закономерности зарождения и распространения цепной

ЗАКОНОМЕРНОСТИ ЗАРОЖДЕНИЯ И РАСПРОСТРАНЕНИЯ ЦЕПНОЙ РЕАКЦИИ
ВЗРЫВНОГО РАЗЛОЖЕНИЯ В АЗИДАХ ТЯЖЕЛЫХ МЕТАЛЛОВ
Э.Д. АЛУКЕР, Б.П. АДУЕВ*, Г.М. БЕЛОКУРОВ, А.Г. КРЕЧЕТОВ, А.Ю. МИТРОФАНОВ, А.С. ПАШПЕКИН
Кемеровский государственный университет
*Кемеровский филиал института химии твердого тела и механохимии СО РАН
Обнаружение предвзрывной люминесценции [1] в азидах тяжелых металлов (АТМ) открывает крайне интересную возможность – возможность визуализации процесса зарождения и распространения взрывного разложения реакции. Удалось показать, что при однородном возбуждении образца реакция взрывного разложения
зарождается в отдельных точках (очаговое зарождение цепной реакции!), а распространение реакции по образцу происходит с дозвуковой скоростью, причем величина скорости распространения согласуется с диффузионной моделью.
Объектами исследования служили нитевидные кристаллы азидов серебра и свинца с характерными поперечными размерами 100 × 100 мкм2 и длиной 1—2 мм.
Инициирование осуществлялось импульсом YAG:Nd3+ лазера (λ = 1064нм, τ = 30 пс, H ~ 5—150 мДж/см2)
или электронного ускорителя (3 нс, 400 КэВ, 1 кА/см2)
Регистрация свечения кристалла осуществлялось стрик–камерой «Взгляд–2А» (предельное временное
разрешение 10пс, пространственное разрешение — 50 мкм).
Использованная методика позволяет визуализировать самые ранние стадии процесса, начиная с момента
инициирования, с временным разрешением не хуже 10 нс (рис. 1). При плотностях энергии возбуждающего
импульса вблизи порога инициирования (~ 5 мДж/см2 при лазерном инициировании и 50мДж/см2 при инициировании электронами) предвзрывная люминесценция всегда зарождается в отдельных областях образца (очагах) (рис. 1). Размеры этих светящихся областей растут во времени. При увеличении плотности энергии возбуждения число точек зарождения свечения увеличивается и при достаточно больших плотностях (~ 150 мДж/см2
при лазерном инициировании) уже в самом начале развертки наблюдается квазигомогенное свечение, переходящее в районе 30нс в свечение продуктов взрыва [2]
Следует подчеркнуть одно, весьма важное на наш взгляд, обстоятельство. Высокая оптическая однородность образцов (нитевидные кристаллы) и однородность распределения энергии в лазерном пучке являются
серьезными доводами в пользу отсутствия связи очагов реакции (рис. 1) с локальным разогревом, или хотя бы
локальными неоднородностями поглощения энергии инициирующего импульса в образце. В случае же инициирования электронным импульсом отсутствие такой связи гарантируется самой физикой процессов диссипации энергии ионизирующих излучений в веществе [3]. Поэтому очаговый характер зарождения цепной реакции взрывного разложения АТМ определяется не неоднородностью поглощения энергии инициирующего импульса, а физическими процессами зарождения цепной реакции.
По расширению светящихся областей со временем (рис. 1) можно оценить скорость распространения цепной реакции по образцу. Однако, более удобно оказалось произвести такую оценку по данным специальных
опытов при инициировании только части образца (рис. 2) [4].
Типичная картина временной развертки распространения свечения при инициировании части образца
представлена на рис 2. Видно, что светящаяся область распространяется со временем в область геометрической
тени. Скорость распространения свечения постоянна и ее значение, усредненное по двадцати образцам, составляет 1200 ± 300 м/с для азида серебра и 1500±300 м/с для азида свинца. Следует подчеркнуть, что оценка
скорости по расхождению свечения из очагов зарождения реакции (рис. 1) дает такую же величину. Так как это
свечение представляет собой предвзрывную люминесценцию, сопровождающую цепную реакцию взрывного
разложения АТМ [5–7], то измеренная скорость представляет собой скорость распространения фронта цепной
реакции по образцу.
2
Снежинск, 5⎯9 сентября 2005 г.
Рис. 1 Временная развертка распределения свечения по длине образца AgN3 при однородном инициировании
а – инициирование импульсом лазера (1064 нм, 30 пс, 5 мДж/см2); б – тоже при 15 мДж/см2; в – инициирование импульсом ускорителя
(300 кэВ, 3 нс, 50 мДж/см2) ∆t – временное разрешение, определяемое шириной изображения образца на выходном экране камеры.
Рис. 2. Временная развертка распределения свечения по длине образца AgN3 при инициировании части образца
VIII Забабахинские научные чтения
3
Согласно [5—7], необходимым условием пространственного распространения цепной реакции в АТМ является миграция электронных возбуждений в невозбужденную зону образца. Простейшим механизмом такой
миграции является диффузия. Диффузный механизм распространения цепной реакции был рассмотрен еще
в 40–е годы Зельдовичем и Семеновым [8] в связи с проблемой оценки роли диффузии в распространении пламени. Для оценки скорости фронта реакции V в этой работе было предложено следующее выражение:
V = D/τ ,
(1)
где D — коэффициент диффузии, τ — характерное время цепной реакции, имеющее смысл среднего промежутка времени между двумя последовательными актами реакции (звеньями цепи).
Используя выражение (1), оценим разумность предположения о диффузном характере распространения
цепной реакции по образцу.
Согласно [5, 6] для величины τ можно принять значения 5⋅10–9 с. Тогда при V ≈ 1,3 км/с получаем
D ≈ 100 см2⋅с–1. Такие значения D характерны для диффузии электронных возбуждений в кристалле [9].
Таким образом, экспериментально наблюдаемые значения скорости распространения фронта цепной
реакции взрывного разложения подтверждают разумность предложения о связи этой скорости со скоростью
движения диффузионного фронта электронных возбуждений, генерируемых в процессе цепной реакции
взрывного разложения.
В свете рассмотренной картины распространения цепной реакции целесообразно обсудить возможную
природу очагов ее зарождения (рис. 1).
В [7] приводятся соображения в пользу возможности зарождения цепной реакции в окрестностях дислокаций.
Полученные в данной работе данные не противоречат этой возможности, однако отмеченный выше рост
количества очагов зарождения реакции с увеличением энергии инициирующего импульса (рис. 1) требует введения ряда дополнительных предположений. Поэтому имеет смысл обсудить альтернативную возможность
природы очагов зарождения реакции.
Представляется весьма вероятным, что очаговый характер зарождения реакции не связан с какими–то особенностями свойств образца в области очага, а определяется просто стохастическим характером процесса инициирования.
В случае малых (вблизи порога!) энергий инициирующего импульса, при которых только и наблюдается
отчетливая картина очагового зарождения реакции, представляющего собой согласно [16] последовательный
захват электрона и дырки на дивакансию, вероятность этого процесса достаточно мала и зарождение реакции
происходит только в нескольких точках образца (рис. 3).
В окрестностях этих точек начинается цепная реакция размножения электронов и дырок [5, 6], обеспечивающая расширение реакционной зоны за счет их диффузии.
Достаточная для регистрации интенсивность люминесценции в очагах реакции достигается через времена
τ~10–8 c после инициирующего импульса (рис. 1). За это время зона реакции распространяется на расстояние
r ≈ Vτ, где V — скорость распространения фронта реакции ~105 cм/с (рис. 2), а τ, как уже отмечалось, время
появления светящегося очага ~10–8 с (рис. 1). Таким образом, в наших опытах r оказывается 10–3 см, и совпадает по порядку величины с пространственным разрешением методики.
При характерных концентрациях дивакансий в наших образцах ~1016 см–3 [5, 6], в объеме светящегося
очага (~r3≈ 10–9 см3) содержится порядка 107 активных центров, что может обеспечить достаточную для регистрации интенсивность свечения очагов.
Увеличение энергии инициирующего импульса приводит к росту вероятности элементарных актов зарождения реакции и, соответственно, к росту числа точек ее зарождения (рис. 1).
При достаточно больших энергиях инициирующего импульса, число точек зарождения реакции может
достигнуть величины, обеспечивающей перекрывание очагов за времена, меньшие временного разрешения
методики.
В этом случае мы приходим к квазигомогенной картине зарождения реакции, наблюдаемой, как отмечалось выше, при высоких энергиях инициирования.
Аналогичная ситуация хорошо известна в радиационной физике [3]. Для частиц с малой удельной ионизацией (β — частицы) трек частицы состоит из хорошо разделенных областей ионизации (шпуры). Для частиц
же с высокой удельной ионизацией (α — частицы) эти области перекрываются, и трек представляет собой
сплошную колонку ионизации (цилиндрический трек).
Изложенные выше соображения о возможной природе очагового зарождения цепной реакции взрывного
разложения носят пока характер «правдоподобной» гипотезы, заслуживающей, однако в дальнейшем (во всяком случае, на наш взгляд!) весьма детальной проработки.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (проект 05–03–32010–а) и программы «Университеты России».
4
Снежинск, 5⎯9 сентября 2005 г.
Ссылки
1. Адуев Б.П., Алукер Э.Д., Захаров Ю.А., Кречетов А.Г, Чубукин И.В. // Письма в ЖЭТФ. 1997. Т. 66. № 2.
С. 101.
2. Адуев Б. П., Алукер Э. Д., Кречетов А. Г., Митрофанов А.Ю. // Физика горения и взрыва. 2003. Т. 39. № 5.
С. 105.
3. Lehmann Chr. Interaction of Radiation with Solids and Elementary Defect Production. Amsterdam: North Holland
Publishing Company, 1977, 296 p.
4. Адуев Б.П., Алукер Э.Д., Кречетов А.Г., Митрофанов А.Ю. // Физика Горения и Взрыва. 2003. Т. 39. № 6.
С. 104.
5. Адуев Б.П., Алукер Э.Д., Белокуров Г.М., Захаров Ю.А., Кречетов А.Г., Предвзрывные явления в азидах
тяжелых металлов. – М.: ЦЭИ «Химмаш», 2002, 116 с.
6. Адуев Б.П., Алукер Э.Д., Белокуров Г.М., Захаров Ю.А., Кречетов А.Г. //Журнал экспериментальной и
теоретической физики. 1999. Т. 116. № 5(11).– С. 1676.
7. Kuklja M.M., Aduev B.P., Aluker E.D., Krasheninin V.I., Krechetov A.G., Mitrofanov A.Yu. // Journal of Applied
Physics. 2001.Vol. 89. No. 7. P. 4156.
8. Зельдович Я.Б., Семенов Н.Н. // Журнал экспериментальной и теоретической физики. 1940. Т. 10. С. 1116.
9. Блатт Ф. Физика электронной проводимости в твердых телах. М.: Мир, 1971. 276 с.