Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Лазерное импульсное инициирование взрывного разложения энергетических материалов (литературный обзор)
1.1 Микроочаговая модель теплового взрыва ВВ 16
1.2 Модели разветвленных твердофазных цепных реакций 21
1.3 Экспериментальные закономерности инициирования прессованных таблеток PETN с наночастицами металлов лазерным импульсом
1.4. Выводы
Глава 2. Методика экспериментального и теоретического исследования взрывного разложения прессованных таблеток PETN с наночастицами металлов
2.1 Методика эксперимента.
2.2 Методика расчета коэффициента эффективности поглощения наночастиц в прозрачной матрице .
2.3 Методика моделирования процессов теплопереноса при лазерном разогреве наночастиц
2.4 Теплоперенос при лазерном разогреве наночастицы в инертной матрице
2.5 Выводы
Глава 3. Микроочаговая модель теплового взрыва с учетом коэффициента эффективности поглощения
3.1 Микроочаговая модель теплового взрыва с учетом коэффициента эффективности поглощения.
3.2 «Парадокс малых частиц» импульсного лазерного инициирования взрывного разложения энергетических материалов
3.3 Зависимость критической плотности энергии инициирования взрывного разложения композитов ВВ - металл от длительности лазерного импульса
3.4 Выводы
Глава 4. Моделирование процессов взрывного разложения PETN с наночастицами металлов .
4.1 Коэффициент эффективности поглощения наночастиц алюминия в прозрачной матрице
4.2 Коэффициенты эффективности поглощения наночастиц никеля и кобальта
4.3 Перспективные составы для капсюля оптического детонатора 98
4.4 Спектральные зависимости критической плотности энергии инициирования PETN с наночастицами алюминия кобальта и никеля
4.5. Выводы
Глава 5. Кинетические закономерности взрывчатого разложения таблеток PETN с добавками наночастиц металлов
5.1. Кинетические закономерности взрывного разложения композитов PETN - наночастицы алюминия
5.2. Закономерности взрывного разложения композитов на основе пентаэритриттетранитрата с наночастицами кобальта
5.3. Выводы 126
Основные результаты и выводы работы
Заключение 129
Литература
- Модели разветвленных твердофазных цепных реакций
- Методика расчета коэффициента эффективности поглощения наночастиц в прозрачной матрице
- Зависимость критической плотности энергии инициирования взрывного разложения композитов ВВ - металл от длительности лазерного импульса
- Спектральные зависимости критической плотности энергии инициирования PETN с наночастицами алюминия кобальта и никеля
Введение к работе
Актуальность темы. Повышение безопасности проведения взрывных
работ в горнодобывающей промышленности является актуальной
проблемой. Создание и внедрение оптических детонаторов – один из
способов кардинального уменьшения производственных рисков
использования взрывчатых веществ.
Разработаны капсюли оптических детонаторов на основе
инициирующих взрывчатых веществ (ВВ): азидов серебра и свинца,
перхлоратов меди, железа, кобальта. Недостатком использования таких
оптических детонаторов является их высокая чувствительность не только к
лазерному импульсу, но и к удару, нагреву, радиации и т.д. Низкая
селективность оптических детонаторов на основе инициирующих
взрывчатых веществ может приводить к их несанкционированному
срабатыванию, поэтому они не получили широкого применения. Одним из
перспективных направлений создания капсюлей оптических детонаторов
является введение в существующие взрывчатые вещества
светопоглощающих добавок [1]. Исследованы значения порогов инициирования тетранитрата пентаэритрита (PETN) от концентрации добавок наночастиц алюминия. Показано, что полученные материалы проявляют чувствительность к лазерному воздействию на уровне 1 Дж/см2 (при неизменном пороге инициирования ударом) [2], что на два порядка меньше по сравнению с чистыми прессованными таблетками PETN, имеющими критическую плотность энергии инициирования ~100 Дж/см2. Благодаря этому доказана роль наночастиц металла, как центров поглощения световой энергии в объеме вторичных взрывчатых веществ, и показано, что вторичные взрывчатые вещества, содержащие наночастицы металлов, могут быть использованы в качестве капсульных составов для оптических систем инициирования. Данные обстоятельства вызвали новую волну интереса к микроочаговой модели инициирования теплового взрыва лазерным импульсом.
Одним из основных постулатов микроочаговой модели [3], является независимость эффективности поглощения света от размера, формы и природы включения. Предложенный в работе [4] учет различных конфигураций светопоглощающих включений не устраняет данного недостатка микроочаговой модели, который приводит к «парадоксу малых частиц» - стремлению критической плотности энергии к нулю при уменьшении длительности импульса в случае ансамбля частиц [3, 5].
Актуальность работы определяется экспериментальным и
теоретическим исследованием закономерностей взрывного разложения композитов на основе бризантных взрывчатых веществ и наночастиц металла; модернизацией микроочаговой модели инициирования теплового взрыва энергетических материалов (ЭМ) импульсным лазерным
излучением на уровне, необходимом для оптимизации их использования в оптических детонаторах.
Целью работы является модернизация микроочаговой модели инициирования ЭМ импульсным лазерным излучением, позволяющая интерпретировать существующий массив экспериментальных данных по закономерностям импульсного инициирования PETN, содержащих наночастицы металлов, и в перспективе оптимизировать состав капсюлей оптических детонаторов.
Задачи диссертационной работы
1. Модернизировать микроочаговую модель теплового взрыва с учетом
особенностей поглощения лазерного излучения наночастицами. Оценить
дополнительные параметры модели: коэффициенты эффективности
поглощения наночастиц алюминия, кобальта и никеля в зависимости от
радиуса наночастицы, показателя преломления матрицы и длины волны
лазерного излучения.
2. Разработать пакеты прикладных программ, предназначенные для
моделирования кинетики и критических параметров взрывного разложения
энергетических материалов, содержащих поглощающие наночастицы, при
облучении их лазерным импульсом.
3. Рассчитать зависимости критической плотности энергии
инициирования от длительности импульса с учетом эффективности
поглощения лазерного излучения при различных радиусах наночастиц
свинца в матрице азида свинца, определить возможность разрешения
«парадокса малых частиц».
4. Рассчитать значения коэффициентов эффективности поглощения
света наночастицами 12 металлов в прозрачных средах на примере PETN,
азидов серебра и свинца на первой гармонике неодимового лазера.
5. Рассчитать оптимальные радиусы наночастиц и критические
плотности энергии инициирования взрывного разложения PETN с
наночастицами 12 металлов на первой гармонике неодимового лазера.
Определить перспективные составы для капсюля оптического детонатора
на основе PETN при инициировании первой гармоникой неодимового
лазера. Теоретически исследовать влияние длины волны на критическую
плотность энергии инициирования составов PETN с наночастицами
кобальта, алюминия и никеля.
6. Экспериментально исследовать кинетику взрывного и допорогового
свечения прессованных таблеток PETN с добавками наночастиц алюминия
и кобальта, инициированных импульсом первой гармоники неодимового
лазера с длительностью на полувысоте 14 нс.
7. Рассчитать кинетические зависимости температуры очага реакции
при взрывном разложении прессованных таблеток PETN с добавками
наночастиц алюминия и кобальта импульсом первой гармоники
неодимового лазера.
Защищаемые положения:
-
Учет зависимости коэффициента эффективности поглощения от радиуса наночастиц является достаточным для разрешения «парадокса малых частиц» микроочаговой модели лазерного инициирования теплового взрыва ЭМ.
-
Наряду с плотностью энергии лазерного импульсного излучения, эффективность поглощения оказывает существенное влияние на величину максимальной температуры разогрева наночастиц в прозрачной матрице.
3. Экспериментальные кинетические зависимости взрывного свечения и
расчетные кинетические зависимости температуры в очаге взрывного
разложения прессованных таблеток PETN с добавками наночастиц
алюминия и кобальта инициированного импульсом первой гармоники
неодимового лазера длительностью на полувысоте 14 нс.
4. Оптимальный радиус наночастицы металла, обеспечивающий в
рамках микроочаговой модели взрывного разложения PETN минимальную
плотность энергии инициирования определяется размером включения с
максимальным коэффициентом эффективности поглощения.
Научная новизна:
Впервые в микроочаговой модели теплового взрыва с учетом коэффициента эффективности поглощения наночастиц металлов разрешен «парадокс малых частиц».
Разработаны пакеты прикладных программ для моделирования кинетики и расчета критических параметров взрывного разложения энергетических материалов, содержащих поглощающие наночастицы.
Впервые экспериментально исследована кинетика взрывного и допорогового свечения прессованных таблеток PETN с добавками наночастиц кобальта, инициированных импульсом первой гармоники неодимового лазера длительностью на полувысоте 14 нс.
Практическая значимость работы определяется исследованием материалов, которые могут быть использованы в качестве капсюля оптического детонатора, созданием пакета прикладных программ для моделирования кинетики и расчетом критических параметров взрывного разложения энергетических материалов, содержащих поглощающие наночастицы. Результаты работы необходимы для разработки методов направленного регулирования чувствительности ЭМ к внешнему лазерному воздействию.
Личный вклад автора. Постановка задач, выбор метода решения осуществлялась совместно с научным руководителем и консультантом. Автором лично получены результаты работы, проведен совместно с научным руководителем и консультантом анализ и обобщение полученных результатов. В статьях, опубликованных в соавторстве, автору принадлежат результаты, сформулированные в защищаемых положениях и выводах работы.
Апробация работы.
Получен патент на полезную модель и два свидетельства о государственной регистрации разработанных программ для ЭВМ.
Результаты работы докладывались на Всероссийской научно-практической конференция Научное творчество молодежи: XV (Томск, 2011); Всероссийской научно-практической конференции студентов и молодых ученых с международным участием «Химия и химическая технология в XXI веке» (Томск, 2011); Всероссийской молодежной конференции Успехи химической физики (Черноголовка, 2011); 2011 Int. Autumn Seminar on Porpellants, Explosives and Pyrotechnics (China, Nanjing, 2011); XI Международной конференции Забабахинские научные чтения (Снежинск, 2012); X Международной конференции молодых ученых “Актуальные вопросы теплофизики и физической гидрогазодинамики” (Новосибирск, 2012); 3-ем Международном конгрессе по радиационной физике и химии конденсированных сред, сильноточной электронике и модификации материалов пучками частиц и плазменными потоками (Томск, 2012); Международной научно-практической конференции «Высокие технологии в современной науке и технике» (Томск, 2014); International Congress on Energy Fluxes and Radiation Effects (Tomsk, 2014); XIV Всероссийской научно-технической. конференции Приоритетные направления развития науки и технологий (Тула, 2014); III конференции молодых ученых Актуальные вопросы углехимии и химического материаловедения (Кемерово, 2014); Всероссийской молодежной научной конференции Новые материалы и технологии: состояние вопроса и перспективы развития (Саратов, 2014); Международной научной конференции Современная химия: Успехи и достижения (Санкт-Петербург, 2015); II Всероссийской конференции (с международным участием) «Горячие точки химии твердого тела: механизмы твердофазных процессов» (Новосибирск, 2015).
Публикации. Результаты диссертации изложены в 56 научных работах, в том числе в 8 статьях в журналах, рекомендованных ВАК для публикации основных научных результатов диссертации.
Работа выполнена при поддержке Министерства образования и науки РФ (НИР № 3603 по заданию №64/2014), фонда РФФИ (№ 11-03-00897 А, № 14-03-00534 А) и гранта президента РФ (МК-4331.2015.2).
Структура диссертации. Диссертация состоит из введения, пяти глав, основных результатов и выводов, заключения, изложена на 152 страницах машинописного текста, включая 62 рисунка и 11 таблиц. Библиография включает 179 наименований.
Модели разветвленных твердофазных цепных реакций
В литературе предложено две группы моделей разветвленных твердофазных цепных реакций. В первом случае носителями цепи являются свободные электронные возбуждения кристаллической решетки: дырки или экситоны (бимолекулярная модель) [17, 50, 51], во втором – как электронные возбуждения, так и собственные дефекты кристаллической решетки [17, 54, 73-78]. Оба подхода имеют свои особенности, позволяющие применить их к описанию процессов инициирования в различных условиях.
Основным вопросом, который необходимо разрешить во всех моделях цепного взрыва, является необходимость генерации электронных возбуждений и дефектов решетки за счет энергии реакции. Подобные процессы экспериментально наблюдались при дезактивации электронно - и колебательно-возбужденных молекул на поверхности кристаллов [79]. Показано, что длительность процесса потери молекулой избыточной энергии составляет время 1 нс. При дезактивации в ряде случаев наблюдается объемная проводимость и люминесценция объема образца. Однако экспериментальные результаты по дезактивации возбужденных молекул в объеме энергетического вещества отсутствуют. Теоретические оценки констант скоростей дезактивации молекул азота в матрице АС получены в [14, 17, 41, 80-83]. Они свидетельствуют, что при дезактивации электронно возбужденной молекулы генерация носителей цепи происходит практически всегда. Значительно сложнее складывается ситуация с дезактивацией колебательно-возбужденной молекулы. Оценки показывают, что константа возбуждения дырок (носителей цепи) с образовавшегося в ходе реакции центра в валентную зону быстро уменьшается при увеличении энергии ионизации уровня [14, 41]. Данный эффект связан с необходимостью затраты все большего количества колебательных квантов для покрытия возрастающей энергии ионизации. В результате константы скорости дезактивации с образованием носителей цепи и без него могут значительно различаться. Поэтому, возможность генерации носителей цепи (электронных возбуждений) за счет энергии реакции является правдоподобным положением всех моделей энергетических твердофазных цепных реакций.
Второй общей проблемой моделей цепного взрыва является поглощение энергии в образце. Так как значение коэффициента поглощения АС на длине волны первой гармоники неодимового лазера экспериментально не измерено, то данная величина рассматривается как варьируемый параметр. Согласие с экспериментом достигается при линейном коэффициенте поглощения 10 см-1 – типичном для области примесного поглощения [50-53].
Первой была предложена бимолекулярная модель разветвленной цепной реакции инициирования взрывного разложения АС импульсным излучением [50]. Модель включает в себя стадии: генерации e.h. - пар импульсным излучением (зарождение цепи), их рекомбинации на объемных и поверхностных центрах (реакция обрыва цепи) и размножение электронных возбуждений, являющееся стадией развития цепи. Энергия, затрачиваемая на размножение электронных возбуждений, выделяется при образовании молекулярного азота (продукта реакции). К преимуществам модели можно отнести: простоту, возможность оценки констант модели из экспериментальных данных по фото- и радиационно-химическому разложению (АС) [17, 39, 74-75, 84-87]. Дополнительной трудностью бимолекулярной модели является пониженная вероятность реакции из-за отталкивания реагентов (N30), являющихся в ионном кристалле положительно заряженными дырками. Для обоснования возможности данного процесса в работах [17, 83] проведены расчеты коэффициента захвата электронных носителей заряда на экранированном отталкивающем центре. Оцененные значения константы скорости бимолекулярной реакции образования промежуточного комплекса (10-12 см3/с) определяют достаточно большую величину скорости реакции при реализующихся в условиях импульсного воздействия концентрациях электронных носителей заряда ( 1018 см-3 [17, 83]). В рамках модели дипольного взаимодействия в [41, 80-82] оценены константы скоростей дезактивации электронно-возбужденных молекул азота (продуктов разложения АС) при генерации электронно-дырочной пары ( 109 с-1) и при передаче энергии зонной дырке ( 10-12 см3с-1). Полученные значения подтверждают основной постулат моделей твердофазных цепных реакций: преимущественное образование электронных возбуждений кристаллической решетки при дезактивации возбужденных продуктов разложения.
Ко второму типу относятся модели, в которых размножение носителей цепи осуществляется в результате локализации реагентов на катионной вакансии или дивакансии: собственно-дефектная [54, 75], бидырочная [76], монодырочная [76] и дивакансионная [77, 78]. К очевидным достоинствам таких моделей относится высокая вероятность (по сравнению с бимолекулярной моделью) первичной реакции стадии развития цепи – локализации дырки на собственном дефекте кристалла. Однако, если в результате протекания стадии развития цепи образуется (в каком-либо виде) продукт реакции, то собственный дефект оказывается израсходованным, и без его восстановления стадия развития цепи протекать не сможет.
В работе [14] сделана оценка константы скорости образования пары дефектов по Френкелю ( 108 с-1) при дезактивации электронно-возбужденных молекул азота (продуктов реакции). Оценена вероятность генерации дефектов по Френкелю в акте разветвления твердофазной цепной реакции разложения азида серебра, составившая 0.15.
Методика расчета коэффициента эффективности поглощения наночастиц в прозрачной матрице
Зависимости коэффициентов эффективности поглощения света с = 1064 нм металлическими включениями в матрице энергетических материалов. 1 –наночастицы серебра в матрице азида серебра; 2 - свинца в матрице азида свинца; 3,4,5 – кобальта, никеля и алюминия в матрице PETN. На рис. 2.2 представлены рассчитанные зависимости коэффициента эффективности поглощения излучения (Qabs) с длинной волны 1064 нм (первая гармоника неодимового лазера) от радиуса наночастиц: 1 –серебра (0.15 - 6.0i) в матрице азида серебра (m = 2); 2 - свинца (mi = 1.416 - 5.742i) в матрице азида свинца (m = 1.85); 3 - 5 – включения кобальта, никеля и алюминия (mi = 0.978 - 8.030i) в матрице PETN (m = 1.54). Значения комплексных показателей преломления металлов взяты из [116]. Также были рассчитаны значения максимальных коэффициентов эффективности поглощения (Qabs max) и соответствующих им радиусов (Rmax) наночастиц в матрицах PETN, азидов серебра и свинца. Кроме этих металлов расчет зависимости коэффициентов эффективности поглощения от радиуса был проведен для следующих металлов: вольфрама, золота, меди, кобальта, хрома, никеля, олова и ванадия [29, 62-66, 117-125]. Все рассчитанные зависимости Qabs(R) являются однотипными: при определенном значении Rmax наблюдается максимальный коэффициент эффективности поглощения, при меньших значениях радиуса включения Qabs монотонно уменьшается и стремится к нулю, при больших – Qabs уменьшается с затухающими осцилляциями. Используемые значения комплексных показателей преломления металлов и результаты расчетов Qabs max и Rmax представлены в таблице 2.1.
Из рис. 2.2 и таблицы 2.1 следует, что наночастицы серебра в матрице азида серебра поглощают излучение малоэффективно. Максимальный коэффициент эффективности поглощения (Qabs max 0.205) наблюдается при радиусе наночастицы серебра Rmax = 68.3 нм, что сопоставимо с радиусом наиболее прогретых включений при длительности импульса 30 нс [13]. При меньших значениях радиуса включения Qabs монотонно уменьшается и стремится к нулю (при R 0 по закону Рэлея), при больших – Qabs уменьшается с затухающими осцилляциями. В результате для включений Ag в матрице азида серебра коэффициент эффективности поглощения меньше единицы в 5 раз. В случае свинцового включения в матрице азида свинца максимальный коэффициент эффективности поглощения составляет 1.18 при радиусе включения 74 нм. Большее значение Qabs связано с менее выраженными металлическими свойствами наночастиц свинца.
Положение Qabs max 12 исследуемых металлов в матрице PETN приходится на область радиусов 90 100 нм, амплитуда максимума связана со свойствами металла: чем меньше его удельная проводимость, тем выше эффективность поглощения света. Таблица 2.1
Рассчитанные максимальные значения коэффициентов эффективности поглощения металлических включений в матрице энергетических материалов
Исследуемые металлы можно условно разбить на три группы:
1. Серебро, золото и медь, имеющие максимальные удельные проводимости, обладают минимальными коэффициентами эффективности поглощения. Даже в максимуме для этих металлов Qabs max 0.1 и поглощается менее одной десятой доли падающего света.
2. К промежуточной группе относится алюминий, для которого Qabs max 0.3. 3. Третья группа самая многочисленная, к ней относятся кобальт, хром, железо, никель, свинец, палладий, олово и ванадий. Относительно малые значения удельной проводимости этих металлов приводят к относительно большим значениям Qabs max 0.8 1.7.
Проведенные предварительные оценки показывают перспективность наночастиц алюминия, кобальта, хрома, железа, никеля, свинца, палладия, олова и ванадия для создания капсюля оптического детонатора на основе PETN и первой гармоники неодимового лазера.
Начальный вариант микроочаговой модели лазерного инициирования рассматривает только процессы экзотермического разложения взрывчатого вещества и кондуктивной теплопроводности [25-26, 56]. В работе [56] авторы полагали, что наночастицы поглощают излучение равномерно по своему объему, что может выполняться только для слабо поглощающих диэлектрических материалов. В результате влияние эффекта неоднородности температуры внутри включения было занижено. В более поздней работе [28] этот эффект не рассматривался вообще. Другое упрощающее предположение модели [25-26, 56] заключается в том, что в образце нет фазовых переходов, хотя типичные температуры нагрева, необходимые для образования очага взрывного разложения составляют более 1500 К [56], то есть выше характерных температур плавления взрывчатых веществ [126] и многих металлов.
Для оценки роли фазовых переходов в процессе импульсного нагревания композитов на основе PETN - наночастицы алюминия исключим влияние разогрева за счет химического разложения ЭМ и примем Qabs = 1. Вначале сформулируем методику моделирования процессов лазерного разогрева металлических наночастиц в инертной среде с учетом процессов плавления [127].
Зависимость критической плотности энергии инициирования взрывного разложения композитов ВВ - металл от длительности лазерного импульса
Из рис. 3.4 видно, что для каждой длительности импульса существует наночастица с оптимальным размером, нагреваемая до максимальной температуры и образующая очаг реакции при минимальной плотности энергии лазерного импульса (Rm). Как и в работах [25, 26, 28] при уменьшении длительности импульса критическая плотность энергии инициирования взрывного разложения ансамблем наночастиц различного размера (огибающая) уменьшается и стремится к нулевому значению при ti0.
Максимальная температура нагревания металлической частицы в матрице при Qabs=1 определяется выражениями (2.25, 2.26). Радиус наиболее нагретой наночастицы при варьировании длительности импульса (ti) определяется выражением: Rm = Kh = 73at; сcM . (3.5) Считая температуру перехода реакции в самоускоряющийся режим слабо зависящей от радиуса (таблица 3.3) из (2.25, 2.26, 3.5) получаем выражение для минимальной плотности энергии инициирования взрывного разложения: я к я к const = 2/ = const я2 » д/t". (3.6) Ach К + 2 4cRm + 2
Следовательно, уменьшение длительности импульса приводит к неограниченному уменьшению следующих величин: толщины слоя прогретой матрицы (h), радиуса наиболее прогретой частицы (Rm) и минимальной плотности энергии инициирования взрывного разложения (Н2). Вывод: численный расчет и аналитическое нахождение Н2, проведенное без учета QabsQty приводит к «парадоксу малых частиц» импульсного лазерного инициирования взрывного разложения энергетических материалов.
Зависимость критической плотности энергии инициирования взрывного разложения композитов ВВ - металл от длительности лазерного импульса Рассчитаем по системе уравнений (2.1-2.12, 2.14, 3.1, 3.2) зависимости критической плотности энергии инициирования взрывного разложения (Н2) при учете зависимости Qabs от радиуса наночастиц свинца в матрице АСв при различных длительностях импульса. На рис. 3.5 представлены рассчитанные зависимости критической плотности энергии инициирования взрывного разложения от длительности импульса для наночастиц радиусами 10 нм, 30 нм, 50 нм, 100 нм, 300 нм, 500 нм, 1 мкм и 10 мкм. Длительности импульса совпадают с предыдущим расчетом (рис. 3.4).
Зависимость критической плотности энергии инициирования H2 азида свинца от длительности импульса ti, рассчитанная при радиусах наночастиц свинца 10 нм (1), 30 нм (2), 50 нм (3), 100 нм (4), 300 нм (5), 500 нм (6) с учетом зависимости коэффициента эффективности поглощения Qabs(R); огибающая к семейству рассчитанных кривых (7); экспериментальные данные (8) [25] и (9) [28], исправленные на коэффициент усиления освещенности 12. На взаимное положение рассчитанных зависимостей влияет как длительность импульса, так и коэффициент эффективности поглощения для разных радиусов наночастиц. Учет коэффициента эффективности поглощения изменяет положение зависимостей H2(ti), смещая их вверх при Qabs 1. Значения Qabs для наночастиц свинца радиусами 10 нм, 30 нм и 50 нм (в АСв) составляют 0.089, 0.333 и 0.755 соответственно. Следовательно, H с учетом Qabs увеличивается для наночастиц радиусами 50 нм на 33%, для 30 нм – в 3 раза (200 %), а для наименьшего из рассмотренных размеров – в 11 раз. Вследствие этого огибающая кривая H(ti) начинает стремиться к постоянной величине при малых длительностях импульса. Этот результат согласуется с экспериментальными данными по импульсному инициированию азида свинца [25] и является следствием учета особенности взаимодействия света с наночастицами металлов.
Зависимости критических плотностей энергии инициирования H2 от радиуса наночастицы свинца в АСв при длительности импульса первой гармоники неодимового лазера на полувысоте 3.3 нс 10 нс и 33 нс Положение и величина минимума на Рис. 3.6 зависит от длительности импульса, смещаясь в большую сторону при увеличении длительности импульса. Минимальные значения критической плотности наблюдаются для радиусов включений 69.3 нм, 74.7 нм, 84.7 нм и составляют соответственно 31.1669 мДж/см2, 46.1157 мДж/см2, 81.3565 мДж/см2. Значение критической плотности энергии инициирования уменьшается только в 2.6 раз при уменьшении длительности импульса в 10 раз. Согласно формуле (3.6) уменьшение H должно быть меньше в 3.16 раза, однако формула получена для случая Qabs = 1 и, следовательно, дает заниженные значения H2 для коротких по длительности импульсов.
Проведем анализ зависимости H2(ti). Зависимость Qabs(R) хорошо описывается функцией Гаусса (3.4) вблизи максимума эффективности поглощения (рис. 3.3). Наночастицы, радиус которых значительно превышает Rmax, не успевают прогреваться за время короткого импульса [127] и определяют критерии инициирования длинными импульсами.
Спектральные зависимости критической плотности энергии инициирования PETN с наночастицами алюминия кобальта и никеля
Форма импульса хорошо описывается функцией Гаусса. Среднеквадратичное отклонение в 5% можно считать достаточным для использования этой формы импульса при математическом моделировании процесса. В тоже время значение подгоночного параметра ki=1.075108 с-1, соответствующего длительности импульса на полувысоте ti = 15.7 нс, свидетельствует об отклонении длительности импульса по паспорту лазерного стенда (14 нс) от реализующегося в эксперименте. Варьирование длительности импульса может являться одной из причин вероятностного характера инициирования взрывного разложения инициирующих и вторичных взрывчатых веществ. Перейдем к результатам экспериментального исследования процесса взрывного разложения композитов PETN – алюминий. При облучении прессованных таблеток PETN – алюминий, накрытых стеклянной пластиной, импульсом с плотностью энергии меньшей 1 Дж/см2 взрывчатого разложения не наблюдалось. Используемой плотности энергии было достаточно для начала растрескивания образцов и выброса части вещества образца с образованием каверны. На рис. 5.4 приведена типичная осциллограмма свечения в допороговом режиме (при плотности энергии импульса недостаточной для инициирования взрывчатого разложения), на которой сигналы ФЭУ зонного и панорамного обзора сдвинуты на время синхронизации. Кривые имеют один максимум, передние фронты всех трех кривых совпадают, следовательно, интенсивность свечения пропорциональна поглощаемой интенсивности импульса. Эффективные константы скорости нарастания сигналов и импульса, вычисляемые при их аппроксимации функцией ошибок, близки и составляют (1.2±0.2)108 с-1. На заднем фронте спад интенсивности свечения со всей ячейки происходит медленнее, чем из зоны воздействия. Общая длительность свечения из зоны реакции – не более 80 нс, сигнала ФЭУ панорамного обзора – не превышает 100 нс.
Различия кинетических закономерностей свечения, фиксируемых ФЭУ панорамного и зонного обзоров, свидетельствует о реализации в допороговом режиме процесса разлета продуктов реакции. На рис. 5.5 представлена фотография прессованной таблетки PETN – алюминий, после облучения лазерным импульсом в допороговом режиме. В месте облучения наблюдается образование каверны.
В следующей серии экспериментов исследовалась кинетика свечения в условиях лазерного облучения прессованных таблеток PETN-алюминий не накрытых стеклянной пластиной, импульсом неодимового лазера с плотностью энергии от 1.7 до 4 Дж/см2. При этом также наблюдается растрескивание и выброс вещества с образованием каверны. Полученные сигналы свечения представляют собой моноэкстремальные кривые и, в целом, близки к осциллограммам, полученным в выше описанных условиях. Начальные участки нарастания интенсивности свечения, фиксируемые ФЭУ зонного и панорамного обзора, практически совпадают. Однако максимум на кинетической кривой интенсивности свечения, полученной ФЭУ панорамного обзора, практически совпадает с максимальной интенсивностью воздействия лазера, тогда как интенсивность свечения, фиксируемого из зоны воздействия достигает максимума на 4-8 нс раньше. Передний фронт сигнала импульса более пологий, чем у свечения. Эффективные константы гауссового роста сигналов свечения ФЭУ зонного и панорамного обзора составляют (1.2±0.2)108 с-1. Хотя на переднем фронте сигналы ФЭУ совпадают, далее сигнал ФЭУ зонного обзора становится менее протяженным, чем обзорного. Наличие ярко выраженных допороговых эффектов является существенным доводом в пользу механизма теплового взрыва образцов. Выброс вещества с образованием каверны в месте облучения и растрескивание таблетки вне зоны облучения свидетельствуют о существенном локальном нагревании с генерацией термоупругих напряжений. Различие в энергетических порогах инициирования взрывного разложения в условиях накрытой и свободной поверхностей свидетельствует (как и в работе [27]) о существенной роли газодинамической разгрузки очага взрывного разложения.
При инициировании взрывного разложения монокристаллов АС первой и второй гармониками неодимового лазера допороговые эффекты отсутствуют, энергетические пороги инициирования взрывного разложения свободной и закрытой поверхности – совпадают. Это свидетельствует об отсутствии существенного нагревания в зоне облучения. В работах [12, 17-20] предложена кинетическая модель, учитывающая возможность реализации механизма цепного взрыва, разогрева за счет поглощения энергии импульса и реализации химической реакции разложения энергетического материала. В этом случае реализация классических вариантов цепного и теплового взрывов или гибридных режимов цепно-теплового взрыва определяется параметрами импульса и образца [104-105].
Рис. 5.6. Осциллограмма свечения прессованных таблеток PETN-алюминий в условиях взрывного разложения. 1 – инициирующий импульс, 2 – ФЭУ панорамного обзора, 3 – ФЭУ зонного обзора. Получены кинетические зависимости свечения, сопровождающего взрывчатое разложение накрытых стеклянной пластиной прессованных таблеток PETN-алюминий при их облучении импульсом с плотностью энергии более 1.7 Дж/см2. Взрыв сопровождается громким звуком и полным выносом энергетического материала, запрессованного в медную пластину. На алюминиевой подложке для образца остается круглый след. На начальном участке увеличения кинетика интенсивности свечения, фиксируемого ФЭУ зонного и панорамного обзора (рис. 5.6), описывается функцией Гаусса с эффективной константой k = (1.4±0.1)108 с-1. Кинетика свечения фиксируемого из зоны воздействия становится биэкстремальной, причем первый максимум практически совпадет с максимумом интенсивности воздействия, а второй представляет собой длинное плато, протяженностью до 600 нс и спадом в течение 200 нс. Максимум свечения, фиксируемого со всей ячейки, наблюдается раньше максимума интенсивности импульса. Отличительной особенность кинетических закономерностей взрывчатого разложения прессованных таблеток PETN-алюминий является отсутствие индукционного периода. Свечение начинается сразу (аналогично радиолюминесценции) с действием импульса и на 10 – 20 нс раньше поглощения образцом пороговой энергии инициирования взрывчатого разложения.