CC BY
58
ИНФОРМАЦИОННЫЕ
УДК 543.2
АНАЛИЗ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ПОЛЯ КВЧ-ДИАПАЗОНА С КОЖЕЙ МЕТОДАМИ НЕЛИНЕЙНОЙ ФИЗИЧЕСКОЙ АКУСТИКИ.
ЧАСТЬ 2
ЧОВНЮКЮ.В., ИВАНОВСКАЯА.В., ОВСЯННИКОВА Т.Н., РУДЬКОБ.Ф.__________
Исследуются процессы взаимодействия электромагнитных полей и возбуждаемых электромагнитных волн крайневысокочастотного диапазона с живой материей в районе биологически активных точек, обычно используемых в методе микроволновой резонансной терапии.
1. Постановка проблемы в общем виде
Известно [1], что гиперзвук представляет собой упругие волны с частотой от 109 до 1012-1013 Гц, т.е. это высокочастотная часть спектра упругих волн. Благодаря своим более высоким частотам по сравнению с ультразвуком и, следовательно, меньшим, чем в области ультразвука, длинам волн значительно более существенными становятся взаимодействия гиперзвука с биосредой, с ее квазичастицами - электронами, фотонами, фононами, магнонами. Область частот гиперзвука “перекрывается”, в том числе с частотами электромагнитных волн (ЭМВ) миллиметрового диапазона, активно используемыми в КВЧ-терапии.
Упругие волны могут распространяться в биосреде только при условии, что их длины заметно больше длины свободного пробега (в газах) или больше межатомных расстояний в жидкостях и квазитвердых (био-)телах. В обычных жидкостях затухание гиперзвука очень велико и дальность распространения мала. Сравнительно хорошими проводниками гиперзвука являются квазитвердые (био-)тела.
В организме человека существует и постоянно генерируется гиперзвук теплового происхождения. Тепловое движение квазитвердого биотела можно представить как непрерывные и беспорядочные колебания атомов ионов, составляющих квазикристаллическую решетку биосреды, вокруг (около) своего положения равновесия. Такие колебания, согласно Дебаю, можно рассматривать как сово-
Часть 1 см. в журнале “Радиоэлектроника и информатика” №2, 2004, с. 149-154.
110
купность продольных и поперечных плоских упругих волн самых различных частот - от самых низких собственных частот упругих колебаний данного биотела (биообъекта) до частот 1012-1013 Гц (далее спектр упругих волн обрывается), распространяющихся по всевозможным направлениям. Эти волны принято называть дебаевскими волнами (организма), или тепловыми фононами. Тепловые фононы имеют широкий спектр частот. В жидкостях тепло -вое движение имеет характер, близкий к характеру теплового движения в квазитвердых телах, поэтому в (био-) жидкостях, как и в твердых (квазитвердых) биотелах (биосредах), тепловое движение непрерывно генерирует гиперзвуковые волны.
Изучение гиперзвуковых волн и их распространение в жидкостях и квазитвердых биосредах можно проводить оптическими методами, основанными на исследовании рассеяния света (либо электромагнитного излучения крайневысокочастотного (ЭМИ КВЧ) диапазона) на гиперзвуке теплового происхождения. При этом можно обнаружить, что рассеяние в этом квазиоптическом диапазоне в опти-чески/квазиоптически прозрачной биосреде будет происходить с образованием нескольких спектральных линий, смещенных относительно частоты падающего ЭМИ на частоту гиперзвука (так называемое Мандельштама-Бриллюэна рассеяние -МБР).
Следует заметить, что реальный квазикристалл (как модель биосреды) представляет собой трехмерную квазипериодическую решетку, в которой по каждому направлению может распространяться одна
продольная l и две поперечные Sj и S2 звуковые волны и соответственно имеются три дисперсионные кривые (рис.1).
Рис.1. Зависимость частоты ю от волнового числа k для трехмерной решетки (в рамках квазикристаллической модели биосреды). Сплошные кривые — акустические ветви колебаний решетки (L - для продольной волны, Sj и S2 — для двух типов поперечной волны), пунктирная кривая - оптическая ветвь колебаний решетки (рассматривается только первая зона Бриллюэна), а — постоянная решетки
В реальных квазикристаллах определение частоты ю m (предельной частоты распространения гиперзвуковых волн) представляет собой сложную задачу. Оценка порядка величины ю m дает для квазикристалла с постоянной решеткой ~а = 5 • 10 _8 м значение ют ~ 2 • 1011 с_1. Продольные и попеРИ, 2004, № 3
речные колебания атомов в цепочке квазикристалла принято называть акустической ветвью (акустические фононы). Если элементарная ячейка квазикристалла состоит из двух и более различных атомов/ионов, то кроме рассмотренных выше акустических колебаний могут быть еще колебания относительно друг друга различных атомов, находящихся в одной ячейке. Такие колебания, несмотря на их механическую природу, называют оптическими (оптические фононы), так как частоты колебаний атомов внутри одной ячейки того же порядка, что и частоты ЭМИ инфракрасного/ квазиоптического диапазона. Возбуждение этих колебаний приводит к поглощению ЭМИ КВЧ-диапазона в биосреде. Дисперсионная кривая оптической ветви показана пунктиром на рис. 1.
В общем случае если экспериментальная ячейка квазикристалла состоит из N атомов, то имеется 3N ветвей колебаний квазикристаллической решетки (биосреды) в соответвтвии с числом степеней свободы этих атомов, из которых три ветви акустические (одна продольная и две поперечные) и
3(N - 1) оптические. Иными словами, полный набор колебаний квазикристаллической решетки можно рассматривать как набор 3N упругих волн, характеризуемых соответствующими дисперсионными законами. Квантовые свойства колебаний квазикристаллической решетки проявляются при комнатной температуре (Т=300К) для частот
ю ~ 3 • 1013 c_1. Поэтому неравенство Йю << kБТ,
где % — орбитальное число Планка, k Б — постоянная Больцмана, выполняется в области КВЧ-частот с запасом.
2. Последние достижения и публикации в данной области
В связи с последним обстоятельством мы в дальнейшем рассмотрим в рамках классической электродинамики рассеяние ЭМИ КВЧ-диапазона на тепловых акустических колебаниях, постоянно генерируемых организмом человека, которое в принципе сходно с рассеянием на когерентных звуковых волнах [2-4]. Однако его математическое описание несколько более сложно, так как тепловые возбуждения обладают широким спектром частот и волновых векторов, в результате чего рассеяние происходит во всех направлениях [13]. Так же, как и в случае когерентных световых волн (или КВЧ-фотонов), при рассеянии на дебаевских волнах можно наблюдать смещение частот дифрагированного ЭМИ. Это смещение и есть эффект Мендель-штама-Бриллюэна, впервые предсказанный ими для рассеяния на звуковых волнах теплового происхождения.
3. Цели и задачи исследования
Целью настоящей работы является исследование методами нелинейной физической акустики процессов взаимодействия электромагнитных полей (ЭМП) и возбуждаемых ЭМВ крайневысокочас-
тотного диапазона (с несущей частотой f « 60 ГГц, ^ = 5 мм) с живой материей (например, с кожным покровом человека в районе биологически активных точек), обычно используемых в методе микроволновой резонансной терапии. В настоящей работе использованы понятия и физические представления, применимые в акустооптике при анализе взаимодействия как акустических, так и электромагнитных волн с биообъектами (живой материей) на макро- и микроскопическом уровнях.
Вначале был рассмотрен процесс взаимодействия ЭМИ КВЧ-диапазона с живой материей, в результате которого посредством эффекта, аналогичного акустическому, происходит трансформация ЭМП в поле акустических фононов, т.е. в звук (часть 1), в дальнейшем взаимодействующее с тепловыми фононами - дебаевскими волнами гиперзвукового диапазона частот ~ 109-1012 Гц (часть 2), постоянно генерируемыми, например, в среде организма человека.
4.Физические процессы внутри кожи
Обычно при рассеянии наблюдаются две смещенные линии МБР: стоксова линия, имеющая более низкую частоту по сравнению с частотой падающего ЭМИ (ю о), и антистоксова линия, характеризующаяся более высокой частотой. Для твердых (квазитвердых) кристаллических тел, как правило, наблюдаются три стоксовы (с частотой Ф si) и три антистоксовы (с частотой raasi) компоненты i = (1,3), в соответствии с тремя типами акустических волн в кристалле (квазикристалле) — одной квазипродольной (L ) и двумя квазипоперечными (S1, S2), не считая компонент рассеяния, связанных с оптическими ветвями колебаний биосреды. При наличии свободной поверхности у биосреды в результате рассеяния ЭМИ КВЧ-диапазона на тепловых поверхностных волнах в спектре рассеянного ЭМИ могут появиться и дополнительные линии к указанным выше.
Так как частоты тепловых колебаний при исследованиях МБР обычно находятся в пределах гиперзвукового диапазона [5], для него характерен брэгговский режим дифракции. При этом частоты рассеянного ЭМИ (КВЧ-диапазона) равны:
ю' = Юо ±0j(k), (1)
где о о — частота падающего на биосреду ЭМИ; Q j(k) — частота гиперзвука, зависящая от волнового вектора k ; j — индекс поляризации акустической ветви гиперзвука (квазипродольная или одна из двух квазипоперечных), т.е. j = (1,3). При этом частоты рассеянного ЭМИ наблюдаются под углом 0 , определяемым соотношением:
2Vj(k)sin 0 / Q j(k)
c
n0®0 ’
(2)
где c — скорость света в вакууме; n0 — абсолютный показатель преломления биосреды; Vj(k) — фазовая скорость гиперзвуковой j -й моды.
РИ, 2004, № 3
111
В выражении (1) знаки “+” и “-“ соответствуют двум возможным направлениям распространения тепловых мод.
В дальнейшем мы рассмотрим процессы рассеяния (трехволновые, трехфононные), в которых участвуют одновременно оптичесие и акустические ветви колебаний гиперзвука (рис. 2). При этом выполняются следующие законы сохранения:
|а)энергии: юд =ra0pt(kj) 4 [ б) импульса : k о = kj
®akj (k2 ); f k2
(3)
Рис.2. Фазовая диаграмма взаимодействия оптической и акустической гиперзвуковых мод с падающим ЭМИ КВЧ-диапазона
Ввиду того, что скорость распространения ЭМИ КВЧ -диапазона близка к c (скорости света в вакууме), |k0|^ 0, тогда в (3) |k1|=|k2|, и они направлены в разные (противоположные) стороны; при ю’ ^®о (напомним, что ю’ — частота рассеянного ЭМИ) имеем:
ной функции для упругих смещений в квазикристалле (модели биосреды). Последнюю же можно записать в форме:
U (K ,j,t + x)U *(K ,j,t) =
----2 _ _
= |U(K,j)| exp[±iQj(K)x]exp[-Гj(K)x], (5)
где черта сверху (как и в (4)) означает статистическое усреднение по T ^ да, U — амплитуды звуковых колебаний; Г j — временное затухание звуковых волн, или, на квантовом языке, обратное время жизни фононов. В рамках классического описания,
справедливого при ЙОj (K) << k бT, средняя энергия одной моды (k б — постоянная Больцмана):
jK) = pQj2(K)|U(K,j)|2{2(2*)3/V} (6)
(где р — плотность биосреды; V — ее объем) равна k б T, откуда следует, что:
| U(K, j) |2 = VkБT /[2(2л)3 pQ2 (K)]. (7)
Учитывая (5) и (7) в выражении для автокорреляционной функции рассеянного КВЧ-излучения (4) и вычисляя Фурье-образ [4], нетрудно получить формулу для нормированной функции спектрального распределения интенсивности рассеянного КВЧ-излучения:
S(K, ш) = z j
|M(K, j)2 q 2(K)
X
® opt (k1) ^ ® opt(0), ® akj (k2 ) ^ 0,
|k 1|^|k0 |, |k2 |^0.
________rjK)________+
[ш'-(ш-0 j(K ))]2 + Г j2(K)
Кроме значений частот ю’ (на рис.2 последним соответствует (ю 0pt (k j)), большой интерес с точки зрения интерпретации экспериментальных данных представляют спектральные распределения интенсивностей дублетов (и юа8). Для их расчета нужно знать автокорреляционную функцию для рассеянного КВЧ-излучения в биосреде:
E S(K ,t + х)Ё S(K ,t) =
T
= ~im (2T)-1 jEs(K,t + x)ES(K,t)dt, (4)
T^ro -T
по которой с помощью преобразования Фурье, в соответствии с теоремой Винера-Хинчина, легко определить и интересующее нас спектральное распределение интенсивности S( K, ю’). Так как рассеянное электрическое поле пропорционально деформациям, вызванным звуковыми волнами биосреды, то автокорреляционная функция (4), очевидно, будет пропорциональна автокорреляцион-
+__________rjK)__________
[ш'-(ш + 0 j(K ))]2 + Г j2(K)
_ |M(K. j)2
т п2(K)
(8)
где M — вектор, определяющий направление рассеяния и зависящий от упругооптических коэффициентов биосреды (предопределенных, в свою очередь, квазикристаллической симметрией выбранной модели биосреды [4]). Первое слагаемое в фигурных скобках (8) соответствует стоксовым компонентам рассеяния, а второе - антистоксовым. Напомним, что в случае неограниченного квазикристалла имеется три дублета, отвечающие трем
значениям индекса j. Легко заметить, что обе компоненты КВЧ-рассеяния (либо оптических фононов) имеют лоренцеву форму с характерной
112
РИ, 2004, № 3
шириной Г j (K), пропорциональной временному
затуханию акустических волн или обратному времени жизни фононов. Интересно заметить, что в рамках классического рассмотрения, с помощью которого получено выражение (8), интенсивности стоксовой и антистоксовой компоненты одинаковы. При hQ. j > k б T классическое рассмотрение
перестает быть справедливым и необходимо использовать квантовый подход. Теоретический анализ (формально проводимый) показывает, что в квантовой области интенсивности стоксовой и антистоксовой компонент перестают быть равными. А именно, интенсивность стоксовой (низкочастотной) линии при T ^ 0 не зависит от температуры (интенсивность ненормированная), а интенсивность антистоксовой линии стремится к нулю. Это объясняется тем, что процесс создания фонона за счет уничтожения фотона (КВЧ-диапазона, в том числе) возможен в отсуствие фононов, т.е при низких температурах, в то время как рождение фотонов (КВЧ-дипазона) в результате уничтожения фононов, очевидно, невозможно без их наличия.
Детальный анализ (8) проведем для случая ю’ = ю , K = 0 . Тогда получим для нормированной функции спектрального распределения интенсивности рассеянного КВЧ-излучения (с генерацией оптического фонона Q j (0) = Q0pt (0)):
S(0, ш) = z
|m (0,j)
- X <
j «jopt(°)
2Г j(0)
■>X
n jopt(0) + Гj (0)
2
x <
2%Z
M(0,j)
Q
2opt(0)
-i
(9)
2
Диаграмма рассеяния в этом случае представлена на рис. 3. Поскольку при этом возникает вырождение
по Q j0pt(0) (для всех трех j акустической фононной ветви частота оптического фонона с k = 0 одинакова), то:
S(0, и)
1 Г opt(0)
>-----2-----2----------
opt(0) + Г 2pt(0)
(10)
Учитывая соотношение неопределенности энергия-время, можно утверждать, что S(0, ш) в (9) соответствует не дираковской дельта-функции, а является “размазанной функцией (механизм, аналогичный “параметрическому захвату” [5]). При этом падающее ЭМИ КВЧ-диапазона представляет собой “накачку”, порождаемый оптический фонон с Qopt(0) представляет собой сигнальную волну, а акустический фонон с ^акуст ^ 0 , как и kжуст ^ 0, является холостой волной.
Рис. 3. Диаграмма взаимодействия в случае «параметрического захвата» ЭМИ КВЧ-диапазона оптическими фононами биосреды
Порождаемый в биосреде такой оптический фонон может рассматриваться как внешняя “вынуждающая сила” (первичной причиной его появления и существования является ЭМИ КВЧ-диапазона), действующая на систему тепловых фононов биосреды, которые находятся в термодинамическом равновесии, соответствующем конкретной температуре организма в данный момент t. Взаимодействие указанного оптического фонона с системой тепловых фононов биосреды нарушает сложившийся в среде последних термодинамическое равновесие: связь между этой “вынуждающей силой” и системой тепловых фононов биосреды осуществляется благодаря зависимости частоты тепловых фононов биосреды от переменной деформации, происходящей с частотой оптического фонона, с гиперзвуковой частотой, близкой (или равной) частоте рассеиваемого ЭМИ КВЧ-диапазона, вызываемого этим оптическим фононом, тоже преимущественного гиперзвукового диапазона частот.
В результате переменной деформации система тепловых фононов выводится из состояния равновесия и стремится далее вернуться к этому состоянию за счет столкновений между самими тепловыми фононами; при этом действует механизм релаксации. Как при всяком релаксационном процессе, сопровождающем рассеяние звука, возникает поглощение (гипер-) звука и его дисперсия. Таким образом, здесь, как и в случае взаимодействия звуковых волн с тепловыми фононами при комнатных температурах, впервые описанного А. И. Ахи-езером [5], происходит взаимодействие оптического фонона с тепловым, но не непосредственно, а со всем ансамблем тепловых фононов (kopt ^ 0, а значит длина волны ^ да); последние же взаимодействуют между собой, уменьшая отклонение от термического равновесия, вызванного этим оптическим фононом. В этом и состоит “когерентность” взаимодействия ЭМИ КВЧ-диапазона с биосредой (она реализуется через генерацию в этой среде оптического фонона, который резонансным образом, так как существует “размазанная” дельта -функция Дирака, взаимодействует сразу со всем ансамблем тепловых фононов организма). Выше
РИ, 2004, № 3
113
было указано на аналогию рассматриваемого процесса с известным в литературе “параметрическим захватом” [5], который имеет место в параметрическом усилителе, а последний, в свою очередь, обладает пороговыми условиями генерации и усиления сигнальной волны. Поэтому подобный подход к анализу сущности явления сразу сочетает в себе естественным образом три характеристики, обычно наблюдаемые в экспериментах (но не имеющие до сих пор теоретического обоснования), т.е.: когерентность, «пороговость» и “селективность”/” избирательность” взаимодействия ЭМИ КВЧ-диапазона с живой материей.
В связи с этим необходимо детально проанализировать возможность существования параметрических процессов в нелинейных волнах, возбуждаемых в биосреде, функционирование параметрических излучающих и приемных антенн этой биосреды, а затем дать надежные количественные оценки основным характеристикам/ процессам, наблюдаемым при этом.
Наибольшее значение имеет в связи с этим задача о трехчастотном параметрическом взаимодействии. Для параметрического усиления или генерации необходимо участие по крайней мере трех волн. Одна из них — волна накачки с частотой w3 (ЭМИ КВЧ-диапазона), другая — слабая волна сигнала (если речь идет о параметрическом усилении), т.е. оптического фонона (см. рис. 1 и 2) с частотой и третья — волна разностной частоты ю 2 — холостая волна (акустический фонон с ю2 ^ 0 и k2 ^ 0). Для этих трех волн должно выполняться соотношение:
Q3 = Qj + Ю2 , (11)
вытекающее из закона сохранения энергии; именно отсюда следует необходимость наличия в параметрическом процессе холостой волны.
Для того чтобы между этими волнами (будем считать их плоскими) происходило нелинейное взаимодействие в биосреде без дисперсии, все эти три волны должны распространяться в одном и том же направлении и:
k3 = k1 + k2 , (12)
что соответствует закону сохранения импульса в рассматриваемом параметрическом взаимодействии. Колинеарность векторов k3 и kj очевидна при | k2 0 . Перекачка энергии волны накачки в
слабую волну (волну сигнала) представляет собой процесс распада и, кроме того, именно здесь нелинейность проявляет себя во взаимодействии волн (либо КВЧ-квантов и акустических/оптичес-ких квантов гиперзвуковой частоты).
Направление перекачки энергии определяется соотношениями Мэнли-Роу (для биосистем без учета диссипации), описывающими параметры взаимодействующих волн, которые выражают закон сохранения энергии. Всякий параметрический про-
цесс является пороговым! Усиление начинается с определенного значения амплитуд. В этом процессе важную роль играют фазовые соотношения (обуславливающие, кстати, когерентность взаимодействия) между волнами ю3,raj,ю2 .
Если Aj,A2, A3 — амплитуды параметрически взаимодействующих в биосреде по указанной выше схеме волн, то в дифференциальной форме соотношения Мэнли-Роу для волн с частотами ю3,raj,ю2, распространяющихся в недиспергирующей среде (а биосреда действительно не проявляет дисперсионные свойства, так как {| k1 |, | k2 |, | k3 |} ^ 0 ) с одинаковыми скоростями, будут иметь вид:
d|Aj|2 /raj = dA212 /®2 = -d|A3|2 /Ю3 . (13) Эти соотношения показывают, что энергия из высокочастотной волны накачки Ю3 распределяется между волнами raj и а2 в отношении:
d|Aj|2/raj = d|A212 /®2 =raj/«2, (14)
откуда следует, что преобразование частоты вверх (частота оптического фонона много больше таковой для акустического фонона) по спектру происходит гораздо эффективнее, чем преобразование
частоты “вниз”, и при raj /Ю2 <<! приращение энергии низкочастотной волны оказывается малым. Теория трехволнового параметрического усиления в приближении заданного поля с учетом диссипации, основанная на использовании уравнения Бюргерса, достаточно детально изложена в [6]. Согласно этой теории амплитуды Aj и A2 , т.е. амплитуды сигнала и холостой волны, будут нарастать экспоненциально, начиная с пороговой амплитуды накачки:
A™p- = (aja2 )Ш c02 /(ш^ )Ш , (15)
где aj и a 2 — коэффициенты поглощения волн с частотами raj и а2; С0 — скорость гиперзвуковой волны в биосреде (параметр в , входящий в (14), как малый, необходим для правильного определения высших порядков приближения и здесь положен равным единице, чтобы учесть вклад главных составляющих в A^). При А 3 > A™p амплитуды Aj и A 2 экспоненциально нарастают, и следует пользоваться теорией с учетом истощения энергии волны накачки ЭМИ КВЧ.
Так, можно показать [6], что угол параметрического захвата в биосреде, представляющий собой угол между направлениями распространения сигнальной волны и волны накачки, без дисперсии при двух взаимодействующих плоских волнах (ЭМИ КВЧ-диапазона и оптического гиперзвукового фонона) с частотами Ю3 и raj соответственно (см. выше) имеет вид:
®захвата = 2лс0(®3 _ ®j)/[®!®2LвзL (16)
114
РИ, 2004, № 3
где L вз — длина взаимодействия волн, а остальные обозначения введены выше. L вз определяется из соображений, что набег фазы, приводящий к существенному изменению направления перекачки энергии (вначале был от Ю3 к , а затем изменился на противоположный), можно найти из условия:
AkL вз = % , (17)
т.е. длина взаимодействия L вз не должна превышать 1/2 длины волны (X) ЭМИ КВЧ-диапазона (дёя fнакачки — 60ГГц , А. /2 2,5 мм ).
5. Выводы
1) Теория параметрического усилителя в гиперзвуковом диапазоне, моделирующая процессы взаимодействия ЭМИ КВЧ-диапазона с биосредой (а точнее, с ее дебаевскими волнами), в данной ситуации оказывается весьма эффективным инструментом анализа взаимодействия акустических волн с волнами другой природы (электромагнитной в данном случае).
2) Модель приемной параметрической антенны, развитая в [5,6], может оказаться весьма эффективной и для описания явления параметрического захвата, имеющего, по-видимому, место в процессе взаимодействия КВЧ ЭМИ с гиперзвуковыми/ дебаевскими волнами биосреды.
3) Таким образом, описанный подход позволяет оценить геометрические размеры области когерентного взаимодействия ЭМИ КВЧ-диапапзона с гиперзвуковыми дебаевскими волнами организма. Они составляют единицы миллиметров!
УДК 539
МАТЕРАЛИ ТА ВЛАСТИВОСТІ ДЛЯ ФОРМУВАННЯ ІНФОРМАЦІЙНИХ АПЛІКАТОРНИХ БІОСТРУКТУР
HOBIKOB О.О., HOBIKOBA Л.В.,
ВОРОНЕНКО O.B., КОРОЛЕНКО О.В.__________
Описується структура та властивості багатокомпонентного скла. Встановлюється, що його можливо використовувати для формування цілеспрямованого променевого і теплового полів з метою створення на його основі терапевтичного аплікатора. Пропонуються результати поглинаючої та пропускної дії багатокомпонентного скла.
Вступ
Модель резонансної взаємодії, реалізованої у вигляді плоских матричних аплікаторів, є новою медичною технологією коректування енергетики організму. У запропонованій технології резонансних впливів на організм людини наведений принцип оптимального компонування інформаційного навантаження у над-малому просторі. Перевагою матричного аплікатора є те, що він являє собою плоский зріз схеми просторових зв’язків і одночасно виступає контурним резонатором. Разом з тим елементна насиченість
Литература: 1. Гиперзвук. В кн.:Ультразвук. Маленькая энциклопедия. М.:Сов. энциклопедия, 1979. С.86-89. 2. Фабелинский И.Л. Молекулярное рассеяние света. М.: Наука. 1965. 3. Флери П. В кн.: Физическая акустика / Под ред. У Мэзона, Р. Терстона.: Пер. с англ. / Под ред. ИЛ.Фабелинского. М.: Мир, 1973. Т.6. С.13. 4. Такер Дж, Рэмптон B. Гиперзвук в физике твердого тела. М.: Мир, 1975. 455с. 5. Красильников B.A., Крылов B.B. Введение в физическую акустику. М.: Наука, 1984. 400с.
6. Руденко O.B., Солуян С.И. Теоретические основы нелинейной акустики. М.: Наука, 1975. 288с.
Поступила в редколлегию 16.11.2003
Рецензент: д-р техн. наук, проф. Ляшенко Н.
Човнюк Юрий Васильевич, канд. техн. наук., старший научный сотрудник, доцент, профессор Высшей школы экономики и деловой администрации АЖИО-КОЛЛЕДЖ (г.Киев, Украина). Научно-исследовательский центр квантовой медицины “ВІДГУК” Министерства здравоохранения Украины. Адрес: Украина, 01033, Киев, ул. Владимирская, 61-б, тел. 244-44-39.
Ивановская Алла Владимировна, научный сотрудник-Научно-исследовательского центра квантовой медицины “ВІДГУК” Министерства здравоохранения Украины. Адрес: Украина, 01033, Киев, ул.Владимирс-кая, 61-б, тел. 244-44-39.
Овсянникова Татьяна Николаевна, канд. техн. наук, старший научный сотрудник научно-исследовательского центра квантовой медицины “ВІДГУК” Министерства здравоохранения Украины. Адрес: Украина, 01033, Киев, ул.Владимирская, 61-б, тел. 244-44-39.
Рудько Борис Федорович, канд. физ.-мат. наук, старший научный сотрудник, заведующий отделом специальных измерений Научно-исследовательского центра квантовой медицины “ ВІДГУК” Министерства здравоохранения Украины. Адрес: Украина, 01033, Киев, ул.Владимирская, 61-б, тел. 244-44-58.
матриці робить технологію його виготовлення дуже складною. На сьогоднішній день розроблена методика виготовлення тільки однієї з простих схем.
В роботі досліджується можливість використання багатокомпонентного скла для формування визначеного променевого і теплового полів з метою створення на його основі терапевтичного аплікатора.
Методика дослідження
Для дослідження було взято скло двох таких складів (мас. %):
1) титано-боратне х ТіО2 — 40 ВаО — (60-х) В2О3 (х = 5,10,15,20);
2) мідно-ртутно-боратне 10 СиО — 25 ВаО — 55 В2О3 ( 2 ЩО над норми).
Експериментально визначено коефіцієнт теплопровідності з використанням приладу ІТ-2-400; теплоємність визначена на калориметричній установці (з похибкою ±3%) і вивчені спектри поглинання в діапазоні200-1000 нм на установці КВСУ-23, досліджена схема проходження променистої енергії галоге-нової лампи потужністю 100 Вт крізь модельне скло. Фіксування відбитого випромінювання здійснено за допомогою фотодіоду ФД-24ДО. Вимір температури поверхні тіла проведено напівпровідниковим вимірювачем (з похибкою ±0,5%).
РИ, 2004, № 3
115
