участии в конкурсе на соискание Премии;

оттиски своих печатных работ по тематике конкурсных материалов.

5. Конкурс работ на соискание Премий проходит в два тура. Первый тур конкурса

проходит в рамках секционных заседаний Конференции.

6. По каждой секции Конференции решение о прохождении соискателем

(являющимся зарегистрированным докладчиком по этой секции) первого тура

принимается куратором этой секции. Куратор секции имеет право выдвинуть во второй

тур конкурса не более четверти от общего числа членов персонала ОИЯИ, являющихся

282


зарегистрированными докладчиками по этой секции; но не более двух человек от

каждой секции. Куратор секции имеет право рекомендовать направление (номинацию)

для прохождения соискателем второго тура. Решение куратора о выдвижении им

соискателей Премии по результатам первого тура оформляется письменно и передается

в оргкомитет Конференции.

7. Список научных секций Конференции и кураторов этих секций (как правило,

имеющих учёную степень), принимающих участие в первом туре конкурса,

представляется оргкомитетом Конференции и утверждается приказом директора ОИЯИ

до начала Конференции.

8. Рассмотрение работ во втором туре происходит по следующим направлениям

(номинациям):

за научно-исследовательские теоретические работы;

за научно-исследовательские экспериментальные работы;

за научно-методические и научно-технические работы;

за научно-технические прикладные работы.

9. Для рассмотрения работ, выдвинутых во второй тур конкурса, приказом

директора ОИЯИ (по представлению оргкомитета Конференции) создается единое

жюри (во главе с председателем жюри), в состав которого включаются ведущие учёные

ОИЯИ, как правило, имеющие степень доктора наук. В состав жюри могут быть

включены представители Объединения молодых учёных и специалистов ОИЯИ,

сотрудники других научных организаций. Численный состав жюри не может быть

меньше пяти человек и, как правило, бывает нечетным.

10. Жюри определяет, по какой из номинаций в конкурсе участвует каждый

соискатель (прошедший первый тур конкурса). Один соискатель может участвовать

только в одной номинации и получить не более чем одну Премию.

11. По каждой номинации присуждаются не более чем одна первая Премия и не

более чем одна вторая Премия. По каждой номинации жюри имеет право не

присуждать вторую Премию, не присуждать первую Премию или не присуждать ни

283


одной Премии. Жюри имеет право также присудить поощрительную Премию по

номинации, если в данной номинации уже присуждены первая и вторая Премии.

12. Второй тур конкурса организуется оргкомитетом конференции в виде одного

или нескольких секционных заседаний. Второй тур вносится в расписание в

соответствующий день конференции, после которого не запланирована ни одна из

научных секций конференции, по результатам которой могут быть выдвинуты

победители первого тура конкурса. Каждый соискатель Премии представляет свою

работу в виде доклада на секции по соответствующей номинации, оргкомитет

обеспечивает заблаговременное издание тезисов работ этих участников конференции и

предоставление этих материалов на рассмотрение жюри.

13. Решение о присуждении соответствующей премии считается принятым, если за

него проголосовало большинство общего состава жюри, способ принятия решения

определяется жюри. Решение жюри о присуждении премий вступает в силу после его

утверждения приказом директора ОИЯИ. Утверждение директором ОИЯИ решений

жюри о присуждении Премий, как правило, принимается до окончания научной

Конференции, во время которой был реализован соответствующий конкурс, и

оглашается на закрытии этой Конференции.

14. Лауреаты Премии получают диплом лауреата и денежную премию. Награждение

лауреатов происходит в торжественной обстановке, как правило, на закрытии

соответствующей Конференции.

15. Величина денежной премии лауреата составляет 35000 руб. для первой Премии,

25000 руб. для второй Премии и 15000 руб. для поощрительной премии. Величина

премии может изменяться в зависимости от финансовых условий ОИЯИ.

16. Финансирование премий ОИЯИ для молодых учёных и специалистов

осуществляется за счет средств резерва дирекции ОИЯИ.

284


Шестнадцатая научная конференция молодых учёных и специалистов ОИЯИ

г. Дубна, 6 – 11 февраля 2012 г.

Труды конференции

Ответственный за подготовку сборника к печати

Филиппов А.В.

Оргкомитет конференции не несет ответственности

за содержание тезисов и аннотаций.

ШЕСТНАДЦАТАЯ НАУЧНАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ МОЛОДЫХ...

Documents