CC BY
35
VI. Выводы и заключение
Разработанный способ оценки частоты несущей и времени прихода сигнала пригоден для первичной синхронизации при обнаружении сигнала в модемах передачи сигналов с фазовой и частотной модуляцией. Данный способ обладает меньшей вычислительной сложностью по сравнению с реализацией гребенки согласованных фильтров, количество которых зависит от длины последовательности и максимально допустимого сдвига частоты. Для реализации описанного способа оценки частоты несущей и времени прихода сигнала требуется только два согласованных фильтра вне зависимости от длины последовательностей и отстройки частоты. Минусом данного способа является необходимость передавать две последовательности вместо одной, что увеличивает время передачи пакета данных.
Список литературы
1. MIL-STD-188-110C, 23 September 2011. Military Standard. .Interoperability and Performance Standards for Data Modems.
2. Пузырев П. И., Завьялов С. А., Косых А. В. Процедура обнаружения сигнала при реализации модема // Динамика систем, механизмов и машин. 2016. Т. 2, № 1. С. 120-126.
3. Frank, R. L. Polyphase codes with good nonperiodic correlation properties // IEEE Trans. Inform. Theory. 1963. № 9 (1). P. 43-45.
4. Френкс Л. Теория сигналов: пер с англ. / под ред. Д. Е. Вакмана. М.: Советское радио, 1974. 344 c.
5. Chu D. С. Polyphase codes with good periodic correlation properties // EEE Trans. Inform. Theory. 1972. № 18 (4). P. 531-532.
УДК 531.787
МЕХАНОЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ ДАТЧИКИ ДЛЯ РЕГИСТРАЦИИ УДАРНЫХ ВОЗДЕЙСТВИЙ
К. В. Татмышевский
Владимирский государственный университет им. А.Г. и Н.Г. Столетовых, г. Владимир, Россия
DOI: 10.25206/2310-9793-2017-5-4-264-2 72
Аннотация - регистрация параметров ударных воздействий, воздействующих на технические системы, является актуальной задачей. Механолюминесцентные светогенерационные датчики способны работать даже в условиях сильных электромагнитных помех, так как используют компоненты, по своей природе не чувствительные к помехам. Однако использование таких датчиков сдерживается отсутствием функции преобразования (математической модели). В статье рассмотрен вопрос разработки и исследования математической модели механолюминесцентного датчика. В основу модели положено явление туннелирования электронов примесных центров свечения в электрическом поле движущихся дислокаций, возникающих при пластической деформации кристалла люминофора. Пластическая деформация рассматривается как результат движения и размножения дислокаций. Кинетика затухания соответствует внутрицентровой люминесценции, характерной для ZnS:Mn. Приводятся результаты моделирования выходных оптических сигналов датчика в зависимости от различных параметров ударных воздействий.
Ключевые слова: механолюминесцентный датчик, деформационная механолюминесценция, удар.
I. Введение
Ударные воздействия на различные мобильные и стационарные технические системы создают экстремальные условия для их работы, поэтому регистрация ударных воздействий с целью уменьшения и предотвращения негативных последствий является весьма актуальной задачей. Особенности условий работы современных технических систем в экстремальных условиях одновременно выдвигают два противоречивых требования. Во-первых, это требование повышения чувствительности к входным ударным механическим воздействиям, а во-вторых, это требование повышения помехоустойчивости в условиях воздействия интенсивных естественных и искусственных электромагнитных помех. Кроме того, должно быть обеспечено высокое быстродействие при регистрации ударных воздействий. Если первое требование обусловлено расширением диапазона ударных воздействий, то второе требование связано с усложнением электромагнитной обстановки в рабочей области, а
также с тем обстоятельством, что повышение чувствительности достигается, как правило, за счет усиления сигнала датчика электронными усилителями.
Наиболее радикальным путем решения данной проблемы является переход от электронных к оптоэлектрон-ным датчикам и использование волоконно-оптических компонентов и линий связи в информационных цепях устройств регистрации.
Однако решение проблемы повышения помехоустойчивости устройств регистрации ударных воздействий повлекло необходимость разработки датчиков, преобразующих механическое ударное воздействие в оптический сигнал, пригодный для передачи по волоконно-оптическим линиям связи и дальнейшей обработки. Наиболее перспективным решением этой задачи является применение светогенерационных механолюминес-центных датчиков ударного давления (силы, ускорения). Работа таких датчиков основана на прямом преобразовании входного ударного давления в выходной оптический сигнал. В качестве материалов таких преобразователей используются халькогенидные и щелочногалоидные кристаллические соединения виде мелкодисперсных порошков. Чувствительный элемент датчика представляет собой тонкую пленку из затвердевшей суспензии люминесцентного порошка в прозрачном связующем (рис. 1).
Анализ работ [1.. .9], посвященных изучению явления механолюминесценции, показал, что большинство авторов исследовали спектральные свойства механолюминесцирующих соединений, а также расширяли номенклатуру веществ, обладающих способностью к механолюминесценции. При этом весьма скудно рассмотрены вопросы построения и исследования функции преобразования (математической модели) механолюминесцент-ных датчиков. Это существенно затрудняет расчет и проектирование таких датчиков, а также возможности их применения. Однако для успешного использования необходимо иметь адекватную математическую модель ме-ханолюминесцентного датчика, которая позволяет рассчитывать параметры выходных сигналов датчиков в различных условиях работы.
а(Г)
Рис. 1. Структура чувствительного элемента механолюминесцентного датчика: 1 - элемент передачи давления; 2 - частицы люминофора; 3 - прозрачный связующий материал; 4 - прозрачная подложка
II. Постановка задачи
Оценка перспективности применения механолюминесцентных датчиков (МЛД) в устройствах регистрации ударных воздействий [4, 6, 7, 9-11] позволила сформулировать основную задачу как построение математической модели (функции преобразования) датчика и исследование на её основе закономерностей формирования выходных оптических сигналов датчиков в зависимости от параметров входных импульсов ударного давления. Особый интерес для изучения представляет кристаллофосфор обладающий наибольшей яркостью све-
чения и представляющий собой полупроводник класса А2В6 с широкой запрещенной зоной [1, 2, 9].
III. Теория
Показано [12, 13], что МЛ в соединениях А2В6 является следствием процесса движения дислокаций, сопровождающих пластическую деформацию кристаллов микропорошка. Дислокации в полупроводниках А2В6 обладают сильным электрическим зарядом. В процессе пластического деформирования происходит взаимодействие марганцевых центров свечения (ЦС) с электрическим полем движущихся заряженных дислокаций, которое приводит к возбуждению ЦС с их последующими излучательными переходами.
Математическая модель МЛ представляет собой систему интегро-дифференциальных уравнений, основой которой является уравнение светового потока (кривая высвечивания) люминесценции Ф(£) как функции времени
Г Ф(0 = 2/Св^ЦС ;ехр (-£) /^(О^О^Ш (1)
1 йтО(0^(0 = 3щ; (2)
с замыкающими зависимостями: ЫцС = СЦСУ; (3)
1
гвз = [л ГЦСРТ(ГЦС)/2 ив]3 (4)
Гцс = Ц/2п££0Ев; (5) _ Г 0, если а1 < а5;
ив = к5С(гехр (— , где к5 = Ь _ ^ ехр[о,5(а3-^1)], если а1 > а5; (6)
V <У1-<УБ
а1 = а(1)—Еер1; (7)
^то (О = (%0о + 3 Ме» ) ехр [— +\ме» ; (8)
где кв - коэффициент, учитывающий особенности вывода излучения; ЫцС - общее количество ЦС в люминесцентном материале; ц - энергия кванта света; т - постоянная времени экспоненциального затухания свечения; Ьа - длительность возбуждения ЦС импульсом давления о(Ь); гвз - радиус взаимодействия дислокации с ЦС; МтВ - средняя плотность подвижных дислокаций; ив - скорость движения дислокаций, усредненная по дислокационному массиву; 1ь1 - модуль вектора Бюргерса, характеризующий область искажения кристаллической решетки дислокацией определенного типа; ¿^ - скорость роста пластических деформаций; СЦС - объемная концентрация ЦС; V - суммарный объем зерен кристалла; ГцС - текущее расстояние от ядра дислокации до ЦС; Рт - вероятность туннелирования электрона в однородном электрическом поле; ц - линейная плотность заряда дислокации; е0 - диэлектрическая проницаемость вакуума; £ - относительная диэлектрическая проницаемость; Ев - напряженность радиального электрического поля движущейся дислокации; к5 - поправочный коэффициент; С{г - скорость распространения сдвиговых волн в кристалле; - эффективное напряжение внутреннего трения (сопротивление движению дислокации внутри кристалла); а1 - главное значение тензора напряжения; а5 - статический предел текучести; Е - модуль упругости; М - коэффициент размножения дислокаций; N° -общая начальная плотность дислокаций; 1\1(кр - критическая плотность дислокаций; £ - текущее время.
Здесь в основу механизма МЛ положено явление туннелирования электронов примесных ЦС в электрическом поле движущихся дислокаций, возникающих при пластической деформации кристалла. Известна электрическая модель дислокации [12], согласно которой дислокация, как линейный дефект кристаллической решетки, может быть представлена в виде цилиндра пространственного заряда с центральным ядром, заполненным электронами. При пластической деформации дислокации страгиваются с места и начинают перемещаться внутри объема кристалла. В объеме кристалла ЦС распределены приблизительно равномерно. По мере приближения ядра дислокации к ЦС, он перемещается на более высокий энергетический уровень. Как только произойдет сближение и перекрытие основных электронных уровней со свободными уровнями ЦС или с зоной проводимости, становятся существенными процессы туннелирования электронов с занятых уровней на свободные и в зону проводимости. Так как скорость туннелирования электрона велика по сравнению со скоростью движения дислокации, то можно считать, что в момент туннелирования ЦС удален от ядра дислокации на фиксированное расстояние ГцС, а туннелирование происходит в постоянном электрическом поле Ев цилиндра пространственного заряда дислокации [12].
Возвращение возбужденного ЦС в исходное состояние сопровождается излучением кванта света. Интенсивность оптического излучения определяется числом квантов в единицу времени и описывается формулой (1). Объем кристалла, в котором выполняется условие возбуждения ЦС определяется подынтегральным выражением в формуле (1). Объем кристалла, который полностью охватывается движущимися дислокациями, определяется выражением (2). Суммарный световой поток зависит от общего числа ЦС, находящихся в деформируемом объеме люминофора, которое находится по формуле (3). Формула (4) определяет радиус взаимодействия ЦС и дислокации с учетом того, что при увеличении скорости движения изменяется конфигурация цилиндра пространственного дислокационного заряда. С увеличением скорости цилиндр теряет симметрию и принимает форму вытянутого эллипса. Выражение (5) определяет текущее расстояние от ядра дислокации до ЦС.
Формула (6) позволяет рассчитать среднюю скорость движения дислокаций в зависимости от приложенного давления. Здесь поправочный коэффициент кБ корректирует значение скорости с учетом существования порогового значения напряжения текучести, ниже которого движение дислокаций практически не происходит [14]. Уравнение (7) определяет главное значение тензора напряжения для одноосного деформированного состояния. Здесь показано, что напряжение растет за счет общей деформации и релаксирует за счет пластической.
Выражение (8) определяет плотность подвижных дислокаций МтВ, как долю от общей плотности дислокаций с учетом их размножения и запирания. Здесь задача расчета кинетики пластического деформирования для случая квазистатического одноосного нагружения решается на основе микроскопической модели изотропной упругопластической среды с упрочнением, согласно которой пластическая деформация рассматривается как результат движения и размножения дислокаций [15, 16].
Оптические параметры МЛД, определяющие перенос излучения в нем, в первую очередь зависят от его внутренней структуры. Наиболее существенным параметром МЛД является толщина чувствительного элемента. Толщина слоя, объемная концентрация частиц порошка в нем и весовая концентрация легирующей примеси,
создающей ЦС определяют общее число ЛцС, принимающих участие в процессе излучения. Условно можно считать отдельные частицы люминофора шарами одинакового диаметра, равномерно расположенными по поверхности подложки и не перекрывающими друг друга (см. рис. 1). Назовем такой однорядный слой частиц монослоем. Для слоя из псл таких слоев коэффициент объемной упаковки ку, равный отношению объемов всех частиц к объему слоя, ограничен величиной 0.86. Реально достигаемые значения ку обычно лежат в пределах 0.3 < ку < 0.73.
Общий поток излучения МЛД возрастает с увеличением количества частиц в монослое и с увеличением количества монослоев, однако возрастание потока достигает насыщения, поскольку при достаточно большом количестве монослоев свечение глубоко лежащих слоев полностью рассеивается вышележащими слоями. Прозрачность отдельного монослоя можно принять равной (1-ку). Таким образом, предполагается, что отдельная частица пропускает только свое излучение и является непрозрачной для излучения нижележащих частиц, а излучение проходит только в промежутках между частицами. Обозначая поток излучения самого ближнего к подложке монослоя Ф^О, определяем суммарный поток от ЧЭ толщиной кЧЭ
Ф = Фх + (1 - ку)Фг + (1 - М2ФХ + - + (1 - М"СЛ-1Ф1 = Фх[1 + £=1(1 - ку)1] = Фгкп
(9)
где псл=АЧЭ/^ср; ёср - средний диаметр частиц люминофора; I - число слоев кроме первого; кп - коэффициент неравномерности свечения. Эта формула позволяет привести суммарный поток излучения Ф(/) к потоку первого монослоя Ф:(/), а неравномерность вклада остальных слоев в суммарный поток учесть при помощи коэффициента неравномерности свечения кп. Анализ формулы (9) показывает, что оптимальное число слоев псл^3...6, так как дальнейшее их увеличение даст прирост светового потока не более 5% [17].
Отдельный монослой МЛД излучает поток в пределах полного телесного угла. При этом в направлении фотоприемника выходит только половина полного потока, вторая половина рассеивается нижележащими слоями и в фотоприемник не попадает, что учитывается коэффициентом кп=0,5. Потери излучения, возникающие при вводе излучения МЛД в оптический канал связи должны учитываться дополнительным коэффициентом ввода излучения кв. Таким образом, учитывая конструктивные параметры и внутреннюю структуру чувствительного элемента, величину полного потока излучения, выводимого с площадки в оптический канал, можно найти как Ф(0 = 0.5^„Ф1(О.
Расчеты оптических сигналов МЛД были выполнены в среде МЛТЬЛБ. В программе определяются кванто-во-механические, электрические и кинетические параметры промышленного электролюминофора ЭЛС-580С (состав 2^:Мп,Си; весовое содержание марганца 1%). В расчетах учитывалась только энергия квантов излучения, соответствующих максимуму спектра излучения марганцевых ЦС (Хтах=580 нм; п=2.2 эВ), так как интенсивность излучения медных ЦС в 50 раз слабее [1, 2]. Экспериментальное сравнение чувствительности промышленных электролюминофоров к механическому возбуждению показало, что наибольшей чувствительностью обладает именно люминофор ЭЛС-580С. Параметры дислокационной структуры люминофора были определены с учетом технологии производства люминесцентных порошков. В проведенных расчетах принимались значения кв=1, псл=2, й?ср=10 мкм, ку=0.6, кп=1.4. Эти значения соответствовали изготовленным экспериментальным образцам МЛД. Кинетика затухания свечения соответствует внутрицентровой люминесценции [1, 18], характерной для 2и8:Мп, с постоянной времени т=150 мкс. Проводился расчёт энергетической светимости МЛД Я(0, то есть вычислялась мощность потока, излучаемая единичной площадью поверхности, равной 1 м2.
IV. Результаты исследований и обсуждение результатов Входное воздействие описывалось одиночным импульсом давления, имеющим полусинусоидальную форму а(£) = оА 5т(тс£:/£:ст). Такая форма импульса наиболее близка к импульсам давления, возникающим в реальных конструкциях. На рис. 2 приводятся результаты расчёта выходного импульса светимости, вызванного воздействием на датчик импульса давления.
100
с,
МПа
а©
! д
И, . Вт/м2
1
б)
Вт/м2
1
/ ад
-У I
1 1
»лад ;
/ 1 \ !
150 200
1 МКС
МПа
Рис. 2. Пример расчёта выходного оптического сигнала МЛД как функции времени: а - импульс давления; б - импульс энергетической светимости МЛД; в - совместное изображение входного и выходного сигналов
а)
в)
Вид выходных оптических сигналов МЛД при изменении амплитуды, но при постоянной длительности импульсов давления показан на рис. 3. Здесь видно, что с уменьшением амплитуды и соответственно крутизны импульса давления наблюдается увеличение временного запаздывания в появлении излучения. Временное запаздывание определяется моментом достижения входным импульсом давления значения, равного пределу текучести материала чувствительного элемента. Это подчеркивает пороговый характер функции преобразования механолюминесцентных датчиков. В рамках разработанной модели считается, что в пределах упругих деформаций генерации излучения практически не происходит. Кроме того, наблюдается временной сдвиг между максимумом давления в импульсе и максимумом излучения, причем величина сдвига имеет небольшой прирост с увеличением амплитуды импульса давления.
Рис. 3. Расчетные зависимости энергетической светимости МЛД при воздействии импульсов давления одинаковой длительности (£0=60 мкс) и различной амплитуды: 1 - оА =60 МПа; 2 - сл=90 МПа; 3 - ал=180 МПа; 4 - оА =270 МПа; 5 - оА=360 Мпа
Расчетные зависимости амплитуды импульса излучения от амплитуды импульса давления для различных длительностей импульса давления приведены на рис. 4.
КА' 80
Вт/м
70 60 50 40 30 20 10
....... ......1 ......7...... ...... г...... ...... .......
------- 3 5 !
------- 2, 1 / ------- ———
50
100
150
200
250
300
350
400
од, МПа
Рис. 4. Расчетные зависимости амплитуды энергетической светимости МЛД от амплитуды импульса давления полусинусоидальной формы различной длительности:! - £0=20 мкс; 2 - £0=40 мкс; 3 - £0=60 мкс;
4 - £0=80 мкс; 5 - Сст=100 мкс
Такие зависимости фактически являются аналогом амплитудных характеристик электронных усилителей или преобразовательных характеристик измерительных преобразователей. Все кривые имеют высокую крутизну в диапазоне входных давлений сА=45...75 МПа. С увеличением давления наклон кривых уменьшается и на участке сА=150...350 МПа изменяется не слишком существенно. На этом участке прирост светимости за счёт увеличения давления несколько опережает прирост за счёт увеличения длительности нагружения.
Сопоставление полученных результатов с данными чувствительности современных полупроводниковых фотоприемников показывает, что даже с учетом потерь на входе и выходе оптического канала передачи возможно надежное детектирование оптических сигналов МЛД. Величина их энергетической светимости имеет тот же порядок, что и современных светоизлучающих диодов [19].
Характер изменения выходных оптических сигналов МЛД при изменении длительности импульса давления, но при постоянной амплитуде показан на рис. 5. Здесь видно, что при монотонном увеличении длительности сначала происходит рост амплитуды светимости, а затем, после достижения максимума, происходит уменьшение интенсивности импульса свечения. Этот процесс сопровождается существенным изменением формы импульса излучения. Если в диапазоне длительностей входных импульсов давления Ьа-20...200 мкс импульсы свечения имели острый пик и достаточно крутой передний фронт, то в диапазоне длительностей импульсов давления £ст~200...2000 мкс импульсы свечения резко падают по величине, длительности переднего и заднего фронтов становятся практически одинаковыми.
Рис. 5. Расчетные зависимости энергетической светимости МЛД при воздействии импульсов давления одинаковой амплитуды (ал=90 МПа) и различной длительности: 1 - £ст=60 мкс; 2 - £ст=120 мкс; 3 - £ст=250 мкс; 4 - £ст=500 мкс; 5 - £:ст=1000 мкс; 6 - £ст=2000 мкс
Кроме того, наблюдается временной сдвиг между максимумом давления в импульсе и максимумом излучения, причем величина сдвига имеет значительный прирост с увеличением длительности импульса давления, а соответственно, и продолжительности нагружения. Это объясняется тем обстоятельством, что в ходе процесса генерации механолюминесцентного излучения одновременно протекают два конкурирующих процесса. Сущность первого процесса состоит в том, что в механолюминесцентных кристаллах с разной скоростью происходит накопление возбужденных ЦС. Скорость их накопления зависит преимущественно от скорости приложения давления. Сущность второго процесса состоит в возврате возбужденных ЦС в исходное состояние, которое сопровождается испусканием квантов света (люминесценцией). Второй процесс имеет постоянную скорость, которая описывается законом мономолекулярной реакции [17].
Соответственно, если скорость возбуждения много больше скорости возврата, то будет наблюдаться интенсивная механолюминесценция с крутым фронтом нарастания. В противоположном случае концентрации возбужденных ЦС будет не достаточно, чтобы появилось заметное излучение. Такой процесс будет происходить даже, несмотря на то, что полная деформация люминофора может быть значительно больше, чем при больших скоростях нагружения. В этом проявляется неоднократно отмечаемая различными исследователями значительная чувствительность интенсивности механолюминесценции к скорости механического нагружения.
Расчетные зависимости амплитуды импульса излучения от длительности импульса давления при различных значениях амплитуды давления приведены на рис. 6.
Из графиков видно, что в области длительностей импульса давления £ст~20...200 мкс с увеличением длительности наблюдается увеличение амплитудного значения светимости пропорционально ^(Ьа).
В точке А при £ст~180...220 мкс графики имеют максимум и при дальнейшем увеличении длительности импульса давления величина светимости уменьшается обратно пропорционально ^(Сст). Длительность импульса давления в точке максимума кривых обеспечивает фактическую длительность пластического деформирования люминофора чувствительного элемента приблизительно равную постоянной времени люминесценции т.
Продолжительность свечения чувствительного элемента на восходящей ветви практически во всех случаях в несколько раз больше длительности импульса давления На нисходящей ветви длительность свечения значительно уменьшается. Снижение амплитуды и длительности импульса излучения с ростом объясняет факт
отсутствия излучения при статическом нагружении. Ход процесса возбуждения центров свечения в этом случае не изменяется, однако нарушение условия накопления возбужденных центров свечения приводит к сильному снижению интенсивности излучения за счет увеличения его продолжительности.
Рис. 6. Расчетные зависимости амплитуды энергетической светимости МЛД от длительности импульса давления полусинусоидальной формы различной амплитуды: 1 - оА=90 МПа; 2 - аЛ=180 МПа;
3 - ^=270 МПа; 4 - оА=360 Мпа
Это подчеркивает существенные динамические свойства МЛД и невозможность определения коэффициента преобразования датчика, как измерительного преобразователя, в целом. Результаты численного моделирования выходных оптических сигналов МЛД показали, что амплитуда и длительность световых импульсов существенно и неоднозначно зависят как от амплитуды, так и от длительности импульсов давления. Наличие точки максимума на характеристиках указывает на то, что при регистрации выходного оптического сигнала его амплитуда неоднозначно определяет параметры входного импульса давления. Такую же амплитуду оптического сигнала может вызвать воздействие импульса давления другой длительности, отличающейся в 10.100 раз (см. рис. 6, точки ЬаЪ ССТ2).
Очевидным достоинством разработанной математической модели и методики расчета является определение выходного оптического сигнала в абсолютных единицах энергетической светимости, пригодных для расчета оптического или волоконно-оптического тракта передачи и схемы включения фотоприёмного устройства регистрации.
Расчетная оценка влияния скорости приложения давления на величину светимости чувствительного элемента была проведена в условиях приложения к чувствительному элементу импульса давления линейно изменяющейся формы. В первой группе расчетов конечная величина давления сА оставалась неизменной, а изменение скорости нарастания нагрузки осуществлялось за счет изменения длительности линейно изменяющейся части. Во второй группе расчетов, наоборот, была зафиксирована длительность линейно изменяющейся части, а изменялась конечная величина давления. Результаты расчетов представлены на рис. 7.
Рис. 7. Типовые зависимости амплитуды оптического сигнала от скорости нагружения: 1 - при фиксированной амплитуде нагружения оА=90 МПа; 2 - при фиксированной длительности линейного участка ta=60 мкс
Сравнение полученных результатов показывает, что до скорости нарастания давления приблизительно 1,5 МПамкс светимость при фиксированном давлении преобладает над светимостью при фиксированной длительности. С увеличением скорости нарастания давления до 5 МПамкс ситуация меняется и светимость при фиксированной длительности становится почти в 1.5 раза больше, чем светимость при фиксированной амплитуде.
Полученные результаты показывают, что при относительно небольших скоростях нагружения длительность давления сильнее влияет на процесс механолюминесценции, чем амплитуда. При б0льших скоростях нагруже-ния влияние длительности проявляется слабее, а влияние амплитуды давления начинает преобладать.
VI. Выводы и заключение
1. Разработана математическая модель МЛД на основе цинк-сульфидного люминофора, легированного марганцем. Модель основывается на ясной трактовке физических процессов, приводящих к механолюминесцен-ции. Разработанная методика расчета выходных оптических сигналов МЛД позволяет определять величину сигнала в абсолютных единицах измерения светового потока. Модель учитывает особенности конструкции МЛД.
2. Результаты расчетов показывают, что, во-первых, функция преобразования МЛД имеет явно выраженный порог чувствительности, во-вторых, функция преобразования имеет существенно нелинейный характер, в-третьих, форма выходных оптических сигналов значительно отличается от формы входных импульсов давления.
3. Сопоставление полученных результатов с данными современных полупроводниковых фотоприемников [19] показало, что возможно надежное детектирование оптического сигнала МЛД с целью дальнейшей обработки.
Список литературы
1. Chudacek J. The kinetics of the triboluminescence of zinc sulphide I II Phys. B. 1967. 17, № 1. S. 34-42.
2. Thiessen P., Meyer K. Triboluminescenz bei Verformungs fester Körper II Naturwissenschaften. 1970. № 9. P. 423-427.
3. Meyer K., Obrikat D., Rossberg M. Progress in Triboluminescence of Alkali Halides and Doped Zinc Sulphides II II Kristall und Technik. 1970. № 2. P. 181-205.
4. Sodomka L. Mechanoluminiscence a jeji pouziti. Praha: Academia, 1985. 226 p.
5. Chandra B. P., Khan M. S., Ansari M. H. Cleavage mechanoluminescence in crystals // Crystal Research and Technology. 1998. № 2. Р. 291-302.
6. Sage I., Bourhill G. Triboluminescent materials for structural damage monitoring // Journal of Materials Chemistry 2001. № 11. P. 231-245.
7. Sage I., Humberstone L., Oswald I., Lloyd P., Bourhill G. Getting light through black composites: embedded triboluminescent structural damage sensors II Smart Materials and Structures. 2001. № 10. P. 332-337.
8. Chandra B. P. Mechanoluminescence // Luminescence of Solids. 1998. Vol. 8. P. 361-389.
9. Chao-Nan Xu, Xu-Guang Zheng, Tadahiko Watanabe, Morito Akiyama Preparation and characteristics of highly triboluminescent ZnS film // Materials Research Bulletin. 1999. Vol. 34. P. 1491-1500.
10. Татмышевский К. В. Классификация и особенности применения механолюминесцентных датчиков давления II Датчики и системы. 2004. № 12. С. 30-33.
11. Макарова Н. Ю., Татмышевский К. В. Механолюминесцентные сенсоры для измерительных систем с волоконно-оптическими связями II Информационно-измерительные и управляющие системы. 2006. № 4. С. 3-9.
12. Велиев З. А., Шикин В. Б. О движении заряженных дислокаций в полупроводниках А2В6 II Физика твердого тела. 1985. Т. 27, № 9. С. 2683-2686.
13. Электронные свойства дислокаций в полупроводниках I под ред. Ю. А. Осипьяна. М.: Эдиториал УРСС, 2000. 320 с.
14. Нигматулин Р. И., Холин Н. Н. К модели упругопластической среды с дислокационной кинетикой пластического деформирования II Известия АН СССР. Механика твердого тела. 1974. № 4. С. 131-146.
15. Тейлор Дж. Динамика дислокаций и динамическая текучесть II Механика. 1966. Т. 98, № 4. С. 145-152.
16. Гилман Дж. Микродинамическая теория пластичности II Микропластичность. 1972. № 9. С. 18-37.
17. Прикладная электролюминесценция I под ред. М. В. Фока. М.: Сов. радио, 1974. 416 с.
18. Гурвич А. М. Введение в физическую химию кристаллофосфоров. М.: Высшая школа, 1982. 376 с.
19. Юшин А. М. Оптоэлектронные приборы и их зарубежные аналоги: справ. М.: ИП РадиоСофт, 2000. Т. 3. 512 с.
