Пешеходная гамма-съемка проводилось радиометром СРП

К.А.КУТЕРБЕКОВ, В.Н.ГЛУШЕНКО, А.Н.ПОЛЕШКО, А.К.НУРМУХАНБЕТОВА,
Ш.К.МАКЕНБАЕВА, В.С.МОРЕНКО, Т.В.СУЗДАЛЬЦЕВА
МЕТОДЫ И РЕЗУЛЬТАТЫ ИССЛЕДОВАНИЯ ОСНОВНЫХ НЕГАТИВНЫХ ФАКТОРОВ
ХВОСТОХРАНИЛИЩА КОШКАР-АТА, ВЛИЯЮЩИХ НА ОКРУЖАЮЩУЮ СРЕДУ
(Евразийский национальный университет им. Л.Н.Гумилева)
В работе представлены методы и результаты исследования основных негативных факторов хвостохранилища КОШКАР-АТА
влияющих на окружающею среду. Предварительные результаты оценки эффективности применяемого способа рекультивации путем
отсыпки глинисто-песчаным грунтом свидетельствуют о значительном улучшении радиационных характеристик исследуемого участка.
Уровень гамма-фона в результате выполненных работ снижен до фоновых значений, характерных для окрестностей г. Актау.
Введение
Развитие
ядерной
энергетики,
горнометаллургической
и
уранодобывающей
промышленности, и не соблюдение экологических норм в советское время, привело к обострению
радиоэкологической ситуации на территории Республики Казахстан. Суммарное количество
радиоактивных отходов, накопленных на территории Республики, вследствие деятельности этих
предприятий оценивается в 240 млн.м3.
Девяносто пять процентов отходов ураноперерабатывающего производства складируется в
виде: рудных отвалов горных пород с промышленным содержанием рудного компонента, отвалы
забалансовых руд, хвосты заводской переработки (хвостохранилища), отвалы пустых пород.
Источниками загрязнения выше перечисленных отходов являются радионуклиды из цепочки
распада урана-238, урана-235 и тория-232. Общая активность обусловлена семейством урана-238,
из которого наиболее активными являются торий-230, радий-226 ирадон-222. По
предварительным оценкам мощность дозы гамма-излучения на поверхности отвалов территории
страны достигает 3000 мкР/ч.
Наиболее сложная экологическая обстановка сложилась вокруг хвостохранилища КОШКАРАТА, расположенного в 8 км восточнее побережья Каспийского моря вблизи г. Актау, в 5 км к
северу от промзоны и занимающего всю площадь природной впадины «Кошкар-Ата». С 1965
бессточная впадина КОШКАР-АТА г. использовалась в качестве хранилища хвостовых отходов
обогащения, складирования и хранения, неиспользуемых пока твердых отходов химикогидрометаллургического производства (ХГМЗ); для приема и последующего испарения
(транспортирующей твердые отходы) морской воды, сбросных вод серно - кислотного завода
(СКЗ).
По данным Мангистауского областного управления экологии (г. Актау) фактическая масса
радиоактивных отходов (РАО), размещенных в хвостохранилище, составляет около 360 млн. тонн
с суммарной активностью 11000 Ки[1,3].
В целях проведения реабилитационных работ на хвостохранилище Кошкар-Ата была
поставлена задача: оценить экологическую обстановку данного объекта. Работы проводились
совместно с научными сотрудникам лаборатории инженерной экологии Института ядерной
физики Национального Ядерного Центра Республики Казахстан
Методики исследования.
Для оценки экологической обстановки хвостохранилища Кошкар-Ата и определения его
основных негативных факторов вначале были проведены полевые работы, включающую в себя
детальную радиометрическую съемку обмелевщей зоны и ее береговой линий хвостохранилища
Кошкар-Ата. Вокруг всего хвостохранилища были взяты точки координат с помощью
спутниковой системой GPS и внесены в программу GIS. После обработки данных выяснилось, что
площадь водной фазы составила 42,5 кв. км, а площадь обнажившейся поверхности составляет
34,5 кв.км. В 2004 г. площадь водной фазы сократилась до 38,6 кв. км, а площадь обнажившейся
поверхности увеличилась до 38,4 кв. км. Рис. 1.
Рис. Водная фаза 2003 г.
Рис. Водная фаза 2004 г.
Рис. Водная фаза 2005 .
Рис.1. Изменение водной фазы хвостохранилища Кошкар-Ата с 2003-2005гг.
224
Пешеходная гамма-съемка проводилось радиометром СРП-68 с измерением мощности
эквивалентной дозы (МЭД) дозиметром ДРГ01Т гамма-излучения на высотах 1 м и 5 см от
поверхности для определения характера горизонтального распределения радиоактивного
загрязнения по поверхности обнаженной части хвостохранилища Кошкар-Ата. МЭД была
измерена в 150 точках. Результаты измерения показывают, что МЭД варьируется в пределах 0,100,50 мкЗв/ч, но есть отдельные точки, где МЭД достигает 700 мкЗв/ч (Рис.2.).
Рис. 2. Картограмма гамма - поля (h=5 см) в районе хвостохранилища КОШКАР-АТА
По данным Министерства энергетики и минеральных ресурсов в районе населенных пунктов
Кызыл-Тюбе, Даулет, на территории, примыкающей к ТОО "МангистауЭнергоМунай", в районе
11-го км автотрассы Актау - Баянды и на территории, примыкающей к Адайской автобазе, были
обнаружены пятна радиоактивного загрязнения.
Приповерхностное захоронение радиоактивных отходов и площадка временного хранения
радиоактивного металлолома фирмы «Актал-Лтд», расположенное на территории
хвостохранилища КОШКАР-АТА, представляют наибольшую радиационную опасность для
населения г. Актау. Концентрации радионуклидов и зарегистрированные уровни мощности
эквивалентной дозы (МЭД) гамма-излучения в районе размещения указанного объекта
представляют серьезную опасность для населения.
В ходе выполнения работ для оценки основных негативных факторов хвостохранилища
КОШКАР-АТА, влияющих на окружающую среду произведен отбор проб следующих объектов
окружающей среды:
- поверхностных (0-5 см) и глубинных (взятых с глубины 30 см и 50 см) проб
почвы по периметру хвостохранилища;
- грунта из шурфов, заложенных на обмелевшей зоне хвостохранилища;
- воды из водной фазы хвостохранилища;
- донных отложений хвостохранилища.
Отбор проб почвы и грунта производили согласно стандартной методике. Масса отобранной
пробы около 1 кг. Во время отбора из проб почвы удаляли крупные включения, такие как камни,
стекла, корни, кости животных и т.д. Переувлажненные пробы почвы подсушивали в
естественных условиях. Каждую пробу помещали в двойной полиэтиленовый пакет вместе с
этикеткой. На этикетках указывали код пробы, место и дату отбора, массу пробы. Отбор каждой
пробы сопровождали записью в полевом журнале, включающей место отбора, дату и
географические координаты места отбора, код пробы, тип почвы, фамилию проводившего отбор
проб. В точках отбора проб почвы проводили измерения МЭД гамма-излучения.
Поверхностные пробы почвы отбирали с глубины 0-5 см, послойные пробы грунта – с
горизонтов 0-5, 5-10 и 10-30 см. Для отбора проб грунта с обмелевшей зоны было заложено 11
шурфов глубиной 1,1-1,3 м. Пробоотбор производили с шагом в 10 см.
Пробы воды отбирали в герметичные полиэтиленовые емкости объемом 1,5 л. Пробы
фильтровали в полевых условиях от взвешенных частиц и грубых примесей и консервировали
согласно принятой методике. Во всех точках отбора проб воды определяли географические
координаты с использованием систем спутниковой навигации GPS. Каждую пробу снабжали
этикеткой. На этикетках указывали код пробы, место и дату отбора. Отбор каждой пробы
сопровождали записью в полевом журнале, включающей место отбора, дату и географические
координаты места отбора, код пробы.
Пробы донных отложений отбирали по стандартной методике в специальные полиэтиленовые
емкости с крышкой объемом 1л. Затем пробы упаковывали в полиэтиленовые пакеты и
укладывали в контейнеры. Во всех точках пробоотбора определялись координаты с систем
спутниковой навигации GPS. Каждую пробу снабжали этикеткой. На этикетках указывали код
пробы, место и дату отбора. Отбор каждой пробы сопровождали записью в полевом журнале,
225
включающей место отбора, дату и географические координаты места отбора, код пробы донных
отложений.
Подготовка проб к измерению проводиться в лабораторных условиях. Все образцы почвы и
донных отложений высушивались при температуре 36- 50С, затем образцы измельчались в
агатовой ступке и просевались от 100 до 900 meshen/cm2. Пробы почвы, донных отложений и все
пробы шурфов плотно запечатывались в кюветах и перед проведением спектрометрических
измерений выдерживались в течение 2-3 недель для установления подвижного равновесия между
изотопами 226Ra, 224Ra и продуктами их распада (222Ra, 220Ra и другими).
Проба подготовка воды к измерению проводилось по внутренней методике лабораторией.
Общий метод подготовки добавления в образец фосфат кальция CaHPO4. CaHPO4 эффективен в со
осаждение всех актинидов от основного компонента. Образец затем подкисливается путем
добавления HNO3и добавляются трайсеры, образец перемешивают и переливают в стеклянную
посуду. Затем образец нагревают для увеличения рН 8-9. Затем растворенные образцы отдаются
для аналитического разделения.
Для определения радионуклидного состава был использован гамма спектрометрический
метод, основанный на измерении гамма излучения исследуемых образцов. Измерения
проводились на двух, различных по параметрам, полупроводниковых детекторах: коаксиальный
GEM-2018 “ORTEC”, широкодиапазонный GX-1520 “CANBERRA”.
Широкодиапазонный детектор обладает тонким входным окном, выполненным из
слабопоглощающего мягкое гамма излучение материала-бериллий. Эта особенность позволяет
эффективно определять радионуклиды по их относительно мягким гамма линиям - например,
210Pb по линии 46.5 кэВ и 234Th по линии 63.3 кэВ [2,4].
В Таблице 1 представлены значения энергий и квантовые выходы γ-излучений определяемых
дочерних радионуклидов ряда 238U. Как видно из таблицы, некоторые из нуклидов имеют более
одной достаточно интенсивных гамма линий. В этих случаях при расчетах использовалось
средневзвешенное значение активности.
Таблица 1
Радионуклид
γ-кванты радионуклидов естественного ряда урана
Энергия γ-квантов, кэВ
Квантовый выход, %
63.3
4.8
226
186.2
3.59
214Pb
214Bi
295.2 и 351.9
609.3
19.3 и 37.6
46.1
210Pb
46.5
4.25
234Th
Ra
Результаты.
Было отобрано и измерено более 250 проб почвы, 200 проб донных отложений и около 200
проб шурфов. Таблице 2 представлены лишь среднее значения 137Cs и естественных
радионуклидов 210Pb, 235U, 226Ra, 40K, 234Th, 214Pb, 214Bi, 228Ac, 212Pb, 212Bi, 208Tl и 227Th в отобранных
образцах.
Таблица 2
Среднее значение цезия-137 и естественных радионуклидов в поверхностных и глубинных пробах почвы,
донных отложений и шурфов обмелевшей зоны хвостохранилища Кошкар-Ата
Элемент
Cs-137, Бк/кг
K-40, Бк/кг
Th-234, Бк/кг
Ra-226, Бк/кг
Pb-214, Бк/кг
Bi-214, Бк/кг
Pb-210, Бк/кг
Ac-228, Бк/кг
Pb-212, Бк/к
Bi-212, Бк/кг
Tl-208, Бк/кг
U-235, Бк/кг
Th-227, Бк/кг
Поверхностные
пробы почвы
Глубинные
пробы почвы
Донные
отложения
9.0 ± 0.5
425 ± 14
21.6 ± 3.7
27.0 ± 1.0
623.8 ± 4.1
619.8 ± 6.5
91.9 ± 7.1
15.3 ± 1.2
17.0 ± 0.7
17.6 ± 4.0
6.1 ± 0.5
2.5 ± 1.2
2.4 ± 1.1
2.3 ± 0.5
377 ± 18
7.4 ± 0.5
208 ± 9
23.3 ± 3.8
444.0±4.5
441.5 ± 3.6
446.5 ± 5.4
64.0 ± 6.4
11.3 ± 1.1
10.2 ± 0.6
12.1 ± 3.7
3.2 ± 0.4
4.2 ± 1.2
2.5 ± 1.0
226
20.6 ± 3.8
54.9 ± 1.4
396.5 ± 3.2
404.6 ± 4.9
730 ± 16
21.1 ± 1.5
18.4 ± 0.9
16.0 ± 5.5
7.3 ± 0.7
24.9 ± 1.4
19.9 ± 2.3
Шурфы
< 0.5
136 ± 11
97.3 ± 6.9
305.2 ± 3.2
304.3 ± 2.5
306.0 ± 3.7
179.4 ± 9.4
29.5 ± 1.7
28.8 ± 0.9
29.1 ± 4.9
10.5 ± 0.6
3.9 ± 0.8
7.9 ± 1.5
Анализ полученных результатов свидетельствует о том, что концентрация 137Cs в почве
поверхностного и глубинного слоя, колеблется от 0,3 до 19 Бк/кг в отдельных пробах, причем
несколько повышенное его содержание не характерно для данного объекта и может
свидетельствовать о присутствии необнаруженного источника загрязнения цезием в
непосредственной близости от хвостохранилища. Содержание 234Th и соответственно 238U,
колеблется от 10 до 650 Бк/кг. Содержание 226Ra в проанализированных образцах лежит в
пределах от 10 до 1340 Бк/кг. Среднее отношение 226Ra к 234Th равно ~1.5, т.е. содержание 234Th в
1,5 раза ниже содержания 226Ra. Соотношение 226Ra к 210Pb в среднем равно 0,9, что показывает на
отсутствие их перераспределения в почвенном покрове.
Содержание радионуклидов ториевого ряда (232Th) находятся на уровне, характерном для
данного типа почв, и лежат в пределах от 3 до 40 Бк/кг.
По полученным результатам ориентировочный вклад урана-235 в суммарную активность
составляет около 5% от активности урана-238.
В пробах донных отложений наблюдаются повышенные содержания таких радионуклидов,
как торий-234, радий-226, свинец-214, висмут-214, свинец-210, уран-235, торий-227.
Анализ шурфов отобранных на обмелевшей зоне хвостохранилища свидетельствуют о
накоплении естественных радионуклидов в глубинных слоях, что, по-видимому, связано с
неоднородностью поступления отходов на хвостохранилище по радионуклидному составу в
течение длительного промежутка времени. Существует некоторое увеличение содержания 226Ra,
214
Pb, 214Bi, 210Pb, 227Th, 235U.
Также вода была исследована на содержания естественных радионуклидов и цезия137.Результаты представлены в таблице 3.
Согласно ст. 185 "Санитарно-гигиенических требований по обеспечению радиационной
безопасности" (СГТОРБ) от 31 января 2003 года N 5.01.030.03 к жидким радиоактивным
отходам относятся не подлежащие дальнейшему использованию органические и неорганические
жидкости, пульпы и шламы, в которых удельная активность радионуклидов более чем в
десять
раз превышает значения уровней вмешательства при поступлении с водой,
приведенные в Приложении П-2 норм радиационной безопасности НРБ-99.
В соответствии с разделом 5.3.5 НРБ-99 при совместном присутствии в воде нескольких
радионуклидов должно выполняться условие:
Сумма (Аi /УВi ) <= 1,
(1)
где: Аi - удельная активность i-го радионуклида в воде, УВi - соответствующий уровень
вмешательства.
Данные таблице 3свидетельствуют о том, что по всем радионуклидам вода хвостохранилища
не относится к радиоактивной. Исключение составляют такие нуклиды, как 210Pb, причем
практически во всех точках отбора превышение по данному нуклиду – в 1,5-4,0 крат по сравнению
с Уровнем Вмешательства (УВ), несколько повышенное содержание 40K, кроме проб 034, 035,
039.
Таблица 3
Определение естественных радионуклидов и цезия-137 в воде хвостохранилища Кошкар-Ата,
Бк/л
№ пробы
228
Ra
224
234
Ra
Th
226
Ra
210
Pb
033
< 0.12
0.09 ± 0.02
034
< 0.11
0.14 ± 0.06
0.05 ± 0.02
036
< 0.07
0.04 ± 0.02
< 0.26
< 0.17
037
< 0.18
0.14 ± 0.04
< 0.45
0.51 ± 0.06
< 0.58
038
< 0.12
0.08 ± 0.02
< 0.30
0.17 ± 0.04
0.40 ± 0.23
039
040
0.11 ± 0.06
< 0.11
0.07 ± 0.02
0.16 ± 0.03
< 0.31
0.10 ± 0.02
0.34 ± 0.16
< 0.28
0.21 ± 0.04
0.50 ± 0.23
041
< 0.14
0.06 ± 0.02
< 0.38
0.20 ± 0.05
0.68 ± 0.30
042
< 0.08
0.06 ± 0.01
0.33 ± 0.12
0.26 ± 0.03
0.37± 0.20
УВ
0,2
2,1
41
0,5
0,2
035
0.05 ± 0.02
227
< 0.30
0.33 ± 0.18
0.22 ± 0.04
0.62 ± 0.23
0.30 ± 0.04
0.77 ± 0.23
0.18± 0.03
< 0.31
0.20 ± 0.03
< 0.20
Таблица 3
(продолжение)
№ пробы
033
034
035
036
037
038
039
040
041
042
УВ
227
Th,
< 0.11
< 0.11
< 0.10
< 0.07
< 0.17
< 0.11
< 0.09
< 0.10
< 0.15
< 0.07
16
223
Ra
< 0.11
< 0.11
< 0.09
< 0.07
< 0.16
< 0.09
< 0.09
< 0.10
< 0.14
< 0.07
1,4
40
K
24 ± 1
21 ± 1
20 ± 1
6.9± 0.6
35 ± 2
27 ± 1
18 ± 1
20 ± 1
24 ± 1
26 ± 1
22
137
Cs
0.08±0.02
0.09±0.02
0.07±0.02
0.06±0.01
0.09±0.02
0.15±0.02
0.07±0.02
0.09±0.02
0.07±0.02
0.10±0.02
11
На основе полученных фактических данных была построена база данных с элементами и ГИС
"КОШКАР-АТА", позволяющая получить объективную информацию о величинах концентраций
основных дозообразующих радионуклидов в объектах окружающей среды.
В Итоге главными радионуклидами, характеризующими уровень радиоактивного
загрязнения, являются 210Pb, 226Ra и 228Th. В почвах хвостохранилища зафиксированы в среднем
уровни радиоактивности в несколько раз более высокие, чем в почвах фонового участка. На
прилегающей территории, по периметру хвостохранилища, также отмечаются повышенные
концентрации указанных изотопов.
На основе полученных результатов было принято решение с соответствующими органами
Республики Казахстан проводить рекультивационные работы на хвостохранилище Кошкар-Ата.
Для проведения рекультивации выбран метод отсыпки грунтом. Сравнительный анализ
имеющихся в наличии материалов, указал на преимущество применения песчано-глинистого
грунта. Это связано, в первую очередь, с доступностью и относительной дешевизной
используемого материала. Глина, входящая в состав грунта, препятствует пылению и является
дополнительным барьером на пути эманаций радона. Кроме того, укрытие песчано-глинистым
грунтом будет благоприятствовать развитию растительного покрова, который послужит
дополнительной защитой от ветровой эрозии [5].
На основание вышеизложенного получено разрешение от Мангистауского областного
управления охраны окружающей среды на применение почво- грунтов и песчано-глинистой смеси
для проведения рекультивационных работ на обмелевшей зоне хвостохранилища.
По результатам комплексных экологических исследований была произведена закладка одного
контрольного участка на обнажившейся поверхности хвостохранилища размерами (100х90) м2.
Перед началом реабилитационных мероприятий выполнены исследования физико-химических
параметров грунтов на территории участка. Для чего отобраны поверхностные и послойные
пробы грунта. С целью получения исходной информации о распределении гамма-активности
произведена детальная радиометрическая съемка по сети (5 х 5) м2. В пределах участка была
выполнена зачистка поверхности на глубину 10 см, в пределах которой выполнены измерения
гамма-поля с целью исследования изменения гамма-активности с глубиной. Контрольный участок
для проведения реабилитационных мероприятий выбран в южной части хвостохранилища
КОШКАР-АТА (рис. 5). Рекультивация участка произведена способом засыпки поверхности
участка радиационно-чистым песчано-глинистым материалом мощностью 25 см.
228
Рис.3. Расположение контрольного участка
Проведен анализ результатов проведенных работ, который показал, что гамма-поле в
пределах участка до проведения рекультивационных работ имел мозаичный характер и
характеризовался повышенными значениями мощности экспозиционной дозы (МЭД),
превышающими фоновые значения в 2 – 3 раза. Наибольшие значения МЭД приурочены к
понижениям в рельефе поверхности. Из результатов исследования микроплощадки следует, что
интенсивность гамма-поля возрастает при переходе к нижележащим слоям грунта, при этом на
глубине 10 см величина МЭД возросла вдвое и достигла 0,45 мкЗв/ч.
Результаты повторной гамма-съемки после засыпки территории участка песчано-глинистым
материалом показывают, что гамма-поле практически однородно и характеризуется значениями
МЭД, соответствующими фоновым значениям, характерным для данного региона.
Предварительные результаты оценки эффективности применяемого способа рекультивации
путем отсыпки глинисто-песчаным грунтом свидетельствуют о значительном улучшении
радиационных характеристик исследуемого участка. Уровень гамма-фона в результате
выполненных работ снижен до фоновых значений, характерных для окрестностей г. Актау.
Продолжаются мониторинговые исследования состояния верхнего слоя грунта после
проведения реабилитационных мероприятий на данном участке для оценки их эффективности,
никаких аномалий не обнаружено.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Kadyrzhanov K.K., Kuterbekov K.A., Akhmetov E.Z., Lukashenko S.N.,
DzhazairovKakhramanov V. // 1st Int. Eurasia Conf. on Nuclear Science and its Application, Turkey.2000. P.
665 – 673.
2. Л. Де Мартино,В. Новиков. Окружающая среда и безопасность. Центральная Азия
восточного прибережья Каспийского моря. // ISBN: 978-82-7701-052-6 Жeнeвcкий
университет,2008.
3. R. Lennartz, B. Heuel-Fabiane., Jahresbericht 2006 des Geschäftsbereiches Sicherheit und
Strahlenschutz// Sicherheit und Strahlenschutz GbS-Bericht Nr. 816,FZJ-2007.
4. Kadyrzhanov K.K., Kuterbekov K.A., Lukashenko S.N., Melentiev M.I., Stromov V.M.,
Shaitarov V.N. // Int. Conf. on Radiation Legacy of the 20-th Century: Environmental
Restoration. Proceedings of an Inter. Conference (Radleg-2000). IAEA-TECDOC-1280. IAEA,
Vienna, April 2002. P. 273 – 277.
5. Kadyrzhanov K.K., Kuterbekov K.A., Lukashenko S.N., et. al. // Int. Conf. on Radiation Safety
Problems in the Caspian Region. M.K. Zaidi and I.Mustafaev (eds.). NATO Science Series,
Kluwer Academic Publishers. IAEA, Vienna 2004. Р.69-78.
ҚОШҚАР-АТА қалдықтар қоймасының қоршаған ортаға әсер ететін, негізгі жағымсыз факторларын
зерттеудің әдістері және нәтижелері
Кутербеков К.А., Глушенко В.Н., Полешко А.Н., Нурмуханбетова А.К., Макенбаева Ш.К., Моренко В.С.,
Суздальцева Т.В.
Еңбекте қоршаған ортаға әсер ететін, ҚОШҚАР-АТА қалдықтар қоймасының негізгі негативтік факторларын
зерттеудің әдістері және нәтижелері келтірілген. Сазды-құмды грунтпен жабу жолымен рекультивациялаудың
қолданылып отырған тәсілінің сапалылығының бағасының алдын-ала нәтижелері, зерттеліп отырған телімнің
радиациялық сипаттамаларының едәуір жақсарғанын білдіреді. Орындалған жұмыстар нәтижесінде, гамма-ая деңгейі
Ақтау қ.төңірегіне тән, аялық мәндерге дейін төмендеген
Methods and results of investigation the main negative factors tailing Koshkar-ATA influencing on the
environment
Kuterbekov K.A., Glushchenko V.N., Poleshko A.N., Nurmukhanbetova A.K., Makenbaeva Sh.K., Morenko V.N.,
Suzdalzeva T.V.
The paper presents the methods and results of the study the main negative factors tailing Koshkar-ATA impact on the
environment. Preliminary results of the evaluation of the effectiveness of the applied method of reclamation by dumping clay and
sandy soil showed a significant improvement of radiation characteristics of the investigated area. The level of gammabackground as a result of works was reduced to background values, characteristic for the vicinity of Aktau.
229
К.А. КУТЕРБЕКОВ, А. К. НУРМУХАНБЕТОВА
ВЛИЯНИЕ ХВОСТОХРАНИЛИЩА КОШКАР-АТА НА БЛИЗЛЕЖАЩИЕ НАСЕЛЕННЫЕ
ПУНКТЫ В МАНГИСТАУСКОЙ ОБЛАСТИ РЕСПУБЛИКИ КАЗАХСТАН
(Евразийский Национальный Университет имени Л.Н. Гумилева )
В статье представлены результаты исследования населенных пунктов в Мангистауской области: п. Акшукур, г.
Актау, п. Баянды и ст. Мангистау. Проведен отбор проб объектов окружающей среды, а именно почва, воздушные
аэрозоли. Представлены основные результаты определения естественных радионуклидов и токсичных элементов в
отобранных образцах. Определено влияние хвостохранилища КОШКАР-АТА на загрязнение приземного слоя
атмосферы прилегающих к объекту территорий радионуклидом 210Pb.
С началом освоения в начале 60-х г. месторождений урановых руд, нефти, минерального
сырья на Мангышлаке в условиях игнорирования проблем окружающей среды было заложено
нынешнее обострение экологической обстановки в Мангистауской области Республики Казахстан.
Одной из основных экологических проблем является бессточная впадина Кошкар-Ата, которая с
60-х г. использовалась в качестве хранилища твердых отходов химико-горнометаллургического
производства[1,2].
В южной части впадины до мая 1994 г. производилось также захоронение твердых
радиоактивных отходов ХГМЗ в могильнике траншейного исполнения без разработки
соответствующих работ.
Научными сотрудниками Института Ядерной Физики Республики Казахстан проведена
оценка экологической обстановки хвостохранилища Кошкар-Ата, был сделан вывод, что
основными радионуклидами, характеризующими уровень радиоактивного загрязнения, являются
210
Pb, 226Ra и 228Th. В почвах хвостохранилища зафиксированы в среднем уровни радиоактивности
в несколько раз более высокие, чем в почвах фонового участка. На прилегающей территории, по
периметру хвостохранилища, также отмечаются повышенные концентрации указанных изотопов
[3]. Поэтому была поставлена задача, определить влияние хвостохранилища Кошкар-Ата на
близлежащие населенные пункты. Были выбраны следующее населенные пункты (п.) Акшукур 5
км, п.Баянды, 6 км станции (ст.) Мангыстау 9 км и город Актау 5 км от хвостохранилища
Рис. 1. Расположение близлежащих населенных пунктов к хвостохранилищу Кошкар-Ата.
Проведен отбор проб следующих объектов окружающей среды:

поверхностных проб почвы (0-5 см), отобранных по секторам сектор
Кошкар-Ата- п. Баянды, Кошкар-Ата- п. Акшукур, Кошкар-Ата -Каспийское море и
Кошкар-Ата -ст. Мангистау.;

послойных проб почвы (0-5 см, 5-10 см, 10-20 см, 20-30 см), отобранных по
регулярной сети на двух фоновых участках, расположенных к северо-западу (участок
«Север») и юго-востоку (участок «Юг») на достаточном удалении от хвостохранилища
КОШКАР-АТА;

поверхностных проб почвы (0-5 см), отобранных в населенных пунктах
п.Баянды, п.Акшукур, г.Актау, дачный поселок и ст. Мангистау;

пробы воздушных аэрозолей в районе хвостохранилища;

проб воздушных аэрозолей в населенных пунктах: г. Актау, ст.Мангыстау,
п.Баянды и п.Акшукур;

проб оседающих примесей в окрестностях хвостохранилища;
230

проб растительности, отобранных в населенных пунктах: г. Актау, п.
Баянды, ст. Мангыстау, п. Акшукур.
Для проведения мониторинга была разработана методика проведения наблюдений за
загрязнением атмосферного воздуха. Основным методом исследований является изучение
радионуклидного и элементного состава воздушных аэрозолей, для проведения которого были
выбраны 10 пунктов мониторинга, с целью отбора проб аэрозолей вокруг хвостохранилища
КОШКАР-АТА. В указанных точках в течение всего полевого сезона контролировалась
интенсивность пыления в разных погодных условиях [4].
Седиментационный метод (отбор оседающих атмосферных примесей) заключался в сборе
проб сухих атмосферных выпадений (пылевых частиц) с последующим определением
радионуклидного состава проб лабораторными методами анализа. С этой целью использовали
горизонтальные планшеты, установленные на высоте 1 м от поверхности земли, площадь
планшетов 1 м2 установленные в следующих точках: поселок Акшукур; станция Мангистау;
дачный массив Прогресс, находящийся в непосредственной близости к хвостохранилищу;
городской спецполигон для утилизации твердых бытовых и пищевых отходов (юго-западное
побережье хвостохранилища); промплощадка, расположенная между хвостохранилищем и г.
Актау; центральный узел водоснабжения г. Актау (Рис.2).
- оседающие примеси;
- пробы растительности.
Рис. 2. Схема отбора проб оседающих примесей и растительности
На подложке планшетов закрепляли кусок марлевой ткани. Продолжительность экспозиции
составляла несколько недель. В каждой точке установки планшета измеряют МЭД гаммаизлучения. Размеры планшетов, код пробы, топографические координаты мест установки
планшетов, дату начала и окончания экспозиции заносили в полевой журнал. Пробы оседающих
атмосферных примесей отбирали ежемесячно в течение всего периода мониторинговых
наблюдений.
Результаты.
Гамма- спектрометрическим методом были определены удельные активности 137Cs и таких
естественных радионуклидов, как 210Pb, 235U, 226Ra, 234Th, 232Th и 40K в поверхностных проб почвы
отобранных по секторам Баянды, Акшукур, Актау и ст. Мангистау, послойных проб почвы,
отобранных по регулярной сети на двух фоновых участка, расположенных к северу-западу и юго
участку на достаточно удалении от хвостохранилища Кошкар-Ата, поверхностные пробы почвы и
растительности в населенных пунктах Баянды, Акшукур, Актау и ст.Мангистау.
Анализ полученных результатов показывает, что наблюдается повышенное содержание
свинца-210 в пробах, отобранных по секторам, особенно по сектору Каспий. Соотношение 210Pb к
226
Ra находится в диапазоне: по Баянды – от 1,3 к 2,6 при среднем – 1,8; по Акшукур – от 1,8 до 3
при среднем – 2,5; по Каспий – от 1,7 до 7,3 при среднем 3,6; по Мангистау – от 1,1 до 1,8 при
среднем – 1,8. Полученные данные свидетельствуют о влиянии хвостохранилища по секторам
посредством механизма эманации радона.
Анализ проб растительности отобранных в населенных пунктах показал, что содержание
естественных радионуклидов в пределах нормы, только в одной пробе зафиксировано
повышенное содержание практически всех нуклидов, что не характерно для обычного содержания
нуклидов в растениях.
В таблице 1 представлены среднее значения поверхностных проб почвы, отобранных по
секторам.
231
Таблица 1
Среднее значение гамма- спектрометрических измерений поверхностных почв отобранные по секторам, Бк/кг
Точка отбора
137Csг
40K
210Pb
235U
234Th
226Ra
232Th
Баянды
12,6±0,3
520,5±15
53,0±5,6
1.5 ± 0.8
18.8 ± 4.1
29.7 ± 1.1
33.8 ± 1.6
Акшукур
10.0 ± 0.5
430 ± 14
54.2 ± 5.8
1.3 ± 0.7
15.1 ± 3.6
22.7 ± 0.9
14.1 ± 1.1
Каспий
31.1 ± 0.9
516 ± 16
119.7 ± 7.4
< 1.7
26.8 ± 4.1
25.2 ± 1.0
23.1 ± 1.4
Мангистау
11.1 ± 0.6
477 ± 15
50.0 ± 5.9
1.6 ± 0.8
21.8 ± 4.0
27.6 ± 1.0
22.4 ± 1.4
Для сравнительного анализа удельной активности естественных радионуклидов в
поверхностном слое почвы был выбран и обследован фоновый участок, расположенный на
удалении порядка 50 км. Результаты гамма- спектрометрического анализа поверхностных проб
почвы фонового участка приведены в таблице 2.
Таблица 2
Результаты гамма- спектрометрического анализа проб почвы, отобранных на фоновом участке, Бк/кг
Код пробы
Ф-1
Ф-2
Ф-3
Ф-4
Ф-5
Ф-6
Ф-7
Ф-8
Pb-210
47±7.8
52.5±7.9
49.2±7.7
54.4±8.6
52.4±7.8
45.2±7.6
66.5±9.5
28.5±5.7
U-235
<6.7
<6.7
<6.3
<6.6
<6.9
<6.3
<6.5
<6.6
Ra-226
16.5±2.3
26.2±2.9
22.2±2.6
25.8±2.8
28.1±3
25.2±2.8
26.4±2.9
22±2.7
Cs-137
6.7±1.3
11.9±1.6
13.5±1.7
15.3±1.7
20.7±2
8.2±1.4
19.9±2
<1.5
Th-228
8.8±3.1
6.1±2.3
6.9±2.7
6.7±2.6
9.2±3.2
7.9±2.8
4.5±2.3
5.9±2.8
К-40
47.7±4.2
32.7±3
36.1±3.3
19.7±1.8
50.3±3.4
<30
81.6±6.9
95±7.9
При проведении анализа полученных данных можно отметить, что удельная активность
искусственного нуклида 137Cs является величиной практически одинаковой для всех участков,
средние значения соответствуют величине фонового уровня, обусловленного глобальными
радиоактивными выпадениями..
Можно отметить, что основными радионуклидами, характеризующими уровень
радиоактивного загрязнения, являются 210Pb, 226Ra и 228Th (уровень активности 40К не
рассматривается, т.к. он зависит только от типа почвы).
Приведенные результаты показывают, что в почвах хвостохранилища зафиксированы в
среднем уровни радиоактивности в несколько раз более высокие, чем в почвах фонового участка.
На прилегающей территории, по периметру хвостохранилища, также отмечаются повышенные
концентрации указанных изотопов.
Для оценки уровней радиоактивных атмосферных выпадений в различных участках было
отобрано и проанализировано 57 проб оседающих атмосферных примесей.
Мониторинговые пробы воздушных аэрозолей, отобранные в районе хвостохранилища, были
использованы для оценки степени радиоактивного загрязнения атмосферы и влияния погодноклиматических условий (скорость и направление ветра, температура, влажность и др.).
Анализ полученных результатов показывает, что во всех отобранных точках не
зафиксировано повышенных содержаний таких радионуклидов, как висмут-212, таллий-208,
висмут-214, а следовательно и радий-226. В то же время, по свинцу-210 среднее содержание в
точках отбора, находящихся вблизи хвостохранилища колеблется от 1 до 3 Бк/м2, причем наиболее
высокое содержание – 2,96 Бк/м2 зафиксировано в точке отбора городской свалки. На рис.3.
представлены результаты гамма- спектрометрического анализа проб оседающих атмосферных
примесей (Бк/кв.м)
232
Бк/м2
6
Ra-224
Pb-212
Pb-210
Ra-226
Bi-214
4
2
0
Рис.3. Результаты гамма - спектрометрического анализа проб оседающих атмосферных примесей
Наиболее высокие содержания свинца-210 наблюдаются в пробах, отобранных в г. Актау
(среднее значение – 5,6 Бк/м2), что связано с наличием других источников радона.
В таблице 3 приведены средние значения по 210Pb и 226Ra для четырех выбранных для
сравнения точек, находящихся на различном расстоянии от хвостохранилища. Отметим, что
уровень концентрации 210Pb достаточно высок для всех точек, а количество 226Ra уменьшается по
мере удаления от объекта. Так, в контрольной точке № 1, находящейся на территории городского
полигона твердо-бытовых отходов (ТБО – в непосредственной близости от хвостохранилища),
зарегистрирована величина 0,27 Бк/м2, для станции Мангыстау она уменьшается до 0,15 Бк/м2, для
контрольных точек на территории г. Актау определяемые концентрации находятся ниже предела
обнаружения.
Таблица 3
Средние уровни радиоактивных атмосферных выпадений в зависимости от удаления контрольной точки от
хвостохранилища КОШКАР-АТА
Среднее содержание элемента, Бк/м2
Контрольная точка
Полигон ТБО
ЦУВС
Дачи
Ст. Мангыстау
210Pb
226Ra
1,49
0,92
1,38
1,82
0,27
<0,10
<0,10
0,15
Заключение.
Для определения влияния хвостохранилища Кошкар-Ата на населенные пункты г.
Актау, п. Акшукур, п. Баянды, ст. Мангистау был исследованы почва и воздух.
Таким образом, зафиксировано влияние хвостохранилища КОШКАР-АТА на
загрязнение приземного слоя атмосферы прилегающих к объекту территорий
радионуклидом 210Pb, но указанный факт фиксируется только на близлежащих участках.
Возможно, это связано с наличием в регионе и других источников поступления радона в
атмосферу.
А также проведенные наблюдения показывают, что концентрация изотопа 210Pb
(Таблица 4) в пробах воздушных аэрозолей практически не зависит от местонахождения
населенного пункта по отношению к хвостохранилищу и соответствует нормальным
условиям. По сравнению с данными 2007 года уровень объемной активности в
населенных пунктах практически не изменился. Значения объемной активности 210Pb в
пробах воздушных аэрозолей в населенных пунктах превышают величину объемной
активности на открытой местности. Этот факт связан, возможно, с повышением
концентрации радона в условиях застройки территории зданиями, хозяйственной
деятельностью человека и другими источниками поступления 210Pb (наличие
отработанных карьеров и присутствие
подземных источников минерализованных
радоновых вод). Однако, уровень превышения незначителен и не приводит к
существенному повышению эффективных дозовых нагрузок на проживающее население.
Таблица 4
Объемная активность изотопа 210Pb в пробах воздушных аэрозолей, отобранных в населенных пунктах
233
№
п/п
1
2
3
4
5
6
7
8
9
10
11
12
Место
пробоотбора
Объем
прокачано-го воздуха,
м3
п. Баянды
п. Баянды
п. Баянды
ст. Мангистау
ст. Мангистау
ст. Мангистау
г. Актау
г. Актау
г. Актау
п. Акшукур
п. Акшукур
п. Акшукур
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
50,94
210Pb
мБк/м3
1,2±0,4
1,6±0,6
<0,589
1.0±0,4
1,2±0,6
1,2±0,4
1.0±0,9
1,2±0,4
1,4±0,4
1.0±0,4
<0,6
1,4±0,4
Анализ результатов мониторинга степени радиоактивного загрязнения атмосферы
показывает, что ни в одном из случаев не зарегистрировано превышение измеренных значений над
уровнями вмешательства (1,1*10-1 Бк/м3 – для 210Pb и 3*10-2 Бк/м3 – для 226Ra), но при этом для
ряда проб отмечены довольно высокие концентрации указанных радионуклидов. Не исключено,
что при более типичных для данной местности погодно-климатических условиях концентрации
радионуклидов в атмосфере могут быть гораздо выше.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
6. Kadyrzhanov K.K., Kuterbekov K.A., Akhmetov E.Z., Lukashenko S.N., Dzhazairov-Kakhramanov V. // 1st Int. Eurasia Conf. on Nuclear Science and its Application, Turkey2000. P. 665 – 673.
7. Э.М.Крисюк. Радиационный фон помещений. //М.: Энергоатомиздат, 1989.
8. Kadyrzhanov K.K., Kuterbekov K.A., Lukashenko S.N., et. al. // Int. Conf. on Radiation Safety
Problems in the Caspian Region. M.K. Zaidi and I.Mustafaev (eds.). NATO Science Series,
Kluwer Academic Publishers. IAEA, Vienna 2004. Р.69-78.
9. Кутербеков К.А., Нурмуханбетова А.К., Макенбаева Ш.К., Моренко В.С., Суздальцева Т.В.
Разработка и создание базы данных и ГИС хвостохранилища КОШКАР-АТА //Вестник
ЕНУ им. Л.Н. Гумилева, 2009. - C. 85-88
Қазақстан Республикасы Маңғыстау облысындағы Қошқар-Ата қалдықтар қоймасының жақын жатқан
елді мекендерге ықпалы
К.А. Кутербеков, А. К. Нурмуханбетова
Мақалада Маңғыстау облысындағы елді-мекендерді – Ақшұқыр п., Ақтау қ., Баянды п. және Маңғыстау ст.,
зерттеу нәтижелері келтірілген. Қоршаған орта нысандарының сынамаларына, оның ішінде, топырақ, ауа
аэротозаңдарына сұрыптау жүргізілген. Сұрыпталған үлгілердегі жасанды радинуклидтер мен уытты элементтерді
анықтаудың негізгі нәтижелері келтірілген. Нысанға жапсарлас жатқан аумақ атмосферасының жер үсті қабатының 210
Pb радинуклидімен ластануына ҚОШҚАР-АТА қалдықтар қоймасының ықпалы анықталған.
Effect from Koshkar-Ata tailing pond to the surrounding localities in Mangistau region of Republic of Kazakhstan
K.A.Kuterbekov, A.K., Nurmukhanebtova A.K.
The article presents the results of a study of settlements in Mangistau region: . Akshukur, Aktau, Bayandy and Mangistau.
Conducted sampling of the environment, namely, soil, air sprays. The main results of determination of natural radionuclides and
toxic elements in selected samples. The effect of tailing Koshkar-Ata to the pollution of the surface layer of the atmosphere
adjacent to the object areas radionuclide 210Pb.
234
ТУЛЕКОВ Е.А., БУРТЕБАЕВ Н.
ИССЛЕДОВАНИЕ УПРУГОГО И НЕУПРУГОГО РАССЕЯНИЯ α-ЧАСТИЦ НА
ЯДРАХ 20Ne МЕТОДОМ СВЯЗАННЫХ КАНАЛОВ
(Евразийского национального университета им.Л.Н.Гумилева, г.Астана)
(Институт ядерной физики НЯЦ РК, г. Алматы)
В статье рассматривается метод связанных каналов (МСК) анализа упругого и неупругого рассеяния совместно
для определения из дифференциальных сечений упругого рассеяния величины эффективного потенциала
взаимодействия α-частиц с ядром 20Ne.
Цель настоящей работы состоит в реанализе по МСК дифференциальных сечениях процессов рассеяния α-частиц
на ядрах 20Ne, измеренных в полном угловом диапазоне при Е = 48,8 МэВ для установления достоверных параметров
оптических потенциалов и зависимости этих сечений от энергии α-частиц.
Одновременный анализ данных по сечениям упругого и неупругого рассеяния α-частиц на ядрах 20Ne в рамках
метода связанных каналов позволил устранить дискретную неоднозначность глубины действительной части потенциала
и достаточно корректно описать экспериментальные данные по рассеянию в полном угловом диапазоне.
Исследование процессов взаимодействия сложных частиц с атомными ядрами является одной
из актуальных проблем ядерной физики. При этом одним из весьма важных ее аспектов является
определение из дифференциальных сечений упругого рассеяния, величины эффективного
потенциала, взаимодействия сложной частицы с ядром, знание которого крайне необходимы для
понимания природы и механизма широкого класса ядерных превращений с участием таких частиц
cо входном и выходном каналах.
Наиболее распространенным методом получения сведений такого рода является
феноменологический анализ данных по упругому рассеянию сложных частиц в рамках оптической
модели (ОМ) ядра [1]. Однако значения и параметры оптического потенциала (ОП) извлекаемые в
таком подходе подвержены существенным неоднозначностям [2] и требуют надежных оценок.
Дополнительным критерием для выбора оптимальных оптических потенциалов из большого
количества семейств потенциалов служит анализ упругого и неупругого рассеяния совместно в
рамках метода связанных каналов (МСК).
Цель настоящей работы состояла в реанализе по МСК дифференциальных сечениях
процессов рассеяния α-частиц на ядрах 20Ne, измеренных в полном угловом диапазоне при Е =
48,8 МэВ [3] для установления достоверных параметров оптических потенциалов и зависимости
этих сечений от энергии α-частиц.
Результаты измерений значительно дополняют экспериментальную информацию о процессах
рассеяния α-частиц и позволяют установить ряд новых закономерностей. Ранее из анализа этих
данных в рамках феноменологического подхода [3, 4] извлечены физически обоснованные
параметры потенциала взаимодействия, которые могут быть использованы в расчетах различных
характеристик ядерных реакций с участием α-частиц.
Для ядер коллективной природы, у которых взаимодействия, связывающие упругий канал с
неупругими, имеют значительную величину, при описании эксперимента по рассеянию широко
используется метод связанных каналов, учитывающие переходы между нижними уровнями и
каскадными возбуждениями. В этом случае полная волновая функция системы, налетающая
частица и ядро-мишень, согласно Тамуре [5], может быть разложена по базисной функции ядрамишени:
  r 1
R
J n ln jn
J n ln jn

(r ) Yln jn  J n

JM
 r 1
R
J n ln jn
J n ln jn
(r )   j n J n m j M n | JM Yln jn m j  J n M n
(1)
mjMn
Подставляя выражение (1) в уравнение Шредингера и используя ортонормированность
базисных функций ядра-мишени  J n M n , приходим к системе связанных дифференциальных
уравнений:
 d2

ln(ln  1) 1
 2 

Vдиаг  1 RJ nln jn ( r )  En1  (Yln jn  J n ) JM | Vсвяз | (Yln ' jn '  J n ' ) RJ n 'ln ' jn ' ,
2
n
En
n 'ln ' jn '
 d n

235
(2)
(ρn = knr; kn – волновое число)
Если рассматривать взаимодействие α-частиц с деформированными ядрами, то в ротационной
модели радиус половинного спада потенциала можно записать в следующем виде:
R( ,  )  R0 [1    VOYO ( ,  )] ,

(3)
V
где  O - параметры формы потенциала. Для потенциала имеет место обычное разложение
V ( R)  VO ( R)YO ( ,  ) .
(4)

Здесь VO ( R)  VOO ( R) / 4 имеет смысл действительной части оптического потенциала, а
VO (R) (λ ≠ 0) определяет радиальные формфакторы неупругих переходов, с передачей момента
V
λ. Разлагая V (R) в ряд Тейлора, и используя малость параметров  O , получим:
VO ( R)   VO R
VO ( R)
.
R
(5)
Согласно разложения (4) нулевая компонента V (R) используется в формуле (2) в качестве
Vдиаг , формфактор неупругого перехода (5) в качестве радиальной части Vсвяз . Отметим некоторые
недостатки макроскопической коллективной модели неупругого рассеяния. Это наличие большого
числа подгоночных параметров. К ним относятся параметры ОП и параметры деформации
V
V
потенциала   . Другое замечание относится к тому, как получают информацию о   , используя
выражение (5). Как известно, в формализме МСК, возбуждения уровней, происходит только через
прямые одно- и многоступенчатые процессы, в то время , как при низких энергиях (Е < 15 МэВ)
существенную роль могут играть обменные, резонансные и статические процессы рассеяния.
Неявный учет этих механизмов в процессе подгонки приводит к сильному искажению  V .
Следовательно, фактически из анализа рассеяния извлекаются не действительные значения  V , а
некоторые эффективные параметры  V , зависящие от энергии и характеризующие ядерной
потенциал, механизмы рассеяния, структуру ядра и косвенно распределение вещества в ядре [6, 7].
Это обстоятельство демонстрирует значения параметров  2V , извлеченные из анализа по
неупругому процессу протонов на средних ядрах (А = 46÷58) в интервале энергий от 6 до 20 МэВ
[7]. Из выводов работы следует, что “значения параметров  2V имеют смысл лишь относительной
меры квадрупольной деформации ядер в рамках одинакового метода анализа данных по
рассеянию протонов определенной энергии”.
В случае слабой связи каналов (параметр деформации  2V <0,3), связь упругого канала с
одним неупругим каналом рассматривается по теории возмущений и МСК заменяется методом
искаженных волн (МИВ). В качестве формфактора неупругого перехода используется выражение
(5).
Как известно, более полную информацию о параметрах ОП, включая и деформацию, можно
получить при совместном описании данных по упругому и неупругому рассеянию в рамках
метода связанных каналов (МСК). При этом предполагается, что четно-четные ядра наряду с
квадрупольной деформацией, имеют и гексадекапольную деформацию [8, 9], а первые
возбужденные уровни 2+ и 4+ принадлежат к одной ротационной полосе, построенной над
основным 0+ состоянием.
Экспериментальные данные по упругому и неупругому (2+) рассеянию α-частиц с энергией
48.8 МэВ на исследуемом ядре анализировались в макроскопическом МСК по схеме связи 0+ - 2+236
4+ с использованием программы ECIS-88 [10]. В отличие от одноканальных расчетов (программы
МИВ), в программе ECIS-88 в качестве формфакторов неупругих переходов, вместо выражения
(5), используется более точное определение для VO (R) , связанное с непосредственным
разложением V (R) в ряд по мультиполям [5].
Оптимальное соответствие результатов расчета с экспериментом достигалось
2
варьированием параметров WV и  2V . Количественной оценкой согласия служила величина  n ,
2
определяемая по формуле  n 
n

i 1
2
i
, где n – число угловых распределений, подвергаемых
подгонке. Во всех вычислениях использовались деформированный, мнимый и кулоновский
потенциалы.
С целью оценки чувствительности расчетов к выбору глубины действительной части
потенциала были проведены вычисления угловых распределений рассеянных α-частиц для всех
дискретных наборов потенциала (см. таблицу 1, [3]). Из качественного и количественного
рассмотрения этих результатов следует, что сечения угловых распределений α-частиц,
рассчитанные с использованием глубоких потенциалов (наборы А,Д,Е), у которых величины
объемных интегралов в два раза больше расчетных, в упругом канале сравнимы с сечением,
полученным в ОМ, а неупругого канала (2+) лежат заведомо ниже экспериментальных значений за
исключением области передних углов, а значение  2V на 30-40% ниже от величины параметров
квадрупольной деформации, полученных в аналогичных исследованиях [8, 9].
Расчеты с мелкими потенциалами (наборы Б, В), для которых величины объемного
интеграла составляют > 300 МэВ·фм3, приводят к существенно заниженным сечениям для обоих
каналов рассеяния в обратной полусфере.
И, достаточно хорошее согласие расчетных сечений с экспериментальными в полном
угловом диапазоне, как для упругого, так и для неупругого рассеяния, достигается при
использовании набора параметров со средней глубиной действительной части потенциалов
Vo=114 МэВ (набор Г в табл. 1), причем в упругом канале даже лучше, чем в ОМ. Эти
оптимальные наборы параметров ОП и значения деформации, с которыми были рассчитаны
кривые на рисунке 1, включены в таблицу 2.
Таблица 1
Оптимальные параметры оптического потенциала взаимодействия α-частиц с ядром 20Ne при Е = 48,8 МэВ
[3]
Набор
A
Б
В
Г
Д
Е
-V0
(МэВ)
203,1
81,11
105,69
114,00
185,10
268,6
r0
(МэВ)
1,127
1,394
1,245
1,26
1,194
1,161
a0
(МэВ)
0,788
0,710
0,802
0,810
0,735
0,702
-WV
(МэВ)
16,63
28,81
28,52
29,04
34,29
34,64
rV
(МэВ)
1,153
1,41
1,394
1,461
1,201
1,297
237
aV
(МэВ)
0,958
0,820
0,857
0,840
0,993
0,886
-WS
(МэВ)
10,26
rs
(МэВ)
1,311
as
(МэВ)
0,737
4
10
3
10
20
10
ddц.м. - (мб/ср)
20
Ne(,) Ne
E = 48,8 МэВ
2
+
G.s. 0
1
10
0
10
+
Q=1,63 МэВ 2
-1
10
-2
10
-3
10
+
Q=4,25 МэВ 4
-4
10
-5
10
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
с.ц.м. - углы
Рис 1. Дифференциальные поперечные сечения для состояний 0 +, 2+ и 4+ основной ротационной полосы
ядра 20Ne при Еα = 48,8 МэВ. Точки – эксперимент; сплошная кривая – расчет по МСК с набором потенциала из
таблицы 2.
Таблица 2. Величины параметров деформированного оптического потенциала для 48,8 МэВ
α-частиц рассеянных на ядре 20Ne
-V0
(МэВ)
114,4
r0
(МэВ)
1,260
a0
(МэВ)
0,810
-WV
(МэВ)
19,73
rV
(МэВ)
1,420
aV
(МэВ)
0,830
 2V
0,36
JR/4A
(МэВ·фм3)
365
χ2
17,9
Заключение
Таким образом, одновременный анализ данных по сечениям упругого и неупругого
рассеяния альфа-частиц на ядрах неона в рамках метода связанных каналов позволил устранить
дискретную неоднозначность глубины действительной части потенциала и достаточно корректно
описать экспериментальные данные по рассеянию в полном угловом диапазоне.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Ходгсон П.Е. Оптическая модель упругого рассеяния. – Москва, Атомиздат, 1966, 232 с.
2. Perey C.M., Perey F.G. Compilation of phenomenological optical model parameters. – ADND,
1976, v.17, N 1, p. 1-101.
3. Басыбеков К.Б., Буртебаев Н., Павлова Н.Н. и др. Анализ упругого взаимодействия частиц с ядрами 24Mg, 28,29,30Si, 31P, 32S. - Хабаршы –Вестник Алматинский Государственный
университет им.Абая , 2003, Алматы, №1(7),С.98- 101.
4. Cowley A.A. et al. Large angle elastic scattering of α-particles from 20Ne and 22Ne. – Nucl.Phys.,
1978, v.A301, N 3, p.429-440.
5. Tamura T. Analysis of the scattering of nuclear particles by collective nuclei in terms of the
coupled-channel calculation. – Reviews of Modern Physics, 1965, v.37, N 4, p.679-708.
6. Князьков О.М. О связи формы ядерного потенциала с формой распределения вещества в
ядре в методе свертки. – В кн.: Сильные и слабые утверждения в ядерной спектроскопии и теории
ядра. Ленинград, Наука, 1981, с.116-128.
7. Антропов А.Е., Гусев И.П., Зарубин П.П. и др. Анализ рассеяния протонов с энергией 6
МэВ на ядрах среднего атомного веса. Изв.АН СССР, сер.физ., 1976, т.40, № 10, с.2205-2209.
8. Yasue M., Tanabe T., Sogo F., Kokame J., Shimokosi F., Kasagi J., Toba Y., Kadoto Y., Chsawa
G., Furuno K. Deformation parameter of 12C via 12C(α,α’) and 12C(α,α’,α) reactions. – Nucl.Phys., 1983,
v.A394, N 1, p.29-38.
238
9. Rebel H. et al. Quadrupole and hexadecapole deformation of 2s-1d shell nuclei. – Nucl.Phys.,
1972, v.A182, N 1, p.145-173.
10.
Raynal J. Computing as a language of Physics. – IAEA – SMR 9/8, p.281; The structure
of nuclei. – IAEA-SMR 8/8, p.75.
Байланысқан каналдар әдісімен α-бөлшектердің 20Ne ядроларындағы серпімді және серпімсіз
шашырауларын зерттеу
Мақалада α-бөлшектердің 20Ne ядросымен әсерлесуінің эффективті потенциал шамасының серпімді шашыраудың
дифференциалдық қималарын анықтауға арналған серпімді және серпімсіз шашыраулары талдауының байланысқан
каналдар әдісі (БКӘ) қарастырылған.
Осы жұмыстың мақсаты – сенімді оптикалық потенциалдар параметрлерін және осы қималардың α-бөлшектер
энергияларынан тәуелділігін орнату үшін Е = 48,8 МэВ шамасындағы, толық бұрыштық диапазонында өлшенген 20Ne
ядроларында α-бөлшектердің шашырау процестерінің БКӘ бойынша дифференциалдық қималарын қайта талдау.
БКӘ шеңберіндегі 20Ne ядроларында α-бөлшектердің серпімді және серпімсіз шашырауының қималары бойынша
деректерді қатар талдау потенциалдың ақиқат облысындағы тереңдіктің дискретті бір мағынасыздығын жоюға және
толық бұрыштық диапазондағы шашыраудың тәжірибелік деректерін жеткілікті түрде орынды суреттеп түсіндіруге
мүмкіндік берді.
Research of elastic and not elastic scattering of α-particles from nucleuses 20Ne by a method of the connected
channels
In clause is considered the method of the connected channels (MCC) the analysis of elastic and not elastic scattering in
common for definition from differential sections of the size elastic scattering’s effective potential of interaction α-particles with a
nucleus 20Ne.
The purpose of the present job consist in reanalyze on MCC differential sections of scattering processes α-particles from
20Ne, measured in a complete angular range at E=48,8 MeV for an establishment of authentic parameters of optical potentials and
these sections dependence on energy α-particles.
The data simultaneous sections analysis of elastic and not elastic scattering of α-particles from nucleuses Ne within the
restriction of a connected channels method has allowed to remove discrete ambiguity of depth the valid part of potential. And
also correctly has allowed describe experimental data on scattering in a complete angular range.
239
М.К. МЫРЗАХМЕТ
О МОДЕЛИ ПАРНОГО ЦЕНТРА ТАЛЛИЯ В КРИСТАЛЛАХ ХЛОРИДА АММОНИЯ
(Евразийский национальный университет им.Л.Н.Гумилева)
Теоретически исследованы полосы поглощения сложных центров таллия в кристаллах хлорида аммония.
Рассматривается модель, когда эти полосы являются результатом переходов между энергетическими уровнями пары
ионов таллия, занимающих близкие катионные узлы. Используются волновые функции, основанные на приближении
линейных комбинации атомных орбиталей. Допускается, что любое произведение двух интегралов перекрытия мало
намного меньше единицы. Определены параметры, составляющие матричные элементы гамильтониана.
Галогениды аммония относятся к ионным соединениям - диэлектрикам с широкой
запрещённой зоной и являются аналогами ЩГК, где роль иона щелочного металла выполняет
комплексный ион NH+4 .
При малых концентрациях таллия в спектре возбуждения кристаллов хлорида аммония
имеется три полосы: А-полоса с максимумом 5,2 эВ соответствует переходу 1S0→3P1 , а C-полоса с
максимумом в районе 6,5 эВ - переходу 1S0→1P1 (См. таблицу 1). В излучении этим полосам
возбуждения соответствует элементарная полоса с максимумом 3,2 эВ.
Таблица 1
Энергетические характеристики электронных переходов в ионе таллия в различных
кристаллах галоидов аммония.
Крист
алл
E
A
NH4C
l:Tl+
B
5,
22
NH4B
r:Tl+
E
E
R
ж
G
л
ылка
C
6,
22
6,
59
4,
88
4,
7
5,
97
сс
0,
25
6,
0,
75
0,
98
[1]
2
Автором [2] рассматривается модель парного центра из ионов Ag-, расположенных в двух
смежных анионных узлах в кристалле KCl. Вычислены вероятности переходов и энергии
оптического поглощения в пренебрежении заимодействием между отдельными центрами.
Адаптируем эту модель для парного центра таллия симметрии D2h в кристаллах хлорида
аммония. Волновые функции для электронов парного центра строятся из линейных комбинаций
атомных орбиталей, сосредоточенных на примесных ионах. Допустим, что атомные орибтали
достаточно локализованы, т.е. произведения интегралов перекрывания пренебрежимы по
сравнению с единицей.
В качестве первого шага получения волновых функции центра строятся базисные функции с
одним электроном, принадлежащие неприводимым представлениям симметрии D2h , из линейных
комбинаций атомных орбиталей, локализованных на примесных ионах. У одиночного примесного
иона есть конфигурация для основного состояния (5s)2 и конфигурация для первого
возбужденного состояния (5s)(5p).
Базисные функции для неприводимых представлений A1g и B 1u из s-функций f as и f bs на
узлах a и b , соответственно, представляются выражениями
A1g : N s+ (f as + f bs ) = f (0g ),
(1)
B 1u : N s- (f as - f bs ) = f (0u ),
а из p-функций f as и f bs (x=x, y, z) получаем
240
A1g : N z+ (f az - f bz ) = f (1g ),
B 1u : N z- (f az + f bz ) = f (1u ),
B 3g : N y- (f ay - f by ) = f (2g ),
(2)
B 2u : N y+ (f az + f by ) = f (2u ),
B 2g : N y- (f ax - f bx ) = f (3g ),
B 3u : N y+ (f ax + f bx ) = f (3u ),
Как базисные функции для этих шести неприводимых представлений A1g : B 3u , где N a± постоянные нормировки даются выражением
N a± = {2(1 ± S a )}-
1/ 2
(a = s, z , y ),
(3)
в терминах интегралов перекрытия S a , определенных как
S s = (sa | sb ), S z = - (za | zb ), S y = (ya | yb ) = (x a | xb ).
(4)
Здесь нужно отметить, что произведение f (0g )(f (0u )) не ортогонально к f (1g )(f (1u )) , то
есть,
(0g | 1g ) = 2N s+ N z+ (za | sb ) º S g ,
(5)
(0u | 1u ) = - 2N s- N z- (za | sb ) º S u .
Рассмотрим теперь базисные функции центра как задачу с четыремя электронами. Так как
энергия между p- и s-состояниями не меньше 3 eV, конфигурация основного состояния центра
может быть выражена как (0g )2 (0u )2 , то есть, как конфигурация с замкнутой оболочкой с дважды
занятыми орбиталями уравнения (1). Волновая функция j
1
0
для этой конфигурации с симметрией
A1g выражена через одиночный слэтеровский детерминант следующим образом:
j
0
= | f (0g )+ f (0g )- f (0u )+ f (0u )- |º
0g+ 0-g 0u+ 0u- ,
(6)
где ± используются для спиновых квантовых чисел.
Возбужденные состояния центра можно получить заменой некоторых спин-орбиталей в j 0
таковыми из возбужденных состояний из уравнения (2). Мы ограничимся случаем, когда только
один электрон в j 0 возбужден в орбитальное состояние уравнения (2). Тогда у нас есть две
конфигурации (0g )(0u )2 (1g ) и (0g )2 (0u )(1u ) , в которых имеется та же орбитальная симметрия
A1g , как и в конфигурации основного состояния. Соответствующие волновые функции для этих
двух конфигураций с синглетным состоянием спина записаны как
j
j
1
=
2
=
1
2
1
2
{| 0g+ 0u+ 0u- 1-g | - | 0-g 0u+ 0u- 1g+ |},
{| 0g+ 0-g 0u+ 1u- | - | 0g+ 0-g 0u- 1u+ |},
(7)
где точные константы нормировки {2(1 + S g2, u )}-
1/ 2
заменены на 1
2
в соответствии с
допущением, что квадрат любого интеграла перекрывания намного меньше единицы.
241
Теперь все три состояния j 0 , j
1
иj
имеют одинаковую симметрию 1 A1g . Между ними
2
существует конфигурационное взаимодействие, поэтому у основного состояния F G есть
следующая форма:
F G = c0j
0
+ c1j
1
(8)
+ c2j 2 .
Значения коэффициентов c i могут быть получены диагонализацией матрицы полного
гамильтониана.
Возбужденные состояния центра, которые могут быть связаны электрическими дипольными
переходами с основным состоянием F G , имеют орбитальные симметрии B 1u , B 2u и B 3u . В
рамках приближения одноэлектронного возбуждения имеем шесть конфигураций с этими
симметриями:
B 1u : (0g )2 (0u )(1g )
2
(0g )(0u ) (1u )
configurat ion 1,
configurat ion 1*,
2
B 2u : (0g ) (0u )(2g )
(0g )(0u )2 (2u )
configurat ion 2,
configurat ion 2*,
B 3u : (0g )2 (0u )(3g )
(0g )(0u )2 (3u )
configurat ion 3,
configurat ion 3*.
Каждая конфигурация, предсталяемая как конфигурация k и k * , имеет по два состояния
спина - синглетное и триплетное. Синглетные состояния ответственны за оптически разрешенные
переходы, а запрещенные переходы из F G в триплетные состояния разрешены за счет спинорбитального взаимодействия.
Синглетные состояния для конфигураций k и k * , 1 y k и 1 y k * выражаются как
y
y
где kg, u
k
=
2
1
{| 0g+ 0-g 0u+ kg- | - | 0g+ 0-g 0-u kg+ |},
(9)
0g+ 0u+ 0-u
ku-
{|
|- |
2
представляют f (kg, u ) из уравнения (2).
k*
=
1
0-g
0u+ 0-u
ku+
|},
Из подходящих линейных комбинаций трех компонентов триплетного состояния мы можем
построить для данной конфигурации два состояния, которые могут смешиваться с синглетными
состояниями (9) через спин-орбитальное взаимодействие и, следовательно, отвечать за
запрещенные переходы. Обозначая эти два триплетных состояния для конфигурации k как 3 y k , i
(i=1,2), получим
3
3
y 1,1 =
y 1,2 = -
i
2
{| 0g+ 0-g 0u+ 1g+ | + | 0g+ 0-g 0u- 1-g |},
1
(10a)
{|
2
0g+ 0-g 0u+ 1g+
|- |
0g+ 0-g 0u- 1-g
|},
для орбитальной симметрии B 1u ,
3
3
1
y 2,1 = y 2,2 =
2
1
2
{|
{| 0g+ 0-g 0u+ 2g+ | - | 0g+ 0-g 0u- 2-g |},
(10b)
0g+ 0-g
0u+ 2-g
| + |
для орбитальной симметрии B 2u , и
242
0g+ 0-g
0-u 2g+
|},
3
3
y 3.1 =
y 3,2 = -
1
2
{| 0g+ 0-g 0u+ 3a- | + | 0g+ 0-g 0u- 3g+ |},
(10c)
i
{|
2
0g+ 0-g
0u+ 3g+
| + |
0g+ 0-g
0u-
3-g
|},
для орбитальной симметрии B 3u .
Меняя местами индексы g и u в уравнении (10), получим выражения триплетных состояний
для конфигурации k * .
Наша система состоит из двух ионов Tl+ , а также окружающих ионов. Влияние окружающих
ионов на четыре электрона центра может быть выражено через введение кристаллического поля
симметрии D 2h . Обозначая кристаллическое поле как vc , а остовные потенциалы ионов таллия в
узлах a и b как u a и ub , имеем для одноэлектронного гамильтониана h
h2
h = D + ua + ub + vc ,
2m
(11)
ответственного за расщепление орбиталей одноэлектронных функций, заданных
уравнениями (1) и (2). Кроме случаев k=2 и 3, эти орбитали не являются собственными
состояниями h , поскольку отсутствуют ненулевые матричные элементы между орбиталями k=0 и
1.
Принимая во внимание электронное взаимодействие
He =
e2
å r ,
i > j ij
(12)
и спин-орбитальное взаимодействие
H SO =
å
i
eh
2m 2c 2
( Ei ´ pi ) ×si ,
(13)
электрического поля E ионов таллия и импульса электрона p , получаем полный
гамильтониан для электронов
H =
å hi
+ He + H SO ,
(14)
i
где мы пренебрегли всеми колебательными эффектами, которые могут привести к уширению
полос поглощения. Мы интересуемся только вероятностями перехода и энергиями оптического
поглощения.
При вычислении матричных элементов H примем диагональный матричный элемент H по
отношению к j 0 из уравнения (6) за начало отсчета энергии и допустим как в уравнении (7), что
квадрат любого интеграла перекрывания намного меньше единицы. Интегралы отталкивания
электронов по орбиталям обозначим как
a b P mn ) =
Используя j
(j
1
1
òòdr1dr2f a (1)f b (2)
e2
f m(1)f n (2).
r12
(15)
из уравнения (7), получим следующий диагональный матричный элемент:
| H | (j 1 ) = (1g | h | 1g ) - (0g | h | 0g )
+ 2S g (0g | h | 1g ) + (0g1g P 0g1g )
+ (0g1g P 1g 0g ) + 2(0u 1g P 0u 1g )
- 2(0g 0u P 0g 0u ) + (0g 0u P 0u 0g )
(16)
+ 2S g {2(0g 0u P 1g 0u ) - (0g 0u P 0u 1g )}.
Недиагональные матричные элементы между тремя состояниями 0 , 1 и 2 , то есть,
конфигурационные взаимодействия, записаны как
243
(j
0
| H | j 1) =
2[(0g | h | 1g ) + S g {(0g | h | 0g ) + 2(0u | h | 0u )} + (0g 0g P 0g1g ) + 2(0g 0u || 1g 0u )
- (0g 0u P 0u 1g ) + S g {2(0g 0u P 0g 0u ) + (0u 0u P 0u 0u ) - (0g 0u P 0u 0g )}],
(j
1
(17)
| H | j 2 ) = 2{S u (0g | h | 1g ) + S g (0u | h | 1u )} + 2S gS u {(0g | h | 0g ) + (0u | h | 0u )}
- (0g1g P 0u 1u ) + 2(0g1u P 1g 0u ) + S g {2(0u 0u P 0u1u ) + 2(0g 0u P 0g1u ) - (0g 0u P 1u 0g )}
+ S u {2(0g 0g P 0g1g ) + 2(0u 0g P 0u 1g ) - (0u 0g P 1g 0u )}
+ S gS u {2(0g 0u P 0g 0u ) - (0g 0u P 0u 0g )}.
(j
2
(18)
Меняя местами r и u в уравнениях (16) и (17), получим выражения матричных элементов
| H | j 2 ) и (j 0 | H | j 2 ) , соответственно.
Для оптически разрешенных состояний (9) получим
( 1y k | H | 1y k ) = (kg | h | kg ) - (0u | h | 0u ) + (0u kg P 0u kg )
+ (0u kg P kg 0u ) + 2(0g kg P 0g kg ) - (0g kg P kg 0g )
- (0u 0u P 0u 0u ) - 2(0g 0u P 0g 0u ) + (0g 0u P 0u 0g )
- dk ,1 2S g {(0g | h | 1g ) + (0g 0g P 0g1g ) + (0g 0u P 1g 0u ). + (0g 0u P 0u1g )},
(19)
где dk ,1 - символ Kронекера. Меняя индексы g и u в уравнении (19), приходим к выражению
( 1y k * | H | 1y k * ) . Конфигурационное взаимодействие между 1y k и 1y k * записывается как
( 1y k | H | 1y k * ) = - (0g kg P 0u ku ) + 2(0g kg P ku 0u )
- dk .1{S g (0g 0g P 0u 1u ) + S u (0u 0u P 0g1g ) - S gS u (0g 0g P 0u 0u )}.
(20)
Диагональные матричные элементы для триплетных состояний из уравнения (10) выражены
как
( 3y k ,i | H | 3y k ,i )k = ( 1y k | H | 1y k ) - 2(0u kg P kg 0u ) + dk ,1 4S g (0g 0u P 0u1g ).
(21)
3
3
Выражение ( y k *,i | H | y k *,i ) может быть получено из уравнения (21) перестановкой
индексов g и u. Конфигурационное взаимодействие между 3y k ,i и 3y k *,i вызвано электронным и
спин-орбитальными взаимодействиями. Это описывается следующими выражениями
( 3y k ,i | H | 3y k *,i ) = - (0g kg P 0u ku ) + dk ,1{S g (0g 0g P 0u1u )
+ S u (0u 0u P 0g1g ) - S gS u (0g 0g P 0u 0u )} ,
(22)
и
( 3y 1,1 | H | 3y 2,2 ) = ( 3y 1,2 | H | 3y 3,1 ) = z 1 / 2,
( 3y 2,1 | H | 3y 3,2 ) = z 2 / 2,
( 3y 1* ,1 | H | 3y 2* ,2 ) = ( 3y 1*,2 | H | 3y 3*,1 ) = z 1* / 2,
( 3j
2* ,1
(23)
| H | 3y 3* ,2 ) = z 2* / 2,
где
z1 = 2N z+ N y- z ,
z 2 = 2(N v- )2 z ,
z1* = 2N z- N y+ z ,
z 2* = 2(N y+ )2 z ,
244
(24)
Здесь z - константа спин-орбитального взаимодействия для иона таллия в NH4Cl. Чтобы
получить спин-орбитальные матричные элементы (23), мы использовали следующую
аппроксимацию. Величина напряженности электрического поля E в уравнении (13) является
большой только вблизи ядер, так что мы всегда можем пренебречь такими членами, как
(a a | E ´ p | bb ) , где a a и b b - атомные орбитали, локализованные в узлах a и b.
Ненулевые значения матричных элементов между синглетным и триплетным состояниями в
уравнениях (9) и (10) являются результатом спин-орбитального взаимодействия. В приближении
уравнения (23) получаем
- ( 3y 1 | H | 3y 2,1 ) = ( 1y 1 | H | 3y 3,2 ) = ( 1y 2 | H | 3y 1,2 ) = - ( 1y 3 | H | 3y 1,1 ) = i l z 1 / 2,
- ( 1y 2 | H | 3y 3,1 ) = ( 1y 3 | H | 3y 2,2 ) = i l z 2 / 2,
- ( 1y 1* | H | 3y 2* ,1 ) = ( 1y 1* | H | 3y 3* ,2 ) = ( 1y 2* | H | 3y 1*,2 ) = - ( 1y 3* | H | 3y 1*,1 ) = i l z 1* / 2,
- ( 1y 2* | H | 3y 3* ,1 ) = ( 1y 3* ,3 | H | 3y 2* ,2 ) = i l z 2* / 2,
(25)
где l представляет собой параметр учета разности между радиальными функциями для
синглетных и триплетных состояний.
Наконец, матричные элементы электрического дипольного момента P = S i ri между
основным состоянием F G и оптически разрешенными состояниями
1
y k или
1
y k * даются
выражениями
(F G | Pz | 1y 1) = ( 2c0 + 2c1S g + c2S u )(0u | z | 1g ) - c2S g (0g | z | 1u )
- ( 2c0S g + c1 )(0g | z | 0u ) + c2(1g | z | 1u ),
(F G | Pz | 1y 1* ) = ( 2c0 + c1S g + 2c2S u )(0g | z | 1u ) - c1S u (0u | z | 1g )
- ( 2c0S u + c2 )(0g | z | 0x ) + c1(1g | z | 1u ),
(26a)
(26b)
(F G | Py | 1y 2 ) = (F G | Px | 1y 3 ) = ( 2c0 + 2c1S g + c2S u )(0u | y | 2g ) + c2(1u | y | 2g ),
(26c)
1
1
(F G | Py | y 2* ) = (F G | Px | y 3* ) = ( 2c0 + c1S g + 2c2S u )(0g | y | 2u ) + c1(1g | y | 2u ).
(26d)
Данная модель поможет интерпретировать наблюдаемые полосы поглощения и
люминесценции (см. таблицу 1). С учетом влияния решеточных колебаний можно будет в
дальнейшем получить расщепления почти вырожденных уровней, таких как 3E 1l и 3E 2l , что даст
возможность проанализировать и объяснить ширину различных полос поглощения и
люминесценции.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Кawai Т. and Hashimoto S. Optical properties of the Tl+ center doped in NH4Cl crystals with the
CsCl structure. Phys. Stat. Sol. (b) 241, No. 8, 1977–1985, 2004.
2. Honma A. Theoretical Study on Paired Ag-Ions in KCl. J. Phys. Soc. Japan, Vol. 32, No. 2, pp.
483-493, 1972.
Аммоний хлоридінің кристалдарындағы таллидің жұп центрлерінің моделі жайлы
Аммоний хлоридінің кристалдарындағы таллидің күрделі центрлерінің жұтылу жолақтары теориялық тұрғыдан
зерттелген. Осы жолақтар жақын катиондық түйіндерде орналасқан талий иондарының жұбының энергетикалық
деңгейлерінің арасындағы ауысудың нәтижесі болып табылатын модель карастырылады. Атомдық орбитальдердің
сызықтық комбинациясы жақындауына негізделген толқындық функциялар қолданылады. Екі қабаттасу
интегралдарының кез-келген көбейтіндісі, бірмен салыстырғанда ескерілмейді деп саналады. Гамильтониянның
матрицалық элементтерін құрайтын параметрлер анықталған.
On thallium dimers model in ammonium chloride crystals
245
Absorption bands of the thallium complex centres in ammonium chloride crystalls are investigated. The model when these
bands grow out of transitions between energy levels of the thallium dimers, that component occupying the close cationic
positions is considered. The wave functions grounded on approach of a linear combination of atomic orbitals are used. It is
supposed, that any product of two overlapping integrals negletible in comparison with unity. The parametres making matrix of a
Hamiltonian are spotted.
246
В.М.ЮРОВ
ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В МСДП СТРУКТУРАХ
(Карагандинский государственный университет им. Е.А. Букетова)
На основе развитых теоретических представлений об электрических процессах в
структурах металл-сегнетоэлектрик –диэлектрик - полупроводник показано, что наиболее
перспективно для элементов памяти создание таких устройств, в которых спонтанная
поляризация сегнетоэлектрика возникает при включении внешнего поля и исчезает сразу
после его выключения. Для таких устройств максимальная спонтанная поляризация и
диэлектрическая проницаемость должны быть высокими, а коэрцетивное поле малым.
Введение. Идея создания элементов памяти, в которых бы использовался эффект
поля в полупроводнике, обусловленный поляризацией сегнетоэлектрика, была выдвинута
ещё в середине 20-го века. Интенсивные исследования в течение четырёх десятков лет
незначительно продвинули решение этой проблемы. И только развитие технологии
нанесения плёнок в последние годы открыло новые перспективы изготовления устройств,
использующих плёнки сегнетоэлектриков. Ранее мы рассматривали этот вопрос, имея
небольшое число экспериментальных данных [1]. В настоящей работе представлен обзор
большого количества экспериментальных данных о структурах металл- сегнетоэлектрик –
диэлектрик – полупроводник (МСДП) и дано их теоретическое описание.
МСДП структуры. На рисунке 1 приведены C-V и G-V кривые образца СПИ-6. Этот
образец изготовлен на р-кремнии, на который нанесено 90Å нитрида с тонким 20Å
подслоем SiO2 между кремнием и нитридом. На нитрид в ВЧ установке был нанесён
бастрон толщиной 0,75 микрон. Затем на бастрон нанесены были хромовые электроды
5·10-3 см2.
Рис.1. C-V и G-V кривые образца СПИ-6
Для сравнения на рисунке 1 приведены C-V и G-V характеристики на частоте 100 кГц
МНОП-структуры с толщиной SiO2 ~20 Å и толщиной Si3N4 ~ 400 Å. Из данных рисунка
1 можно сделать следующие выводы:
1) Заряд в диэлектрике МСДП-структур распределён однородно по площади
электрода.
2) Концентрация поверхностных состояний не выше, чем у МНОП – структуры и
следовательно процесс нанесения сегнетоэлектрика толщиной 0,7 микрон не портит
границу раздела.
3) Ёмкость в режиме обогащения МСДП-структуры растёт с уменьшением частоты.
При уменьшении частоты от 100 кГц до 20 кГц ёмкость увеличивается на 30%. Такое
поведение характерно для сегнетоэлектрика SBN, но не для Si3N4. Следовательно, плёнка
SBN толщиной 0,7микрон на нитриде кремния должна обладать сегнетоэлектрическими
свойствами.
247
4) Проводимость в режиме обогащения МСДП-структуры уменьшается с
уменьшением частоты от 30 микросимменс при 100кГц до 10-2 микросимменс при 20Гц.
Те же закономерности справедливы при температурах 110 0С и 145 0С. При всех
частотах в интервале 20 Гц – 100 кГц ёмкость и проводимость МСДП-структур растут с
ростом температуры при изменении температуры от 20 0С до 146 0С. Рост ёмкости и
проводимости в режиме обогащения отражает рост диэлектрической проницаемости и
диэлектрических потерь в сегнетоэлектрике Sr0,5Ba0,5Nb2O6 с ростом температуры.
На рисунках 2, 3 приведены C-V и G-V характеристики МСДП-структуры при Т=77
0
К. Из рисунков видно, что ёмкость в режиме обогащения при этой температуре
увеличивается всего на 10% при уменьшении частоты от 100 кГц до 20 Гц. В то же время
на частоте 20 Гц ёмкость при 77 0К в два раза меньше чем при 146 0С на той же частоте и
значит при уменьшении температуры от 146 0С до 77 0К диэлектрическая проницаемость
сегнетоэлектрика уменьшилась более чем в 2 раза. Обращает также на себя внимание
немонотонная зависимость от частоты проводимости в режиме обогащения при Т=77 0К
(рисунок 2). Проводимость имеет максимум вблизи частоты 10 кГц.
Рис.2. C-V кривые МСДП на разных
частотах при Т=300 0К.
Рис. 3. Зависимость проводимости
МСДП от смещения
На рисунке 4 показана зависимость ёмкости и проводимости МСДП-структуры от
частоты при Т=77 0К при смещении – 2В (режим обогащения МСДП-структуры). Из
рисунка 4 видно, что ёмкость монотонно уменьшается с ростом частоты (примерно на
10% при изменении частоты от 100 кГц до 20 Гц), а проводимость имеет острый
максимум на частоте от 30 кГц. При удалении от максимума в сторону низких частот
проводимость спадает примерно, как и при удалении от максимума в сторону высоких
частот. Моделирование импеданса МСДП структуры последовательной RC-цепочкой (где
R- сопротивление контакта, а С- ёмкость диэлектрика) даёт максимум ёмкости на кривой в
зависимости от частоты.
Режим обогащения U = -2B.
Рис.4. Частотная зависимость проводимости МСДП структуры
248
Максимум проводимости МСДП структуры на кривой зависимости от частоты при 77
К (рисунок 4) обусловлен максимумом диэлектрических потерь в сегнетоэлектрике.
Диэлектрические потери в сегнетоэлектрике связывают со смещением ионов в различные
положения равновесия и с переориентацией диполей [2]. При температурах ниже 1000К
эти перемещения осуществляются туннельным механизмом. Расчёт модели Изинга
движения иона между двумя глубокими ямами даёт для диэлектрических потерь
асимметричный пик, похожий по форме на пик рисунка 4 (см. например, рисунки 2.б, в
[2]).
На рисунке 5 показана кинетика стекания заряда в режиме короткого замыкания в
свежей МСДП структуре и в той же структуре после 105 циклов перезаписи импульсами
±10 вольт длительностью 10-2 секунд. Как видно из рисунка 5 105 циклов перезаписи
хранения заряда не превышает 104 сек., тогда как свежая структура держит заряд более 106
секунд.
Обратимся теперь к сравнению свойств МНОП структур и МСДП структур с
нитридом кремния. На рисунке 6 показана кинетика накопления заряда в МСДП
структуре и МНОП структуре, имеющей такую же погонную ёмкость на сантиметр
квадратный в режиме обогащения (толщина SiO2~20Å толщина нитрида - 400Å).
0
В режиме обеднения как обычно структуры освещались гелий-неоновым лазером. Из рисунка
8 видно, что в МСДП структуре при обеих полярностях происходит накопление заряда уже
начиная со времён 100 мс, в МНОП-структуре же при этом напряжении накапливаются дырки,
начиная только со времён 1 мс, а электроны при противоположной полярности приложенного
напряжения не накапливаются совсем. Более того, накопленные в нитриде дырки невозможно
стереть напряжением +10 вольт даже за 100 секунд действия поля. Требуется для этого большее
напряжение. МСДП структура прекрасно переключается напряжением 10 вольт за времена 10-2
секунд и даже переключается напряжением 8 вольт.
● - свежая, ○ - 105 циклов
переключений импульсами ±10В, 10-2
с.
Рис. 5. Кинетика стекания заряда в
режиме короткого замыкания МСДП
при Т=300 0К.
Рис. 6. Кинетика накопления заряда в
МСДП структуре (светлые кружки) и
МНОП структуре – 20 Å SiO2 – 400 Å
Si3N4 (тёмные точки)
На рисунке 7 показано как зависит окно между состоянием «нуль» и «единица» от амплитуды
переключающего напряжения в МНОП и МСДП структуре. Линии, ограничивающие
заштрихованные области на рисунке соответствуют напряжениям плоских зон структур после
переключениями импульсами длительностью 10-2 секунд. Ординаты линий дают напряжения
плоских зон, а абсциссы амплитуды импульсов.
Из рисунка 7 видно, что, то окно, которое получается у МСДП структуры импульсами ±10
вольт, требует для МНОП-структуры ±16 вольт и более. Следовательно можно резюмировать, что
важным преимуществом МСДП структуры является по сравнению с МНОП структурой сильное
уменьшение напряжения перезаписи. Однако вместе с тем есть и важный недостаток, связанный
со временем хранения информации. На рисунке 8 показана кинетика стекания заряда в МНОП
структуре и МСДП структуре при различных режимах записи. Легко заметить, что скорость
249
стекания заряда в МНОП структуре в режиме короткого замыкания раза в 2 меньше при больших
временах хранения ~103 с. Однако при временах > 104 с в МСДП структуре остаётся заряд,
который также стекает очень медленно. Этот заряд хоть и мал (сдвиг напряжения плоских зон
порядка 1 вольт), однако величина его, вероятно, может вырасти в 2-3 раза, если использовать
плёнки нитрида кремния не 100Å, а 150-200Å.
На рисунке 7 представлена кинетика стекания в режиме короткого замыкания в образце СПИ6. Можно заметить, что и в этом случае существует небольшой остаточный заряд (сдвиг
напряжения плоских зон порядка одного вольта) который хранится достаточно долго. Отсюда
можно заключить, что переход от плёнки сегнетоэлектрика 2,5 микрон к плёнке 0,7 микрон
приводит к заметному снижению напряжения перезаписи без существенного уменьшения времени
хранения информации элемента памяти.
Светлые кружки – МСДП структура.
Тёмные точки – МНОП 400 Å.
Рис. 5. Окно между состояниями “0”
и “1” при записи-стирании
импульсами разной амплитуды
длительностью 10-1 с.
Рис. 6. Стекание заряда в режиме
короткого замыкания в МНОП
структуре 400Å Si3N4 (тёмные точки) и
МСДП структуре (светлые кружки)
На основе всех этих экспериментальных данных можно сделать вывод, что, вероятно,
существует оптимальный, компромиссный вариант толщин нитрида кремния и ниобата бария
стронция в МСДП элементе памяти, который приводит к большому времени хранения остаточного
заряда, амплитуда которого достаточно велика, а напряжение и время перезаписи малы.
Рис.7. Кинетика стекания заряда в
образце СПИ-6 при Т=3000 К. Режим
короткого замыкания
Рис.8. Кинетика стекания заряда в
режиме короткого замыкания в МСДП
при разных температурах
Поэтому следует ожидать, что МСДП элементы памяти с плёнкой нитрида и ниобата
бария стронция могут быть конкурентоспособными по сравнению с МНОП элементами.
Необходима только технологическая обработка оптимальных толщин диэлектрика и
сегнетоэлектрика. Необходимо также отметить, что упоминавшийся выше остаточный
заряд в МСДП структуре, долго сохраняющийся в режиме короткого замыкания при
комнатной температуре, сохраняется достаточно долго и при повышенных температурах.
На рисунке 8 приведена кинетика стекания заряда в режиме короткого замыкания в
250
МСДП структуре при температурах Т=250С, 680С, 1100С и 1450С. Из этого рисунка 8
следует, что даже при температуре 1450С остаточный заряд с VFB~ 1В сохраняется, по
крайней мере, 104 секунд.
Физические процессы в структурах металл-сегнетоэлектрик-диэлектрикполупроводник.
Перейдём к описанию физических процессов протекающих в МСДП структуре. На
рисунке 9 изображён разрез
МСДП структуры в плоскости перпендикулярной
поверхности плёнки сегнетоэлектрика. Рисунок 9А соответствует случаю отсутствия
спонтанной поляризации, а рисунок 9Б случаю наличия отличной от нуля спонтанной
поляризации сегнетоэлектрика в направлении перпендикулярном поверхности плёнки.
Предполагается, что в плёнке диэлектрика существуют ловушки носителей заряда. При
отсутствии спонтанной поляризации сегнетоэлектрика эти ловушки не заполнены
рисунок 9А.
А – неполяризованное состояние сегнетоэлектрика PS =0
Б - неполяризованное состояние сегнетоэлектрика PS #0
Рис.9. Разрез МСДП структуры в плоскости, перпендикулярной поверхности плёнки
сегнетоэлектрика
Наличие спонтанной поляризации приводит к возникновению электрического поля на
границе диэлектрик-полупроводник. Под действием этого поля происходит инжекция
носителей заряда из полупроводника в диэлектрик и захват их на ловушки.
Соответствующие заполненные ловушки в диэлектрике обозначены кружками рисунок
1В. Для определённости мы будем считать, что в диэлектрике существуют в равных
концентрациях ловушки электронов и дырок, которые различаются между собой.
Ловушки нейтральны в заполненных состояниях. Такая ситуация реализуется например в
плёнках нитрида кремния, используемого при изготовлении репрограммируемых
элементов памяти [3].
A-D – после включения поля, E-H-после выключения поля.
251
Рис. 10. Энергетические диаграммы МСДП структур на различных стадиях
Рассмотрим процессы, возникающие в МСДП структуре при включении внешнего
электрического поля. На рисунке 10А показана энергетическая диаграмма МСДП
структуры в момент включения внешнего поля. Сегнетоэлектрик предварительно не был
поляризован и все ловушки в диэлектрике пустые. Поле в диэлектрике и сегнетоэлектрике
распределено в соответствии с величинами диэлектрических проницаемостей этих
материалов. Для простоты мы предположили здесь, что диэлектрические проницаемости
диэлектрика и сегнетоэлектрика равны (рис. 10А-В). В этом случае приложенное
напряжение V делится между плёнками диэлектриками и сегнетоэлектрика прямо
пропорционально их толщинам. После включения напряжения V под действием внешнего
поля домены в сегнетоэлектрике начнут перестраиваться, в результате чего распределение
напряжений между диэлектриком и сегнетоэлектриком будет изменяться. В процессе
переполяризации сегнетоэлектрика поле в плёнке сегнетоэлектрика будет уменьшаться, а
в плёнке диэлектрика соответственно будет увеличиваться, Процесс переполяризации
прекратится, как только поле в сегнетоэлектрике достигнет величины ЕС. Предположим
также для простоты, что коэрцитивное поле сегнетоэлектрика так мало, что можно
считать ЕС=0. Тогда после окончания процесса переполяризации сегнетоэлектрика,
энергетическая диаграмма МСДП структуры будет иметь вид представленный на рисунке
10В. Всё приложенное напряжение падает в диэлектрике. При построении перехода от
рисунка 10А к рисунку 10В мы предполагали, что инжекция носителей заряда из
полупроводника в диэлектрик так мала, что ей и соответствующим захватом носителей на
ловушки в диэлектрике можно пренебречь. Из рисунков 10А, 10В легко увидеть, что
после окончания процесса переполяризации сегнетоэлектрика поле в диэлектрике будет в
2 раза больше, чем оно было в начальный момент включения внешнего источника
напряжения.
EH 
V
V
,

L D  L F  2L D
где LF – толщина сегнетоэлектрика.
Рассмотрим теперь другой случай. Пусть толщина сегнетоэлектрика много больше,
чем толщина плёнки диэлектрика. Пусть к такой МСДП структуре приложено внешнее
напряжение, обеспечивающее в начальный момент времени поле ЕН в диэлектрике и
сегнетоэлектрике также как и в предыдущем случае (рисунок 10А). Энергетическая
диаграмма соответствующей МСДП структуры изображена на рисунке 10С. По
окончанию процесса переполяризации сегнетоэлектрика, поле в нём, как и раньше,
должно быть близко к нулю. Поле же в диэлектрике должно быть сильнее, чем
первоначальное не в 2 раза, как в предыдущем случае, а в большее число раз. Поле в
диэлектрике по окончанию процесса переполяризации усилится в отношение толщин
(LD+LF)/LD (рисунок 10Д). В таком сильном поле возможна уже инжекция электронов из
полупроводника в диэлектрик и захват их на ловушки.
Сравним теперь величины спонтанных поляризаций рS сегнетоэлектрика,
возникающие в МСДП структурах с тонким и толстым диэлектриком (рис. 10А, 10Д).
Очевидно спонтанная поляризация в случае рисунка 10В будет меньше чем в случае 10Д,
т.к. процесс переполяризации сегнетоэлектрика сразу же прекращается, как только поле в
нём станет равным нулю. Величину спонтанной поляризации требуемой для этого легко
найти. Очевидно, она равна величине поля в диэлектрике и в случае соответствующем
рисунку 10Д она будет много больше, чем в случае рисунка 10В. На рисунке 10Е и
рисунке 10F показаны энергетические диаграммы тех же МСДП структур в момент
выключения внешнего поля, т.е. в режиме короткого замыкания. Спонтанная поляризация
обуславливает заряд Q на границе раздела диэлектрик сегнетоэлектрик.
Q=CV(LD+LF) / LD ;
252
(1)
где С- электрическая ёмкость МСДП структуры.

Центроид Х этого заряда, отсчитанный от границы раздела полупроводникдиэлектрик определится очевидным соотношением

Х =LD ;
(2)
Из (1, 2) следует, что после выключения напряжения, приложенного к МСДП
структуре, в диэлектрике возникает поле ЕD совпадающее по направлению с внешним
полем
ED 
L L
 4    C  V  LF
4
 C  V D  F  1 


E S
E  S  LD
 X

(3)
Поле ЕF – возникающее в сегнетоэлектрике противоположно направлению внешнего
поля
EF 
4
CV ;
E S
(4)
Здесь S-площадь электрода МСДП структуры. Обратим внимание что EF – не зависит
от толщин диэлектрика и сегнетоэлектрика. Более тонким является вопрос, какой заряд
мы увидим по сдвигу напряжения плоских зон после окончания процесса
переполяризации. Если бы не было процесса инжекции и захвата носителей заряда в
диэлектрике сдвиг напряжения зон ΔVFB определялся бы величиной спонтанной
поляризации и поэтому был бы больше в случае рисунка 10Д. При наличии инжекции,
заряд, захваченный на ловушки в диэлектрике, экранирует часть поля спонтанной
поляризации и уменьшит сдвиг напряжения плоских зон.
Следующие простые рассуждения приводят нас к выводу, что максимальная величина
ΔVFB будет, когда толщина диэлектрика не слишком велика и не слишком мала. В первом
случае будет просто мала величина спонтанной поляризации. Во втором случае возникает
сильная инжекция и захват большого заряда в диэлектрике и сегнетоэлектрике,
экранирующего поляризацию. Эта инжекция и захват выйдут на стационар тогда, когда
возникнет баланс между захватом носителей на ловушке и выбросом их из ловушек. В
результате определится стационарная концентрация заполненных ловушек и
соответствующий им заряд, захваченный в диэлектрике. На рисунках 11А и 11В
изображены соответствующие энергетические диаграммы в момент включения поля, и в
момент установления стационарной концентрации.
А - в момент включения внешнего поля, B - в момент установления стационарного тока,
253
С - в момент выключения поля после установления стационарного тока, D - после релаксации
спонтанной поляризации
Рис.11. Энергетические диаграммы МСДП структуры при ЕC = 0
Сразу в момент выключения внешнего источника напряжения распределения
потенциала в МСДП структуре будет носить сложный характер изображённый на
рисунке 11С. Начиная от границы раздела полупроводник диэлектрик электрическое поле
будет уменьшаться по модулю от некоторой величины ЕFB до нуля. При этом в
диэлектрике возникнет набег потенциала V3 (рисунок 11С). Затем по мере продвижения от
точки минимума поля меняет направление и начинает возрастать по модулю. На границе
раздела сегнетоэлектрик-диэлектрик электрическое поле скачком изменяется по величине
и направлению за счёт заряда спонтанной поляризации и остаётся постоянным в
сегнетоэлектрике, обуславливая набег потенциала V3`. Такая картина распределения
потенциала в МСДП структуре определяет главные черты возникающих явлений, однако
является упрощённой. Во-первых, не учтено возможное искривление зон в
полупроводнике. Во-вторых, возможно искривление зон сегнетоэлектрика за счёт заряда
захваченного на ловушках в сегнетоэлектрике.
Если диэлектрик МСДП структуры очень тонкий, то ловушек в нём мало и все
инжектируемые носители будут захватываться в сегнетоэлектрике или на границе раздела
диэлектрик-сегнетоэлектрик, нейтрализуя заряд спонтанной поляризации. Понятно, что
эффект памяти в этом случае будет отсутствовать или сильно ослаблен. Мы не будем
останавливаться подробно на этом довольно сложном случае.
Рассмотрим случай, когда диэлектрик хотя и тонкий, но ловушек в нём достаточно,
чтобы после заряда этих ловушек заблокировало инжекцию из полупроводника. Этот
случай соответствует энергетическим диаграммам рисунка 11.
Вернёмся вновь к энергетической диаграмме рисунка 11С. Мы видим, что после
окончания действия внешнего напряжения поле в МСДП структуре трижды меняет знак.
Измеренный в этот момент заряд вблизи границы с полупроводником по эффекту поля
или по напряжению плоских зон может по знаку оказаться противоположным знаку
заряда спонтанной поляризации сегнетоэлектрика, возникающему вблизи границы с
полупроводником. Если оставить МСДП в режиме короткого замыкания в течение
некоторого времени этот измеренный заряд противоположного знака, может оказаться
ещё большим рисунок 11Д, т.к. под действием поля в сегнетоэлектрике происходит
быстрая переполяризация сегнетоэлектрика, (если поле EF определяемое соотношением
(4) больше чем коэрцитивное поле сегнетоэлектрика). Заряд на ловушках в диэлектрике
(противоположного знака) сохраняется длительное время и поэтому остаётся неизменным.
В результате, после выключения внешнего поля на границе полупроводник диэлектрик
при тонком диэлектрике оказывается тоже противоположно внешнему полю. При
измерении напряжения плоских зон или порога включения транзистора будет
наблюдаться гистерезис инжекционного типа. В случае толстого диэлектрика инжекция
носителей заряда из полупроводника в диэлектрик отсутствует, т.к. мало поля на границе
полупроводник-диэлектрик (см. формулу (3)). В результате после выключения внешнего
поля по напряжению плоских зон измеряется заряд, по знаку совпадающий со знаком
заряда спонтанной поляризации на границе полупроводник диэлектрик. Однако плотность
заряда не даётся формулой (3), а меньше, т.к. часть заряда исчезла с границы раздела
диэлектрик-сегнетоэлектрик в результате переполяризации обусловленной полем (4). Этот
процесс переполяризации заканчивается, как только уменьшающееся в течение времени
поле в сегнетоэлектрике становится равным ЕС. Следовательно, можно резюмировать, что
в случае МСДП структур с толстым диэлектриком должен наблюдаться гистерезис
ионного или поляризационного типа, а в МСДП структурах с тонким диэлектриком
гистерезис инжекционного типа. Отметим, что в разобранном нами выше случае равного
нулю коэрцитивного поля в сегнетоэлектрике, после выключения внешнего поля процесс
обратной переполяризации сегнетоэлектрика приведёт к тому, что в конечном состоянии
254
спонтанная поляризация станет равной нулю. Заряд на границе раздела диэлектриксегнетоэлектрик исчезнет, и энергетические диаграммы МСДП структур рисунки 10Е4.13F перейдут в энергетические диаграммы изображённые на рисунках 10G – 10Н.
Гистерезис инжекционного типа должен также ярче проявляться при уменьшении частоты
переключения МСДП структуры. Действительно при высокой частоте переключения
инжекции заряда не будет успевать за переключением поляризации сегнетоэлектрика в
заданном поле, т.к. инжекция осуществляется лишь после того, как поле на границе
электрод-диэлектрик возросло, т.е. после того, как сегнетоэлектрик переключился под
действием внешнего поля (см. рисунок 10).
Заключение. Из приведенного в статье анализа следует, что возможны три
принципиально различные ситуации, приводящие к трём принципиально отличающимся
типам запоминающих устройств, которые могут быть изготовлены на основе МСДПструктур.
I тип устройств аналогичен обычным МНОП-элементам памяти. Он реализуется
тогда, когда используется сегнетоэлектрик с большой диэлектрической проницаемостью и
большим коэрцетивным полем. В таком элементе памяти при включении внешнего
напряжения раньше начинается инжекция носителей заряда в диэлектрик и захват их на
ловушки и только потом уже возникает спонтанная поляризация сегнетоэлектрика и то
лишь в том случае, если внешнее напряжение достаточно высоко. В таких устройствах
всегда будет наблюдаться гистерезис инжекционного типа.
II тип элементов памяти – это устройства, в которых заряд, инжектируемый из
полупроводника в диэлектрик, играет паразитную роль. В таких устройствах активной
запоминающей средой является сегнетоэлектрик и носителем информации служит
спонтанная поляризация, а не заряд на ловушках.
III тип элементов памяти – это устройства, в которых спонтанная поляризация
сегнетоэлектрика возникает при включении внешнего поля и исчезает сразу после его
выключения. Заряд спонтанной поляризации вызывает сильное поле на контакте
полупроводник-диэлектрик и в связи с этим сильную инжекцию и захват носителей заряда
на ловушки в диэлектрике. После выключения внешнего поля и исчезновения спонтанной
поляризации заряд на ловушках остаётся. Он и является носителем информации в таких
устройствах.
Настоящая публикация сделана в рамках подпроекта, финансируемого в рамках CКГ,
поддерживаемого Всемирным Банком и Правительством Республики Казахстан. Контракт
№7212/08/02/5.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Меерсон Е.Е., Юров В.М. К вопросу о репрограммируемых, запоминающих устройствах с
пленками сегнетоэлектриков на полупроводниковых подложках // Библ. указ. ВИНИТИ, Деп.
науч. работы.-М., 1988.-№ 10(204).-С.215.
Чжень Д.Д. Полупроводниковые ЗУ с сохранением информации при
отключенном питании. М.:ТИИЭР, т.64, №7, 1986.- С.20-44.
3.
Гороховский Ю. А., Пономарев А. Я., Селезнев В. Я., Токарчук Д. Я. Влияние
многократных переключений МНОП-структур на параметры электронных центров
захвата // Тез. докл. VII Всесоюз. симпоз. по электрон, процессам на поверхности
полупроводников и границе раздела полупроводник - диэлектрик. Новосибирск, Ч. 2,
1986. - С. 167-168.
2.
МСДЖӨ құрылымдарындағы физикалық процестер
В.М.Юров
Металл - сегнетоэлектрик – диэлектрик – жартылай өткізгіш құрылымындағы электрлік процестер жөніндегі
түсініктер негізінде жады элементерінде спонтанды поляризация сыртқы магнит өрісіне байланысты екендігі көрсетілді.
255
Мұндай қондырғылар үшін максимал спонтанды поляризация мен диэлектрлік өтімділік жоғары, ал коэрцетивтік күш
аз болуы тиіс.
On base of the developed theoretical beliefs about electric process in structure metal-ferroelectric - insulator semiconductor is shown that the most perspective for element of the memories creation such device, in which spontaneous
polarization of the ferroelectric appears when enabling the external field and disappears right after his shutdown. For such device
maximum spontaneous polarization and dielectric permeability must be high, but coercive field small.
256
ПРМАНТАЕВА Б.А.
УПРУГОЕ РАССЕЯНИЕ ПРОТОНОВ НА ЯДРЕ
9
C
(Евразийский национальный университет им. Гумилева, Астана)
С волновой функцией в трехчастичной Be  p  p -модели для ядра 9С проведен расчет основных
характеристик упругого рассеяния протонов (в инверсной кинематике). В рамках дифракционной теории Глаубера
7
получены дифференциальные сечения и анализирующие способности упругого р
MэВ/нуклон.
9
C -рассеяния
при Е = 500 и 200
1. ВВЕДЕНИЕ
Ядро 9 C (   -нестабильное с периодом полураспада 0.127 с) привлекает значительный
интерес из-за большого протонного избытка. Его сечение взаимодействия, квадрупольный и
магнитный моменты измерены сравнительно недавно [1].
7
Наиболее адекватно структуру этого ядра описывает микроскопическая трехтельная
Be  p  p -модель, которая является зеркальной к 7 Li  n  n -модели; за основу в ней берутся
те же потенциалы, что в 7 Li  n  n -модели, только с учетом кулоновского взаимодействия.
В настоящей работе рассчитаны дифференциальное сечение (ДС) и анализирующая
способность A y упругого р 9 C -рассеяния при энергиях 500 и 200 MэВ/нуклон в инверсной
 
кинематике. Расчет проведен в рамках дифракционной теории Глаубера, входными параметрами в
которой являются волновая функция ядра и элементарная протон-нуклонная амплитуда
(параметры ее при данных значениях энергии приведены в табл. 2).
2. ВХОДНЫЕ ПАРАМЕТРЫ ГЛАУБЕРОВСКОЙ ТЕОРИИ И ХАРАКТЕРИСТИКИ
РАССЕЯНИЯ
Современный расчет ВФ ядер, который основывается на динамических мультикластерных
моделях, представляет ядро состоящим из системы взаимодействующих кластеров. Волновая
функция (ВФ) строится как произведение внутренних ВФ кластеров, соединенных
межкластерными координатами Якоби r, R :
i,f
JM j
 7 Li n n  JM J (r, R) ,
(1)
координата r описывает относительное р-р- движение, ей сопряжен орбитальный момент 
(с проекцией  ); координата R – движение между центром масс р-р и оставшимся кластером
7
Li, ей сопряжен орбитальный момент  (с проекцией m ).
Основной проблемой при вычислении ВФ является выбор потенциалов межкластерных
взаимодействий, так как они являются входными параметрами расчета и от них зависит качество
ВФ, т.е. насколько точно статические характеристики ядер, полученные с этими ВФ, будут
совпадать с экспериментальными. Потенциалы межкластерных взаимодействий, учитываемые
компоненты ВФ и их веса приведены в табл. 1.
257
Таблица 1
9
Потенциалы взаимодействия, учитываемые конфигурации ВФ, их веса для ядра C в
7
Be  p  p -
модели из работы [2]
Потенциал
7
Be-p
Описание потенциала
глубокий притягивающий потенциал с запрещенными
состояниями в форме Бака.
Афнана-Тана с отталкивающим кором, описывающий 3s1 и 1s0
фазы рассеяния от нуля до 300 МэВ
Вес конфигурации
p-p
Конфигурация
  L S
0 0 0 3/2
2 2 0 3/2
1 1 1 1/2
1 1 1 3/2
0.714
0.013
0.136
0.136
Элементарные xN -амплитуды являются одними из входных параметров теории Глаубера.
Они феноменологически описывают взаимодействие налетающего адрона с нуклонами ядра,
параметры их определяются из независимых экспериментов:
f
c
xN
f xNs 
tot
k xN
  c q2 
c
,

i   xN
exp   xN
2 
4



(2)
tot
s
k xN
q2
  xN
q2 
s
,
i
i


exp


xN
2 
4
4m 2



(3)
tot
где k, m - импульс и масса налетающего адрона,  xN
- полное сечение рассеяния адрона на
нуклоне,  xN - отношение действительной части амплитуды к мнимой,  xN - параметр наклона
конуса амплитуды; индексы c и
амплитуды.
s
обозначают центральную и спин-орбитальную части
Параметры приведены в табл. 2. Они несколько неоднозначны, мы провели расчет с
параметрами 1 и 3.
Таблица 2
Сводка параметров pN-амплитуд
Ер
ГэВ
 pn
№
пп
 0c
 pNc
s
фм2
 pNs
ссылка
фм2
фм2
0.2
1
pp
pn
2.19
4.10
-0.068
5.199
0.103
0.0534
0.863
258
0.316
3
0.2
2
pp
pn
0.5
3
0.5
2.36
4.20
1.15
0.71
0.65
0.68
pp
pn
1.576+
i0.690
0.417i0.528
0.647i0.134
0.199+
i0.026
4
4
pp
pn
1.507+
i0.641
0.342i0.405
0.632i0.170
0.234+i0.053
4
0.5
5
pp
pn
1.585+
i0.362
0.332i0.306
0.583i0.138
0.129
4
0.515
6
pp
pn
0.753
1.56
0.032
-0.006
3.40
3.57
3
4
В дифракционной теории амплитуда рассеяния
образом:
M
if
(q) 
протона на ядре
запишется следующим
JM
JM 
ik
2
 d   exp( iq   )  f J  i J ,
2
 fJM J  iJM J

(4)
3
   dr  fJM J iJM J  (R 9 ) ,
 1
где ρ – прицельный параметр, лежащий в плоскости, перпендикулярной налетающему пучку
адронов; r – координаты нуклонов, R 9 – координата центра масс ядра, i
JM J
,  fJM J – ВФ ядра в
начальном и конечном состояниях.
Оператор Ω записывается в виде ряда многократного рассеяния:
A 9
A
 1
 1
  1   1   ρ  ρ       
 
   ...(1)
 
 
A1
12 ... A , (5)
Здесь ρ – двумерные координаты нуклонов ядра, лежащие в плоскости прицельного параметра ρ
,  – профильная функция, которая выражается через амплитуду xN -рассеяния (см. формулу
(7).
Учитывая строение ядра 9 C представленного в 7 Be  p  p -модели, перепишем оператор
(5) в альтернативном виде, исходя из факта, что рассеяние происходит на 7Be, и двух протонах,
составляющих ядро 9 C :
   7 Be   p   p   7 Be  p   7 Be  p   p  p   7 Be  p  p ,
     
1
d 2 q exp  iq (    )  f xN q  ,

2ik 
259
(6)
(7)
где
c (q)  n f s (q) .
f pN (q)  f pN
pN
Здесь
(8)
 - спиновая матрица Паули, n – единичный вектор. Элементарные центральная f xNc (q ) и
спин-орбитальная f xNs (q ) амплитуды приведены выше, параметры их – в табл.2.
Оператор  (3), зависящий от элементарных xN -амплитуд в соответствии с разбиением
каждой из них на сумму центральной и спин-орбитальной компонент (8), будет представлять
сумму двух слагаемых:
  c   s .
Матричный элемент рассеяния с учетом спиновой зависимости
следующим образом:
(9)
может быть записан
M (q)  M c (q)  M s (q) .
if
if
if
(10)
Дифференциальное поперечное сечение есть квадрат модуля матричного элемента:
d
1


d 2 J  1 M J M J
2
2
 c
 M if (q)  M ifs (q)  .


(11)
Анализирующая способность определяется следующим образом:
2 Re  M c (q) M s (q)
if
 if

.
Ay 
d
d
(12)
Техника расчета матричного элемента (1) с трехчастичной ВФ 9 C представлена в [2].
3. РЕЗУЛЬТАТЫ РАСЧЕТА ДИФЕРЕНЦИАЛЬНОГО СЕЧЕНИЯ И АНАЛИЗИРУЮЩЕЙ
СПОСОБНОСТИ
В рамках дифракционной теории Глаубера были рассчитаны ДС и Ау упругого р 9 C
рассеяния. Вывод формул и детали расчета опубликованы в работе [2]. Мы проделали тот же
расчет для энергий Е = 200 и 500 МэВ/нуклон и сравнили их с результатами работы [2].
260
9
Рис. 1. Дифференциальное сечение p C рассеяния при разных энергиях: Е = 200 (кривая 3), 500 (кривая 2) и
700 МэВ/нуклон (кривая 1). Кривые 2 и 3 − наш расчет, кривая 1 − расчет из работы [2].
9
Рис. 2. Анализирующая способность p C - рассеяния при Е = 200 (кривая 3), 500 (кривая 2) и 700 МэВ/нуклон
(кривая 1). Обозначения кривых те же, что на рис. 1.
На рис. 1 и 2 показаны результаты расчета ДС (рис.1) и Ау (рис.2) упругого рассеяния
протонов на ядре 9 C .
Рассмотрим поведение ДС. Цифрами 1, 2 и 3 обозначены ДС рассеяния при энергиях 700
(расчет из работы [2]), Е =500 и 200 МэВ/нуклон (наш расчет). Из рисунка видно, что с
увеличением энергии дифракционная картина усиливается: в одинаковом угловом диапазоне
укладывается большее число максимумов и минимумов. Так, при Е = 200 МэВ/нуклон в ДС
наблюдается только один минимум при  ~ 45°, при Е = 500 МэВ/нуклон минимумов два, при 
~ 25° и 42° и при Е = 700 МэВ/нуклон минимумов также два − при  ~ 17° и 35°. С увеличением
энергии наблюдается также более резкое убывание сечения с увеличением угла рассеяния.
Аналогичная картина имеет место и при рассеянии протонов на других ядрах: 6,7Li, 9Be [5, 6]. Не
имея возможности сравнить результаты наших расчетов с экспериментальными данными (из-за
отсутствия последних), из такого сравнения мы косвенно можем судить о непротиворечивости
наших результатов с полученными ранее другими авторами.
Перейдем к рассмотрению анализирующей способности, представленной на рис.2.
Обозначения кривых 1, 2 и 3 те же, что на рис. 1. Известно, что анализирующая способность
является характеристикой более чувствительной к деталям ядерной структуры, чем ДС, в
частности, из-за того, что она учитывает спин-орбитальные степени свободы ядра (см. формулы
(2) и (3)). Отметим, что анализирующая способность изменяется по абсолютной величине от
отрицательных значений (от -0.4) до положительных (почти до +0.5). Так же, как и сечение,
характеристика эта имеет сложную структуру и с увеличением энергии число максимумов и
минимумов увеличивается (от одного для Е = 200 МэВ/нуклон) до трех (для Е = 700
МэВ/нуклон). Наибольшие амплитудные отклонения имеют место для Е = 200 МэВ/нуклон.
Анализ этой характеристики, проведенный в работе [2], позволяет сделать вывод, что даже при
сравнительно небольших вариациях расчета поляризационные характеристики могут кардинально
отличаться друг от друга. Поэтому эта характеристика является хорошим тестом для структуры
ВФ (а значит, и для потенциалов, в которых она вычислена).
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. D. R.Tilley et al., // Nucl. Phys. A. 2004. V.7. №45. Р. 1-155.
261
2. Ибраева Е.Т., Жусупов М.А., Зайкин А.Ю., Сагиндыков Ш.Ш..//ЯФ. 2009. Т.72. №10.
С.1777-1790.
3.I.M.A. Tag Eldin et al. // Jorn.Phys.G: Nucl.Part Phys. 1990. V.16. P.1051-1067
4. Hasell D.K. // Phys.Rev.C. 1986. V.34. №1. P.236-251
5. Жусупов М.А., Ибраева Е.Т. // ЭЧАЯ. ОИЯИ. Дубна. 2000. №6. С.1247-1310.
6. М. А. Жусупов, Е. Т. Ибраева. // Изв. РАН. Cер. физ. 2003. №67. 103-109.
9
C
ядросында протондардың серпімді шашыратылуы
Үшбөлшекті
7
Be  p  p
-моделінде
9
C
ядросының
толқындық
функциямен
протонды
серпімді
9
шашыратудың негізгі сипаттамасының есептелуі өңделген. Глаубердің дифракциялық теориясы аймағында
р Cсерпімді шашырауының дифференциалдық қимасы мен сараптаушылық қабілеті екі түрлі энергияда - 500 және 200
MэВ/нуклон есептелінген.
Elastic scattering of protons from nuclei
7
9
C
Be  p  p
9
With the wave functions in three-body
for C the principal characteristics of elastic scattering of
protons obtained (in inverse kinematics). Within the Glauber diffraction theory the differential cross sections and analyzing
power for elastic scattering of protons at
9
C
nucleus at E = 200 and 500 MeV/nucleon have been calculated.
262
Т.С. БИМАГАМБЕТОВ
ИССЛЕДОВАНИЕ СУММАРНОЙ МОЩНОСТИ ВЫНУЖДЕННОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В
ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ СПЕКТРА
(Алматинский институт энергетики и связи, г. Алматы)
В экспериментальной работе исследовано вынужденное излучение при нерезонансном заселении исходных
уровней атома калия. Получены суммарные мощности этих излучений в зависимости от интенсивности лазера и
концентрации атомов. Установлен механизм заселения исходных уровней вынужденного излучения.
Введение
Вынужденное излучение в инфракрасной (ИК) области спектра, возникающее при
нерезонансном возбуждении паров калия с одним рубиновым лазером наблюдалось в работе [1]. В
этой работе были обнаружены вынужденные ИК переходы 3 2 D3 / 2  5 2 P3 / 2 (3,14 мкм) и
3 2 D5 / 2  5 2 P1 / 2 (3,16 мкм) рисунок 1. Их появление было интерпретировано как результат
двухфотонного возбуждения молекул калия и их последующей диссоциацией на атомы в
состояниях
и 5 2 P3 / 2 . В работе [2] обнаружены вынужденные ИК линии в более высоких
5
2
P
1
/
2
атомных переходах 6 2 S1 / 2  5 2 P3 / 2 (3,66 мкм) и 6 2 S1 / 2  5 2 P1 / 2 (3,64 мкм), а также ИК ВКР
(Вынужденное комбинационное рассеяния) на переходе 4 2 P3 / 2  5 2 P3 / 2 . Объяснить
двухфотонное возбуждение молекул их последующей диссоциацией на атомы невозможно, так
как избыток энергии 2 L  7 S во много раз меньше энергии диссоциации молекулы.
5
4
3
62S1/
S
3,66
мкм
2
3,64
мкм
3,14
L
52P3/
2
52P
мкм
3,16
мкм
1/
2
3
2 D5/
2
32D
3/
2
42P3/
42P1/
2
2
L
2
42S1/
1
Рисуно
2
ккк 1
В работе [3] появление этих линий объясняется ступенчатым оптико-столкновительным
заселением уровня 6 2 S1 / 2 , то есть сначала заселяется резонансной уровень 4 2 P3 / 2 , а затем 6 2 S1 / 2
. Для экспериментального подтверждения этого предположения необходимо изучить заселения
резонансного уровня 4 2 P3 / 2 .
Описание экспериментальной установки
Эксперимент проводился на следующей установке. Излучение рубинового лазера,
работающего в режиме модулированной добротности, фокусировалось в центр стеклянной кюветы
длиной 20 см, содержащей пары калия и имеющей оптические окна из сапфира. Средний диаметр
светового пучка при фокусировке линзой с фокусным расстоянием 50 см составлял 2мм. ИК
263
излучение, выходящее из кюветы, проходило через дифракционный монохроматор МДР 23 и
попадало на вход инфракрасного фотоприемника, сигнал с которого регистрировался на
запоминающем осциллографе. Такая аппаратура позволяла фиксировать ИК излучение с энергией
до 10-6 Дж в диапазоне длин волн 1,8 – 5,5 мкм.
Частота рубинового лазера от перехода 2-5 отличается на 8 см-1, а от частоты резонансного
перехода 1-2 на 1360 см-1. ОС заселение уровня 2 и ступенчатое ОС заселение уровня 3 показаны
волнистыми стрелками.
Ширина зарегистрированных ИК линий не превышала ширины аппаратной функции
монохроматора, составляющей 2 см-1. Поэтому можно предположить, что их истинная ширина не
превышала ширины атомных уровней и составляла < 0,5 см-1.
Экспериментальные результаты
Исследования суммарной мощности ИК излучений от интенсивности лазера.
Зависимость суммарной мощности  P  P1  P2  PS от интенсивности лазера показана на
рисунке 2. Где P1 – средняя мощность ИК излучения 3,66 мкм, P2 - средняя мощность ИК
излучения 3,64 мкм, PS - средняя мощность ИК ВКР. Температура паров достигала до 420 С
(N~1017cм-3) оставалось постоянной. Такая высокая температура связана с большой расстройкой
частоты лазера от резонансного перехода 1-2. Дальнейшее увеличение температуры ограничено,
так как это приводит к взаимодействию метала с молибденовыми стенками кюветы.
Интенсивность рубинового лазера изменялась от 1 МВт/см2 до 30 МВт/см2, при этом
максимальная суммарная мощность ИК излучений достигала до 1600 Вт.
Так как нижний уровень ИК перехода 52 P3 / 2,1 / 2 эффективно опустошается путем каскадных
вынужденных ИК переходов на нижерасположенные уровни атома тогда можно пренебрегать
населенностью этого уровня N4. Поскольку для развития вынужденного излучения достаточна
очень малая разность населенностей N4 - N5 то можно предположить, что и N 5  0 . А также в
режиме сильного истощения населенности резонансного уровня 2 N2, (это режим осуществляется
при w25 L  1 ) суммарная мощность ИК излучений определяется скоростью заселения
резонансного уровня 4 2 P3 / 2 [4].
Как видно из рисунка 2, суммарная мощность линейно зависит от интенсивности лазера,
такая зависимость указывает на линейную зависимость заселенности резонансного уровня 2.
Таким образом, появление ИК излучения определяется ОС заселением резонансного уровня 2.
Отметим, что при двухфотонным возбуждении молекулы и последующем распаде на атомы,
зависимость мощность ИК излучений от интенсивности лазера является квадратичной.
P
16
00
14
00
12
00
10
00
8
0
6
0
0
4
0
0
2
0
0
0
, Вт
Вт
264
5
1
1
2
2
3 IL,
Исследование зависимости суммарной мощности ИК излучений от концентрации
атомов.
Волнистой линией на рисунке 1 показана передача части энергии светового кванта в
кинетическую энергию атома. При выполнении условия w25   L  1 суммарная мощность
P  P  P
1
2
 PS излучения определяется скоростью ОС перехода 1-2. В данном эксперименте
w25   L  60 , то есть требуемое условие выполняется.
Концентрация атомов N изменялась в интервалах от 1016 см-3 до 7,1016 см-3 , при этом
интенсивность лазера накачки оставалась постоянной и составляла 70 МВт/см2. Было установлено,
что суммарная мощность излучений изменяется пропорционально N2, а следовательно и скорость
ОС перехода 1-2 изменяется пропорционально N2 рисунок 3.
Квадратичная зависимость суммарной мощности излучений от концентрации атомов
указывает, что заселение резонансного уровня 2 происходит в результате бинарных столкновений
атомов Rb+Rb (квадратичная зависимость).
P,
120
0
Вт Вт
100
0
800
600
400
200
1
2
3
4
5
Рисунок 3
6
7
N.1016, см3
Заключение
Таким образом, из полученных экспериментальных результатов можно сделать следующие
выводы:
1. Появление ИК излучений 3,66 мкм и 3,64 мкм, как следствие ступенчатого ОС заселения
исходных уровней, то есть сначала заселяется резонансной уровень 2, затем уровень 6 2 S1 / 2 .
2. Линейная зависимость суммарной мощности вынужденных ИК излучений от
интенсивности лазера позволяет сделать вывод, что заселение резонансного уровня 2 происходит
за счет ОС процесса.
3. Квадратичная зависимость суммарной мощности вынужденных ИК излучений от
концентрации атомов указывает на то, что заселение резонансного уровня происходит за счет
столкновения атомов и поглощение фотона лазера.
2
4. Для выяснения вклада молекулярного заселения уровня 5 P3 / 2,1 / 2 необходимо
дополнительно изучить корреляцию ИК линии 3,66 мкм и 3,14 мкм (аналогично 3,64 и 3,16 мкм).
5. Полученные результаты объясняют появление ИК излучений как следствие оптикостолкновительного заселения резонансного уровня 2.
265
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Sorokin P.P., Lankard J.R. Infrared lasers resulting from giant pulse laser excitation of alkali
metal molecules. // Journal Chem. Phys., 1971, №5, 54, C. 2184-2189.
2. Бимагамбетов Т.С., Знаменский Н.В. Генерация вынужденного инфракрасного излучения
при резонансном возбуждении атомов калия. // Деп. ВИНИТИ, 1987, № 1659-В87. С. 2-9.
3. Бимагамбетов Т.С., Одинцов В.И., Пономарев А.Н. Вынужденное ИК излучение при
нерезонансном возбуждении атомов калия. // Тезисы докладов III Всесоюзная конференция
«Теоретическая и прикладная оптика». Ленинград 1988. С. 44-45.
4. Аканаев Б.А., Бимагамбетов Т.С. Расчет порога возбуждения и энергии ИК излучения в
условиях ступенчатого нерезонансного заселения исходного уровня. // Известия Министерства
науки – АН РК. Серия физико-математическая. 1998.- №2.- С. 81-84.
Еріксіз сәлеленудің инфрақызыл аймақтағы спектрінің қорытқы қуатын зерттеу
Т.С. Бимагамбетов
Тәжірибелік жұмыста калий атомының бастапқы деңгейлері резонанстық емес түрде
қонысталған еріксіз сәулелердің қуаты зерттелген. ИҚ еріксіз сәуле шығарудың қорытқы
қуатының атомдар концентрациясына квадрат тәуелділікте болуы резонанстық деңгейде
қоныстану атомдардың бір бірімен соқтығысуы және лазер фотонының жұтылуынан болатыны
анықталған.
Сәулелер қуатының қосындыларының лазердің интенсивтілігі мен атомдардың
концентрациясына байланыстылығы алынған. Еріксіз шығарылған сәулелердің қоныстану
деңгейінің механизмі анықталған.
The study to total power compelled radiation of the infrared area of the spectrum
T.S. Bimagambetow
In the experimental work the stimulated radiation at a UN resonance occupation of the initial level of
potassium atom is researched. The sum powers of these radiations in the dependence on the intensive of
laser and concentration of atoms are got. The mechanism of initial level of stimulated radiation is set up.
266
В.М.ЮРОВ, О.С.ХАЛЕНОВ, В.А.ЗАКАМОЛКИН
ТЕРМОДИНАМИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТИ ТВЕРДЫХ
ЭЛЕКТРОЛИТОВ
(Карагандинский государственный университет им .Е.А. Букетова)
Предложена термодинамическая модель, которая описывает связь электрической проводимости твердых
растворов от соотношения химических компонент, температуры, давления, размера зерен кристаллов. Получены
формулы для экспериментального определения критического радиуса. Предложенная модель позволяет определять
поверхностное натяжение твердых растворов.
Введение
Середина шестидесятых годов двадцатого века ознаменовалась бурным развитием раздела
физики твердого тела, связанного с исследованиями ионного транспорта. Возникло новое научное
направление - физика твердых электролитов. Электропроводность твердых электролитов
оказалась такой высокой, что для ее объяснения потребовалось разделение общей решетки
кристаллов на две фазы: упорядоченной, состоящей из тяжелых структурных единиц, и
неупорядоченной, образованной структурными единицами, обладающими высокой подвижностью
[1,2]. Несмотря на значительные успехи в понимании механизмов ионного транспорта, многие
вопросы не нашли своего количественного соответствия между теорией и экспериментом. Это
относится, прежде всего, к влиянию внешних и внутренних факторов (давление, температура,
химический состав, размер частиц и др.) на электропроводность твердых электролитов. В
настоящей работе предлагается термодинамическая модель, позволяющая ответить на многие
вопросы в рамках одного подхода.
Термодинамика и электропроводность твердых растворов
Рассмотрим сначала гомогенную изотропную среду, которая содержит N электронов
проводимости и характеризуется термодинамическим потенциалом Гиббса G Возникновение
тока плотностью j в среде является откликом системы невзаимодействующих электронов на
внешнее поле и имеет вид [3]:
Ф
1
,
 Em  G0 N
1  C1 exp 

kT


(1)
C1  2Sk  p   const (смысл входящих в это выражение величин такой же, как и в
[3]), E m  eE , e - заряд электрона.
После линеаризации (1) при Ф  j , получаем:
где
j
Когда
где
kT eE
N
C1 G 
(2)
N  const, мы из (2) имеем закон Ома в дифференциальной форме:
j  E ,
kT eN

.
C1 G 
267
(3)
(4)
Проводимость  связана с удельным сопротивлением  соотношением
  1   C  G  eN, C  C1 / kT .
(5)
Константа С характеризует процесс перехода системы электронов из возбужденного
состояния в основное и примерно одинакова для многих веществ. Таким образом, гетерогенность
твердых растворов будет сказываться на ее электропроводности через энергию Гиббса
которую необходимо вычислять исходя из термодинамики твердых растворов [4].
G ,
Влияние давления на электропроводность твердых растворов
Поскольку, как известно,
G   H  TS  PV ,
где Н – энтальпия; Т – температура; S – энтропия; V – объем, то при
следует, что
  0    P P0 ,
(6)
C  const из
(6)
(7)
где P0 - атмосферное давление, β – некоторая константа. Из (7) следует линейная зависимость
удельного сопротивления от давления. Действительно, как показано на рис.1 для CaSO4 график
относительного удельного сопротивления хорошо аппроксимируется линейной функцией [5]. Для
точного расчета нужно воспользоваться точным выражением (1).
Рис. 1. Изменение удельного сопротивления CaSO4 под действием всестороннего давления [5]
Влияние температуры на электропроводность твердых растворов
Температурная зависимость электропроводности твердых растворов имеет сложную форму,
из-за температурной зависимости практически всех параметров, входящих в выражение (5).
Ситуация упрощается, поскольку в реальных и практически важных случаях наблюдается, как
правило, один тип проводимости. В случае электролитов выражение (5) дает:
268
  A kT ,
(8)
где А – некоторая константа.
Формула
(8)
показывает
гиперболическую
зависимость
электропроводности
электролитических твердых растворов, аналогичную эмпирической зависимости [5]. В случае,
когда твердые растворы представляют собой диэлектрики или полупроводники, то в (5) следует
положить концентрацию зарядов N равной:
N  N 0 exp  Q 
kT 

,
(9)
где Q – энергия активации. Из формулы (5) тогда следует:
   0 exp Q  ,
 kT 
(10)
что соответствует классическим теориям.
На рис. 2 показана зависимость σ = 1/ρ в логарифмическом масштабе.
Рис. 2. Зависимость logσ(T) от 1000/T для системы Li2SO4:Li2CO3
с добавками:
1- система + 3.8 mol% BaSO4; 2- система + 3.8 mol% SrSO4;
3- система + 3.8 mol% CaSO4; 4- система + 3.8 mol% MgSO4;
5- система Li2SO4:Li2CO3.
Влияние химического состава на электропроводность твердых растворов
В случае идеальных твердых растворов:
n
G р  ра  X1G 1  X 2 G 2  ...  X n G n   X i G i ,
i 1
где X i - мольная концентрация i-ой компоненты, причем
269
(11)
n
X
i 1
i
 1.
(12)
Из (4) и (11) вытекает, что для сложной (гетерогенной) среды
n
 р  ра  X 11  X 2  2  ...  X n  n   X i  i
,
(13)
i 1
Из (13) следует, что без дополнительной информации о средних значениях содержания
различных компонентов в твердом растворе, найти корреляционную связь между содержанием
искомого компонента и  р ра практически невозможно. В случае, когда компонента
X1  X2  ...  Xn , то можно установить корреляционную связь между  и концентрацией
компонента X1 на основе выражения (5).
Влияние гранулометрического состава на электропроводность твердых растворов
Перепишем уравнение (4) в виде:

С
,
G0
(17)
где С = const.
Изменение радиуса зерна минерала приводит к изменению давления P на межфазной границе,
описываемое уравнением Кельвина [6]:
P
 2 
 exp
,
P0
 rRT 
(18)
G 0  H  TS  P ,
(19)
где r радиус зерна; σ - межфазное поверхностное натяжение;  - молярный объем зерна; P0 давление над плоской поверхностью; R – универсальная газовая постоянная.
Поскольку
то (17), с учетом (18) и (19), примет вид:

С
 2 
 exp  
.
P0
 rRT 
(20)
Обозначая D = C/υP0, разлагая (20) в ряд и ограничиваясь первыми двумя членами, получим:


  D1 
R0 
,
r 
(21)
где «критический радиус» R0 равен:
R0 
2
.
RT
Уравнение (21) можно переписать следующим образом:
270
(22)
 R 
   0 1  0  .
r 

(23)
Таким образом, мы получили уравнение (23), описывающее зависимость электропроводности
от размера зерна твердого раствора. Критический радиус R0, при котором электропроводность
обращается в ноль, определяется поверхностным натяжением или поверхностной энергией. В
случае жидкостей эти две величины совпадают. В случае твердых тел – нет, и связь между ними
дается уравнением Шаттльворта и Херинга [6]:
      T ,
где
(24)
 - площадь поверхности твердого тела, ω – поверхностная энергия.
Для диэлектрической проницаемости, проводя аналогичные рассуждения, мы получаем
уравнение подобное (23):


   0 1 
R0 
.
r 
(25)
Уравнения (23) и (25) хорошо описывают экспериментально наблюдаемое поведение
диэлектрической проницаемостей и электрической проводимости. На наш взгляд эта
закономерность носит фундаментальный характер.
Обобщенная зависимость электрических параметров твердых растворов показана на рис. 3.
Рис. 3. Обобщенная зависимость электропроводности
от размера зерна твердого раствора
Заключение
Предложенная нами термодинамическая модель, как показано выше, позволяет
прогнозировать поведение вновь синтезированных твердых растворов в различных условиях и
внешних воздействиях. Уравнения (23) и (25) позволяют по экспериментальным данным
определять поверхностное натяжение твердых растворов. В настоящее время эта задача не
решена.
Настоящая публикация сделана в рамках подпроекта, финансируемого в рамках CКГ,
поддерживаемого Всемирным Банком и Правительством Республики Казахстан. Контракт
№7212/08/02/5.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Укше Е.А., Букун Н.Г. Твердые электролиты. -М.; Наука, 1977.- 225c.
2. Гуревич Ю.Я., Харкац Ю.И. Суперионные проводники. -М.:Наука, 1992.- 335c.
271
3. Ещанов А.Н., Юров В.М., Портнов В.С. Вопросы электропроводности гетерогенных сред.
// Вестник КарГУ, сер. Физика. 2005, № 1(37). С. 27-34.
4. Саксена С. Термодинамика твердых растворов породообразующих минералов. М.: Мир,
1975.
5. Физические свойства горных пород и полезных ископаемых. Справочник геофизика. Под
ред. Н.Б. Дортман. М.: Недра, 1984.
6. Гохштейн А.Я. Поверхностное натяжение твердых тел и адсорбция. М.: Наука, 1976.285c.
Қатты электролиттердің электрөткізгіштігінің термодинамикалық моделі
В.М.Юров, О.С.Халенов, В.А.Закамолкин
Электрөткізгіштікті қатты ерітінділердің химиялық компоненттерімен, температурамен, қысыммен, кристалдар
дәнінің өлшемдерімен байланыстыратын термодинамикалық модель ұсынылған. Сындық радиусты эксперименталдық
анықтауға арналған формула алынды. Ұсынылған модель қатты ерітінділердің беттік керілуін анықтауға мүмкіндік
береді.
The thermodynamic model which describes communication of electric conductivity of firm solutions from a ratio chemical
a component, temperature, pressure, the size of grains of crystals is offered. Formulas for experimental definition of critical
radius are received. The offered model allows to determine a superficial tension of firm solutions.
272
DOLYA N.A., GRITSKOVA E.V., DMITRIEVA E.A., MIT’ K. A., MUKHAMEDSHINA D.M.
SOL-GEL METHOD OF PRODUCTION NANOSTRUCTURE FILMS FOR
POLYFUNCTIONAL APPLICATIONS
Institute of Physics and Technology
Sol-gel method of tin dioxide, zinc oxide, and zinc sulfide thin films synthesis considered. Optical, morphological, gas
sensitive, photosensitive properties are investigated. The influence of processing by Н- and О-plasmas on structural properties
and gas sensitivity of tin dioxide films is shown. Zinc oxide films doped with transition metals are synthesized. The influence of
hydrothermal processing on morphological properties of zinc sulfide films synthesis is considered.
1. Introduction
New sol-gel methods allow forming nanosize films and coatings with unique combination of
properties for their applications in different branches of industry [1]. Sol-gel method is one of the simple
methods to produce the multipurpose materials, synthesized at low temperature. The method allows to
exclude numerous stages of washing because the chemical compounds used as the intial substances do not
bring impurities into the composition of the end-product. Sol-gel method is based on reactions of
inorganic compounds polymerization (formation of metaloxopolymers in solutions) and this method
includes the following stages: solution preparation → gelation → drying → annealing. Sol particles are
formed in a solution and they are incorporated with each other to form three-dimensional structure (gel).
The dense xerogels network is formed directly on the substrate and removal of organic solvent was done
through the heat treatment process.
As initial substances, capable to be hydrolyzed and enter reaction of condensation with formation of
spatially tailored structures, metalorganic compounds, organic and mineral compounds of the metals, are
applied. A number of organic solutions having practical application are film-forming (emulsions) at room
temperature [2]. Solutions of organic and inorganic elements compounds, having the tendency to
polymolecules or polysolvated groups in a solution formation, form the gels possess a weak propensity to
crystallization at drying [3] and are used for films deposition. Usually the initial substances are metals
alcoxides М(OR)n (M = Si, Ti, Zr, Zn, Sn, Al, lanthanide etc., R = alkyl or aryl radicals), hydrolyzed at
water addition. The reaction is led in organic solvents. The subsequent polymerization (condensation)
results in formation of gel [4]. Sometimes such method named as "one-phase", as both reactions –
hydrolysis and condensation – are catalyzed by the same substance (acid or base, and sometimes
nucleophilic catalyst of NaF type).
The optimum ratio of initial basic film-forming substance, solvent and the catalyst in a solution of
film-forming substances should be carried out. It should provide, on the one hand, fast partial or full
hydrolysis in a solution with preservation of formed products of the corresponding acids or elements
hydroxides as sol and hydrolysis. On the other hand – the instant final hydrolysis in a thin layer on a
substrate with corresponding hydroxide transparent film allocation simultaneously. In addition, the films
formed are linked enough strongly to the substrate surface at optimum in a solution components ratio
only.
The film-coating technology by sol-gel method includes three ways of nanolayers formation: dipcoating, spin-coating and spray pyrolysis, the last one is seldom used. To the advantages and features of
sol-gel method for thin films formation can be related the follows:
- opportunity of homogeneous films preparation with thickness about ~ 0,1ηm, doped with different
elements, distributed homogeneously at a molecular level in ashes, gel and xerogel;
- low cost of the method demanding no vacuum, accelerating electric field, high temperatures of
processing and significant time expenses;
- opportunity of porous film structures preparation.
2. SnO2 films for creation gas sensitive sensor controls
The ability of SnO2 layers to electroconductivity change at gases adsorption became a basis of their
application in semiconductor sorption sensor, possessing a number of advantages and perspective for
various assignment gas analytical equipment developments [5-9]. Absorptive properties and reactionary
ability of SnO2 surface are caused by presence of free electrons in SnO2 conduction band, and also by
presence both oxygen vacancies and active chemisorbed oxygen. In addition, possessing a transparency in
273
a wide range of wavelengths, tin dioxide is used as transparent conducting covering at photoconverters
and opto-electric devices manufacturing.
Thin films received by sol-gel method represent the porous structure consisting of interconnected
nanosize particles. This property of films is used for gas sensitive sensors layers creation. The
opportunity of the film sensor porosity control at the films preparation stage is important under the
practical point of view as the number of the gas molecules by a semiconductor surface adsorbed grows
with growth of a surface relative share in a material, that, naturally, results in growth of a sensor
sensitivity.
The sensitivity of SnO2 sensor elements is maximal, when the diameter of crystalline particles is less
or comparable with double Debye length. Experimentally it is shown [10], that the maximal sensitivity for
H2 and CO environmental presence at crystalline particles diameter ~ 6 nm is observed. Qualitative films,
consisting of thermostable small grains, are obtainable at use of sodium stannate as precursor [11]. Into
the Na2SnO3 solution by constant mixing 1 mol/l Н3РО4 solution till the neutralization of a solution is
added (рН=7). Very steady and absolutely transparent sol in this case is obtained, that testifies to the
small size of particles of one’s content includes and their surface stability. As the solution was not shared
even at spin-on-films at a rate of 14000 min-1, electrodialysis was used as the way for sodium salts of
phosphoric acid sol clearing. Purified sol had been added with ammonia up to concentration of 1 %, and
then mixed with equal quantity of 2 % polyvinyl alcohol solution. Films were spread by spin-on-films
method and annealed at 500 ºС.
As an active phase for gas sensitive sensor creation by sol-gel method received tin oxide layers were
used [12]. The appropriate concentration solution for SnO2 films manufacturing with thickness of ~300
nm has been received by waterless SnCl4 in 97 % ethanol dissolution. Kinematic viscosity of solution was
~ 1.9 mm2/s. Concentration of ions of tin in solution was upto 0.14 mol/l. The solution was spread onto
the substrate located on specially developed little table of centrifuge rotor. The rate of centrifuge rotation
is ~ 3800 rpm. Spin-on-films time was 3-5 s. Films covered glass substrates were dried up within 3-5 min
by means of IR-radiator at temperature 80 °С. Then samples were placed into the muffle furnace and
were dried up within 15 min at temperature 400 °С.
Thermal and plasma methods are widely used for designing of SnO2 films with certain properties.
The matter of special interest is the studying the effect of thermal and plasma processing modes on SnOx
films spread by sol-gel method, on their optical and structural properties. Plasma processing is widely
used for SnO2 films properties modification. A number of works shows [13, 14] the effect of plasma on
gauges sensitivity, mainly the oxygen and hydrogen plasma films processing is applied. We have
investigated the effect of isothermal annealing (15 min, 3 h, 6 h, 12 h at Т = 400 ºС) and processing in
hydrogen and oxygen glow discharge plasma within 5 min on a SnO2 films microstructure, optical and
electrical properties, thickness, porosity and a gas sensitivity [15, 16]. The significant growth of ethanol
pairs sensitivity of SnO2 film, synthesized by sol-gel method, after annealing and also after Н- and Оplasmas processing is revealed. After 6 h of annealing at 400 ºС (Fig. 1) the maximal sensitivity was
observed. Ethanol response time (concentration 500 ppm) is reduced with increase in annealing duration
at 400 ºС, and also at the influence of plasma from 5 up to 2 s.
Fig.1. The dependence of SnO2 films sensitivity on ethanol vapor concentration. (а) annealing
at 400ºС: 1 – 15 min; 2 – 3 h; 3 – 6 h and 4 – 12 h; (b) plasma processing: 1 – after deposition;
2 – O-plasma and 3 – H-plasma.
Sol-gel method synthesized SnO2 films possess a fine-grained surface structure. O-plasma
processing results to a partial film clusterization and to surface granular structures disintegration (Fig.2).
H-plasma processing leads to SnO2 nanocrystals consisting agglomerates formation.
274
The annealing of sol-gel method synthesized SnO2 films at 400 ºС within 3-6 h results in obviously
expressed surface granular structure formation. The roughness of SnO2 films increases after both Н- or Oplasma processing or isothermal annealing. The factors mentioned promote increase of SnO2 films gas
sensitivity.
Fig. 2. The surface topography of SnO2 films (500×500 nm2). (а) after deposition, (b) Oplasma processing, (c) H-plasma processing.
3. ZnO thin films optical, structural and morphological properties research
During the last decade enhanced attention has been given to the synthesis and research of
nanocrystalline zinc oxide films. ZnO films is the most important functional oxide with band gap (3.37
eV) and the big exciton binding energy (60 meV at room temperature), possessing interesting electric and
optical properties, such as, a luminescence, the presence of piezo- and pirroeffect, amphoteric chemical
properties, catalytic activity, photo-electric properties, etc. Zinc oxide has found an application in lightemitting diodes and lasers, in solar batteries, as transparent conducting electrodes, as a material for gas
sensitive gauges, in antireflecting coverings and optical filters, and also in piezoelectric converters and
varistors [17-21].
Fig. 3 shows the XRD patterns of the zinc oxide films deposited with concentration of zinc acetate
0.1, 0.3, 0.5 and 0.7 mol/l by using isopropanol and monoethanolamin as the solvent and stabilizing agent
respectively [22].
Fig. 3. XRD patterns of the ZnO films deposited from solvent with different concentration of
zinc ions
The ZnO thin films were deposited on glass substrate. The procedure of deposition and annealing has
described above. The film coated from solvent by C=0.7 mol/l shows reflexes (100), (002), (101), (102),
(110), (103), (112) of ZnO. XRD pattern of the ZnO film deposited from solvent by C=0.5 mol/l also
shows similar results. The c-axis oriented (002) reflex of the ZnO films deposited from solvents with
C=0.3 mol/l and 0.1 mol/l is very intensive in comparison with the other films. The XRD results show
that the C=0.5 and 0.7 mol/l films and in smaller degree the C=0.3 mol/l film consist of disordered
crystallites whereas the C=0.1 mol/l film has the intensive (002) peak, revealing a more obvious [002]
preferred orientation. The average sizes of crystallites of the ZnO films deposited with different
concentration of zinc acetate are shown in table 1.
275
Table 1
Average size of crystallites (nm) for the ZnO films estimated from XRD-patterns
D, nm
C, mol/l
(100)
(002)
(101)
(102)
(110)
(103)
(112)
(004)
0.1
-
24
-
-
-
-
-
29
0.3
19
29
16
-
-
-
-
-
0.5
31
44
35
17
27
21
22
-
0.7
38
45
37
20
32
18
21
-
Fig. 4 (a, b) shows the photoluminescence and transmission spectra of the ZnO thin films grown on
glass from solvent with different concentration of zinc acetate ZnO. The optical transmission data have
been used to evaluate the ZnO film band-gap energy Eg. The Eg was evaluated from the (αhν)2 versus hν
plot by assuming that (αhν)2 ~ (hν - Eg)2 , where α is the adsorption coefficient and hν is the photon
energy. The inset on the Fig. 4b represents the corresponding Tauc’s plot. It was found that the E g for all
samples is 3.37±0.05eV and does not change with the increase of solution concentration.
Fig. 4. The photoluminescence (a) and transmission (b) spectrum of the ZnO thin films grown on glass by
solvent with different concentration of zinc acetate (ZnO thin films spectra is recorded at room temperature).
The inset represents the corresponding Tauc’s plot
The PL spectra of ZnO films measured at room temperature under HeCd excitation at 325 nm shows
that, films coated from solvent by C=0.5 and 0.7 mol/l demonstrate a weak spontaneous emission at 3.26
eV which correspond to the band to band transition (Fig. 4 a). The films coated from solvent by C=0.3
and 0.1 mol/l have very intensive PL that shifts at 3.18 and 3.14 eV correspondingly. That could indicate
a contribution of stimulated emission by exciton-exciton-scattering and testify to low concentration of
recombination defects and higher structural perfection of the films.
Fig. 5 (a, b, c, d) shows the atomic force microscopy images of the films grown from solvent with
concentration of zinc acetate 0.1, 0.3, 0.5 and 0.7 mol/l.
276
Fig. 5. AFM images for scanning area 6x6 μm2 of ZnO films deposited on glass substrate by
zinc acetate concentration in solvent: a) 0.1 mol/l; b) 0.3 mol/l; c) 0.5 mol/l; d) 0.7 mol/l.
For scanning area 6x6 μm2 of the films, the average roughness value of films grown at the 0.1 mol/l
is 3.42 nm, 0.3 mol/l is 9.53, 0.5 mol/l is 30.4 nm and 48.5 nm for C=0.7 mol/l respectively. The increase
of the ZnO films smoothness with increasing zinc acetate concentration can be explain by increase in the
grain size, the same results was obtained by XRD measurements.
4. ZnO thin films, doped with transition metals
Using a sol-gel method for ZnO nanosize layers synthesis [23-27] opens opportunities for ZnO films
homogeneous doping with various chemical elements and, thus, electric and optical properties to be
operated knowingly. The introduction of the transition metals elements, such as Fe, Co, Mn, etc. into the
ZnO nanostructure films, is perspective for ferromagnetic-antiferromagnetic properties possessing
bistabilized nanoclusters formation, the state of which is controlled by magnetic field. For spintronics
elements creation these properties are extremely actual. These additives can operate as stimulators,
catalysts, superficial units for oxygen adsorption and gas detecting with the subsequent trap for the
impurities adsorbed, or as an element promoting porosity perfection, thermal stability, and a matrix gas
sensitive characteristics. The embedding of a secondary component as transition metals oxides as a bulk
dopant or for the surface modification becomes one of the most attractive methods of optimization for
zinc oxide nanosized films sensitivity [28-31].
We have been synthesized multi-layer ZnO-CoO ("sandwich") film [32], (Fig. 6). Films with total
thickness ~ 100-150 nm have been deposited by spin-coating method on glass substrates by consecutive
alternation of a layer deposited.
Fig. 6. Scheme of ZnO-СоО structure formation
Fig. 7 (a, b) shows the photoluminescence and transmission spectra of the ZnO and ZnO-CoO thin
films. Zinc acetate dehydrate (Zn(CH3COO)2·2H2O) and cobalt acetate tetrahydrate
(Со(CH3COO)2·4H2O) were dissolved in a methanol (CH3OH) with addition of hydroxide ammonium
(NH4OH) for the deposition of zinc and cobalt oxide films. The optical transmittance spectra have shown
that all films exhibit high transmittance (about 80 %) in the 350-600 nm range. However the transmission
falls very sharply in the UV region due to fundamental absorption. The optical band gap energies
determined from the obtained spectra for the ZnO and ZnO-CoO thin films was 3.41 and 4.15 eV
respectively.
277
Fig. 7. The photoluminescence (a) and optical transmittance (b) spectrum of ZnO (curve 1) and ZnOCoO (curve 2) thin films on glass substrate (the solvent –methanol)
A strong and sharp emission around 3.16 eV was observed, and no green emission was detected,
showing the stoichiometry of obtained ZnO films. It is generally accepted that the near UV emission in
ZnO film is closely related to the exciton transition from the localized level below the conduction band
[33]. The formation of this localized level is related to the breaking of lattice periodicity, which is often
originated from the free impurity atoms, various defects, surface and interface. The UV
photoluminescence intensities increase more strongly after processing by “sandwich” deposition.
Apparently it was determined by improvement of the film structure and the increase of the oxygen
vacancies concentration that closely related to the formation of sallow donors, and also the growth of free
carriers concentration. The increase in the photoluminescence, probably, occurs due to the crystallite size
reduction and the formation of additional structural imperfections. The XRD pattern of the coated films
shows reflexes (100), (002), (101), (102), (110), (103), (112) of ZnO. High intensity of reflection is
observed from a plane (100).
The particle size (D) can be calculated using the Debye-Scherrer formula: D 
0.9
, where λ is
B cos 
the X-ray wavelength (1.5405 Ǻ), θ is the Bragg diffraction angle, and B is the full width at half
maximum. According to the x-ray diffraction peak positions and the widths at half maximum, the mean
size of ZnO crystallites is 80
nm.
The ESR spectra of
multilayer ZnO-CoO
film composed of 4 ZnO
layers and 4 CoO
layers put layer-by-layer are
presented in fig. 8.
The total thickness of structure
was about 80-100 nm.
The top layer was CoO.
Fig. 8. ESR spectra at 80 K of ZnO-CoO “sandwich” structure film synthesized by sol-gel method: (a)
as-grown, (b) treated in glow discharge hydrogen plasma (12.5 W, t=5 min), (c) annealed on air at 400
o
C for 1 h
The grown films are polycrystalline and capable to magnetization. Free carrier absorption ESR
spectra with g ~ 2 were detected in all samples. The spectra have a Dyson type form of line corresponding
to absorption affected by skin effect. The increase of EPR signal after H-plasma treatment is due to
oxygen vacancies generation that closely related to the formation of sallow donors [34] therefore the
growth of free carriers’ concentration and conductivity takes place. The subsequent annealing at 400 oС
results in the reduction of ESR signal intensity and the decrease of free carrier concentration.
In the case of cobalt containing composites, the observation of ferromagnetic behavior can not be
related to the cobalt oxide because CoO has NaCl-like structure and is antiferromagnetic material that is
an indirect evidence of presence of metallic cobalt or cobalt oxides another valence [35].
5. Research of structures photosensitivity based on the ZnO films
278
In order to form the p-n- junction the wafers of р-type silicon with specific resistance 10 Ωcm and
by (111) crystal plane oriented were used. The back side of a silicon wafer was covered with a continuous
layer of aluminium with thickness ~ 0.5 μm and on a face sheet the gold-made contact grid was deposited
(Zn(CH3COO)2) – 0.1 and 0.7 mol/l by thermal spattering method. The structures with ZnO films have
been made at molar zinc ions concentration (Zn(CH3COO)2) – 0.1 and 0.7 mol/l.
Fig. 9 shows the current-voltage characteristics of the silicon structures, based on ZnO films by the
solutions with zinc ions concentration 0.1 and 0.7 mol/l .
Fig. 9. Current-voltage characteristics of silicon structures based on ZnO films
Both zinc ions concentrations possess the defined straightening properties. The direct current
exceeds the inverse for more than on the order at voltage U ~ 5 V. Inverse currents at voltage up to 5 V
do not exceed 10-2 mА/cm2 at room temperature. However, structures possessed big series resistance
(about 300-500 ) because of small thickness of ZnO layers.
Fig. 10 shows the spectral photosensivity for the structures made at zinc ions concentration of 0.1
and 0.7 mol/l in ZnO sedimentation film-forming solutions. It is found, that ZnO-Si structure with zinc
ions concentration of 0.7 mol/l possessed appreciable photosensivity in the range from 600 up to 1100
nm. This region is the fundamental absorption band for silicon, and extrinsic absorption band for ZnO.
Hence, photosensivity is provided due to generation by light of electron-hole pairs in silicon and their
spatial separation in ZnO-Si area heterojunction due to the strong built – in electric field.
As seen from fig. 10, there is a shift at long-wavelength photoeffect boundary in a short-wave range
in the spectral characteristics of ZnO-Si structure at the ZnO film zinc ions concentration reduction up to
0.1 mol/l. The photogenerated carriers collecting factor reduction in this case explained by the built – in
electric field reduction because of small thickness of ZnO film, and, probably, its higher resistance.
2.5
0.7 mol/l
Current, mА/cm2
2
1.5
1
0.1 mol/l
0.5
0
0
200
400
600
800
1000
1200
λ,
n
Note, that factor of photogenerated carriers collecting ofmthe
Fig. 10. Spectral characteristics of structures with zinc ion concentrations of 0.1 and 0.7 mol/l.
structure ZnO-Si 0.1 mol/l in short-wave
(500-600 nm) band considerably higher, than for 0.7 mol/l structure. It is explained by low recombination
losses on p-n-junction and denote more qualitative ZnO-Si interface.
7. Zinc sulfide films structural and morphological properties studying
Zinc sulphide is an important II-VI group semiconductor with a large direct band gap of 3.50-3.70 eV
in the UV range. It is used as a key material for light emitting diodes and other optoelectronic devices
such as electroluminescent displays, cathodoluminescent displays and multilayer dielectric filters [36].
279
ZnS is highly suitable as a window layer in heterojunction photovoltaic solar cells [37]; because the wide
band decreases the window absorption loses and improves the short circuit current of the cell [37]. In the
area of optics, ZnS can be used as a reflector, because of its high refractive index (2.35), and a dielectric
filter because of its high transmittance, in the visible range. The research on renewable energies includes
the photovoltaic conversion of solar energy and important investigations of novel materials and
structures. Photovoltaics are the most fascinating ways of direct solar energy conversion. Thin film solar
cells give hope to meet the cost goals, which are necessary to provide the needs for energy production by
photovoltaics. It is generally recognized that any large-scale application must rely on cheap
polycrystalline materials. The use of thin film polycrystalline semiconductors has attracted much interest
in an expanding variety of applications in various electronic and optoelectronic devices. The
technological interest in polycrystalline-based devices is mainly due to their very low production costs
[38].
Zinc sulfide has been received by sol-gel method from the isopropanol solutions containing the zinc
sulfate (ZnSO4) (0.1 mol/l), ammonium hydroxide (NH4OH) (addition up to value рН=10) and thiourea
((NH2)2CS) (0.4 mol/l) [39]. The solution was deposited on a glass substrate by spin-coating method,
preliminary drying was carried out with IR-radiation, each layer anneal at temperature 300 ºC. The final
annealing process after 10 layers of zinc sulfide drawing last for 1 hour at temperature 500 ºC.
Zinc sulfide formation process occurs in accordance with the following chemical reaction equation:
Zn(NH3)42+ + SC(NH2)2 + 2OH-  ZnS + 4NH3 + OC(NH2)2 + H2O
The substrate thin layers formation occurs through a stage on a substrate surface of thiourea
coordination connections formation, theirs thermodestruction, a film growth, interaction of complex
connections with a surface and formation of zinc sulfide.
The second way by surface sol-gel method of zinc sulfide layers formation consist in serial glass
substrate dip-coating firstly to the Zn2+ (0.091 mol/l, pH=6.74) containing water solution, then in a water
solution with S2- ions (0.091 mol/l, pH=11.05). The film growth can be schematically described by the
following surface reaction sequence:
OH
glass`s
surface
OH
OH
Zn2+, CH3COO-
O
Zn(H2O)x(CH3COO)y
S2-
O
Zn
S
Zn
S
Zn
S
O
Zn(H2O)x(CH3COO)y
O
O
Zn(H2O)x(CH3COO)y
O
O
Zn
S
Zn(H2O)x(CH3COO)y
O
Zn
S
Zn(H2O)x(CH3COO)y
O
Zn
S
Zn(H2O)x(CH3COO)y
Zn2+, CH3COO-
etc.
In the aqueous reaction sequence, it is assumed that the weakly coordinating acetate ions are easily
displaced as ligands for Zn2+ by the more strongly coordinating S2- anions. The first association constant
of CH3COO- with Zn2+ is on the order of 10 M-1, and at the concentrations of CH3COO- used in these
experiments, one might expect to find both coordinated CH3COO- and H2O on the surface.
Table 2 contains the roughness parameters, determined by means of the AFM processing program,
where Ra – the average of roughness; Rzjis – 10-point average roughness; S – the image area; Rq – root
mean square roughness; Rz – maximum difference between high and low; Sratio – the ratio of the net
surface area S to the flat surface area S0.
Table 2
ZnS (1,5х1,5 μm2) thin films surface structure parameters
280
Synthesis technology
Spin-coating
Dip-coating
Ra, nm
Rzjis, nm
S, μm2
Rq, nm
Rz, nm
Sratio
4.23
35.3
2.34
5.63
42.8
1.04
4.32
43.1
3.20
5.53
44.8
1.42
As table 2 and figure 11 shows, the average roughness of zinc sulfide films, by a dip-coating method
obtained, is greater.
Fig. 11. The image of a ZnS films surface (1,5х1,5) um2, synthesized by methods of spin-on-films (а) and dipcoating (b)
As a result of synthesis an amorphous zinc sulfide films are formed, that is confirmed with XRD
patterns. In films, by spin-coating method deposited, ZnS crystal phase seed formation was observed. For
the further growth of a crystal phase of a film passed hydrothermal processing within 8 hours at
temperature 170 °С. AFM images shows in fig. 12 confirming, that hydrothermal processing leads to
agglomerates formation.
Fig. 12. The surface topography of ZnS films: (а) – after deposition, (b) –hydrothermal
processing
8. Conclusions
Tin dioxide, zinc oxide, and zinc sulfide thin films were prepared by sol-gel method. Optical,
morphological, gas sensitive, photosensitive properties of obtained films were studied. The influence of
Н- and О-plasma on structural properties and gas sensitivity of tin dioxide films were shown. O-plasma
processing results to a partial film clusterization and to surface granular structures disintegration. At the
same time H-plasma treatment leads to SnO2 nanocrystals agglomerates formation.
Zinc oxide films doped with transition metals were synthesized. Morphological properties of zinc
sulfide films were considered by the influence of hydrothermal treatment. Based on the AFM images
hydrothermal processing leads to agglomerates formation.
Acknowledgements
The authors are grateful to the Science Foundation of Kazakhstan. This work supported by
«Sharyktau-2009» (contract №9) young scientists innovation research grant.
281
1.
2.
3.
4.
5.
6.
7.
8.
9.
10.
11.
12.
13.
14.
15.
16.
17.
18.
19.
20.
21.
REFERENCES
Klein L.С. Sol-gel technology for thin films, fibers, performs, electronics and specialty shapes. –
New Jersey: Rutgers, The State University of New Jersey, 1987.
Zinoviev К.V. Synthesis oxide films from solutions and their use in electronics // Electronics. –
1974. – Vol. 13. – P.27.
Razuvaev G.А., Gribov B.G., Domracheev G.А. Organometallic Compounds in Electronics:
Textbooks. - Мoscow, Science, 1972.
Pomogailo А.D. Hybrid polymer-inorganic nanocomposide // Russ. Chem. Rev. – 2000. – Vol.69.
– P.60-89.
Anisimov О.V. Electric and gas-sensible characteristics of semiconductor sensors based on SnO2
thin films – Avtoref. diss. kand. phys.-math. sci. Tomsk: Siberian Phys.-Tech. Institute of Tomsk
State University, 2007.
Simakov V., Voroshilov A., Grebennikov A., Kucherenko N., Yakusheva O., Kisin V. Gas
identification by quantitative analysis of conductivity-vs-concentration dependence for SnO2
sensors // Sens. and Actuat. B. – 2009. – Vol. 137. – P.456–461.
Rembeza Е.S. Structure and electrical properties of semiconducting metal oxide nanocomposites in
the interaction with gases. – Avtoref. diss. doctor. phys.-math. sci. Voronezh: Voronezh State
University, 2006.
Sunita M., Ghanshyam C., Nathal R., Satinder S., Bajpai R.P., Bedi R.K. Alcohol sensing of tin
oxide thin film prepared by sol-gel process // Bull. Mater. Sci. – 2002. – Vol.25. – P.231-234.
Ryabtsev S.V., Yukish А.V., Hango S.I., Yurakov Yu.А., Shaposhnik А.V., Domashevskaya E.P.
Kinetics of the resistive response of thin films of SnO2-x in a gaseous medium // Phys. and technol.
of Semicond. – 2008. – Vol.42. – P.491-495.
Xu Ch., Tamaki J., Miura N., Yamazoe N. Grain size effects on gas sensitivity of porous SnO 2
based elements // Sens. and Actuat. B. – 1991. – Vol.3. – P.147-155.
Adamian А.Z., Adamian Z.N., Arotyunyan V.M. Sol-gel technology for obtaining sensitive to
hydrogen thin films // Alternative Energy and Ecology. – 2006. – Vol. 40. – P.50-55.
Mukhamedshina D.M., Mit’ K.A., Beisenkhanov N.B., Dmitrieva E.A., Valitova I.V. Influence of
plasma treatments on the microstructure and electrophysical properties of SnOx thin films
synthesized by magnetron sputtering and sol-gel technique // Book of abst. 12 th Inter. Conf. On the
Def.-Recogn., Imag.& Phys. in Semicond. Berlin, Germany. 2007, 159.
Karapatnitski I.A., Mit’ K.A., Mukhamedshina D.M., Baikov G.G. Effect of hydrogen plasma
processing on the structure and properties of tin oxide thin film produced by magnetron sputtering
// Proc. of the 4th Internat. Conf. on Thin Film Phys. and Applic. Shanghai, China. – 2000. –
Vol.4086. – P.323.
Srivastava R., Dwivedi R., Srivastava S.K. Effect of oxygen, nitrogen and hydrogen plasma
processing on palladium doped tin oxide thick film gas sensors // Phys. of Semicond. Devices.
India, New Delhi: Narosa Publishing House. – 1998. – P.526-528.
Mukhamedshina D.M., Beisenkhanov N.B., Mit’ K.A., Botvin V.A., Valitova I.V., Dmitrieva E.A.
Influence of plasma treatments on the properties of SnOx thin films // J. of High Temp. Mater.
Proc., An Internat. Quarterl. of High Technol. Plasma Proc. – 2006. – Vol.10. – P.603-616.
Mukhamedshina D.M., Mit’ K.A., Beisenkhanov N.B., Dmitriyeva E.A., Valitova I.V. Influence of
plasma treatments on the microstructure and electrophysical properties of SnOx thin films
synthesized by magnetron sputtering and sol-gel technique // J. of Mater. Sci.: Mater. in Electr. –
2008. – Vol.19. – P.382-387.
Kim Y.-S., Tai W.-P., Shu S.-J. Effect preheating temperature on the structural and optical
properties of ZnO films by sol-gel process // Thin Solid Films. – 2005. – Vol.491. – P.153-160.
Hong R., Shao J., He H., Fan Zh. Influence of buffer layer thickness on the structure and optical
properties of ZnO thin films // Appl. Surf. Sci. – 2006. – Vol.252. – P.2888-2893.
Hong R., Qi H., Huang J., He H., Fan Zh., Shao J. Influence of oxygen partial pressure on the
structure and photoluminescence of direct current reactive magnetron sputtering ZnO thin films //
Thin Solid Films. – 2005. – Vol.473. – P.58-62.
Hong R., Huang J., He H., Fan Zh., Shao J. Influence of different post-treatments on the structure
and optical properties of zinc oxide thin films // Appl. Surf. Sci. – 2005. – Vol.242. – P.346-352.
Gao X.D., Li X.M., Yu W.D. Rapid preparation, characterization, and photoluminescence of ZnO
films by novel chemical method // Mater. Res. Bull. – 2005. – Vol.40. – P.1104-1111.
282
22.
Gritskova E.V., Mukhamedshina D.M., Mit’ K.A., Dolya N.A., Abdullin Kh.A. Properties of
ZnO thin films doped with ferromagnetic impurities // Phys. B: Cond. Matter. – 2009. – Vol.404. –
P.4816-4819.
23.
Wang L., Pu Yo., Fang W., Dai J., Zheng Ch., Mo Ch., Xiong Ch., Jiang F. Effect of hightemperature annealing on the structural and optical properties of ZnO films // Thin Solid Films. –
2005. – Vol.491. – P.323-327.
Shiler T., Krajewski T., Grobelsec I., Aegerter M.A. A Microstural Zone Model for the
Morphology of Sol-Gel Coatings // J. of Sol-Gel Sci. and Technol. – 2004. – Vol.31. – P.235-239.
Xu Z., Deng H., Xie J., Li Ya., Li Ya. Photoconductive UV Detectors Based on ZnO Films
Prepared by Sol-Gel Method // J. of Sol-Gel Sci. and Technol. – 2005. – Vol.36. – P.223-226.
Korotcenkov G., Macsanov V., Brinzari V., Tolstoy V., Schwank J., Cornet A., Morante J.
Influence of Cu-, Fe-, Co- and Mn-oxide nanoclusters on sensing behavior of SnO2 films // Thin
Solid Films. – 2007. – Vol.467. – P.209-214.
Fonin M., Mayer G., Biegger E., Janβen N., Deyer M., Thomay T., Bratschitsch R., Dedkov Yu.S.,
Rudiger U. Defect induced ferromagnetism in Co-doped ZnO thin films // J. of Phys. Conf. Ser. –
2008. – Vol.100, 042034.
Fukumura, T.; Toyosaki, H.; Yamada, Y. Magnetic oxide semiconductors // Semicond. Sci.
Technol. – 2005. – Vol.20. – P.103-111.
Kobayashi M. et al Characterization of magnetic components in the diluted magnetic
semiconductor Zn1-x CoxO by x-ray magnetic circular dichroism // Phys. Rev. B. – 2005. – Vol. 72.
– P.201.
Pearton S.I., Norton D.P., Ivill M.P., Hevada A.F., Zavada M., Chen W.M., Buyanova I.A.
Ferromagnetism in Transition-Metal Doped ZnO // J. of Electr. Mater. – 2007. – Vol.36. – P.462471.
Srinivasan G., Kumar J. Optical and structural characterization of zinc oxide thin films // Cryst.
Res. Technol. – 2006. – Vol.41. – P. 893-896.
24.
25.
26.
27.
28.
29.
30.
31.
32.
Mukhamedshina D.M., Gritskova E.V., Mit’ K.A. Study of the Optical and Magnetic Properties
Multilayer ZnO-CoO Films // Internat. Siberian on Cont. and Commun. The Tomsk IEEE
Chapter& Russia, Tomsk. 2009. – P.233-237.
33.
Lashkarev G.V., Sichkovsky V.I., Radchenko М.В., Karpina V.А., Butorin P.Е., Dmitriev А.I.,
Lazorenko V.I., Slinko Е.I., Litvin P.N., Yakela R., Knoff I., Stori Т., Aleshkevich P. Magnetic
divorced ferromagnetic semiconductors based on compounds II-VI, III-VI and IV-VI //
Cryogenics. – 2009. – Vol.35. – P.81-91.
Hamad O., Braunstein G., Patil H., Dhere N. Effect of thermal treatment in oxygen, nitrogen, and
air atmospheres on the electrical transport properties of zinc oxide thin films // Thin Solid Films. –
2005. – Vol.491. – P.303-309.
Fonin M., Mayer G., Biegger E., Janßen N., Beyer M., Thomay T., Bratschitsch R., Dedkov Y.S.,
Rüdiger U. Defect induced ferromagnetism in Co-doped ZnO thin films // J. of Phys. Conf. Series.
– 2008. – Vol.100, 042034.
Ubale A.U., Kulkarni D.K. Preperetion and study of thickness dependent electrical characteristics
of zinc sulfide thin films // Bull. Mater. Sci. – 2005. – Vol.28. – P.43-47.
Schrier J., Demchenko D.O., Wang L.-W. Optical properties of ZnO/ZnS and ZnO/ZnTe
heterostructures for photovoltaic applications // Nano Lett. – 2007. – Vol.7. – P.2377-2382.
Kumara V., Sharma M.K., Gaura J., Sharma T.P. Polycrystalline ZnS thin films by screen printing
method and its characterization // Chalcog. Lett. – 2008. – Vol.5. – P.289-295.
Gritskova Е.V., Dolya N.А., Мit` К.А., Mukhamedshina D.М. Electrical properties and
photosensitive thin-film heterostructures ZnS/ZnO on p-Si // Book of abstr. 7th Internat. Conf.
Nucl. and Rad. Phys. Almaty, Kazakhstan. – 2010, in press.
34.
35.
36.
37.
38.
39.
Әртүрлі қажеттілікке керекті наноқұрлымдық пленканы алудың золь-гель әдісі.
Қалайы қостотығының, мырыш тотығының, сульфидтің жұқа қабықшаларын алудың золь-гель тәсілі
қарастырылды. Оптикалық, морфологиялық, газсезгіштік, фотосезгіштік қасиеттері зерттелді. Құрылымдық
қасиеттеріне және қостотықты қалайы қабықшасының газсезгіштігіне Н-және О- плазмаларымен өңдеудің әсері
көрсетілді. Ауыспалы металлдар ендірілген мырыш тотығының қабықшасы синтезделді. Мырыш сульфидінің
қабықшаларының морфологиялық қасиеттеріне гидрожылумен өңдеудің әсері қарастырылды.
283
Золь-гель мето получения наноструктурных пленканы алудың золь-гель әдісі.
Рассмотрен золь-гель метод получения тонких пленок диоксида олова, оксида цинка, сульфида. Изучены
оптические, морфологические, газочувствительные, фоточувствительные свойства. Показано влияние на
структурные свойства и газочувствительность пленок диоксида олова обработки Н- и О-плазмами.
Синтезированы пленки оксида цинка, легированные переходными металлами. Рассмотрено влияние
гидротермальной обработки на морфологические свойства пленок сульфида цинка.
284