Содержание к диссертации
Введение
Импульсное инициирование atm: экспериментальные результаты, модельные представления и проблемы 15
1.1 Оптические свойства и зонная структура азидов тяжелых металлов 15
1.2 Экспериментальные исследования импульсного инициирования ATM
Методика и техника эксперимента 50
2.1 Объекты исследования 50
2.2 Основные методические концепции исследования взрывного разложения ВВ в реальном масштабе времени 52
Общие закономерности предвзрывных процессов 94
3.1 Предвзрывные проводимость и люминесценция азида серебра при лазерном инициировании 95
3.2 Спектры и кинетика взрывного свечения ATM в реальном временном масштабе 104
Начальные стадии предвзрывных процессов 139
4.1 Особенности интегральной кинетики начальных стадий пред взрывных процессов 141
4.2 Спектрально-кинетические характеристики люминесценции азида серебра, возникающей в момент возбуждения 161
Пространственно-временные характеристики взрывной люминесценции 194
5.1 Очаговое зарождение взрывного свечения ATM 195
5.2 Скорость распространения фронта цепной реакции взрывного разложения ATM 222
Модель инициирования азидов тяжелых металлов перезарядкой дивакансий 231
6.1 Предпосылки к построению модели 233
6.2 Физико-химическая формулировка модели 235
Заключение 255
Список использованных источников 260
- Экспериментальные исследования импульсного инициирования ATM
- Основные методические концепции исследования взрывного разложения ВВ в реальном масштабе времени
- Спектры и кинетика взрывного свечения ATM в реальном временном масштабе
- Спектрально-кинетические характеристики люминесценции азида серебра, возникающей в момент возбуждения
Введение к работе
Проблема безопасности взрывчатых веществ, включающая предотвращение отказов, а также несанкционированных взрывов, приобретает в последнее время первостепенное значение. В основе мер, принимаемых для повышения безопасности взрывчатых веществ, лежит огромный экспериментальный и теоретический материал по физике взрыва и химии взрывчатых веществ, являющийся, по сути, научным фундаментом разработок в области безопасности взрывчатых веществ.
Если проанализировать структуру этого «фундамента», то он естественным образом делится на два блока: физика детонационных процессов, описывающая явление взрывного разложения на макроуровне [1], и химия взрывчатых веществ, исследующая химические реакции, обеспечивающие энергетику процесса, и, что весьма важно в плане безопасности, химию процессов старения взрывчатых веществ [2]. Понимания химизма процессов взрывного разложения и закономерностей детонационных процессов оказывается, как правило, достаточным для решения большинства задач, связанных с применением взрывчатых веществ [1, 3]. Механизм же явлений, происходящих на ранних стадиях взрывного разложения, для решения этого класса задач оказывается не очень существенным.
Положение кардинально меняется, если во главу угла ставятся вопросы безопасности взрывчатых веществ. Очевидно, что в этом случае необходимо сознательное воздействие именно на ранние стадии, т.е. на предвзрывные процессы, происходящие в еще неразрушенной кристал- лической решетке. Поэтому на первый план выдвигаются специфические «твердотельные» эффекты. Из общих соображений следует, что эти ранние стадии взрывного разложения твердых взрывчатых веществ должны определяться процессами, связанными с элементарными возбуждениями электронной подсистемы материала (электронно-дырочные пары, экси-тоны) и дефектами ионной (ядерной) подсистемы (точечные дефекты, дислокации). Эти процессы хорошо изучены в физике твердого тела [4], однако, до последнего времени не рассматривались в физике взрыва.
Осознание необходимости привлечения хорошо разработанного аппарата физики твердого тела к проблемам взрывного разложения пришло только в последние годы [5-7]. Можно выделить два подхода к этой проблеме. Первый подход - теоретический расчет электронной структуры твердых взрывчатых веществ и влияния на эту структуру деформации и структурных дефектов [6, 8]. В рамках этого подхода предложена изящная экситоиная модель детонационных процессов в бризантных взрывчатых веществах [9]. Эта модель находится в качественном согласии с имеющимися данными по детонации бризантных взрывчатых веществ. Однако, прямая экспериментальная проверка применимости экситоннои модели для описания актуальных процессов пока отсутствует.
Второй подход - экспериментальное исследование взрывного разложения в реальном масштабе времени при импульсном инициировании [10,11]. Методология этих работ основана на хорошо зарекомендовавших себя в радиационной физике и химии твердого тела методах импульсного радиолиза и фотолиза [12]. Результатом этого подхода явилось обнаружение новых явлений - предвзрывнои проводимости [7] и предвзрывнои люминесценции [13], позволяющих экспериментально исследовать процессы, происходящие еще в кристаллической решетке материала. Эти исследования позволили предложить дырочную модель цепной реакции взрывного разложения инициирующих взрывчатых веществ [11].
Экситонная и дырочная модели объединены основополагающей идеей - решающей ролью электронных возбуждений и цепным характером актуальных процессов на ранних стадиях взрывного разложения. Эта идея имеет важнейшее значение для проблемы безопасности взрывчатых веществ. Развитие исследований в этом направлении открывает принципиальную возможность повышения безопасности взрывчатых веществ, используя хорошо разработанные в физике твердого тела методы воздействия на электронные возбуждения путем контролируемого образования структурных дефектов при росте кристаллов или за счет внешних воздействий. Однако, применительно к энергетическим материалам, в частности, и к азидам тяжелых металлов, эти методы будут сколько-нибудь эффективны только при наличии надежных экспериментальных данных о поведении исследуемых материалов на предвзрывных этапах процесса (Ю-10 -і- 10~7 с). Перспективность для этих целей экспериментального подхода, реализованного в [7,10,11,13], несомненна. Тем не менее, ряд принципиально важных направлений исследований взрывного разложения ATM в этих работах не был даже сформулирован. Это прежде всего касается прямых экспериментальных исследований процессов инициирования, т.е. самых начальных стадий взрывного процесса.
Актуальность проблемы
Быстропротекающие процессы размножения и диссипации электронных возбуждений играют важнейшую роль на прсдвзрывных стадиях взрывного разложения ИВ В. В связи с этим прямые экспериментальные исследования с высокими чувствительностью и временным разрешением оптических и электрофизических явлений, вызванных этими процессами, весьма актуальны.
В фундаментальном плане важность этих исследований связана с необходимостью построения экспериментально обоснованной модели импульсного инициирования ATM.
Прикладной аспект проблемы связан с использованием ATM как компонента штатных ИВВ.
Цели и задачи работы
Цели исследования определены следующим образом:
Установление закономерностей начальных стадий взрывного разложения ATM в реальном временном масштабе.
Построение экспериментально обоснованной модели импульсного инициирования взрывного разложения ATM.
Для достижения поставленных целей необходимо было решить следующие основные задачи:
Разработка методики исследования кинетических характеристик начальных стадий предвзрывных процессов ATM с временным разрешением Ю-11 4- Ю-10 с и динамическим диапазоном измерений не менее 2-х порядков.
Разработка метода исследования пространственно-временных характеристик предвзрывной люминесценции.
Исследование начальных стадий предвзрывных процессов с субнано-и пи ко секундным временным разрешением.
Поиск и исследование специфических явлений на самой начальной стадии процесса - стадии зарождения реакции взрывного разложения.
Научная новизна
Впервые разработаны методики, позволяющие осуществлять количественные измерения кинетики начальных стадий предвзрывных процессов, а также пространственной локализации пред взрывной люминесценции ATM.
Впервые получены прямые экспериментальные данные по кинетике предвзрывной проводимости и люминесценции ATM на начальных стадиях взрывного разложения, начиная непосредственно с момента инициирования.
Впервые получены прямые экспериментальные доказательства очагового характера реакции взрывного разложения ATM на стадии ее зарождения.
Разработана новая модель инициирования ATM перезарядкой актуальных реакционных центров, согласующаяся с полученными экспериментальными данными.
Защищаемые положения
На защиту выносятся:
1. Созданные аппаратурные комплексы, позволяющие осуществлять измерение следующих параметров предвзрывных процессов: спектрально-кинетических характеристик начальных стадий, начиная непосредственно с момента инициирования, с временным разрешением Ю-11 Ч- Ю-10 с; пространственно-временных характеристик предвзрывной люминесценции ATM с пространственным разрешением 50 мкм при временном разрешении ~ 1 не.
Экспериментальные данные по кинетике предвзрывной проводимости и спектрально-кинетическим характеристикам предвзрывной люминесценции на стадии инициирования и зарождения цепной реакции взрывного разложения и сделанный на основе анализа этих данных вывод о структурно-чувствительном характере этих стадий.
Экспериментальные данные по топографии зарождения и скорости распространения цепной реакции взрывного разложения и вывод об очаговом характере зарождения этой реакции.
Модель импульсного инициирования азидов тяжелых металлов, основывающаяся на представлении реакционных центров как ассоциата катионной и анионной вакансий (дивакансий) и изменении их зарядового состояния в процессе инициирования.
Научная и практическая значимость
Научная значимость работы определяется полученными новыми данными о предвзрывных стадиях взрывного разложения ATM, являющихся модельными объектами для широкого класса ИВВ.
Работа в целом формулирует основные положения нового перспективного научного направления: исследование начальных стадий процессов взрывного разложения энергетических материалов в реальном масштабе времени, начиная непосредственно с момента инициирования.
Непосредственная практическая значимость работы определяется двумя аспектами:
Разработанными аппаратурными комплексами для исследования начальных стадий взрывного разложения энергетических материалов.
Возможностью использования полученных данных для направленного изменения свойств ATM.
Личный вклад автора
В диссертации обобщены результаты работ, выполненных лично автором, или совместно с коллегами и учениками - сотрудниками и аспирантами лаборатории физико-химии быстропротекающих процессов Кемеровского госуниверситста. В работах, опубликованных в соавторстве, автору принадлежат результаты, сформулированные в выводах и защищаемых положениях диссертации.
Апробация работы
Результаты настоящей работы были доложены на следующих конференциях и семинарах: VIII Всесоюзной конференции по взаимодействию оптического излучения с веществом (Ленинград, 1990); V и VI Международных конференциях «Радиационные гетерогенные процессы» (Кемерово, 1990 и 1995); IV международной конференции «Прочность и пластичность материалов в условиях внешних энергетических воздействий» (Новокузнецк, 1995); Уральских семинарах «Сцинтилляционные материалы и их применение» - Scintmat'96 и Scintmat'2000 (Екатеринбург, 1996 и 2000); IX и XII Симпозиумах «Химическая физика процессов горения и взрыва» (Черноголовка, 1996 и 2000); 9, 10 и 12 международных конференциях по радиационной физике и химии неорганических материалов (Томск, 1996, 1999, 2003); Первом Всероссийском симпозиуме по твердотельным детекторам ионизирующих излучений (Екатеринбург, 1997); IV, VI—VIII Всероссийских школах-семинарах «Люминесценция и сопутствующие явления» (Иркутск, 1998, 2000-2002); Vn и VIII международных конференциях «Физико - химические процессы в неорганических материалах» (Кемерово, 1998 и 2001); IX Межнациональном совещании «Радиационная физика твердого тела» (Москва, 1999); III Баховской конференция по радиационной химии (Москва, 2000); 12fA International Conference "Shock Compression of Condensed Matter" (Atlanta, USA, 2001); V and VI Seminars "New Trends in Research of Energetic Materials" (Pardubice, Czech Republic, 2002 and 2003); Международной научной конференции «Радиационная физика» (Бишкек-Каракол, Кыргызстан, 2003); Международной конференции «VI Забабахинские научные чтения» (Снежинск, 2003); XVII Менделеевском съезде по общей и прикладной химии (Казань, 2003).
Объем и структура диссертации
Диссертация состоит из введения, 6 глав и заключения. Изложена на 294 страницах машинописного текста, содержит 97 рисунков и 6 таблиц. Список использованных источников содержит 277 наименований.
Экспериментальные исследования импульсного инициирования ATM
Интенсивное экспериментальное изучение закономерностей импульсного инициирования ATM началось после создания мощных источников импульсного излучения - лазеров и ускорителей электронов.
Первые исследования проводились при инициировании взрыва импульсным лазерным излучением, причем в экспериментах с азидными системами измерялись характеристики типа лучевой прочности стабильных матриц [54]. Для ATM подобной характеристикой была выбрана пороговая плотность инициирующего излучения {Нс\ определяемая как плотность излучения, при которой вероятность подрыва образца при однократном воздействии равна 0,5. Кроме того, в ряде работ измерялся еще один параметр - длительность так называемого индукционного периода, т. е. промежуток времени между моментом инициирования и моментом взрыва, определяемым по различным критериям.
Так, в [55,56] исследовались зависимости пороговой плотности энергии инициирования таблеток азида свинца сфокусированными рубиновым (Я = 694,3 нм) и неодимовым (А = 1069 нм) лазерными импульсами от давления прессования и диаметра пучка, при этом фиксировалось время задержки взрыва. Краткий обзор первых работ по импульсному инициированию ATM лазерным импульсным содержится в [57]. В серии работ [58-65] исследовано влияние длительности и модовой структуры возбуждающего импульса и предыстории образца на чувствительность прессованных таблеток азида свинца. В [66] экспериментально исследовано инициирование таблеток азидов свинца и серебра импульсами рубинового и неодимового лазера длительностью 5 10 8 и Ю-3 с.
После внедрения в экспериментальную практику наносекундных импульсных ускорителей электронов аналогичные пороговые характеристики были измерены и при радиационном способе инициирования. Соответствующие результаты представлены в [66-70].
Несмотря на различные способы воздействия можно выделить некоторые общие закономерности:
Порог энергетического инициирования ATM зависит от вида излучения и длительности импульса. При тм 300 не критическим параметром инициирования является плотность энергии в импульсе: при облучении лазерами с модулированной добротностью Нс — 4 мДж/см [63]; при электронном облучении Нс — 130 мДж/см2 [67]. При воздействии лазеров в режиме свободной генерации (т„ 3 мке) авторы [64] считают, что критическим параметром является мощность импульса. Изменение температуры в интервале 77-293 К [67] и 293 25 К [63] не влияет на величину порога инициирования образца.
При любом способе импульсного инициирования существует индукционный период развития процесса взрывного разложения, который разными авторами определяется по разной методике. Так, в работе [63] индукционный период определяется по началу световой вспышки, сопровождающей взрывное разложение ATM. В работе [68] измерялось изменение пропускания образца при взрывном разложении, а индукционный период определялся по началу резкого роста необратимого поглощения. В [71] инициирование фиксировалось скоростной фотографией и за индукционный период принималось время до начала разлета кристалла.
Длительность индукционного периода, измеряемое различными способами, в упомянутых работах всегда больше длительности инициирующего импульса и зависит от его энергии, уменьшаясь с ее ростом.
При традиционных способах инициирования наблюдается существенное увеличение пороговой энергии с уменьшением размеров кристалла ATM [2, 72]. Однако, при инициировании азида серебра импульсом ускоренных электронов образцов различных размеров в интервале 0,1-1 мм [73] установлено только слабое возрастание порога при уменьшении размеров образца. Зависимость порога от размеров в области меньших 0,1 мм не исследована, тем не менее установлено, что мелкодисперсные ( 0,01 мм) образцы не удастся инициировать лазерным излучением с Н = 2 Дж/см [59] и импульсом электронов [73], что свидетельствует о значительном повышении критической плотности энергии в этой области размеров кристалла. Влияние на порог инициирования размеров зоны облучения (d) исследовалось в работах [56, 59, 60]. Показано, что пороговая плотность энергии инициирования таблеток азида свинца сфокусированным лазерным излучением постоянна для больших диаметров пучка и возрастает с уменьшением диаметра, так Нс оказалась в 20 — 25 раз больше при d 0,05 мм, чем при d 0,2 мм, абсолютных значений Нс в работе не приводилось [56],
Зависимость Hc(d) при инициировании прессованных таблеток азида свинца расфокусированным лазерным излучением получена в работе [59]. При больших d (значительно более 1 мм), порог инициирования не зависит от диаметра облучаемой зоны, при d \ мм происходит увеличение порога инициирования. При d 0 Нс неограниченно возрастает, энергия импульса уменьшается и стремится к некоторому пределу.
Интересно сопоставить данные по порогу инициирования ATM при различных длинах волн лазерного излучения. При инициировании в полосе прозрачности - рубиновым (А = 694,3 нм) и неодимовым (Я = 1069 нм) лазерными импульсами [55, 57, 63] рассмотренные выше закономерности инициирования качественно одинаковы, а величины пороговой энергии в пределах ошибки измерений ( 20%) совпадают. В работе [74] исследовались закономерности инициирования азида свинца и серебра импульсом (тц = 6 нс) азотного (Я — 337,1 нм) лазера. Критическая плотность энергии не определена, взрыв образца следовал после подачи 5-6 импульсов с Н — 10 Дж/см, при уменьшении плотности энергии импульса до Н = 0,6 Дж/см2 необходимое для инициирования количество импульсов увеличивалось до 100-150, при дальнейшем уменьшении Н инициирование образца не наблюдалось даже после воздействия 10000 импульсов. Характер процесса не менялся при варьировании скважности импульсов. Следовательно, необходимая для инициирования плотность энергии импульса зависит от предварительного облучения образца лазерными им 31 пульсами, уменьшая ее как минимум в 16 раз. Действие коротковолнового (Я = 254 нм; J — Ъ-10_6 Вт/см2) излучения лампы ДРШ-250 в течение 30 мин. не повлияло на чувствительность образца к УФ лазерному излучению, длинноволновая засветка (Я 400 нм; J = 3 Ю-4 Вт/см2) в течение также 30 минут повысила чувствительность таблетки, она стала взрываться после первого импульса с Н = 10 Дж/см2.
Основные методические концепции исследования взрывного разложения ВВ в реальном масштабе времени
Рассмотрим более подробно тезис, высказанный в последнем параграфе предыдущей главы, о схожести ситуации, сложившейся в радиационной физике до появления методик импульсного радиолиза, с состоянием дел в исследовании взрывного разложения энергетических материалов до появления работ [7,13,69,76,77,155-157].
Исследования актуальных событий методами радиолиза (стационарного и импульсного) и традиционными методами изучения взрывного разложения Эта аналогия наглядно показана на рис. 2.1. Исследования в области радиационной физики и химии базируются на фундаментальных сведениях из физики и химии твердого тела, описывающих основное состояние исходных матриц. Методы стационарного радиолиза позволяют после воздействия радиации зарегистрировать только долгоживущие радиационные дефекты (время жизни т 1 с). При этом возникает целый класс процессов, связанных с образованием короткоживущих состояний (время жизни т ; 1 с), о которых нет никакой прямой экспериментальной информации. Отсутствие такой информации оставляет широкое поле для спекулятивных умозаключений о природе короткоживущих состояний, и, соответственно, о механизмах радиационных превращений исходного вещества [150].
Положение дел кардинально меняется при использовании методов импульсного радиолиза и фотолиза. Временное разрешение этого метода в пределе ограничено только длительностью возбуждающего импульса и в настоящее время достигает значений нескольких пико- и, в случае импульсного фотолиза, даже фемтосекунд. Становятся возможными прямые исследования основных состояний короткоживущих промежуточных продуктов путем измерения наведенного поглощения, возбужденных состояний с помощью люминесцентных методик [12], эволюции зонных носителей заряда благодаря данным нестационарной проводимости [158]. Такой широкий набор экспериментальных данных существенно сужает поле для спекуляций при построении механизмов многостадийных радиационно-химических превращений исследуемых объектов.
Ситуация с исследованием традиционными методами взрывного разложения вообще ВВ, и азидов тяжелых металлов в частности, очень близка к картине, имеющей место при изучении радиационных превращений методом стационарного радиолиза (рис. 2Л). Есть большое количество данных по физике и химии ВВ (применительно к ATM, например, [2]), не менее широко изучена область традиционной физики взрыва [1], оперирующей в рамках классических детонационных представлений. Однако, совершенно не исследована экспериментально область в течение индукционного периода. В результате, имеющихся данных совершенно недостаточно для обоснованного построения моделей взрывного разложения. Наглядный пример: одни и те же результаты по порогам инициирования и длительности индукционного периода [55-57,59-61,63] являются экспериментальным базисом для построения принципиально разных механизмов взрыва - теплового [56,61,63,71] и цепного [37,90,112,114].
Из аналогии с импульсным радиолизом (рис. 2.1) следует, что «белое пятно» в течение индукционного периода в поле экспериментальных исследований взрывного разложения ATM существует только в силу неадекватности используемых экспериментальных методик. Действительно, коль скоро за время индукционного периода развивается реакция взрывного разложения, то, независимо от типа взрывного процесса, за это время должны изменяться оптические и электрофизические характеристики исследуемых материалов. Следует ожидать целого нового класса физических явлений, названного нами предвзрывными процессами. Естественно, что для обнаружения и изучения этих процессов необходима разработка новых экспериментальных методик, базирующихся на идейной основе импульсного радиолиза [12], но в полной мере учитывающих специфику исследования взрывающихся образцов.
Прежде всего необходимо осуществить надежное разделение пред-взрывных процессов от собственно взрыва образца, т.е. момента фазового перехода в исследуемом материале, сопровождающегося появлением продуктов взрывного разложения. Поэтому первый принцип экспериментальной регистрации взрывного разложения в режиме реального времени может быть сформулирован следующим образом: в кинетике регистрируемых сигналов должен быть некий репер, до появления которого изучаемые процессы относятся к предвзрывным. Использованные нами пути решения этой принципиальной проблемы описаны в последующем материале данной главы.
Вторая особенность изучения взрыва связана с однократностью использования единичного образца. В сочетании со стохастическим характером процесса, обуславливающим большой разброс кинетических и амплитудных параметров измеряемых сигналов, при использовании стандартных методик это затрудняет получение картины изучаемых явлений, сколько-нибудь понятной даже на качественном уровне. Отсюда следует второй принцип, которому должны соответствовать новые методики исследований: получение максимума информации в единичном эксперименте. На практике это может реализовываться либо путем одновременной регистрации нескольких различных процессов одновременно с одного образца (например, сигналов тока проводимости, люминесценции, поглощения и акустической эмиссии в различной комбинации) [7], либо путем регистрации разрешенного во времени всего спектра (или достаточно широкого его участка) с одного образца [13].
Третий принцип, особенно важный при измерении процессов на самых начальных стадиях взрывного разложения, когда отношение сигнал\ шум относительно невелик: цифровая регистрация изучаемых процессов. Это переводит экспериментальные исследования на качественно новый уровень и позволяет подключить к обработке результатов мощный аппарат новых информационных технологий, что существенно повышает достоверность получаемых данных.
Спектры и кинетика взрывного свечения ATM в реальном временном масштабе
Изучение спектрально-кинетических характеристик взрывного свечения чрезвычайно важно для понимания как природы последнего, так и построения экспериментально обоснованной модели взрывного разложения ATM. В связи с этим в ходе работы был выполнен большой объем экспериментов с использованием различных методик спектроскопии с высоким временным разрешением. В данном разделе приведены наиболее значимые результаты, полученные в этом направлении исследований.
При решении спектроскопических задач разделение свечения, сопровождающего взрывной процесс, на предвзрывное свечение и свечение, связанное с продуктами взрыва, осуществлялось несколькими методами, В первом методе ( [173]) для выделения предвзрывной люминесценции использована идея одновременного измерения люминесцентного сигнала и сигнала тока проводимости при лазерном инициировании с Я « 50 мДж/см2.
Начиная с 2 эВ в спектре наблюдается монотонный подъем до длинноволнового края спектрального диапазона установки. Основной объем измерений спектрально-кинетических характеристик взрывного свечения ATM был выполнен с использованием метода «спектр за импульс» (рис. 2.5). В связи с более низкой, по сравнению с ФЭУ, чувствительностью стрик-камер в этой методике объектами исследований являлись макрокристаллы AgN$ и прессованные образцы РЬ(Л )г и Т1Щ. На зафиксированных графических файлах - ЭОПограммах - хорошо видно, что после инициирования импульсом электронов вначале проявляется свечение со сплошным спектром, а затем после провала в интенсивности наблюдаются несколько хорошо разделенных узких полос (рис. 3.8 [13,205,206]). Картина настолько наглядна, что каких-либо дополнительных реперных сигналов для разделения свечения кристалла и продуктов взрыва не требует.
Рассмотрение кинетических зависимостей полного взрывного свечения рис. 3.9,а-в, показывает, что время нарастания предвзрывнои люминесценции при инициировании электронным импульсом составляет t\ и 0,5 мкс. Такой же результат был получен при идентичных условиях инициирования нитевидных кристаллов AgN-$ с регистрацией на скоростных осциллографах по схеме рис. 2.3. Этот факт, на наш взгляд, показывает, что кинетические характеристики предвзрывнои люминесценции практически не зависят от макроструктуры использованных образцов.
Основной интерес для выяснения природы взрывного разложения азидов тяжелых металлов, на наш взгляд, представляет широкополосное твердотельное свечение. Спектр этого свечения для исследованных материалов, полученный компьютерной обработкой рис. 3.8, приведен на рис. ЗЛО, а в.
Спектры предвзрывного свечения ATM при электронном инициировании (ЗЛО), как и соответствующий спектр при лазерном инициировании (рис. 3.7), не описываются формулой Планка для спектра теплового свечения. Особенно убедительно это показывает наличие коротковолновой границы в спектре рис. 3.7, а также наличие нескольких максимумов в спектрах 3.10 (в спектре ТШт этих максимумов 4!). Все эти факты позволяют определить природу предвзрывного свечения ATM как люминесцентную, связанную с особенностями протекания реакции взрывного разложения ATM.
Недавно проведенные эксперименты по методу «спектр за импульс» с повышенными чувствительностью и спектральным разрешением [192] (в установке рис. 2.5 регистрация осуществлялась с помощью видеокамеры на основе ПЗС-матрицы) позволили уточнить положение основного максимума в спектре предвзрывной люминесценции AgNz, а также измерить этот спектр для различных моментов времени (см. рис. 3.11). Коротковолновый максимум на этом рисунке не прорисован в связи со сдвигом диапазона регистрации по сравнению с рис. 3.8 в сторону длинных волн. В спектре рис. 3.11 наблюдается длинноволновая полоса в районе 1,3-1,5 эВ с максимумом на 1,4 эВ и монотонный спад интенсивности свечения в коротковолновую сторону. Дополнительных измерений спектров взрывного свечения Pb{N2)2 и ТШз в [192] не проводилось, однако, вполне вероятно, что смещение основного максимума на 0,05 эВ по сравнению с рис. 3.10а имеет место и для этих материалов.
Видно, что максимумы всех линий, приведенных в табл. 3.1, практи чески совпадают с максимумами части линий, относящихся к так назы ваемой «первой положительной серии» молекулярного азота. Эта серия отвечает электронному переходу и, т.е. из второго возбуждён ного состояния в первое. Разные линии соответствуют переходам между разными колебательными подуровнями второго и первого возбуждённых состояний. Видно, что в спектре свечения продуктов взрыва присутствуют линии, соответствующие значениям Ли от 1 до 6.
Спектрально-кинетические характеристики люминесценции азида серебра, возникающей в момент возбуждения
Обнаружение начального пика предвзрывной люминесценции азида серебра, регистрируемого при плотности энергии лазерного инициирования Н 50 мДж/см , является, на наш взгляд, очень значимым результатом. В самом деле, в 4.1.3 было установлено, что этот пик возникает с точностью до временной привязки непосредственно в момент инициирования (см. рис. 4.96). Следовательно, можно говорить об обнаружении люминесценции ATM, возникающей в момент возбуждения образца. Следует ожидать, что эта люминесценция имеет специфические характеристики, отличающие ее от люминесценции на последующих предвзрывных стадиях взрывного разложения и содержащие прямую информацию о первичных процессах, происходящих в ATM при импульсном инициировании.
Эти соображения послужили причиной постановки изучения характеристик люминесценции, возникающей в момент лазерного возбуждения, в различных аспектах. Все исследования, описанные в данном параграфе, выполнены на AgNj, причем большая часть на нитевидных кристаллах (кроме отдельно оговоренных экспериментов). Прежде всего была проведена надежная идентификация люминесценции, возникающей в момент инициирования, как свечения именно кристалла, не связанного со свечением кристаллодержателя. Прямое доказательство этому дала серия опытов, в которой кристалл крепился к подложке только небольшой своей частью, а облучалась другая часть кристалла, не находящаяся на кристалл одержател е. И при такой постановке эксперимента в случае высокого уровня возбуждения всегда регистрировался начальный пик люминесценции. Поскольку указанный метод крепления образцов неудобен при проведении серийных экспериментов, были апробированы кристаллодержатели из различных материалов. В результате для последующей работы были выбраны кристаллодержатели из стекла, практически нелюминесцирующие под воздействием лазерного излучения с Я = 1064 нм в использованном диапазоне плотностей энергии.
Уже первые эксперименты по изучению свойств люминесценции, возникающей в момент инициирования, показали чувствительность ее интенсивности к плотности возбуждения и индивидуальным свойствам образцов.
Этот предварительный результат был подтвержден при систематических исследованиях зависимости амплитуды люминесценции, возникающей в момент инициирования, от плотности энергии инициирования. Для каждой плотности возбуждения проводилась серия экспериментов (N 20) на образцах оптического качества, отобранных из одного синтеза. Оказалось, что в интервале Н = 30 -г- 500 мДж/см2 амплитуда сигнала люминесценции, возникающей в момент инициирования, менялась более, чем на порядок, при стандартном отклонении соответствующего параметра для люминесценции на стадии предвзрывного процесса, приближенной к разрушению образца, не более 0,3 даже без сортировки образцов по размерам.
Было также установлено, что при постоянном уровне инициирования даже для образцов, сопоставимых по размерам и одного качества, различия в амплитуде сигнала люминесценции, возникающей в момент инициирования, далеко выходили за пределы статистического разброса (измеренные значения отличались более, чем в 5 раз).
Для сопоставления данных, приведенных в данной главе, с более ранними результатами был проведен эксперимент, когда сигнал взрывного свечения при Н к 150 мДж/см2 с ФЭУ делился согласованным тройником с полосой пропускания 2 ГГц, причем часть сигнала регистрировалась на запоминающем осциллографе С8-12 с разрешением 7 не, как и в [13, 156], а часть - с помощью системы регистрации рис. 2.3. При этом на запоминающем осциллографе сигнал люминесценции, возникающей в момент инициирования, сильно интегрировался и не проявлялся, а на системе со скоростным осциллографом - наблюдался всегда. Этот результат объясняет, почему люминесценция, возникающая в момент инициирования, не была выявлена ранее. Кроме того, из этого же результата сразу следует, что длительность сигнала люминесценции, возникающей в момент инициирования, ; 7 не.
Справедливость последнего вывода подтвердили прямые измерения длительности люминесценции, возникающей в момент инициирования, выполненные по измерительной схеме рис. 2.3 с использованием фо 164 тоумножителя ЭЛУФ-М. На рис. 4.13 одновременно приведена реакция установки на рассеянное лазерное излучение и предвзрывное свечение кристалла. Видно, что длительность переднего фронта люминесценции, возникающей в момент инициирования, в пределах временного разрешения установки совпадает с длительностью импульса инициирования.
Рис. 4.13. Сопоставление реакции ФЭУ на рассеянное лазерное излучение (сплошная линия) и предвзрывного свечения кристалла AgN-i, (точки) при Н : 85 мДж/см2
Отметим, что в случае возбуждения кристалла лазерными импульсами допороговой интенсивности при отсутствии спектральной селекции сигнала наблюдались слабые импульсы такого же вида, как и на рис. 4.13, но с амплитудой, уменьшавшейся при каждом повторном облучении.
Быстрая кинетика люминесценции, возникающей в момент инициирования, побудила провести измерение ее длительности с пикосекундным временным разрешением. Для этой цели была использована установка рис. 2.6 на основе стрик-камеры «Агат-СФ» с собственным временным разрешением не хуже 5 пс.
В связи с более низкой, по сравнению с ФЭУ, чувствительностью использованной стрик-камеры, в этих экспериментах в качестве объектов исследования были выбраны макрокристаллы AgN , Попытки провести измерения при инициировании излучением Я = 1064 нм успеха не имели, так как на этой длине волны фотокатод стрик-камеры имеет высокую чувствительность, и, в результате, полезный сигнал невозможно было выделить из фона, создаваемого рассеянным лазерным излучением. В связи с этим дальнейшие эксперименты по прямому измерению длительности люминесценции, возникающей в момент возбуждения, на установке рис. 2.6 проводились при инициировании взрыва второй гармоникой (Я = 532 нм).
