Материал: Отчетная научно-техническая конференция профессорско-преподавательского состава, сотрудников, аспирантов и студентов

где R(H) – электросопротивление материала в присутствии внешнего магнитного поля напряженностью H₌ и R(0) – электросопротивление материала в нулевом магнитном поле.

Целью работы являлось обнаружение и объяснение закономерностей поведения магнитосопротивления в аморфных тонкопленочных наногранулированных композитах (x)Ni – (1-x)[Pb_0,81Sr_0,04(Na_0,5Bi_0,5)_0,15][(Zr_0,575Ti_0,425)]O₃ (далее (x)Ni − (1-x)PZT), полученных методом ионно-лучевого распыления.

Образцы композитов (x)Ni − (1-x)PZT имели размеры 10 мм × 3 мм × d мкм, где толщина d увеличивалась от 0,56 до 0,61 мкм с ростом х в композите от 0,23 до 0,39.

Полевые и концентрационные зависимости МС показаны на рис. 1 и 2.

Согласно модели туннельного магнитосопротивления, в композитах доперколяционного состава перенос заряда происходит путем туннелирования электронов через диэлектрический барьер PZT между соседними гранулами Ni с параллельными магнитными моментами. Чем больше величина Н₌, тем больше соседних гранул с параллельными магнитными моментами, что соответствует росту туннельного тока, и, как следствие, росту ΔR/R(0) (рис. 1). С увеличением х в композитах ΔR/R(0) увеличивается, так как вероятность туннелирования электронов возрастает из-за уменьшения расстояния между гранулами, и становится максимальной при х, близкой к порогу перколяции. За порогом перколяции х = 0,35 все больше гранул объединяется друг с другом, что приводит к уменьшению туннельного тока, а, значит, и падению ΔR/R(0) (рис. 2).

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ по гранту № 13-02-00663.

УДК 537.312.6

Разработка математической модели процесса захолаживания длинных криогенных трубопроводов

О.В. Калядин, А.В. Сергеев, аспирант

Кафедра физики твердого тела

При транспортировке криогенных жидкостей по теплым трубопроводам с частичным или полным испарением ее параметры и распределение температур в стенке определяются путем решения системы дифференциальных уравнений в частных производных [1]. Точное решение поставленной задачи сопряжено с большими трудностями, поскольку законы и формы совместного движения жидкости и газа гораздо сложнее и многообразнее, чем законы и формы движения гомогенных потоков. Кроме того для ее решения необходимы дополнительные экспериментальные зависимости, которые получены только для некоторых частных случаев и не имеют универсального характера из-за сложной природы двухфазных потоков.

В данной работе предложена упрощенная модель охлаждения длинных трубопроводов криогенными веществами, позволяющая определять параметры потока в различные моменты времени и оценивать время выхода магистрали в рабочий режим. Основные ее допущения состоят в предположе­нии равенства линейных скоростей пара и жидкости, термодинами­ческого равновесия фаз, а также применимости к двухфазному течению за­висимостей, полученных для определения коэффициента трения однофазного потока. Сущность модели состоит в том, что двухфаз­ный поток рассматривается как однофазный, у которого удельный объем в каждом сечении связан с массовым паросодержанием и удельным объемом каждой из фаз. Данные допущения (вполне оправданные с технической точки зрения) позволили существенно упростить систему исходных уравнений и ее решение. В итоге были получены:

- уравнение неразрывности потока:

- уравнение движения:

- уравнение энергии:

- уравнения теплопроводности для стенок трубы:

,

, ,

где q и q_н - плотности тепловых потоков на внутренней и наружной поверхностях трубы; R₁ и R₂ – внутренний и наружный радиусы трубы; T_s и T – температура стенки и газа. Принимая, что массовая скорость потока известна, теплопроводность стенки равна нулю в направлении движения и бесконечно велика в направлении нормали, а сама стенка идеально изолирована от окружающей среды и, задавая в качестве граничных условий распределение температуры в газе и стенке в начальный момент времени и температуру газа на входе: T(0,z) = f(z); T_s(0,z) = φ(z); T(,0) =  (), система была решена численно методом конечных разностей. В результате были получены зависимости температуры криоагента и трубопровода от координаты и времени. Для некоторых моментов времени температура стенки приведена на рисунке 1. Графическое отображение результатов позволяет наглядно анализировать процесс захолаживания и определять время, необходимое для полного охлаждения трубопровода. При подаче в магистраль длиной 272 м переохлажденного до 19 K жидкого водорода оценочное время захолаживания составляет ~ 500 с, что хорошо согласуется с экспериментальными данными.

В работе положение порога перколяции определялось в аморфных тонкопленочных наногранулированных композитах (x)Ni – (1-x)[Pb_0,81Sr_0,04(Na_0,5Bi_0,5)_0,15][(Zr_0,575Ti_0,425)]O₃ (далее (x)Ni − (1-x)PZT), где Ni – ферромагнетик, а PZT – пьезоэлектрик. Образцы композитов были изготовлены методом ионно-лучевого распыления и имели геометрические размеры 48 мм × 3 мм × d мкм для измерений удельного сопротивления на постоянном токе ρ и реальной компоненты магнитной проницаемости μ′ композитов в зависимости от х, а для измерений температурных зависимостей ρ композитов использовались образцы размерами 10 мм × 3 мм × d мкм. Толщина d изменялась от 0,03 до 0,61 мкм, когда содержание х в композите принимало значения от 0,02 до 0,59.

Определение порога перколяции по концентрационным зависимостям ρ и μ′ для композитов (x)Ni − (1-x)PZT показано на рис. 1.

Как следует из рисунка, по мере приближения к порогу перколяции x_C = 0,35 величины ρ сильно уменьшаются, а величины μ′ сильно увеличиваются, свидетельствуя о том, что все большее число отдельных ферромагнитных наногранул в композитах (x)Ni − (1-x)PZT смыкаются с образованием отдельных кластеров гранул Ni в матрице PZT. При достижении x_C отдельные кластеры гранул Ni объединяются, и в матрице PZT формируется сплошная сетка кластеров. В случае х > x_C удельное сопротивление и магнитная проницаемость изменяются незначительно, так как ρ и μ′ композитов, главным образом, определяются магнитной составляющей последних. Найденный x_C находится в полном соответствии с результатами измерения ρ как функции температуры T (рис. 2), откуда можно видеть при х = 0,33 диэлектрический, а при х = 0,37 металлический типы проводимости композитов.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ по гранту № 13-02-00663.

УДК 621.59:621.643

Литература

1. Филин Н.В. Жидкостные криогенные системы. -Л.: Машиностр, 1985. -254 с.

2. Кутателадзе С.С. Гидродинамика газожидкостных систем. М.: Энергия, 1976, 296 с.

УДК 537.633.9

Магнитный момент в BiFeO3, легированном Ca и Nb

Н. В. Геращенко, А. А. Камынин, С. А. Гриднев

Кафедра физики твёрдого тела

Феррит висмута BiFeO₃ (BF) является многообещающим мультиферроиком. Однако, наличие в BF пространственно спин-модулированной структуры (спиновой циклоиды) [1], приводит к нулевому объемному магнитному моменту. Одним из способов частично подавить или разрушить данное спиновое упорядочение в BF является получение твердых растворов на основе BiFeO₃. Поэтому целью данной работы было изучение магнитного отклика в твердом растворе xBiFeO₃-(1-x)CaFe_0,5Nb_0,5O₃ при x=0; 0,05; 0,1_. Из представленной на рис. 1 зависимости намагниченности от внешнего магнитного поля видно, что легирование Ca и Nb приводит к появлению нелинейности, обусловливающее слабое ферромагнитное поведение, т.е. к появлению относительно небольшого объемного магнитного момента. Как известно [2], появление магнитного отклика в легированном BF, напрямую сопряжено с возникновением структурных искажений, т.е. с изменением симметрии. В попытках определить структурные изменения, были выполнены измерения внутреннего трения в данных образцах, представленные на рис. 2. Видно, что имеет место структурный фазовый переход, температура которого увеличивается от ~175 ⁰С до ~200 ⁰С с ростом х. Интересным обстоятельством являлось наличие данного перехода и в чистом BF при температуре 125 ⁰С, хотя, как известно, BiFeO₃ обладает более высокими температурами антиферромагнитного и сегнетоэлектрического переходов (T_N=370 ⁰C, T_C=810 ⁰С) [3]. По-видимому, понижение температуры T_N связано с тем, что, как видно из рентгеноструктурного анализа, полученные образцы обладают ~79% основной R3c фазы. Для объяснения связи появления магнитного отклика с данными структурными особенностями необходимы дальнейшие исследования.

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант № 13-02-00663).

Литература

1. Sosnowska I., Zvezdin A. K. // J. of Magn. Magn. Mater. 1995. V. 140-144. P. 167-168.

2. Zhang S.-T., Zhang Y.,Lu M.-H., Du C.-L., Chen Y.-F., Liu Z.-G., Zhu Y.-Y., Ming N.-B. // Appl. Phys. Lett. 2006. V. 88. P. 162901-162903

3. Пятаков А. П., Звездин А. К. // УФН. 2012. Т. 182. С. 593-620.

УДК 537.633.9

Доменный механизм диэлектрических потерь в германате свинца

С.А. Гриднев, А. А. Камынин, Л.В. Канивец, аспирант

Кафедра физики твердого тела

Целью данной работы было изучение механизма диэлектрических потерь в монокристалле (Pb_0,992Ba_0,008)₅Ge₃O₁₁. Диэлектрические исследования проводились в образце в форме тонкой пластины размером 2,19×4,99×1,67 мм³_, вырезанной перпендикулярно полярной оси, с помощью емкостного моста.

Проведены измерения температурных зависимостей диэлектрической проницаемости  и тангенса угла диэлектрических потерь tgδ при разной величине измерительного переменного электрического поля E_~ (от 18 В∙см^-1 до 500 В∙см^-1) на частоте 3 кГц.