Информация о защитах ВКР (2011) - История изменений

Okrugin: добавлены категории

2015-10-10T16:07:14Z

добавлены категории

Okrugin: добавлена ссылка на главную страницу

2015-05-03T20:31:14Z

добавлена ссылка на главную страницу

Okrugin: добавлены/исправлены фотографии бакалавров 2011 года

2012-05-04T20:05:14Z

добавлены/исправлены фотографии бакалавров 2011 года

Okrugin в 19:42, 31 августа 2011

2011-08-31T19:42:26Z

Okrugin в 14:49, 13 июля 2011

2011-07-13T14:49:09Z

Okrugin в 23:40, 12 июля 2011

2011-07-12T23:40:39Z

Okrugin в 23:36, 12 июля 2011

2011-07-12T23:36:14Z

Okrugin в 23:09, 12 июля 2011

2011-07-12T23:09:44Z

Okrugin в 22:49, 12 июля 2011

2011-07-12T22:49:16Z

Okrugin в 21:40, 12 июля 2011

2011-07-12T21:40:08Z

← Предыдущая		Версия 16:07, 10 октября 2015
Строка 167:		Строка 167:

	<div style="text-align: center;">[[Заглавная страница\|[На главную]]]</div>		<div style="text-align: center;">[[Заглавная страница\|[На главную]]]</div>
		+
		+	[[Category:Образовательная деятельность\|{{PAGENAME}}]]

← Предыдущая		Версия 20:31, 3 мая 2015
Строка 164:		Строка 164:
	:Полученный результат для скорости рождения электрон‐позитронных пар показывает, что рассматриваемый процесс может играть существенную роль в генерации электрон‐позитронной плазмы в магнитосфере магнитара. Имеет смысл в дальнейшем рассмотреть более общий случай, когда конечные фермионы и виртуальный электрон находятся на произвольных уровнях Ландау.</i>		:Полученный результат для скорости рождения электрон‐позитронных пар показывает, что рассматриваемый процесс может играть существенную роль в генерации электрон‐позитронной плазмы в магнитосфере магнитара. Имеет смысл в дальнейшем рассмотреть более общий случай, когда конечные фермионы и виртуальный электрон находятся на произвольных уровнях Ландау.</i>
	\|img=[[Файл:Stus'_N_S.jpg\|180px\|border\|center\|Стусь Наталья Сергеевна]]}}		\|img=[[Файл:Stus'_N_S.jpg\|180px\|border\|center\|Стусь Наталья Сергеевна]]}}
		+
		+
		+	<div style="text-align: center;">[[Заглавная страница\|[На главную]]]</div>

@@ Строка 85: / Строка 85: @@
 :В&nbsp;результате исследования было показано, что в простейшей модели кваркового мешка стабильной является странная кварковая среда (система из u‐, d‐, s‐кварков с&nbsp;глюонным натяжением и электронов). Для этой системы получено уравнение состояния странной кварковой материи в&nbsp;магнитном поле. Численная оценка поправок, связанных с&nbsp;влиянием магнитного поля, показывает, что этими поправками можно пренебречь при характерных параметрах сверхплотного состояния кварковой среды (химическом потенциале &mu;&nbsp;=&nbsp;500&nbsp;МэВ, массе s‐кварка m<sub>s</sub>&nbsp;=&nbsp;100&nbsp;МэВ) и напряжённостях сверхсильного магнитного поля 2&#183;10<sup>16</sup>&nbsp;&le;&nbsp;B&nbsp;&le;&nbsp;4&#183;10<sup>17</sup>&nbsp;Гс.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
+|img=[[Файл:Belyaev_V_A.jpg|180px|border|center|Беляев Василий Андреевич]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 105: / Строка 105: @@
 :Получены три возможных варианта распределения концентрации носителей заряда в&nbsp;полупроводнике. В&nbsp;одном из случаев концентрация дырок убывает в&nbsp;направлении электрического поля, а&nbsp;концентрация электронов возрастает. Выяснено, что вольт‐амперные характеристики в&nbsp;случае сильных и слабых токов практически совпадают.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
+|img=[[Файл:Mosichkin_A_F.jpg|180px|border|center|Мосичкин Анатолий Фёдорович]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 125: / Строка 125: @@
 :В&nbsp;данной работе на основе дальнейшего обобщения интерполяционного тока B‐мезона посредством параметризации векторной части произвольной константой <math>a</math> построены правила сумм КХД для константы распада f<sub>B</sub>. Метод правил сумм КХД разобран на примере вычисления пертурбативной части соответствующего коррелятора. Получена зависимость константы распада f<sub>B</sub> от параметра <math>a</math>. Проведено сравнение с&nbsp;феноменологическим значением f<sub>B</sub> и показано, что векторная часть должна существенно доминировать в&nbsp;интерполяционном токе, так как численно <math>a</math>&nbsp;&sim;&nbsp;7.  Представляется интересным провести подобный анализ правил сумм при учете непертурбативных эффектов, которые включаются в&nbsp;виде членов, содержащих вакуумные конденсаты кварковых и глюонных полей.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
+|img=[[Файл:Rusov_A_V.jpg|180px|border|center|Русов Алексей Валерьевич]]}}
 {{ВКР Инфо

@@ Строка 12: / Строка 12: @@
 :Отмечено, что наличие аномального магнитного момента снимает вырождение по числу Ландау, однако при этом волновая функция явно не зависит от аномального магнитного момента. Отмечено, что  ширина расщепления уровня Ландау по поляризациям больше, чем расстояние между двумя соседними уровнями Ландау. Таким образом, в&nbsp;случае нерелятивистской частицы с&nbsp;большим аномальным магнитным моментом целесообразно выражать спектр энергии и волновые функции через осциляторное число и поляризацию.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 23: / Строка 23: @@
 :Показано, что уравнения для неабелевого калибровочного поля в&nbsp;случае группы  SU(2) допускают решения в&nbsp;виде плоских волн, соответствующие случаю абелевого калибровочного поля.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 36: / Строка 36: @@
 :Расширение задачи Кеплера на случай системы из компактного остатка и облака газа, в&nbsp;приближении статического гравитационного поля, позволяет определить аналитически виды траектории звезды путём анализа дифференциального уравнения движения. Для получения полного динамического описания движения звезды в изменяющемся со временем гравитационном поле требуется численный анализ дифференциального уравнения движения.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 47: / Строка 47: @@
 :Приближение сильно связанных электронов не описывает правильно с&nbsp;количественной точки зрения состояние электронов в&nbsp;зоне проводимости в&nbsp;реальных  кристаллах. Поэтому это приближение не может быть использовано для количественных расчетов энергетического спектра и волновых функций электронов в&nbsp;конкретных кристаллах. Существенно, однако, то, что они дают хорошую иллюстрацию к&nbsp;общим выводам о&nbsp;движении электрона в&nbsp;периодическом поле.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 85: / Строка 85: @@
 :В&nbsp;результате исследования было показано, что в простейшей модели кваркового мешка стабильной является странная кварковая среда (система из u‐, d‐, s‐кварков с&nbsp;глюонным натяжением и электронов). Для этой системы получено уравнение состояния странной кварковой материи в&nbsp;магнитном поле. Численная оценка поправок, связанных с&nbsp;влиянием магнитного поля, показывает, что этими поправками можно пренебречь при характерных параметрах сверхплотного состояния кварковой среды (химическом потенциале &mu;&nbsp;=&nbsp;500&nbsp;МэВ, массе s‐кварка m<sub>s</sub>&nbsp;=&nbsp;100&nbsp;МэВ) и напряжённостях сверхсильного магнитного поля 2&#183;10<sup>16</sup>&nbsp;&le;&nbsp;B&nbsp;&le;&nbsp;4&#183;10<sup>17</sup>&nbsp;Гс.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 105: / Строка 105: @@
 :Получены три возможных варианта распределения концентрации носителей заряда в&nbsp;полупроводнике. В&nbsp;одном из случаев концентрация дырок убывает в&nbsp;направлении электрического поля, а&nbsp;концентрация электронов возрастает. Выяснено, что вольт‐амперные характеристики в&nbsp;случае сильных и слабых токов практически совпадают.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 125: / Строка 125: @@
 :В&nbsp;данной работе на основе дальнейшего обобщения интерполяционного тока B‐мезона посредством параметризации векторной части произвольной константой <math>a</math> построены правила сумм КХД для константы распада f<sub>B</sub>. Метод правил сумм КХД разобран на примере вычисления пертурбативной части соответствующего коррелятора. Получена зависимость константы распада f<sub>B</sub> от параметра <math>a</math>. Проведено сравнение с&nbsp;феноменологическим значением f<sub>B</sub> и показано, что векторная часть должна существенно доминировать в&nbsp;интерполяционном токе, так как численно <math>a</math>&nbsp;&sim;&nbsp;7.  Представляется интересным провести подобный анализ правил сумм при учете непертурбативных эффектов, которые включаются в&nbsp;виде членов, содержащих вакуумные конденсаты кварковых и глюонных полей.</i>
-|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]|opq=on}}
 {{ВКР Инфо

@@ Строка 12: / Строка 12: @@
 :Отмечено, что наличие аномального магнитного момента снимает вырождение по числу Ландау, однако при этом волновая функция явно не зависит от аномального магнитного момента. Отмечено, что  ширина расщепления уровня Ландау по поляризациям больше, чем расстояние между двумя соседними уровнями Ландау. Таким образом, в&nbsp;случае нерелятивистской частицы с&nbsp;большим аномальным магнитным моментом целесообразно выражать спектр энергии и волновые функции через осциляторное число и поляризацию.</i>
-|img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 23: / Строка 23: @@
 :Показано, что уравнения для неабелевого калибровочного поля в&nbsp;случае группы  SU(2) допускают решения в&nbsp;виде плоских волн, соответствующие случаю абелевого калибровочного поля.</i>
-|img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 36: / Строка 36: @@
 :Расширение задачи Кеплера на случай системы из компактного остатка и облака газа, в&nbsp;приближении статического гравитационного поля, позволяет определить аналитически виды траектории звезды путём анализа дифференциального уравнения движения. Для получения полного динамического описания движения звезды в изменяющемся со временем гравитационном поле требуется численный анализ дифференциального уравнения движения.</i>
-|img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 47: / Строка 47: @@
 :Приближение сильно связанных электронов не описывает правильно с&nbsp;количественной точки зрения состояние электронов в&nbsp;зоне проводимости в&nbsp;реальных  кристаллах. Поэтому это приближение не может быть использовано для количественных расчетов энергетического спектра и волновых функций электронов в&nbsp;конкретных кристаллах. Существенно, однако, то, что они дают хорошую иллюстрацию к&nbsp;общим выводам о&nbsp;движении электрона в&nbsp;периодическом поле.</i>
-|img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 85: / Строка 85: @@
 :В&nbsp;результате исследования было показано, что в простейшей модели кваркового мешка стабильной является странная кварковая среда (система из u‐, d‐, s‐кварков с&nbsp;глюонным натяжением и электронов). Для этой системы получено уравнение состояния странной кварковой материи в&nbsp;магнитном поле. Численная оценка поправок, связанных с&nbsp;влиянием магнитного поля, показывает, что этими поправками можно пренебречь при характерных параметрах сверхплотного состояния кварковой среды (химическом потенциале &mu;&nbsp;=&nbsp;500&nbsp;МэВ, массе s‐кварка m<sub>s</sub>&nbsp;=&nbsp;100&nbsp;МэВ) и напряжённостях сверхсильного магнитного поля 2&#183;10<sup>16</sup>&nbsp;&le;&nbsp;B&nbsp;&le;&nbsp;4&#183;10<sup>17</sup>&nbsp;Гс.</i>
-|img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 105: / Строка 105: @@
 :Получены три возможных варианта распределения концентрации носителей заряда в&nbsp;полупроводнике. В&nbsp;одном из случаев концентрация дырок убывает в&nbsp;направлении электрического поля, а&nbsp;концентрация электронов возрастает. Выяснено, что вольт‐амперные характеристики в&nbsp;случае сильных и слабых токов практически совпадают.</i>
-|img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
@@ Строка 125: / Строка 125: @@
 :В&nbsp;данной работе на основе дальнейшего обобщения интерполяционного тока B‐мезона посредством параметризации векторной части произвольной константой <math>a</math> построены правила сумм КХД для константы распада f<sub>B</sub>. Метод правил сумм КХД разобран на примере вычисления пертурбативной части соответствующего коррелятора. Получена зависимость константы распада f<sub>B</sub> от параметра <math>a</math>. Проведено сравнение с&nbsp;феноменологическим значением f<sub>B</sub> и показано, что векторная часть должна существенно доминировать в&nbsp;интерполяционном токе, так как численно <math>a</math>&nbsp;&sim;&nbsp;7.  Представляется интересным провести подобный анализ правил сумм при учете непертурбативных эффектов, которые включаются в&nbsp;виде членов, содержащих вакуумные конденсаты кварковых и глюонных полей.</i>
-|img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
+|img=[[Файл:No-image.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо

@@ Строка 147: / Строка 147: @@
 |sciadvisor=Кузнецов Владимир Степанович, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Токовые неустойчивости в&nbsp;кремнии в&nbsp;области сильных электрических полей, обусловленные генерационно‐рекомбинационными процессами
-|abstract=:<i>В&nbsp;работе исследовано возникновение неустойчивостей за счёт генерационно‐рекомбинационных процессов в&nbsp;кремнии. С помощью численного моделирования исследуется кинетика расслоения лавинного тока и изучается эволюция образующихся локальных областей сильной ударной ионизации.
+|abstract=:<i>В&nbsp;работе исследовано возникновение неустойчивостей за счёт генерационно‐рекомбинационных процессов в&nbsp;кремнии. С&nbsp;помощью численного моделирования исследуется кинетика расслоения лавинного тока и изучается эволюция образующихся локальных областей сильной ударной ионизации.
-:Показано, что на основе узкозонных и сильно легированных полупроводников, в которых плотность обратного тока <math>j</math> велика за счёт тепловой или туннельной генерации носителей, с ростом величины <math>j</math> диапазон значений лавинного тока через p-n‐переходы, где существует микроплазма, сужается. При этом уменьшается отношение плотности лавинного тока в микроплазме и вне её. В p-n‐переходах, где величина плотности тока достаточно велика, микроплазмы практически не реализуются. При этом, однако, однородное распределение плотности лавинного тока уже при небольших значениях тока расслаивается. Иными словами, при больших значениях плотности тока однородная картина лавинного пробоя сменяется резко на неоднородную, представляющую собой области высокой плотности лавинного тока размером порядка микроплазмы. Расслоение лавинног тока, как и образование микроплазм, связано с сильным растеканием тока в квазинейтральных областях p-n‐перехода.
+:Показано, что на основе узкозонных и сильно легированных полупроводников, в&nbsp;которых плотность обратного тока <math>j</math> велика за счёт тепловой или туннельной генерации носителей, с&nbsp;ростом величины <math>j</math> диапазон значений лавинного тока через p-n‐переходы, где существует микроплазма, сужается. При этом уменьшается отношение плотности лавинного тока в&nbsp;микроплазме и вне её. В&nbsp;p-n‐переходах, где величина плотности тока достаточно велика, микроплазмы практически не реализуются. При этом, однако, однородное распределение плотности лавинного тока уже при небольших значениях тока расслаивается. Иными словами, при больших значениях плотности тока однородная картина лавинного пробоя сменяется резко на неоднородную, представляющую собой области высокой плотности лавинного тока размером порядка микроплазмы. Расслоение лавинног тока, как и образование микроплазм, связано с&nbsp;сильным растеканием тока в&nbsp;квазинейтральных областях p-n‐перехода.
 :Установлено, что в&nbsp;результате расслоения лавинного тока возникают локальные области сильной ударной ионизации, которые в&nbsp;одномерном случае для использованных параметров p-n‐перехода имеют вид узких страт. При этом значение плотности тока между стратами намного меньше, чем для однородного случая. При увеличении полного тока на структуре возрастают значения концентраций носителей тока в&nbsp;центре страт и падения напряжения между стратами. Происходит локальный пробой между стратами, т.&nbsp;е. лавинообразное нарастание концентраций носителей между стратами. В&nbsp;результате число страт в&nbsp;образце скачкообразно увеличивается.</i>
@@ Строка 158: / Строка 158: @@
 |sciadvisor=Румянцев Дмитрий Александрович, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Резонансное рождение электрон‐позитронных пар в&nbsp;магнитосфере магнитара
-|abstract=:<i>В&nbsp;работе рассмотрен комптоноподобный процесс рождения электрон‐позитронных пар в&nbsp;случае, когда конечные фермионы находятся на основном уровне Ландау. Вычислена амплитуда этого процесса в&nbsp;случаях, когда виртуальных электрон находится на основном и на первом уровне Ландау, показано, что в&nbsp;последнем случае имеет место резонанс, рассчитана скорость резонансного рождения электрон‐позитронных пар, проведено сравнение результата с&nbsp;предсказаниями магнитарной модели.
+|abstract=:<i>В&nbsp;современной астрофизике наиболее распространенной моделью, объясняющей такие явления, как AXP (аномальные радиопульсары) и SGR (источники мягких повторяющихся гамма‐всплесков), является модель магнитара&nbsp;— сильно замагниченной нейтронной звезды с&nbsp;магнитным полем на 2-4 порядка выше, чем у&nbsp;обычных радиопульсаров. Такое магнитное поле превышает критическую величину магнитного поля. Подавляющее большинство исследований по физике элементарных частиц ограничивается полями, меньшими критического, поэтому такие сильно замагниченные объекты как магнитары являются наименее изученными. В&nbsp;настоящее время известно около 15 объектов, предположительно являющихся магнитарами. Для объяснения радиоизлучения AXP и SGR необходимо существование механизма генерации электрон‐позитронной плазмы.
 :Полученный результат для скорости рождения электрон‐позитронных пар показывает, что рассматриваемый процесс может играть существенную роль в&nbsp;генерации электрон‐позитронной плазмы в&nbsp;магнитосфере магнитара. Имеет смысл в дальнейшем рассмотреть более общий случай, когда конечные фермионы и виртуальный электрон находятся на произвольных уровнях Ландау.</i>
 |img=[[Файл:Stus'_N_S.jpg|180px|border|center|Стусь Наталья Сергеевна]]}}

@@ Строка 53: / Строка 53: @@
 |sciadvisor=Михеев Николай Владимирович, профессор, зав. кафедрой теор. физики, д.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Дисперсия нейтрино с&nbsp;магнитном моментом в&nbsp;электромагнитном поле
-|abstract=:<i>В&nbsp;ходе данной работы получено уравнение Дирака и рассмотрены два случая: 1) при отсутствии электромагнитного поля; 2) с&nbsp;учётом электромагнитного поля. В&nbsp;первом случае были найдены значения энергии нейтрино. Во втором случае были найдены значения энергии нейтрино с&nbsp;учётом его магнитного момента в&nbsp;электромагнитном поле. Было показано, что в&nbsp;электрическом поле, т.&nbsp;е. <math>\vec{B}=0</math>, безразмерной величине <math>\alpha=\frac{\mu\,E}{m}</math>, определяющей значения энергии нейтрино, соответствует две возможные поляризации <math>\lambda=\pm 1</math>, что в&nbsp;свою очередь говорит о&nbsp;том, что нейтрино может находиться в&nbsp;двух состояниях со спином, направленным вдоль или против поля.
+|abstract=:<i>В&nbsp;ходе данной работы получено уравнение Дирака и рассмотрены два случая: 1) при отсутствии электромагнитного поля; 2) с&nbsp;учётом электромагнитного поля. В&nbsp;первом случае были найдены значения энергии нейтрино. Во втором случае были найдены значения энергии нейтрино с&nbsp;учётом его магнитного момента в&nbsp;электромагнитном поле. Было показано, что в&nbsp;электрическом поле, т.&nbsp;е. <span style="vertical-align:+0.9ex;"><math>\vec{B}=0</math></span>, безразмерной величине <span style="vertical-align:+0.6ex;"><math>\alpha=\frac{\mu\,E}{m}</math></span>, определяющей значения энергии нейтрино, соответствует две возможные поляризации <span style="vertical-align:+0.4ex;"><math>\lambda=\pm 1</math></span>, что в&nbsp;свою очередь говорит о&nbsp;том, что нейтрино может находиться в&nbsp;двух состояниях со спином, направленным вдоль или против поля.
 </i>
 |img=[[Файл:Sledkova_P_A.jpg|180px|border|center|Следкова Полина Андреевна]]}}
@@ Строка 122: / Строка 122: @@
 |sciadvisor=Пархоменко Александр Яковлевич, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Константа распада В‐мезона из правил сумм КХД
-|abstract=:<i>.
+|abstract=:<i>В&nbsp;настоящее время значение константы распада B‐мезона f<sub>B</sub> экспериментально извлекается из относительной вероятности распада B<sup>+</sup>&nbsp;&rarr;&nbsp;&tau;<sup>+</sup>&nbsp;&nu;<sub>&tau;</sub>. Полученная оценка превосходит имеющиеся теоретические предсказания. В&nbsp;недавней работе Ву и&nbsp;др. была проанализирована чувствительность константы распада к&nbsp;выбору интерполяционного тока и, в&nbsp;частности, было показано, что при использовании кирального тока значение f<sub>B</sub> заметно увеличивается. Данный анализ проводился методом правил сумм КХД, в&nbsp;рамках которого была выявлена существенная зависимость от величины массы b‐кварка.
-:.
+:В&nbsp;данной работе на основе дальнейшего обобщения интерполяционного тока B‐мезона посредством параметризации векторной части произвольной константой <math>a</math> построены правила сумм КХД для константы распада f<sub>B</sub>. Метод правил сумм КХД разобран на примере вычисления пертурбативной части соответствующего коррелятора. Получена зависимость константы распада f<sub>B</sub> от параметра <math>a</math>. Проведено сравнение с&nbsp;феноменологическим значением f<sub>B</sub> и показано, что векторная часть должна существенно доминировать в&nbsp;интерполяционном токе, так как численно <math>a</math>&nbsp;&sim;&nbsp;7.  Представляется интересным провести подобный анализ правил сумм при учете непертурбативных эффектов, которые включаются в&nbsp;виде членов, содержащих вакуумные конденсаты кварковых и глюонных полей.</i>
-−
-:.</i>
 |img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
@@ Строка 133: / Строка 131: @@
 |sciadvisor=Кузнецов Владимир Степанович, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Квазистационарные состояния в&nbsp;квантовой механике
-|abstract=:<i>.
+|abstract=:<i>В&nbsp;работе проведено рассмотрение туннельного эффекта в&nbsp;квантовой механике. Найден коэффициент прохождения частицы через потенциальную яму и одномерный потенциальный барьер. Изучены квазистационарные состояния в&nbsp;квантовой механике. Вычисление времени жизни частицы в&nbsp;этом состоянии.
-:.
+:В&nbsp;ходе решения первой задачи было выяснено, что прохождение частицы через потенциальный барьер возможно, если энергия частицы меньше высоты барьера.
-:.</i>
+:Во второй задаче было получено, что при увеличении энергии коэффициент прохождения стремится к&nbsp;1. Это значит, что почти все частицы проходят над ямой. Внутри ямы имеет место осциллирующее решение, чем глубже яма, тем больше осцилляции, а&nbsp;вне ямы волновая функция «просачивается» наружу. А&nbsp;с&nbsp;ростом глубины ямы, число уровней энергии и связанных состояний будет увеличиваться, а&nbsp;вероятность обнаружения частицы внутри ямы будет становиться все меньше, а&nbsp;при стремлении в&nbsp;глубины ямы в&nbsp;бесконечность она обратится в ноль. Число уровней всегда конечно и определяется глубиной и шириной потенциальной ямы.
 |img=[[Файл:Shilova_N_S.jpg|180px|border|center|Шилова Наталья Сергеевна]]}}
@@ Строка 158: / Строка 158: @@
 |sciadvisor=Румянцев Дмитрий Александрович, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Резонансное рождение электрон‐позитронных пар в&nbsp;магнитосфере магнитара
-|abstract=:<i>.
+|abstract=:<i>В&nbsp;работе рассмотрен комптоноподобный процесс рождения электрон‐позитронных пар в&nbsp;случае, когда конечные фермионы находятся на основном уровне Ландау. Вычислена амплитуда этого процесса в&nbsp;случаях, когда виртуальных электрон находится на основном и на первом уровне Ландау, показано, что в&nbsp;последнем случае имеет место резонанс, рассчитана скорость резонансного рождения электрон‐позитронных пар, проведено сравнение результата с&nbsp;предсказаниями магнитарной модели.
-:.
+:Полученный результат для скорости рождения электрон‐позитронных пар показывает, что рассматриваемый процесс может играть существенную роль в&nbsp;генерации электрон‐позитронной плазмы в&nbsp;магнитосфере магнитара. Имеет смысл в дальнейшем рассмотреть более общий случай, когда конечные фермионы и виртуальный электрон находятся на произвольных уровнях Ландау.</i>
-−
-:.</i>
 |img=[[Файл:Stus'_N_S.jpg|180px|border|center|Стусь Наталья Сергеевна]]}}

@@ Строка 70: / Строка 70: @@
 |sciadvisor=Пархоменко Александр Яковлевич, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Функция Грина в&nbsp;квантовой механике
-|abstract=:<i>Метод Швингера может быть использован для нахождения функции Грина уравнения Шрёдингера (в&nbsp;нерелятивистской квантовой механике) в&nbsp;картине Гейзенберга. Решения уравнений Гейзенберга позволяют выразить оператор Гамильтона через операторы координаты начального и конечного моментов времени, а&nbsp;его матричный элемент становится пропорциональным функции Грина. Уравнение Шрёдингера сводится к&nbsp;дифференциальному уравнению первого порядка по времени, для которого известно общее решение. Зависимость функции Грина от координат фиксируется начальными и граничными условиями. Данный метод применен для вычисления функций Грина свободной частицы и одномерного гармонического осциллятора.</i>
+|abstract=:<i>Метод Швингера может быть использован для нахождения функции Грина уравнения Шрёдингера (в&nbsp;нерелятивистской квантовой механике) в&nbsp;картине Гейзенберга. Решения уравнений Гейзенберга позволяют выразить оператор Гамильтона через операторы координаты начального и конечного моментов времени, а&nbsp;его матричный элемент становится пропорциональным функции Грина. Уравнение Шрёдингера сводится к&nbsp;дифференциальному уравнению первого порядка по времени, для которого известно общее решение. Зависимость функции Грина от координат фиксируется начальными и граничными условиями. Данный метод применен для вычисления функций Грина свободной частицы и одномерного гармонического осциллятора.
 |img=[[Файл:Yargina_K_I.jpg|180px|border|center|Яргина Ксения Игоревна]]}}
@@ Строка 80: / Строка 82: @@
 |sciadvisor=Гвоздев Александр Александрович, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Уравнение состояния вырожденного кваркового газа
-|abstract=:<i>.
+|abstract=:<i>В&nbsp;работе произведено вычисление уравнения состояния вырожденной кварковой материи в&nbsp;модели мешка с&nbsp;учётом массы s‐кварка и магнитного поля. В&nbsp;работе были исследованы среды, состоящие из (u,d) и (u,d,s)‐кварков, на предмет стабильности, далее вычислены концентрации массивных кварков и ультрарелятивистских электронов в&nbsp;магнитном поле, а&nbsp;также уравнение состояния вырожденного кваркового газа в&nbsp;модели мешка с&nbsp;учётом массы s‐кварка и магнитного поля.
-:.
+:В&nbsp;результате исследования было показано, что в простейшей модели кваркового мешка стабильной является странная кварковая среда (система из u‐, d‐, s‐кварков с&nbsp;глюонным натяжением и электронов). Для этой системы получено уравнение состояния странной кварковой материи в&nbsp;магнитном поле. Численная оценка поправок, связанных с&nbsp;влиянием магнитного поля, показывает, что этими поправками можно пренебречь при характерных параметрах сверхплотного состояния кварковой среды (химическом потенциале &mu;&nbsp;=&nbsp;500&nbsp;МэВ, массе s‐кварка m<sub>s</sub>&nbsp;=&nbsp;100&nbsp;МэВ) и напряжённостях сверхсильного магнитного поля 2&#183;10<sup>16</sup>&nbsp;&le;&nbsp;B&nbsp;&le;&nbsp;4&#183;10<sup>17</sup>&nbsp;Гс.</i>
-−
-:.</i>
 |img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
 |name=Мазалецкий Леонид Алексеевич
-|sciadvisor=Смирнов Александр Дмитриевич, профессор кафедры теор. физики, д. ф.‐м. н.
+|sciadvisor=Смирнов Александр Дмитриевич, профессор кафедры теор. физики, д.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
-|subj=Рождение пар частиц в&nbsp;e<sup>+</sup>&nbsp;e<sup>-</sup>-столкновениях
+|subj=Рождение пар частиц в&nbsp;e<sup>+</sup>&nbsp;e<sup>-</sup>‐столкновениях
-|abstract=:<i>.
+|abstract=:<i>Основным способом изучения свойств фундаментальных свойств частиц является исследование результатов их столкновений на современных коллайдерах. В&nbsp;последние десятилетия основные результаты были получены с&nbsp;е<sup>+</sup>е<sup>-</sup>‐коллайдера LEP, с&nbsp;коллайдера Теватрон, в&nbsp;ближайшем будущем предстоит выполнить большую программу исследований на Большом Адроном Коллайдере LHC, на котором будут получены новые данные об особенностях взаимодействия кварков и лептонов при высоких энергиях. При проведении о&nbsp;объяснении получаемых результатов в&nbsp;первую очередь необходимо знание сечения рождения изучаемых частиц.
-:.
+:В&nbsp;настоящей работе рассматривается простейший случай рассеяния электрона на мюоне. В&nbsp;работе в&nbsp;рамках Стандартной модели электрослабого взаимодействия вычисляются и анализируются дифференциальные и полные сечения рассеяния и аннигиляци.
-:.</i>
+:В&nbsp;ходе проделанной работы было проведено ознакомление с&nbsp;правилами построения амплитуд рассеяния диаграммной техники Фейнмана. Было показано, что в&nbsp;системе центра инерции при условии, что род частиц в&nbsp;процессе реакции не изменяется, импульсы начальные совпадают с&nbsp;конечными. Посчитано дифференциальное сечение рассеяния электрона на мюоне.</i>
 |img=[[Файл:Mazaletskiy_L_A.jpg|180px|border|center|Мазалецкий Леонид Алексеевич]]}}
@@ Строка 102: / Строка 102: @@
 |sciadvisor=Кузнецов Владимир Степанович, доцент кафедры теор. физики, к.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Процессы самоорганизации в&nbsp;полупроводниках в&nbsp;сильном электрическом поле
-|abstract=:<i>.
+|abstract=:<i>В&nbsp;работе исследовано коллективное поведение носителей заряда и токовых неустойчивостей в&nbsp;собственном полупроводнике при учёте процессов тепловой и фотогенерации, излучательной рекомбинации, ударной ионизации и Оже‐рекомбинации. Выполнен теоретический расчёт вольт‐амперной характеристики кремниевого полупроводника заданной длины. Проведён теоретический расчёт зависимости критического тока в полупроводнике от величины электрического поля. Найдено распределение концентрации электронов и дырок в кремниевом полупроводнике в&nbsp;области электрических полей, близких к&nbsp;полю пробоя.
-−
-:.
-:.</i>
+:Получены три возможных варианта распределения концентрации носителей заряда в&nbsp;полупроводнике. В&nbsp;одном из случаев концентрация дырок убывает в&nbsp;направлении электрического поля, а&nbsp;концентрация электронов возрастает. Выяснено, что вольт‐амперные характеристики в&nbsp;случае сильных и слабых токов практически совпадают.</i>
 |img=[[Файл:Noimage.gif|180px|center|]]}}
 {{ВКР Инфо
 |name=Радченко Мария Сергеевна
-|sciadvisor=Кузнецов Александр Васильевич, профессор кафедры теор. физики, д. ф.‐м. н.
+|sciadvisor=Кузнецов Александр Васильевич, профессор кафедры теор. физики, д.&nbsp;ф.‐м.&nbsp;н.
 |subj=Квантовые алгоритмы для трудно решаемых задач
-|abstract=:<i>.
+|abstract=:<i>В&nbsp;работе исследованы типы трудно решаемых задач с&nbsp;использованием квантовых вычислений, выполнено построение алгоритмов для их решения, сделана оценка их вычислительной сложности с&nbsp;ростом входных данных, возможности реализации этих алгоритмов на простейших ЯМР&nbsp;— компьютерах.
-:.
+:Квантовомеханические эффекты, такие как экспоненциальность пространства состояний, перепутанные состояния или когерентная суперпозиция, которая в&nbsp;общем случае не имеет классических аналогов, линейность преобразований квантовых состояний&nbsp;— именно эти эффекты делают возможным квантовый параллелизм. С&nbsp;помощью него возможна реализация сразу нескольких математических операций, всего лишь за одно обращение к&nbsp;«чёрному ящику», что и даёт нам экспоненциальное превосходство квантовых алгоритмов над классическими. Несмотря на то, что квантовые вычисления должны быть линейны и обратимы, любой классический алгоритм также может быть реализован на квантовом компьютере. Алгоритм Дойча показал, что данную задачу можно решить экспоненциально быстрее с помощью квантовых эффектов, чем с помощью классических средств. В&nbsp;случае классического компьютера задача поиска в&nbsp;неструктурированной базе данных занимает в&nbsp;среднем N/2 шагов, а&nbsp;алгоритм Гровера, использующий свойство квантового параллелизма, способен произвести данную операцию за <span style="vertical-align:+0.9ex;"><math>\sqrt{N}</math></span> шагов. Одно из возможных применений этого алгоритма&nbsp;— взлом криптографических систем, таких как DES. Алгоритм Шора даёт метод факторизации целого числа N за время полиномиальное (менее, чем с кубической зависимостью) в&nbsp;зависимости от входных данных. В&nbsp;данном случае квантовое преобразование Фурье не ускоряет вычисление, но позволяет при определённых условиях найти хорошие приближения для собственных чисел унитарного оператора. Это и позволяет решать задачу факторизации. Кроме того, трудновыполнимость факторизации лежит в&nbsp;основе наиболее надёжных на сегодняшний день классических методов шифрования, в&nbsp;частности системы и решение данной задачи, ставит под угрозу все классические криптографические системы защиты.
-:.</i>
+:Несмотря на огромное преимущество квантовых вычислений, есть недостатки, которые до сих пор не могут быть решены. Как известно, любой компьютер, в&nbsp;том числе и квантовый, оперирует некоторым набором базовых логических элементов. Квантовые логические элементы отличаются от их классических аналогов тем, что они могут создавать квантовые суперпозиции и производить операции над ними. Следовательно, чем больше у нас будет взаимодействующих кубитов, тем труднее будет разобрать взаимодействие, при котором проявляется квантовая интерференция. Ещё одной из наиболее серьёзных проблем является предотвращение влияния взаимодействия, обеспечивающего квантовую интерференцию, на окружающую среду. Чем больше используется компонентов, тем с большей вероятностью квантовая информация распространится за пределы квантового компьютера и будет потеряна во внешней среде, таким образом, искажая вычисления.</i>
 |img=[[Файл:Radchenko_M_S.jpg|180px|border|center|Радченко Мария Сергеевна]]}}