Лаборатория теоретической физики

Информация обновлена 17.09.2015

Лаборатория теоретической физики

Лаборатория теоретической физики НИИ физики ОНУ имени И. И. Мечникова была основана в 1967 году профессором Глауберманом Аббой Ефимовичем, бывшим в ту пору (с 1966 по 1974 г.) директором института. Первым заведующим лабораторией стал канд. физ.-мат. наук АДАМЯН Вадим Мовсесович, чьи научные интересы лежали в области квантовой теории столкновения микрочастиц. Проф. Глауберман, сам будучи специалистом по квантовой теории твердых тел, приветствовал исследования молодого руководителя лаборатории, а попутно нашел возможность использовать его математический опыт, предложив поработать над более «земной», но актуальной проблемой оптического поглощения в средах, содержащих объекты, которые ныне принято относить к наноразмерным. При этом возникла идея так называемых квази-металлических центров, которая, в применении к научной фотографии, могла бы прояснить природу центров скрытого изображения. К сожалению, ранняя смерть проф. Глаубермана не позволила ему полностью воплотить в жизнь свои замыслы.

Дальнейшая деятельность лаборатории под руководством В. М. Адамяна протекала в направлении применения методов теории многих частиц к коллективным явлениям в неметаллических кристаллах (прежде всего, это касалось экситонных эффектов), а также анализа математических моделей для процессов рассеяния в ядерной физике. Последний круг вопросов нашел свое отражение в докторской диссертации В. М. Адамяна (1974 г.).

В 1975 году заведующим лабораторией теоретической физики НИИФ становится канд. физ.-мат. наук БОНДАРЕВ Виктор Николаевич (ныне – доктор физ.-мат. наук, руководит лабораторией вплоть до сегодняшнего дня). С этого времени, по согласованию с тогдашним директором института проф. БЕЛОУСОМ Виталием Михайловичем, основное внимание уделяется теории ион-проводящих сред как наиболее близких по своим свойствам к материалам, традиционно исследующимся (еще со времен первого директора НИИФ проф. Е. А. КИРИЛЛОВА) в стенах института. Среди таких сред особый интерес с некоторых пор стали привлекать так называемые суперионные кристаллы, проводимость которых в твердом состоянии оказывается сравнимой с проводимостью электролитических расплавов. Последнее обстоятельство делает суперионные проводники (СИП) привлекательными для прикладных разработок, а наличие «расплавленной» подрешетки придает им нетривиальные свойства, интересные с точки зрения фундаментальной физики. При этом кулоновский характер взаимодействия флуктуаций плотности заряда радикально сказывается на виде термодинамических, транспортных и релаксационных характеристик СИП.

В серии работ В. Н. Бондарева и сотрудников лаборатории (см., например, наши публикации [1-19]) были заложены основы последовательной теории кооперативных явлений в СИП. Исходя из достаточно общих представлений о виде свободной энергии кулоновской среды, форме уравнений флуктуационной динамики и т. п., эта теория в минимальной степени использовала модельные соображения. Количественное согласие с экспериментальными данными достигалось благодаря тому, что в теории фигурировало небольшое число параметров, имеющих прозрачный физический смысл и поддающихся независимому измерению. Это позволило дать описание экспериментально обнаруженных особенностей суперионных переходов в кристаллах типа AgI, предложить интерпретацию длиннопериодической сверхструктуры в квази-двумерных СИП, а также впервые предсказать возможность наблюдения приповерхностного перехода кристалла в суперионное состояние. Кроме того, в рамках предложенного подхода удалось построить теорию комбинационного рассеяния света на СИП, на количественном уровне проанализировать влияние ионного разупорядочения на экситонные спектры и оптические фононные моды кристаллов типа AgI. Как оказалось, теория допускает естественное распространение на случай, когда кристалл, в принципе, может обладать смешанной – ионной и электронной проводимостью. При этом появление фотоэлектронов будет стимулировать суперионный переход, что было обнаружено экспериментально. С другой стороны, присутствие примеси чужеродных ионов может вызвать (в зависимости от вида примеси) как понижение, так и повышение температуры перехода кристалла в суперионную фазу, и теоретическая величина этого эффекта была предсказана в близком согласии с экспериментально наблюдаемой. Наконец, теория оказалась способной впервые дать ясное физическое истолкование так называемого mixed alkali effect (mixed cation effect), или эффекта катионного замещения (другой вариант русской терминологии – полищелочной эффект): резкого падения ионной проводимости материала при добавлении в него примеси родственных (потенциально проводящих) ионов. Анализ большого числа экспериментальных данных (для материалов типа Na-K бета-глинозем, Na2O-Cs2O-SiO2 и многих других) показал, что теория правильно воспроизводит температурную зависимость важнейшей характеристики – флуктуационной добавки к энергии активации проводимости смешанной системы. Проведенным циклом исследований теория термодинамических, оптических, транспортных свойств СИП получила достаточно завершенный вид, что позволило рассматривать ее как составную часть нового направления физики классических конденсированных сред с кулоновским взаимодействием.

В те же 80-ые – 90-ые годы XX в. В. Н. Бондаревым были предприняты усилия, призванные внести вклад в исследование физических причин проблемы биологической самоорганизации. Автор исходил из того, что любой биологический объект обязательно формируется в присутствии электролитической компоненты, а его составляющие уже на микромасштабах не обладают центром инверсии, что и порождает наблюдаемуюхиральность биологических макромолекул. Подобные утверждения, на уровне констатации факта, были широко известны, однако физическая роль хиральности в биологической самоорганизации оставалась не выясненной. В своих работах (см., например, [20-23]) В. Н. Бондарев сделал попытку связать свойство хиральности биологических структур с возможной неустойчивостью однородного состояния гиротропного (т. е. содержащего микрочастицы без центра инверсии) электролита. Анализ модели квазиодномерного упорядочения (аналог макромолекулы ДНК) показал, что подобные структуры, в принципе, допустимы по термодинамическим соображениям, причем, в согласии с экспериментальными наблюдениями, модель правильно интерпретировала наличие у молекулы ДНК так называемых большой и малой бороздок. Таким образом, указанный круг вопросов явился еще одной составной частью общей проблемы теоретического описания систем с ионной проводимостью.

Как результат многосторонних теоретических исследований физических свойств ион-проводящих материалов, В. Н. Бондареву удалось сформулировать новое научное направление – «Теория кооперативных явлений в классических конденсированных средах с кулоновским взаимодействием (суперионные проводники и биологические структуры)». Докторская диссертация [24] под этим названием была им защищена в Одесском университете в сентябре 1993 г.

Новый этап исследований по теории коллективных процессов в конденсированных материалах начался после того, как интересы сотрудников лаборатории обратились к известной проблеме недебаевского отклика, характерного, в частности, для многих СИП, сильнолегированных полупроводников, наноструктур типа пористого кремния и т. п. (см. наши публикации [25-38]). В таких системах, как правило, имеется высокая степень структурного беспорядка, т. е. развитые флуктуации локальных полей (электрических, упругих). Это, в конечном итоге, не позволяет описывать релаксацию подобных материалов в рамках простейшего (определяющегося единой для всей системы величиной барьера для подвижных ионов) дебаевского приближения. В основу развиваемой теории релаксации неупорядоченных сред нами была положена идея об определяющей роли флуктуаций кулоновских (а в других случаях – упругих) полей, изменяющих локальные высоты энергетических барьеров, преодолеваемых подвижными ионами в процессе прыжковой проводимости. При этом, в отличие от традиционных способов описания недебаевского отклика (когда функция распределения времен релаксации частиц моделировалась, например, путем задания подходящей эквивалентной схемы сопротивлений и конденсаторов), мы исходили из общего подхода, в котором вероятности случайных процессов определяются глобальной свободной энергией термодинамических флуктуаций соответствующих полей. На этом пути нам удалось не только впервые получить замкнутые, физически прозрачные и математически корректные выражения для функции «универсального» отклика неупорядоченного проводника (как во временном, так и в частотном представлении), но и продемонстрировать возможность прецизионного количественного описания широкого круга экспериментов по релаксационной динамике большого числа реальных материалов. Один из важнейших выводов нашей теории состоял в том, что широко известный эмпирический «закон» Кольрауша (Kohlrausch stretched exponential), с помощью которого обычно подгоняются экспериментальные данные по релаксации неупорядоченных материалов, на самом деле не имеет строгого обоснования, хотя и может быть достаточно хорошо согласован с теоретически выведенной функцией релаксации.

Рис. 1. Пример функции недебаевской релаксации: эмпирической – по Кольраушу (пунктир) и построенной по нашей теории [26,27].

1

Рис. 2. Частотная зависимость ионной проводимости Na b-глинозёма (эксперимент при температуре 113 К – кружки, наша теория [25] –сплошная кривая).

1

Рис. 3. То же, что на рис. 2, для ряда ион-проводящих стёкол при разных температурах [29].

Принципиально важное применение наши идеи нашли в разработке теории другого широко распространенного явления – так называемого 1/f шума. Долгое время проблема его корректного описания оставалась не решенной: существовало достаточно много моделей, однако общая связь с релаксационной динамикой неупорядоченного проводника не прослеживалась. Наши исследования впервые показали, что между недебаевской релаксацией материала и его низкочастотными шумовыми характеристиками имеется глубокая связь. При этом нам удалось вывести замкнутые аналитические выражения для спектральной плотности 1/f шума и на количественном уровне дать описание экспериментальных данных для ряда металлов в широком диапазоне температур.

1

Рис. 4. Экспериментальная температурная зависимость интенсивности 1/f шума при частоте 20 Hz и результаты нашей теории [30].

 

Существенно, что развиваемый нами общий подход к релаксационной динамике сред со структурными дефектами нашел свое естественное продолжение и в создании теории оптических свойств легированных полупроводников. Проблема здесь упиралась в принципиальную неприменимость формул, следовавших из опубликованной в Phys. Rev. еще в 1965 г. известной работы Thomas, Hopfield, Augustyniak, к описанию экспериментов по кинетике фотолюминесценции полупроводников с донорно-акцепторными примесями. Для анализа этой проблемы мы исходили из того, что электрические поля случайно распределенных в кристалле доноров и акцепторов естественным образом меняют локальные положения электронных уровней примесей. В результате нам удалось развить последовательную флуктуационную теорию кинетики и мгновенных спектров фотолюминесценции (ФЛ) и продемонстрировать возможность ее применения к количественной интерпретации экспериментов по долговременной релаксации оптического возбуждения в сильнолегированных полупроводниках типа ZnSe:N.

1

Рис. 5. Пример временного спада ФЛ ZnSe:N (низкотемпературный эксперимент – кружки, наша теория [31] – сплошная линия).

В дальнейшем мы построили и флуктуационную теорию стационарной ФЛ для подобных сред, которая не только хорошо описывала экспериментальные данные, но и позволяла, анализируя их, восстанавливать важные характеристики материала (например, степень компенсации полупроводника).

1

Рис. 6. Низкотемпературные экспериментальные спектры ФЛ ZnSe:Cl, N и их обработка по нашей теории [34] (пунктирные линии).

Позднее идею об определяющей роли флуктуаций в релаксационной динамике неупорядоченных сред мы использовали и для теоретического анализа оптических свойств материалов типа пористого кремния (ПК). До этого на практике обычно обращались к различным эмпирическим закономерностям, которые, ввиду отсутствия фундаментальных соображений о механизмах процессов в ПК, едва ли могли способствовать целенаправленному поиску наиболее оптимальных условий применения материалов с наноструктурой. Как оказалось, наша теория, построенная на представлениях о рекомбинации (туннельной и термоактивированной) фотовозбужденных электронов и дырок в нанокристаллитах кремния случайных размеров, приводит к правильному, согласующемуся с экспериментальными данными и допускающему количественную проверку, временному и спектральному поведению ФЛ ПК. Принципиально важным явилось то, что впервые в основу рассмотрения были положены прозрачные, легко проверяемые соображения, без привлечения малореалистических допущений (например, о миграции возбужденных электрон-дырочных пар между различными нанокристаллитами ПК), как это имело место ранее в работах других авторов. При этом из теории прямо следовал вывод о долговременном, по типу «затянутой экспоненты Кольрауша» (см. выше), спаде интенсивности ФЛ ПК, причем полученные формулы позволяли проследить и за температурной эволюцией кинетических и спектральных характеристик материала.

1

Рис. 7. Характерная временная зависимость ФЛ ПК при низких температурах (эксперимент – символы, наша теория [36] – кривые).

1

Рис. 8. То же, что на рис. 7, при комнатной температуре [36].

1

Рис. 9. Мгновенные спектры ФЛ ПК при комнатной температуре (символы – эксперимент, кривые – наша теория [36]).

Полезно упомянуть еще об одном интересном явлении, в котором эффекты «замороженного» беспорядка проявляются в полной мере. Речь идет о так называемом бозонном пике в спектрах комбинационного рассеяния света стеклообразными средами. Не останавливаясь на истории вопроса, заметим, что наши исследования позволили придать завершенный характер идее о решающей роли наноструктурных единиц стекла в формировании указанного пика, связав его параметры (частоту максимума и ширину) с физическими характеристиками среды.

Учитывая возрастающий интерес к практическому использованию материалов с наноструктурой, в том числе сред типа ПК, ион-проводящих стекол и т. п., можно ожидать, что полученные нами теоретические результаты найдут дальнейший отклик.

С другой стороны, неослабевающий интерес вызывает и давно поставленная, но все еще не получившая последовательного теоретического рассмотрения, классическая проблема кристаллизации/плавления. Уже на заре появления статистической теории систем многих частиц ее создатели (Kirkwood, Боголюбов и др.) предусмотрели возможность введения кристаллического порядка в уравнения для парциальных функций распределения частиц. Однако необходимость иметь дело с многочастичными функциями неизбежно заставляла прибегать к малооправданным аппроксимациям (например, заменятьнеизвестную парную корреляционную функцию кристалла предполагающейсяизвестной радиальной функцией жидкости) или использовать полуфеноменологические модели (например, основанные на методе функционала плотности).

В этой связи, в последние годы мы обратились к поиску такой формулировки проблемы (ее основополагающие идеи изложены в [39-40]), которая, с одной стороны, позволяла бы оперировать лишь простейшими (но не тривиальными с точки зрения возможности полного описания свойств кристаллической фазы) одно- и двухчастичной функциями, а с другой – опиралась бы на строго установленные (как известное интегральное выражение сжимаемости системы через ее парную корреляционную функцию) соотношения. Таким путем, фактически без введения подгоночных параметров (помимо известных констант потенциала Леннард-Джонса), нам удалось найти физически корректную и математически замкнутую форму функций распределения и на их основе получить выражения для термодинамических характеристик кристалла. Применение полученных формул к описанию экспериментальных данных для «классических» кристаллов благородных газов продемонстрировало количественную согласованность теории и эксперимента. Более того, теория оказалась способной с хорошей точностью дать форму линии сублимации на фазовой диаграмме систем из «тяжелых» (аргон, криптон, ксенон) атомов.

Однако явные отклонения от предложенной нами классической теории продемонстрировал кристалл неона: его кривая сублимации не попадала на «универсальную», соответствующую аргону, криптону, ксенону. Это свидетельствовало о том, что квантовые эффекты в термодинамике системы из «легких» атомов неона играют вполне заметную роль. Оказалось, что ее можно оценить на хорошем количественном уровне, исходя из общих соображений, поскольку квантовый вклад в термодинамические функции «классического» кристалла все же достаточно мал. Таким образом, используя для нахождения квантового вклада результаты построенной нами классической теории кристаллического состояния, нам впервые удалось дать количественную интерпретацию экспериментов по фазовому равновесию кристалл-газ для «классических» сред с заметной долей квантовых эффектов. Из нашей теории следовал важный, подкрепленный численными оценками, прогноз для экспериментальных исследований: и для систем из более «тяжелых» атомов (прежде всего, аргона) при понижении температуры отклонения от «универсальности» в явлении сублимации вполне поддаются измерению.

Кроме того, наш подход позволил, не вводя специфических модельных допущений, дать последовательный количественный анализ важного с принципиальной точки зрения изотопического эффекта в термодинамике «классических» кристаллов. Хотя современная экспериментальная техника вполне способна измерить малые отличия в постоянных решетки кристаллов различных изотопов одного и того же элемента, до сих пор в научной литературе имеется крайне мало сведений о соответствующих экспериментах на кристаллах благородных газов. Фактически, лишь опубликованные не так давно результаты компьютерного моделирования изотопического эффекта в подобных системах могут рассматриваться как альтернатива полноценному эксперименту. В этой ситуации, сравнив свои теоретические расчеты изотопически обусловленного сдвига постоянной решетки для кристаллов аргона, криптона и ксенона (при давлении насыщенных паров) с данными упомянутого численного «эксперимента», мы обнаружили их хорошее (наилучшее – для ксенона) согласие в широком температурном интервале. Это позволяет надеяться, что наша теория окажется пригодной и для количественной интерпретации реальных экспериментов по изотопическому эффекту в «классических» кристаллах.

Дальнейшее развитие нашего подхода может способствовать прогрессу в создании последовательной статистической теории равновесия кристалл-жидкость-газ на фазовой диаграмме реальных сред.

В заключение отметим, что за время существования лаборатории не менее 10 ее сотрудников (ныне работающих или бывших) защитили кандидатские, а четверо (В. М. Адамян, В. Н. Бондарев, С. В. Козицкий, Ф. П. Онуфриева) - докторские диссертации.

Ниже приведен список работ, результаты которых упомянуты в тексте информации о деятельности лаборатории.

  1. Бондарев В. Н., ФТТ23, №8, 2413 (1981).
  2. Бондарев В. Н., УФЖ26, №8, 1358 (1981).
  3. Бондарев В. Н., Куклов А. Б., УФЖ27, №9, 1396 (1982).
  4. Bondarev V. N., Kuklov A. B., Rublyov I. S., phys. stat. sol. (b)114, №2, 645 (1982).
  5. Бондарев В. Н., ЖЭТФ82, №6, 2042 (1982).
  6. Бондарев В. Н., Куклов А. Б., ФТТ27, №11, 3332 (1985).
  7. Бондарев В. Н., Куклов А. Б., УФЖ30, №2, 198 (1985).
  8. Bondarev V. N., Kuklov A. B., Solid State Commun.52, №12, 945 (1984).
  9. Бондарев В. Н., Жуков В. М., ФТТ27, №3, 812 (1985).
  10. Акопян И. Х., Бондарев В. Н., Громов Д. Н., Куклов А. Б., Новиков Б. В., ФТТ29, №8, 2263 (1987).
  11. Бондарев В. Н., Жуков В. М., УФЖ33, №8, 1226 (1988).
  12. Бондарев В. Н., Костенко В. М., ФТТ25, №8, 2449 (1983).
  13. Бондарев В. Н., Жуков В. М., Белоус В. М., УФЖ34, №7, 1075 (1989).
  14. Бондарев В. Н., Жуков В. М., Белоус В. М., ФТТ32, №4, 1161 (1990).
  15. Бондарев В. Н., Куклов А. Б., Белоус В. М., ФТТ31, №2, 42 (1989).
  16. Bondarev V. N., Kuklov A. B., Solid State Ionics44, №3-4, 145 (1991).
  17. Бондарев В. Н., Куклов А. Б., Электрохимия26, №11, 1397 (1990).
  18. Бондарев В. Н., Жуков В. М., ФТТ33, №3, 846 (1991).
  19. Bondarev V. N., Solid State Ionics89,93 (1996).
  20. Бондарев В. Н., Письма в ЖЭТФ43, №4, 200 (1986).
  21. Bondarev V. N., Phys. Lett.136A, №3, 139 (1989).
  22. Бондарев В. Н., Волянская О. О., ДАН СССР321, №6, 1178 (1991).
  23. Bondarev V. N., Progr. Colloid Polym. Sci.89, 132 (1992).
  24. Бондарев В. Н. Теория кооперативных явлений в классических конденсированных средах с кулоновским взаимодействием (суперионные проводники и биологические структуры). Дис. доктора физ.-мат. наук. Одесса, 1993.
  25. Bondarev V. N., Pikhitsa P. V., Solid State Ionics70/71, Part 1, 72 (1994).
  26. Bondarev V. N., Pikhitsa P.V., Phys.Lett. A196, 247 (1994).
  27. Bondarev V. N., Pikhitsa P. V., Phys. Rev. B54, 3932 (1996).
  28. Бондарев В. Н., Пихица П. В., Физика и химия стекла26, 540 (2000).
  29. Bondarev V. N., Pikhitsa P. V., Solid State Ionics119, №1-4, 337 (1999).
  30. Bondarev V. N., Pikhitsa P. V., J. Phys.: Condens. Matter10, 6735 (1998).
  31. Kuskovsky I., Neumark G. F., Bondarev V. N., Pikhitsa P. V., Phys. Rev. Lett.80, №11, 2413 (1998).
  32. Kuskovsky I., Li D., Neumark G. F., Moldovan M., Giles N. C., Bondarev V. N., Pikhitsa P. V., J. Cryst. Growth 184/185, 525 (1998).
  33. Kuskovsky I., Li D., Neumark G. F., Bondarev V. N., Pikhitsa P. V., Appl. Phys. Lett.75, 1243 (1999).
  34. Bondarev V. N., Kuskovsky I. L., Gu Y., Pikhitsa P. V., Belous V. M., Neumark G. F., Guo S. P., Tamargo M. C., phys. stat. sol. (c)1, №4, 722 (2004).
  35. Бондарев В. Н., Пихица П. В., ФТТ43, №12, 2142 (2001).
  36. Бондарев В. Н., Пихица П. В., Зеленин С. В., ФТТ46, №3, 537 (2004).
  37. Бондарев В. Н., Зеленин С. В., ФТТ45, №5, 791 (2003).
  38. Бондарев В. Н., Зеленин С. В., Электрохимия39, №5, 501 (2003).
  39. Bondarev V. N., Phys. Rev. E71,051102 (2005).
  40. Бондарев В. Н., Тарасевич Д. В., ФТТ49, №1, 131 (2007).

Адрес

ул. Дворянская, 2,Одесса, 65082
Тел. приемной (38-048)723-52-54
Тел./факс (38-048)723-35-15
Email: rector@onu.edu.ua

Наши партнеры

Top