Книга
← К списку книгЗагрузка разделов…
активнаАктивные записи участвуют в каталоге и синках. Неактивная книга скрыта, но не удалена из базы.
Книга
XX ВЕК: ФИЗИКА И ФИЗИКИ
ПАМЯТИ
Г.А. Аскарьяна
(В
МоскваФизматлит2000
УДК 53ББК 22.3П 15УДК 53ББК 22.3П 15Издание осуществлено при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований по проекту
УДК 53
ББК 22.3
П 15
УДК 53
ББК 22.3
П 15
Памяти Г.А. Аскарьяна
П 15Составители: Г.М. Батанов, Б.М. Болотовский, С.С. Григорян, И.С. Коссый,
И.В. Соколов. — М.: Физматлит. 2000 — 384 с.,илл.
ISBN 5-9221-0042-4
Гурген Ашотович Аскарьян (1928-1997) был выдающимся физиком, обогатившим своими открытиями многие разделы физической науки.
В книге собрана часть его научных работ, приблизительно треть от его публикаций. Выбор был сделан по существу с учетом мнения самого автора, который именно об этих работах писал, что они доставили ему больше всего и радости и горести, поэтому он предпочитает их остальным своим работам.
Статьи приведены в том виде, в каком они впервые были опубликованы. Возможные различия в обозначениях или в применяемых системах единиц не вызовут затруднений у читателя, так как стиль ГА. Аскарьяна отличался ясностью и последовательностью .
В сборник включена биографическая статья, написанная Б.М. Болотовским.
В сборник включены также фрагменты воспоминаний ГА. Аскарьяна о встречах с выдающимися физиками — В.И. Векслером, Е.К. Завойским, М.Л. Левиным, М.А. Леонтовичем, Д.В. Скобельцыным.
В последнем разделе приводятся некоторые дневниковые записи ГА. Аскарьяна, включая стихотворные.
Книга представляет интерес для специалистов в различных областях физики.
ISBN 5-9221-0042-4ISBN 5-9221-0042-4©ГА. Аскарьян, 1998.
ISBN 5-9221-0042-4
ISBN 5-9221-0042-4
©Б.М. Болотовский. Биографический очерк, 1998.
ОТ СОСТАВИТЕЛЕЙ
Трудно определить жанр этой книги. Это — не научная биография Гургена Ашотовича Аскарьяна и не просто сборник его научных работ. Мы оказались перед сложной задачей — соединить в одной книге разные грани его личности: мощный творческий интеллект ученого, глубокие познания в литературе, музыке, живописи и других областях культуры, ярко выраженная гражданская позиция, твердые нравственные убеждения.
Выполнение этой задачи продиктовало содержание книги. Биографическая статья, основные научные работы Г.А. Аскарьяна, его воспоминания о выдающихся ученых, с которыми свела его жизнь, и, наконец, подборка его последних стихотворений — все эти материалы, далекие друг от друга по жанру, оказались органически сцементированы личностью Гургена Ашотовича — личностью творческой, яркой и самобытной.
Читателям, кому за 50, наверное, памятны книги издательства «Наука» 60х-70х годов о великих и выдающихся ученых, сыгравшие огромную роль в популяризации науки и формировании высочайшего общественного статуса науки и ученых, с чьими именами по известности могли соперничать разве что популярные артисты кино и футболисты.
Давно забыт конфликт «физиков» и «лириков». Другое время — другие герои. Наука сегодня находится в трудном положении. Но если наша жизнь со временем станет лучше, то основная заслуга в этом будет принадлежать не политикам, а Творцам, работающим на завтрашний день. Гурген Ашотович Аскарьян был, безусловно, одним из таких Творцов.
В заключение — небольшое замечание «технического» характера. Научные статьи, помещенные в книге, были опубликованы в различных физических журналах в течение последних 45 лет. Мы сознательно не стали редактировать эти статьи — приводить их в соответствие с издательскими требованиями сегодняшнего дня (например, относящимися к системе единиц, обозначениям, сокращениям и т. д.). Мы оставили их в том виде, в каком они были опубликованы — пусть эти научные документы несут на себе печать своего времени.
ГУРГЕН АШОТОВИЧ АСКАРЬЯН (1928-1997)(краткий очерк жизни и деятельности)
Б.М. Болотовский
Всю свою жизнь Гурген Ашотович Аскарьян провел в Москве. Он говорил о себе: «Я — армянин московского розлива». Он очень редко выезжал из Москвы, и если выезжал, то всегда на короткий срок — несколько дней, не больше недели. Он так и не побывал в Армении, несмотря на многочисленные приглашения своих друзей и коллег — физиков из Еревана, которые, как и все физики, высоко ценили выдающиеся научные достижения Г.А. Аскарьяна и контакты с ним — научные и чисто человеческие.
Он родился 14 декабря 1928 года в семье московских врачей. Отец — Ашот Богданович Аскарьян был известным московским врачом-терапевтом. Мать — Астри- ка Михайловна — была зубным врачом. Это была интеллигентная семья. Родители Г.А. Аскарьяна были широко образованными людьми, знатоками и ценителями живописи, музыки и художественной литературы, и Гурген унаследовал эти качества.
В семье было двое детей — Гурген и его сестра, которая была на два года старше. Сестру по метрике назвали Викторией, но в семье ее звали армянским именем Гоар. Так нередко бывает в армянских семьях — одно имя употребляется в официальных документах, а другое — в родственном и дружеском общении. Со временем вместо армянского имени Гоар девочку стали называть русским именем Галя. Астрику Михайловну тоже называли близким по звучанию русским именем — Ася Михайловна.
С малых лет дети обучались музыке: Гоар — фортепиано, а Гурген — скрипичной игре. Дети занимались с охотой. Нередко, обучая детей музыке, родители не собираются сделать их музыкантами, а рассматривают музыкальное образование как часть общей культуры. Так первоначально обстояло дело и в семье Аскарьянов. Но дети всерьез увлеклись занятиями. Гоар решила стать пианисткой, а маленький Гурген увлекся скрипичной игрой. Дети готовились стать музыкантами, и родителям казалось, что будущее их сына и дочери определено. Если говорить о Гоар, то надежды родителей оправдались. Она закончила музыкальную школу, а затем и Музыкальный Педагогический Институт имени Гнесиных. Что же касается Гургена, то из него музыканта не получилось, хотя он проучился музыке в общей сложности 15 лет — сначала в музыкальной школе, а потом в техникуме.
Дети рано остались без отца — Ашот Богданович умер в 1940 году, когда Гургену было 12 лет. Все заботы о семье легли на плечи матери. Ей пришлось нелегко. Надо было и работать и поднимать детей. Астрика Михайловна справлялась со всеми трудностями, хотя это было на пределе ее сил, она одна вырастила детей.
На следующий год после смерти отца началась война. В первые месяцы войны немецкая авиация бомбила Москву. Началась массовая эвакуация детей из столицы. Семья Аскарьянов осталась в городе. Гурген был свидетелем массового бегства из Москвы в октябре 1941 года, когда передовые немецкие части уже доходили до пригородов Москвы. Он пережил трудную зиму 1941-1942 года, не прекращая учебы в школе.
Учеба давалась Гургену с легкостью, в свободное от занятий время он много читал, зачитывался научной фантастикой. Особенно он любил фантастический роман Алексея Толстого «Гиперболоид инженера Гарина». Когда Гурген читал эту книгу, он понимал, что там все выдумка, что устройство, созданное инженером Гариным в том виде, как его описал Алексей Толстой, на самом деле не может дать тонкий световой луч, прожигающий все на своем пути. И прочитав эту книгу, он мечтал изобрести
7
настоящие, «взаправдошные» лучи смерти и с помощью этих лучей уничтожать силы зла, защищать мирных людей, искоренить войны на Земле.
Кроме научной фантастики Г.А. Аскарьян увлекался научно-популярной литературой, в частности, прочитал все замечательные книги Я.И. Перельмана. Он читал также и книги по естественным наукам — физике и математике, — содержание которых выходило за пределы школьного обучения.
Одновременно он продолжал учиться игре на скрипке, имея намерение стать профессиональным музыкантом. Однако незадолго до окончания средней школы произошло событие, которое изменило его планы. В Советский Союз на гастроли приехал великий скрипач Иегуди Менухин. Гурген, как будущий скрипач, получил возможность присутствовать на репетиции. Игра Менухина потрясла Гургена, Это была только репетиция, но Гурген уже достаточно разбирался в скрипичной игре, чтобы понять, что перед ним гениальный мастер. Одновременно он понял также, что никогда не сможет приблизиться по уровню к игре Иегуди Менухина. На этой репетиции он решил отказаться от карьеры скрипача.
Школу Гурген окончил в 1946 году с золотой медалью. Это был первый послевоенный год. В то время медалисты имели право поступления в любое высшее учебное заведение без вступительных экзаменов. Аскарьян подал документы на физический факультет Московского государственного университета. Этот выбор не был неожиданным, — в школьные годы Г. Аскарьян особо интересовался физикой и математикой, прекрасно успевал по этим предметам и знания его далеко выходили за пределы школьной программы. Но он столь же успешно занимался и музыкой. Выбор дался ему нелегко. Заявление он подал втайне от матери, которая до последнего момента была уверена, что ее сын будет продолжать музыкальное образование.
Он был зачислен студентом первого курса физического факультета. В послевоенные годы набор на Физический факультет был значительно расширен. Страна нуждалась в специалистах по новой технике — атомной энергетике, радиолокации, ракетной технике. На первом курсе училось около трехсот студентов. Аскарьян в этом большом коллективе занял особое место. Он был приметной фигурой по нескольким причинам. Во-первых, он много знал и много занимался, не удовлетворяясь только знаниями, полученными на лекциях. Он с легкостью отвечал на вопросы, которые возникали у его товарищей. Во-вторых, он вел себя очень независимо и его высказывания по поводу событий, происходивших на курсе и на факультете (и не только на факультете) нередко расходились с мнением влиятельных на курсе людей или даже с мнением факультетского руководства. При этом его высказывания по форме нередко были довольно язвительны (хотя по существу и правильны). По этим причинам некоторые студенты и преподаватели относились к нему недоброжелательно, хотя (или потому, что) признавали справедливость его высказываний.
Когда пришло время специализации, Аскарьян выбрал отделение строения вещества. Это отделение готовило специалистов по физике атомного ядра. Заведовал отделением академик Дмитрий Владимирович Скобельцын.
Попасть на отделение строения вещества для Гургена оказалось непростым делом. Он не состоял в комсомоле, и это послужило препятствием, поскольку на отделение строения вещества зачислялись наиболее сознательные студенты, а раз ты не комсомолец, то какой же ты сознательный студент? Гургена первоначально зачислили на отделение радиофизики. Отделением заведовал профессор Самсон Давыдович Гвоздовер. Он Аскарьяна знал и был рад, что того зачислили именно к нему. Но сам Гурген при всем уважении к Самсону Давыдовичу хотел все-таки учиться на отделении строения
вещества. Гвоздовер уговаривал Аскарьяна остаться. Однажды он сказал Аскарьяну: «Я вам буду как родной отец!». Гурген ответил: «Мама будет не согласна». С.Г. Гвоздовер не обиделся — он ценил остроумие. Старания Гургена увенчались успехом и он был в конце концов зачислен на отделение строения вещества.
Лекции и лабораторные занятия для студентов отделения проводились в отдельном здании, специально выделенном для этого. Здание располагалось в одном из пустынных и незастроенных тогда проездов недалеко от станции метро «Сокол». Это было типовое школьное здание, переоборудованное под научно-исследовательский институт. Здание охранялось, вход туда был по пропускам, все, что было связано с этим зданием — и научная работа, которая там проводилась, и содержание лекций для студентов, и даже адрес — все было засекречено. Гурген вспоминал, что когда студенты в первый раз отправились туда, им не сообщили адрес, а дали провожатого — одного из преподавателей — и студенты должны были следовать за ним, не отставая, но держась несколько поодаль, чтобы не навести вражеских резидентов на этот секретный центр. Им только сказали, что этот секретный объект находится поблизости от общественной столовой.
Гурген опоздал. Когда он приехал на «Сокол», группа студентов уже ушла. Тогда он стал спрашивать у прохожих, не знают ли они, где здесь столовая. Одна старушка радостно сказала ему: «А, столовая! Это рядом с секретным институтом», и объяснила, как туда пройти. Он пришел раньше всех, потому что преподаватель, который вел студентов, по дороге петлял, чтобы сбить с толку возможных вражеских лазутчиков.
Научно-исследовательский институт назывался НИФИ-2. В лабораториях этого института студенты проходили физический практикум — знакомились с приборами и методами исследований в ядерной физике — а также слушали лекции по различным разделам физики атомного ядра. Состав преподавателей и лекторов был первоклассный. Лекции читали И.М. Франк, Л.В. Грошев, Ф.Л. Шапиро, М.А. Марков, И.Я. Померанчук, Д.И. Блохинцев и другие выдающиеся физики.
Обстановка в этом закрытом институте была гораздо более либеральной, чем вообще в стране. В то время (конец сороковых годов) в Советском Союзе в самом разгаре было гонение на космополитов, борьба с низкопоклонством перед Западом и западной наукой. Я помню, в те годы вышел учебник Л.Д. Ландау и Е.М. Лифшица «Статистическая физика». Так вот, авторов упрекали в том, что в этом учебнике нет ссылок на М.В. Ломоносова. Дальше — больше. Невежественные и горластые авторы шумно громили в печати научные теории, составляющие основу современной физики — теорию относительности, квантовую механику. Немало можно привести примеров, самых анекдотичных. Вся эта деятельность носила уродливые формы и могла дать только один результат — еще большую изоляцию Советского Союза, в том числе и изоляцию советской науки от мировой. В это самое время в стенгазете НИФИ-2 появилась заметка, написанная профессором Ильей Михайловичем Франком (будущим академиком и будущим лауреатом Нобелевской премии по физике). Франк писал, что советская наука есть неотъемлемая часть мировой науки, нельзя их разделять, что всякая попытка изолировать советскую науку может привести только к гибельным последствиям. Нужно было немалое мужество, чтобы высказать свое мнение, столь явно противоречившее официальной точке зрения.
Своей заметкой И.М. Франк мог нажить себе большие неприятности. Но в тот раз все обошлось. По крайней мере, никаких явных неприятностей, связанных с заметкой, у И.М. Франка не было. Гурген считал, что взаимопонимание, терпимость и порядочность, которые были характерны для отношений между сотрудниками
9
НИФИ-2, были заложены Д.В. Скобельцыным, директором этого института. Конечно, так оно и было, но и остальные сотрудники оказались на высоте.
Г. Аскарьян учился с увлечением и проявил несомненные способности к научной работе, к научному творчеству. Будучи студентом третьего курса, он высказал очень важную идею, обещавшую новые возможности регистрации заряженных частиц. Идея заключалась в следующем. Когда быстрая заряженная частица движется через вещество, она теряет энергию на взаимодействие с атомами вещества. Эта энергия выделяется в областях, лежащих вдоль пути заряженной частицы. Представим себе теперь, что заряженная частица движется в перегретой жидкости. Жидкость нагрета до такой степени, что она вот-вот должна закипеть. Для того, чтобы жидкость закипела, требуется затратить совсем немного энергии. Пусть через перегретую жидкость движется заряженная частица. Она теряет энергию на ионизацию и возбуждение атомов жидкости. Энергия эта невелика, но она достаточна для того, чтобы перегретая жидкость на пути частицы закипела. И тогда вдоль пути частицы появится цепочка из пузырьков пара. След частицы в жидкости можно будет увидеть.
Г. Аскарьян провел несложные предварительные расчеты и пришел к выводу, что такое устройство вполне можно осуществить. Но он не нашел поддержки, и его замысел так и не был осуществлен. У Г. Аскарьяна не было никакого опыта научной работы. Он не опубликовал свое предложение и ограничился тем, что обсудил его с несколькими физиками. Но прошло несколько лет, и устройство, которое он предлагал осуществить, было создано. Американский физик Дональд Артур Глезер независимо пришел к такой же идее и осуществил ее в 1952 году. Созданное им устройство использовало перегретую жидкость и позволяло наблюдать следы заряженных частиц. Это устройство было названо пузырьковой камерой.
Пузырьковая камера существенно расширила возможности наблюдения в физике элементарных частиц. За ее создание Д.А. Глезер получил Нобелевскую премию по физике за 1960 год.
Этот случай, с одной стороны, вызвал у Гургена чувство досады, связанное с тем, что он, хотя и высказал правильную идею, но не смог ее воплотить и даже не опубликовал. С другой стороны, он после этого случая уверовал в свои силы.
Дипломную работу Г. Аскарьян выполнял на кафедре И.М. Франка. Он предложил новый способ регистрации заряженных частиц, который давал возможность не только зарегистрировать прохождение заряженной частицы, но и получить изображение ее трека в измерительном устройстве. В устройство, рассмотренное Г. Аскарьяном, входила прозрачная люминесцирующая среда, в которой проходящая частица оставляет за собой светящийся след. Изображение этого следа с помощью оптической системы подавалось на фотокатод многосеточной электронно-оптической трубки. Свет от следа выбивал электроны с фотокатода, и этот поток, проходя через трубку, возрастал лавинообразно. Поток электронов нес с собой изображение следа заряженной частицы. В конце усиления поток электронов еще дополнительно ускорялся и выпускался на флюоресцирующий экран, на котором воспроизводилось изображение трека.
Предложение было оценено положительно, но оно так и осталось предложением. Попыток к реализации своего проекта Г. Аскарьян не делал и не пытался что-либо сделать, потому что время, отпущенное на выполнение дипломной работы, ушло на разработку проекта, а после успешной защиты и окончания университета ему предстояло распределение на работу, и было неясно, куда, в конце концов, его направят, и что ему придется делать на новом месте. Тем не менее, идея, изложенная в проекте, вызвала одобрение и была высоко оценена специалистами. Идея дипломной работы
вместе с несостоявшимся проектом пузырьковой камеры в какой-то мере определила уже тогда репутацию Г. Аскарьяна как незаурядного физика.
Через несколько лет после окончания университета Г. Аскарьян опубликовал в Журнале Экспериментальной и Теоретической Физики (ЖЭТФ) краткое изложение своей дипломной работы.
В декабре 1951 года Г. Аскарьян окончил университет и был направлен по распределению в распоряжение Отдела кадров Академии Наук СССР. Оттуда его должны были направить в один из институтов Академии наук для работы или для продолжения учебы. Но распределение задержалось на год. Аскарьян взял длительный отпуск по состоянию здоровья.
В эти годы он выглядел так: среднего роста, смуглый, правильные черты лица, большие внимательные глаза, взгляд прямой. Одет в черный потрепанный костюм. Под пиджаком — темная ковбойка. На шее в несколько оборотов — серый пуховый шерстяной шарф, концы которого доходят до пояса. Шарф свой он никогда не снимал, и эта деталь его одежды служила предметом неисчерпаемых шуток со стороны его друзей. Он не оставался в долгу и охотно вступал в шутливую перепалку, из которой почти всегда выходил победителем.
В октябре 1952 года Г.А. Аскарьян был зачислен в аспирантуру Института Химической Физики Академии Наук. Его научным руководителем стал один из выдающихся физиков современности академик Яков Борисович Зельдович. Зельдович охотно взял Аскарьяна в аспирантуру и позволил ему самому выбирать направление исследований. В предварительных разговорах Г. Аскарьян рассказал ему о своем проекте пузырьковой камеры. Я.Б. Зельдович довольно скептически отнесся к идее и сказал, что на этом пути вряд ли можно ожидать успеха.
Через несколько дней после того, как Г. Аскарьян договорился с Я.Б. Зельдовичем о поступлении в аспирантуру, его (Аскарьяна) разыскал академик Евгений Константинович Завойский, прекрасный экспериментатор, ученый, обладавший тончайшей физической интуицией и автор поразительных открытий. Е.К. Завойский узнал об Аскарьяне от И.М. Франка. Дело было так. Завойский создал детектор заряженных частиц на многокаскадных фотоэлектронных преобразователях. О своей установке он сделал доклад на одном из семинаров. После Завойского выступил с докладом И.М. Франк, который, в частности, рассказал и о схеме регистрации заряженных частиц, предложенной в дипломной работе Г. Аскарьяна. Завойского очень заинтересовал проект Аскарьяна, имевший много общего с идеей его установки, и он решил подробнее расспросить автора. После непродолжительной беседы Завойский предложил Аскарьяну место в своей лаборатории. Это было очень лестное предложение, но Гурген вынужден был отказаться, так как уже договорился с Я.Б. Зельдовичем. Узнав причину отказа, Е.К. Завойский одобрил намерение Г. Аскарьяна.
Но аспирантом у Зельдовича Аскарьян пробыл недолго. Вскоре Зельдович вынужден был уйти из Института Химической Физики. Аскарьян оказался аспирантом без руководителя. Хуже того, с уходом Я.Б. Зельдовича упразднялось и место для его аспиранта.
В 1953 году Г.А. Аскарьян был переведен в аспирантуру физического Института имени П.Н. Лебедева Академии Наук СССР (сокращенно — ФИАН). Его руководителем был утвержден Матвей Самсонович Рабинович, кандидат физико-математических наук. Вскоре Рабинович защитил докторскую диссертацию, которая была готова задолго до защиты. В то время работы М.С. Рабиновича были засекречены, а когда секретность была снята и работы стало можно публиковать, тогда все узнали то, что до этого было известно лишь немногим — что М.С. Рабинович — ученый с мировым
именем в области физики ускорителей. Позднее его работы по физике плазмы также принесли ему международную известность.
Гурген, придя в ФИАН, попал в лабораторию, которую возглавлял член-корреспондент Академии Наук Владимир Иосифович Векслер. В лаборатории проектировались и строились ускорители заряженных частиц. Это было новое и быстро развивавшееся направление в физике. В 1945 году В.И. Векслер выдвинул новый принцип ускорения заряженных частиц — принцип автофазировки. Использование этого принципа позволяло разгонять заряженные частицы до очень высоких энергий. В космических лучах, приходящих на Землю из глубин галактики тоже попадаются частицы высоких энергий, но их число очень невелико. Между тем, физика элементарных частиц достигла такой стадии развития, когда стало необходимо изучать взаимодействие между частицами при высоких энергиях. Ускорители позволяли получать такие частицы с энергиями, которые до этого встречались только в космических лучах, но с интенсивностью намного большей, что значительно облегчало измерения. После открытия принципа автофазировки началось строительство ускорителей, рассчитанных на все большие и большие энергии ускоренных частиц. В лаборатории, которую возглавлял В.И. Векслер, как раз и велось проектирование и строительство ускорителей. Но создание ускорителей не было самоцелью — на полученных пучках частиц высокой энергии в лаборатории велись исследования, имевшие большое значение для физики элементарных частиц. В те годы вся деятельность лаборатории была засекречена. Даже название ее — Эталонная лаборатория — было таким, чтобы никто не догадался, чем в этой лаборатории занимаются.
Эталонная лаборатория быстро росла и скоро стала одной из самых больших в ФИАНе. В ней было несколько действующих ускорителей и разрабатывался проект самого большого в мире протонного ускорителя — синхрофазотрона. Впоследствии этот ускоритель был построен в Дубне.
М.С. Рабинович, научный руководитель Г.А. Аскарьяна, в то время был заместителем заведующего Эталонной лаборатории. Он предоставил Г.А. Аскарьяну свободу в выборе темы для исследования и правильно сделал. Рабинович сразу понял, что Ас- карьян — яркая научная индивидуальность с большой тягой к самостоятельности, его невозможно было заставить заниматься тем, что было для него неинтересно. С другой стороны, предоставив ему самому выбирать темы для исследования, можно было с полным основанием ждать хороших результатов.
И все же, хотя Гурген получил полную свободу в своей научной работе, и несмотря на то, что тематика лаборатории — физика ускорителей — была довольно далека от тех научных интересов, с которыми он пришел в Эталонную лабораторию — несмотря на все это, он через небольшое время после своего появления активно включился в научные исследования, которые в то время велись в лаборатории. И нет никакого сомнения в том, что это произошло под влиянием тогдашнего «завлаба» — Владимира Иосифовича Векслера. Векслер обладал удивительным качеством — если его начинала интересовать какая-либо физическая проблема, то эта проблема становилась важной и интересной для всех его сотрудников. Трудно сказать, в чем была причина такого воздействия. Никакого принуждения тут не было. Может быть, причина заключалась в том, что физические проблемы, которые интересовали В.И. Векслера, были сами по себе интересны и становились еще ярче и интереснее, когда он о них рассказывал. И он не жалел времени на обсуждение новых идей, и эти обсуждения много давали его собеседникам. Энтузиазм Векслера действовал заражающе.
В то время, когда Г. Аскарьян пришел в Эталонную лабораторию, там уже работало несколько электронных ускорителей и разрабатывался проект протонного ускорителя на 10 миллиардов электрон-вольт. Позднее этот ускоритель был построен в Дубне, и на момент запуска это был ускоритель, который разгонял протоны до рекордной энергии (хотя довольно скоро рекорд этот был перекрыт — вошли в строй зарубежные ускорители на еще более, высокие энергии). Все эти ускорители были основаны на применении высказанного В.И. Векслером в 1945 году принципа автофазировки (через год этот принцип был независимо высказан американским физиком Э. Макмилланом). Принцип заключался в том, что при определенных условиях ускоряемая частица «сама» подстраивается к переменному ускоряющему напряжению и удерживается в режиме ускорения.
Одновременно В.И. Векслер искал новые, более эффективные способы ускорения заряженных частиц. Он выискивал и рассматривал такие физические явления, в которых возникают сильные электрические поля, с тем, чтобы эти поля использовать для ускорения. В.И. Векслер указал на целый ряд таких процессов — столкновение быстрых заряженных частиц, столкновение заряженной частицы со сгустком, содержащим много заряженных частиц, столкновение сгустка со сгустком, взаимодействие сгустка заряженных частиц с электронной плазмой или с сильной электромагнитной волной. Качественно было ясно, что во всех этих процессах возможно создать такие условия, что одна какая-нибудь частица или группа частиц будет набирать энергию. Но каждое такое предложение надо было исследовать детально. Качественных соображений в таких вопросах было недостаточно.
Г. А. Аскарьян заинтересовался тем комплексом проблем, который был связан с поисками В.И. Векслера. Его увлекли перспективность проблемы, ее важность для физики высоких энергий, яркая физическая фантазия и в то же время профессиональный инженерный подход В.И. Векслера. Начались оживленные обсуждения, количественные оценки, выбор наиболее обещающих вариантов. Г.А. Аскарьян с большой охотой и интересом обсуждал с В.И. Векслером различные возможности. В.И. Векслер сразу же признал в нем равного, и это тоже способствовало их совместной работе — другого отношения к себе Аскарьян не признавал, и если, скажем, Векслер был бы менее открытым, высокомерным человеком, то никакого сотрудничества между ним и Г. Ас- карьяном не получилось бы. С другой стороны, Г. Аскарьян относился к В.И. Векслеру с большим уважением и даже восхищением, отдавая дань его большим познаниям, научной смелости и демократизму. Немалую роль играло и то обстоятельство, что В.И. Векслер был, как и сам Гурген, человеком острым на язык и неутомимым отчаянным спорщиком. Дискуссия с таким человеком, даже независимо от научной ценности, была интересна и сама по себе. Кроме того, довольно быстро выяснилось, что оба они — и Векслер и Аскарьян — были любителями и знатоками изобразительного искусства.
Несколько раз в неделю В.И. Векслер приходил к Г.А. Аскарьяну и они с увлечением обсуждали различные новые возможности в проблеме ускорения заряженных частиц. Один из вариантов состоял в ускорении электронных и плазменных сгустков в поле сильной электромагнитной волны. Успех в этом деле обеспечил бы, в частности, получение достаточно быстрых и достаточно мощных плазменных потоков. Однако в этом варианте возникло множество проблем, даже на стадии обсуждения. Дело в том, что сильная электромагнитная волна не только ускоряла сгусток, но и меняла его форму и размеры и даже могла вызвать смещение сгустка как целого в нежелательном 13
направлении. В результате сгусток мог еще до окончания процесса ускорения «сесть на стенку» ускорительной камеры и погибнуть. Все эти вопросы следовало выяснить не только на качественном уровне, но и количественно.
На этом этапе к рассмотрению подключился профессор Михаил Львович Левин, работавший в Радиотехническом институте Академии Наук. Это был человек редкого обаяния и огромных знаний, причем не только в области физических наук, но и в истории, литературе, искусстве, короче говоря, М.Л. Левин был выдающимся представителем человеческой культуры. Наука, можно сказать, является одной из сторон человеческой культуры. Культура же М.Л. Левина была всесторонней. К тому же, он был веселым человеком, много шутил, и общение с ним было тем самым человеческим общением, о котором Антуан де Сент Экзюпери сказал, что оно — самая большая роскошь на свете. Кстати говоря, всякое общение с Гургеном тоже воспринималось как самая большая роскошь. Несмотря на разницу в возрасте (М.Л. Левин был старше на семь лет) и различие темпераментов (М.Л. Левин был мягче характером, не было у него в поведении такой резкости, какая бывала иногда у Гургена), между Г.А. Аскарь- яном и М.Л. Левиным быстро возникли дружеские отношения, которые сохранились на всем протяжении их дальнейшей жизни.
Как известно, с помощью статических электрических полей нельзя зафиксировать заряженную частицу в определенном положении, таком, что если какой-то внешней силой вывести частицу из этого положения, она снова туда вернется. Это утверждение составляет содержание так называемой теоремы Ирншоу, и из него (из утверждения) следует, что невозможно с помощью статических полей создать такие условия, при которых покоящийся сгусток заряженных частиц не будет расплываться. В проблемах, связанных с радиационным ускорением, сгустки были не покоящиеся, а движущиеся, и поля были не статические, а переменные. Первые прикидки приводили к тому же пессимистическому результату, что и в статическом случае. Получалось, что в полях простой конфигурации (основные и близкие к основным моды волновода) сгусток расплывается и уходит на стенку. Надо было искать такую конфигурацию сгустка и такую комбинацию мод в ускоряющей волне, чтобы сгусток не расплывался и прижимался к оси. Этим и занялся Г.А. Аскарьян.
Попутно Гурген подал в Комитет по делам изобретений и открытий заявку, которая стала поводом для многих шуток. В заявке он предложил способ, позволяющий сохранить тело умершего человека от разложения. Способ этот заключался в том, что тело подвергалось воздействию определенной дозы радиоактивного излучения. После этого бактерии, вызывающие разложение, уже не могли существовать.
Трудно сказать, что натолкнуло Г. Аскарьяна на такое предложение. Возможно, что толчком послужило событие, которое произошло в Эталонной лаборатории незадолго до этого. В этой лаборатории работал электронный ускоритель на 250 миллионов электрон- вольт. Во время работы магнит ускорителя охлаждался потоком воздуха. Воздух сразу же становился радиоактивным и потом выбрасывался в атмосферу через высокую трубу, похожую на заводские трубы. Зимой на край трубы садились птицы и грелись в потоке теплого воздуха. Бывало, что некоторые птицы умирали — это могло быть в силу естественных причин, но и радиоактивный воздух, идущий из трубы, тоже не прибавлял им здоровья. Мертвые птицы падали на дно трубы. Когда стали чистить магистраль, по которой выбрасывался теплый радиоактивный воздух, обнаружили тельца этих погибших птичек, которые прекрасно сохранились, они даже не были затронуты разложением.
Возможно, что была какая-то другая причина, которая побудила Г.А. Аскарья- на выдвинуть свое предложение. Сам он на вопрос, как он пришел к своей заявке, ответил, что его тетя была патологоанатомом, и его идея возникла в результате разговоров с ней. Действительно, для патологической анатомии, для криминалистики и не только для этих двух областей возможность предотвратить разложение тела после смерти, хотя бы на сравнительно небольшое время, может оказаться очень полезной. Так или иначе, он подал свою заявку и началось длительное хождение его самого и прохождение его заявки по всем необходимым инстанциям. В конце концов, он получил свидетельство об изобретении, но на это ушло года два.
Вот эта заявка, в течение тех двух лет, что Гурген ее оформлял, и послужила поводом для многих шуток.
Я предложил назвать процесс, предлагаемый в заявке, гургенизацией. Лев Коврижных усовершенствовал это название, предложив называть процесс холоднодной гургенизацией. Потом я составил список сотрудников Эталонной лаборатории, желающих подвергнуться холодной гургенизации после смерти. Все мы тогда были молодыми и не упускали случая повалять дурака. Список оказался довольно большой, человек десять лабораторной молодежи. Мы все отправились к Гургену, и я вручил ему список, выразив при этом надежду, что поддержка общественного мнения в нашем лице, несомненно, поможет ему пробить заявку. Я выразил уверенность в том, что со временем холодная гургенизация станет поголовной. Г.А. Аскарьян внимательно выслушал мою речь, поблагодарил за поддержку, взял список, тут же проглядел его и вернул обратно. Он сказал, что предлагаемый им метод направлен на сохранение тел выдающихся людей, а среди подписавшихся он таких не видит. Скорее наоборот, он считает всех нас ... и он сказал, кем (или чем) он нас считает, употребив для этой цели несколько кратких, но энергичных слов, которые я теперь, много лет спустя, в точности не помню, и это к лучшему. Мы должны были признать, что Гурген подготовился к поединку лучше нас. Получилось так, что мы пошли по шерсть, а вернулись стриженые.
Исследование устойчивости плазменных сгустков в поле ускоряющей волны тем временем продолжалось, и оно вышло за рамки ускорительной физики. Г.А. Аскарьян предложил и рассмотрел возможные применения быстрых электронных и плазменных сгустков. Одно из применений представляло интерес для широко проводимых в то время исследований по физике управляемых термоядерных реакций. Дело в том, что предложенные Г. А. Аскарьяном методы локализации позволяли проводить интенсивный нагрев сгустков с сохранением их удержания. Использование эффективных методов локализации облегчало предварительный нагрев электронной плазмы. Второе предложенное Г. А. Аскарьяном применение быстрых локализованных плазменных сгустков заключалось в использовании этих сгустков для генерации мощного коротковолнового электромагнитного излучения. Г.А. Аскарьян рассмотрел несколько вариантов такой генерации. Один из вариантов состоял в том, что на пути ускоренного сгустка помещалась мишень. Попадая на мишень, сгусток давал импульс переходного излучения. Это было, по-видимому, первое предложение об использовании переходного излучения для генерации миллиметровых электромагнитных волн.
Среди задач, рассмотренных в то время Г. Аскарьяном, одна мне очень понравилась и запомнилась. Он рассчитал излучение, возникающее при подлете заряженной частицы к идеально проводящему шару. Сама частица движется равномерно и поэтому не излучает — как известно, равномерно движущийся в вакууме заряд не дает излучения. Но на поверхности шара наводятся переменные токи и заряды, и они 15
являются источниками излучения. Определение этих токов и зарядов — дело сложное. Г. Аскарьян не стал вычислять наведенные токи и заряды. Он выбрал простой и красивый путь, пригодный, правда, только при малых скоростях заряда, точнее говоря, при скоростях, малых по сравнению со скоростью света. За основу он взял решение классической задачи о поле покоящегося заряда, расположенного вблизи от проводящего шара. Как известно, в этом случае поле вне шара можно представить как поле двух зарядов — исходного заряда и некоторого фиктивного заряда, который называется изображением, причем существуют простые правила, позволяющие определить и величину и местоположение заряда-изображения. При этом получается статическое решение, пригодное для покоящегося заряда. Аскарьян предположил (с полным основанием), что если заряд достаточно медленно перемещается, то его изображение также будет медленно перемещаться, и сумма полей заряда и изображения будет достаточно точно описывать возникающее при этом поле. Если заряд, налетающий на шар, движется равномерно, то его изображение движется ускоренно, следовательно, оно должно стать источником излучения. Работу свою, опубликованную в Журнале Экспериментальной и Теоретической Физики, Г.А. Аскарьян так и назвал: «Об излучении ускоренно движущегося электрического изображения равномерно движущегося заряда». В ней было подсчитано излучение заряда-изображения при подлете заряженной частицы к проводящему шару. Этот красивый подход был позднее использован другими авторами для решения близких задач, скажем, задачи об излучении заряженной частицы, пролетающей над гофрированной металлической поверхностью.
В эти годы Г. Аскарьян также выполнил несколько работ, посвященных взаимодействию быстрых заряженных частиц с веществом. Если можно так сказать, его интересовали видимые эффекты, сопровождающие такое взаимодействие. Например, если частица движется в пересыщенном паре, то ее след содержит много ионизированных атомов, и эти атомы служат центрами конденсации пара. След частицы становится видимым — ниточка тумана в прозрачной среде. Явление конденсации пара на ионах лежит в основе действия камеры Вильсона. Если частица движется в перегретой жидкости, то энергия, теряемая ею на ионизацию при определенных условиях может вызвать вскипание жидкости, и тогда след частицы становится видимым — вдоль следа образуются пузырьки пара. Это явление используется в работе пузырьковой камеры. Выше уже было сказано, что Г. Аскарьян пришел к идее пузырьковой камеры еще на студенческой скамье, но не смог ее осуществить и даже не подумал о том, что следовало бы опубликовать самую идею. Однако его продолжали интересовать детали работы пузырьковой камеры, такие как механизм вскипания под действием ионизирующего излучения, плотность пузырьков вдоль трека ионизирующей частицы и т.д. Интересовал его и процесс зарождения пузырьков пара.
В 1957 году Г. Аскарьян опубликовал работу, посвященную взаимодействию быстрых частиц с веществом. Работа содержала рассмотрение, нового эффекта и основанного на этом эффекте нового способа регистрации быстрых заряженных частиц. Гурген показал, что прохождение быстрой заряженной частицы через вещество — стабильное вещество, а не перегретое, конденсированную среду, а не пересыщенный пар — прохождение частицы через стабильное конденсированное вещество сопровождается генерацией звука, звуковых волн. Частица на своем пути тормозится, теряет энергию, эта энергия в конечном счете переходит в тепло и идет на нагрев той части среды, которая прилегает к треку частицы. Нагрев, в свою очередь, вызывает тепловое расширение, и от трека частицы идет звуковая волна. Звук может быть также связан
с образованием пузырьков (достаточно вспомнить, как шумит на огне закипающий чайник). В работе было отмечено, что при определенных условиях (если, скажем, переход энергии, затраченной на ионизацию, в тепло происходит достаточно быстро) энергия звуковых волн может составить значительную долю полных потерь на ионизацию. Даже и в этом оптимальном случае отдельная заряженная частица создает достаточно слабую звуковую волну, и такую волну трудно зарегистрировать, но это уже вопрос технический. Главное состояло в том, что путь частицы в веществе стало возможно сделать не только видимым, но и слышимым. В дальнейшем эта работа о генерации звука при прохождении быстрой заряженной частицы через вещество получила важное развитие в физике высоких энергий. Об этом будет сказано ниже.
Работы Г. Аскарьяна о возбуждении звуковых волн в конденсированной среде (в стабильной конденсированной среде — не перегретой, не переохлажденной, далекой от всех возможных фазовых переходов) получили важные применения в физике высоких энергий. Об этих применениях мы еще скажем. Пока же отметим, что эти работы способствовали созданию нового и важного направления в физике — радиационной акустики. В 1996 году в издательстве Физматлит вышла книга Л.М. Лямшева «Радиационная акустика», из которой читатель может узнать подробнее об истории вопроса и о роли Г. Аскарьяна в развитии этой области и ее применений.
Интересно отметить, что короткая статья Г. Аскарьяна, в которой рассматривалась генерация звука при прохождении ионизирующей частицы через вещество, была отвергнута редакциями нескольких журналов. В конце концов статья попала в журнал «Атомная энергия» и была направлена на рецензию Евгению Константиновичу Завойскому, который дал на статью положительный отзыв, отметив, что идея, высказанная в статье, открывает много новых возможностей. Статья была опубликована.
Спустя 20 лет, в 1978 году, Г. Аскарьян и Б.А. Долгошеин в совместной статье предложили регистрировать нейтрино высоких энергий в толще океанской воды с помощью приемников звука — гидрофонов.
При взаимодействии нейтрино с атомными ядрами рождаются мюоны (д-мезоны). Если энергия нейтрино достаточно велика, то и мюон может иметь большую энергию. В этом случае мюон порождает электронно-фотонную лавину в глубине океана. Энергия мюона переходит в энергию большого числа ионизирующих частиц и в конечном счете происходит быстрое выделение тепловой энергии вдоль ствола лавины. Происходит резкое тепловое расширение и порождается звук. При достаточно большой энергии первичного нейтрино этот звук вполне поддается регистрации. Нейтрино взаимодействует с ядрами намного слабее, чем остальные элементарные частицы. Поэтому регистрация звукового импульса на большой глубине говорит о том, что этот импульс порожден именно нейтрино — другие частицы, например протоны, входящие в состав космических лучей, если и порождают лавину, то вблизи от поверхности воды.
Акустическая регистрация удобна тем, что акустический датчик регистрирует звук, порожденный в довольно большом объеме окружающего пространства. Принятый в настоящее время способ регистрации по свечению Вавилова—Черенкова, требует установки многих черенковских счетчиков там, где хватило бы нескольких гирлянд гидрофонов. В этом отношении акустическая регистрация значительно проще. Но есть свои проблемы и методе акустической регистрации. Одна из них — шумы постороннего происхождения, которые всегда присутствуют в морской воде. Тем не менее, сейчас в программе глубоководной регистрации мюонов и нейтрино (программа DEMAND) предполагается использовать и методы акустической регистрации.
* * *
В первой половине 50-х годов Владимир Иосифович Векслер стал уделять все больше внимания десятимиллиардному синхрофазотрону в Дубне — сначала строительству, потом запуску, а потом физическим измерениям на пучке ускоренных протонов. В конце концов он сложил с себя обязанности заведующего Эталонной лабораторией в ФИАНе. Вскоре после этого Эталонная лаборатория прекратила свое существование. Она была разделена на пять лабораторий, меньших по размеру. Заведующим одной из них — лабораторией плазменных явлений — стал Матвей Самсонович Рабинович, научный руководитель Аскарьяна в аспирантуре. Гурген стал сотрудником той же лаборатории. Рабинович неоднократно требовал от Г. Аскарьяна, чтобы тот подготовил, наконец, кандидатскую диссертацию — результатов для этого было более чем достаточно. Но Гурген все тянул и тянул. Кончилось тем, что М.С. Рабинович, как говорится, сел верхом на Аскарьяна и не слезал с него до тех пор, пока тот не написал кандидатскую диссертацию.
В основу своей кандидатской диссертации, которую он успешно защитил в первой половине 1961 года, Г. Аскарьян положил исследования по ускорению плазменных сгустков и по использованию ускоренных сгустков. Работы по динамике образования пузырьков и по генерации звука также составляли достаточный материал для диссертации. Он мог бы стать кандидатом физико-математических наук значительно раньше. С момента его зачисления в аспирантуру ФИ АН и до защиты диссертации прошло 8 лет. Обычно аспиранту средних способностей для этого достаточно трех лет или около того. Гурген по своему научному уровню был много выше среднего. Почему же он не уложился в три года? Потому что он не придавал никакого значения ни степеням, ни званиям. В науке для него, конечно, были критерии, по которым он оценивал свои достижения и достижения других исследователей, но эти критерии совершенно не учитывали достигнутых степеней и званий. Главное было — красота замысла, важность результата. И столь же высоки были его нравственные критерии оценки. Он не молчал, сталкиваясь со случаями непорядочного поведения, любого отклонения от порядочности — доноса, предательства, незаслуженного восхваления или незаслуженного поругания, карьеризма. И он боролся против тех действий, которые он считал непорядочными, не обращая внимания на то, каково положение людей, совершающих эти действия, кто эти люди — кандидаты наук, доктора или члены Академии. Он не придавал никакого значения своему продвижению по лестнице степеней и званий.
Я тогда был сотрудником Теоретического отдела ФИАН. М.С. Рабинович попросил меня ознакомиться с диссертацией Г.А. Аскарьяна и высказать свое мнение о ней на Ученом совете лаборатории, где диссертацию предполагалось обсудить и представить к защите. Для меня эта просьба явилась своего рода потрясением — я считал, что Гурген — давно уже кандидат физико-математических наук.
Нередко так бывает, что после защиты диссертации человек в течение некоторого времени не способен ни продолжать свое исследование, ни приступить к работам по новой теме. Это, как правило, случается тогда, когда защита диссертации становится для человека важной целью, и эта цель заслоняет чисто научное содержание работы, становится, по крайней мере, на некоторое время, важнее научной работы. Для Г. Аскарьяна, наоборот, защита была досадным отвлечением, помехой в работе.
* * *
В год защиты кандидатской диссертации Г. Аскарьян выполнил одно исследование, которое в диссертацию не вошло. Оно было опубликовано в ЖЭТФ и привело к возникновению нового направления в физике космических лучей. Работа называлась «Избыточный отрицательный заряд электронно-фотонного ливня и когерентное радиоизлучение от него»
В электронно-фотонной лавине заряженные частицы рождаются парами, поэтому лавина в целом считалась электрически нейтральной. Г. Аскарьян показал, что развитие лавины происходит таким образом, что возникает избыток отрицательного заряда. Этот избыток может достигать десяти процентов от полного числа частиц в ливне (т.е. число электронов в ливне может на десять процентов превосходить число позитронов). Таким образом, лавина с точки зрения электромагнитной теории представляет собой кратковременный ток, направленный снизу вверх (поскольку электроны имеют отрицательный заряд и движутся сверху вниз). Такой переменный ток является источником излучения радиоволн, причем волны, длина которых сравнима с размерами ливня или превосходит эти размеры, излучаются когерентно. Ливень становится как бы гигантской передающей антенной. Следовательно, регистрировать ливень можно с помощью должным образом настроенной приемной радиостанции, находящейся на значительном расстоянии от ствола ливня. Ливень как бы сообщает по радио о своем появлении.
Идея регистрации ливня по его радиоизлучению обсуждалась и раньше. Однако, представление о нейтральности ливня в целом приводило к очень малой интенсивности излучения и не позволяло надеяться на сколько-нибудь успешную регистрацию. Расчеты Г. Аскарьяна показали, что сигнал от ливня имеет такую напряженность поля, которая во много раз превосходит уровень собственных шумов обычного приемника.
Эта работа дала начало целому ряду экспериментальных исследований по регистрации электронно-фотонных ливней и определению некоторых их параметров по радиоизлучению .
* * *
Одним из важнейших достижений физики в середине пятидесятых годов было создание квантовых генераторов. Эти замечательные устройства были созданы примерно в одно и то же время в Советском Союзе и Соединенных Штатах Америки. В Советском Союзе первый квантовый генератор был запущен в 1954 году в ФИАНе, в лаборатории колебаний, Николаем Геннадиевичем Басовым и Александром Михайловичем Прохоровым. В США первый квантовый генератор был создан в том же году профессором Колумбийского Университета Чарльзом Хардом Таунсом. Вскоре появились оптические квантовые генераторы. С их помощью стало возможно получать когерентные световые пучки невиданной доселе мощности.
Здесь уместно сказать, что у Басова, Прохорова и Таунса был предшественник — профессор Валентин Александрович Фабрикант. В 1939 году он показал возможность усиления света за счет вынужденного испускания в среде с инверсной заселенностью уровней. Развитие этой работы могло бы также привести к созданию квантовых генераторов. Но работа В.А. Фабриканта в то время не привлекла внимания.
В 1964 году Н.Г. Басову, А.М. Прохорову и Ч.Х. Таунсу была присуждена Нобелевская премия за создание квантовых генераторов. Но значительно раньше, во второй половине 50-х годов, надежды, связанные с развитием лазерной техники, для многих физиков выглядели очень привлекательно. В частности, возникли надежды на то,
19
что сильные лазерные поля смогут быть использованы для ускорения заряженных частиц. С согласия и благословения В. И. Векслера и М.С. Рабиновича Г. Аскарь- ян занялся этой проблемой — ускорением частиц в лазерных полях. Довольно скоро он вышел за первоначально поставленные сравнительно узкие рамки и занялся более общей и не менее важной проблемой — стал изучать взаимодействие лазерного излучения с веществом. Разобраться в этом было совершенно необходимо. Лазерная техника непрерывно развивалась, создавались лазеры, рассчитанные на все большую и большую мощность излучения, а на вопросы о том, что будет при воздействии этого мощного излучения на среду — газ, твердое тело или жидкость — ответы еще предстояло найти.
Г. Аскарьян заинтересовался лазерной физикой и ее проблемами примерно в то же время, как появилась сама эта лазерная физика. Довольно быстро он стал одним из мировых авторитетов в области взаимодействия лазерного излучения с веществом. В декабре 1961 года, через несколько месяцев после защиты кандидатской диссертации, он послал в печать работу, посвященную воздействию лазерного излучения на среду. В этой работе содержалось предсказание замечательного явления, которое ярко показывало то новое, что появлялось при воздействии сильных полей на вещество.
Рассмотрим заряженную частицу в переменном электрическом поле. Пусть, например, это поле создается конденсатором с двумя плоскими параллельными пластинами, к которым приложено быстропеременное напряжение. Для простоты предположим, что напряжение зависит от времени по закону синуса. Тогда электрическое поле, создаваемое конденсатором, тоже меняется во времени по закону синуса с той же частотой и некоторым сдвигом фаз относительно напряжения. При этом амплитуда поля в пространстве между пластинами конденсатора относительно велика, а по мере удаления от конденсатора становится все меньше и меньше. На заряженную частицав таком поле действует переменная сила. Казалось бы, что под действием такой силы частица будет совершать колебания вблизи некоторой точки. Но такое заключение было бы неправильно. Оказывается, что на заряженную частицу, помещенную в быстропеременное поле, действует систематическая сила, которая стремится «вытолкнуть» частицу из области более сильного поля в область, где поле слабее. По величине эта сила пропорциональна градиенту от средней по времени плотности энергии электрического поля (т.е. градиенту от среднего значения квадрата напряженности электрического поля). Таким образом, средняя по времени плотность энергии электрического поля играет роль потенциальной энергии для заряженной частицы.
Силу, действующую на заряженную частицу в неоднородном высокочастотном электрическом поле, Г. Аскарьян называл силой Гапонова и Миллера, по имени двух выдающихся физиков, рассмотревших действие этой силы на примерах, имеющих важное прикладное значение. Иногда он также называл эту силу градиентной, так как она выражается через градиент от средней плотности энергии.
В нескольких ранее опубликованных работах, в том числе и работе самого Г. Ас- карьяна, рассматривалось обусловленное этими силами накопление частиц в узлах высокочастотного поля, а также ускорение частиц. Уже из этих результатов можно было сделать вывод, что в неоднородном высокочастотном электрическом поле электронная плазма также становится неоднородной — концентрация электронов возрастает там, где поле слабее. Но в работе 1961 года Г. Аскарьян обнаружил очень важный и красивый эффект. Эффект этот сам по себе был очень важен — и для понимания того нового, что появилось в физике вместе с сильными лазерными полями, и для приложений.
В работе было рассмотрено воздействие на среду интенсивного электромагнитного луча
Предположим, что в плазме распространяется электромагнитный луч достаточно большой интенсивности. Предположим также, что в поперечном сечении луча амплитуда поля меняется слабо вплоть до периферии, а затем быстро спадает по мере удаления от оси пучка. Тогда и средняя по времени электромагнитная энергия мало меняется по сечению пучка и быстро спадает на периферии. Это означает, что на боковой поверхности пучка действует сила (градиентная сила), выталкивающая электроны из области пространства, занятой пучком. Вслед за электронами под действием образовавшегося пространственного заряда пойдут и ионы. Плотность плазмы в объеме пучка понизится и станет меньше, чем плотность плазмы вне пучка.
Как известно, показатель преломления плазмы для волн достаточно высокой частоты всегда меньше единицы. При этом для волны фиксированной частоты показатель преломления электронной плазмы тем ближе к единице, чем меньше плотность плазмы. В пределе, при плотности плазмы, стремящейся к нулю, показатель преломления стремится к единице, как это и должно быть: нулевой плотности соответствует вакуум, показатель преломления которого равен единице.
Поскольку плотность плазмы в пучке меньше, чем вне пучка, показатель преломления среды внутри пучка оказывается больше, чем снаружи. Это обстоятельство коренным образом меняет законы распространения света в среде, которые были справедливы для распространения света малой (долазерной) интенсивности.
Световые пучки в однородной среде и вакууме обладают одной важной и неустранимой особенностью: всякий световой пучок расходится, т.е. размеры его поперечного сечения растут по мере распространения. Эту особенность можно сформулировать и в виде запрета: в однородной среде не существует таких пучков света, которые бы не расходились. При этом минимальное значение угла расходимости по порядку величины равно отношению длины световой волны к характерному размеру, определяющему поперечное сечение пучка. Скажем, если поперечное сечение светового пучка представляет собой круг диаметром в 1 см и длина волны излучения приходится на видимый диапазон, то угол расходимости такого пучка не может быть меньше, чем одна стотысячная доля радиана. Эта величина достаточно мала, но даже в этом идеальном случае диаметр пучка через один километр удвоится, а площадь поперечного сечения возрастет в четыре раза.
Эффект, рассмотренный Г. Аскарьяном — выталкивание плазмы из области, занятой пучком — уменьшает расходимость пучка и может ее вовсе устранить. Сильный световой пучок, проходя через первоначально однородную плазму, делает ее неоднородной — показатель преломления среды в объеме пучка становится больше, чем показатель преломления вне пучка. При этом разность показателей преломления внутри и вне пучка определяется плотностью энергии в пучке. В такой среде луч, выходящий из пучка, при определенной плотности энергии может быть отклонен и возвращен обратно в пучок. Если граница пучка достаточно резкая, то и граница между двумя средами — внутри и вне пучка — также достаточно резкая, и можно говорить о полном внутреннем отражении, при этом световая волна не может выйти из объема пучка. Свет, проходя через среду, сам себя фокусирует.
В конце своей статьи Г. Аскарьян, подводя итоги обсуждения, писал: «Интересно отметить, что ионизующее, тепловое и разделяющее воздействие луча интенсивной радиации на среду может быть настолько сильным, что создастся перепад свойств среды в луче и вне луча, что вызовет волноводное распространение луча и устранит
21
геометрическую и дифракционную расходимости — это интересное явление можно назвать самофокусировкой электромагнитного луча».
Так это слово «самофокусировка» и закрепилось за тем явлением, которое открыл Г. Аскарьян.
Открытие Г. Аскарьяном эффекта самофокусировки положило начало большому числу исследований в этой новой области нелинейной оптики. Изучалось как само явление самофокусировки так и его применения. Г. Аскарьян в дальнейшем показал, что явление самофокусировки не ограничивается только областью электродинамики, а представляет собой общее свойство волновых процессов и, в частности, имеет место в акустике. Мощная звуковая волна меняет свойства среды, в которой распространяется, и это изменение может привести к самофокусировке. В последующие годы он опубликовал несколько десятков работ, посвященных разным сторонам явления самофокусировки.
В настоящее время это открытие Г. Аскарьяна включено в учебники по оптике, нелинейной электродинамике, акустике и вообще по нелинейной волновой физике. При этом каждый раз упоминается и фамилия первооткрывателя, Г. Аскарьяна. Но «награда» отнюдь не сразу нашла своего героя.
В течение двух лет после появления статья Г. Аскарьяна с предсказанием эффекта самофокусировки не привлекала большого внимания. Затем, однако, положение резко изменилось. В 1964 году в журнале Physical Review Letters была опубликована работа Ч. Таунса с сотрудниками, в которой также был рассмотрен эффект самофокусировки. В этой работе не рассматривался конкретный механизм, ответственный за образование волноводного канала в среде. Авторы предположили, что под действием сильного поля в выражении для диэлектрической постоянной появляется слагаемое, пропорциональное квадрату электрического поля. Такое слагаемое характерно для так называемой Керровской нелинейности, которая была хорошо известна ранее. В этом случае показатели преломления среды в области сильного светового пучка и вне ее также были различны. При определенной мощности пучка расхождение его прекращалось и переходило в волноводное распространение.
Имя Нобелевского лауреата Ч. Таунса было хорошо известно, к работам с его участием относились с повышенным вниманием, поэтому и работа по самофокусировке не прошла мимо внимания читателей и вызвала всеобщий интерес. Г. Аскарьян вспоминал, что В.И. Векслер прибежал в лабораторию со свежим номером Phys. Rev. Letters в руках и с порога заявил: «Вот вы трупы консервируете, а тут Таунс открыл поразительный эффект самофокусировки ... ». Гурген тут же показал В.И. Векслеру свою статью.
По мнению Гургена, после этого случая отношение В.И. Векслера к нему резко переменилось в лучшую сторону. Мне же кажется, что В.И. Векслер и раньше высоко ценил Г. Аскарьяна, а после открытия самофокусировки убедился в том, что его первоначальная оценка оказалась правильной.
Таунс не знал работы Г. Аскарьяна, когда посылал свою статью в печать. В дальнейшем, узнав о работе Аскарьяна, он всегда на нее ссылался.
Но не все авторы признали приоритет Г. Аскарьяна в открытии самофокусировки. Ему пришлось выдержать тяжелую борьбу с превосходящими силами противника (как писалось в сводках с театра военных действий), прежде чем его приоритет в открытии самофокусировки был, если можно так сказать, официально признан. Здесь следует отметить, что Гурген сам всегда ссылался на предшественников и непримиримо относился ко всем случаям, когда, по его мнению, замалчивался или отрицался
22
его приоритет, когда либо не ссылались на его работы, либо подвергали их несправедливой критике. В каждом таком случае он объявлял войну противнику и на ведение этой войны (а точнее говоря — войн) потратил много душевных сил. В этом отношении борьба за признание своего приоритета в открытии самофокусировки — лишь один из немалого числа случаев. Трудно сказать, в чем заключался источник такой непримиримости. Возможно, причина заключалась в том, что упустив приоритет в деле создания пузырьковой камеры, Г. Аскарьян решил в дальнейшем вести себя в приоритетных делах более активно. Возможно также, что эти приоритетные бои никак не были связаны с пузырьковой камерой, а были просто следствием его темперамента — он органически не переносил отступлений от научной этики. Так или иначе, Г. Аскарьян подал заявку на открытие эффекта самофокусировки.
Последняя фраза нуждается в пояснениях. Несколько десятков лет назад Комитет по делам изобретений и открытий ввел практику официального признания открытий. Было даже принято определение — что считать открытием. Определение я точно не помню, оно звучало приблизительно так: открытием считается обнаружение неизвестной ранее объективной закономерности, коренным образом меняющее наши представления. За точность определения не ручаюсь, да это в данном случае и несущественно. Если человек подал заявку на открытие, а Комитет эту заявку удовлетворил и выдал заявителю диплом на открытие — не следует думать, что заявитель действительно обнаружил нечто, что коренным образом меняет наши представления. Заявитель всего лишь получил диплом на открытие, не более того. Решение о выдаче диплома принимает не научное сообщество (для которого сама эта идея — диплом на открытие — является чуждой и никак не заменяет научного признания), а Комитет по делам изобретений и открытий — административный орган, поставленный над изобретениями и открытиями. По поводу одной заявки на открытие мне довелось услышать от уважаемого физика такие слова: «Не следует серьезно разбирать эту заявку. Ее надо поддержать. Теперь модно иметь диплом на открытие».
И все же, при всех сделанных оговорках, намерение Г. Аскарьяна получить диплом на открытие явления самофокусировки было вполне оправданно. Открытие самофокусировки действительно было выдающимся достижением, и официальная регистрация только зафиксировала бы этот факт.
Ученый Совет ФИ АН рассмотрел заявку Г. Аскарьяна на открытие и поддержал ее. Казалось бы, этого было достаточно для успешного прохождения заявки. В составе Ученого Совета ФИАН было немало физиков с мировым именем, и обычно мнение Ученого Совета никем не оспаривалось. Однако на этот раз получилось иначе, и Г. Ас- карьяну пришлось бороться за свой приоритет. Об этом пойдет речь ниже.
За несколько лет, прошедших после предсказания самофокусировки, Г. Аскарьян также получил ряд новых результатов, относящихся к взаимодействию сильного светового излучения с веществом.
Как уже было сказано выше, показатель преломления плазмы в объеме мощного светового пучка возрастает, и это обстоятельство приводит к режиму самофокусировки. Однако, для ряда веществ прохождение мощного светового пучка сопровождается не увеличением, а уменьшением показателя преломления в области сильного поля. В таких средах имеет место не самофокусировка пучка, а его ускоренное размывание, самодефокусировка. Г. Аскарьян придумал остроумный способ, позволяющий и в такой среде фокусировать излучение. Рассмотрим мощный пучок излучения, обладающий следующим распределением мощности по сечению: в центральной области сечения интенсивность мала или равна нулю, по мере удаления от центральной области
интенсивность нарастает до высоких значений, а затем спадает до нуля. Такой пучок излучения можно назвать полым. Если теперь вдоль полого пучка распространяется другой пучок, он будет фокусироваться на том профиле показателя преломления, который создан полым пучком. Точнее говоря, та часть второго пучка, которая попадает внутрь полого пучка, будет фокусироваться, а внешняя часть второго пучка рассеется, будет содрана. Г. Аскарьян назвал этот способ «банановой фокусировкой», имея в виду, что полый пучок обдирает внешнюю часть второго пучка как кожуру с банана. Этот метод фокусировки имеет свои особенности, которые были исследованы Г. Аскарьяном — он возглавлял небольшую группу физиков, как теоретиков, так и экспериментаторов, и эта группа активно занималась не только теоретическими, но также экспериментальными исследованиями.
Исследуя градиентные силы, Г. Аскарьян указал на красивый физический эффект — излучение Вавилова-Черенкова от световых импульсов, распространяющихся в среде. Предположим, что через среду проходит короткий световой импульс сильного поля — «световой сгусток». У этого «сгустка» имеется «поверхность» — внутри этой «поверхности» плотность электромагнитной энергии велика, вблизи от поверхности спадает, и снаружи быстро обращается в нуль. Вблизи от поверхности градиент интенсивности имеет большие значения. Под действием градиентных сил электроны выталкиваются на внешнюю сторону поверхности, а на внутренней стороне возникает избыток положительного электрического заряда. Таким образом, вместе со световым импульсом через среду движется сопровождающая система зарядов, нечто вроде двойного слоя. Если в среде могут распространяться электромагнитные волны, фазовая скорость которых меньше, чем скорость светового импульса, то система зарядов, сопровождающая этот импульс, будет излучать такие волны, причем направление их распространения будет составлять со скоростью сгустка характерный черепковский угол. При этом световой импульс может состоять из волн с одной несущей частотой, а его излучение Вавилова-Черенкова может происходить в довольно широкой частотной области непрерывного спектра.
Вернемся теперь к истории получения Г. Аскарьяном диплома на открытие самофокусировки.
К тому времени, когда Г. Аскарьян подал заявку на открытие, явлением самофокусировки заинтересовались многие физики. Число публикаций, посвященных тем или иным деталям самофокусировки, непрерывно росло. В числе ученых, занявшихся этой проблемой, кроме уже упомянутого Ч. Таунса, был и еще один из создателей квантовой электроники, академик Александр Михайлович Прохоров. Вместе со своими сотрудниками (А.Л. Дышко и В.Н. Луговым) он опубликовал несколько работ, в которых были исследованы важные процессы, характерные для самофокусировки. Кроме предсказанного Г. Аскарьяном волноводного режима (световой пучок сам себе изготовляет в среде волновод и распространяется без уширения), в работах В.Н. Лугового и А.М. Прохорова был обнаружен и исследован еще один режим — образование фокуса. Под воздействием сильного поля среда, первоначально однородная, изменяет свой показатель преломления таким образом, что превращается в некоторое подобие линзы. При этом различным областям в поперечном сечении пучка могут соответствовать различные значения фокусного расстояния, так что получается многофокусный режим. Были выяснены также и некоторые другие стороны явления. Не перечисляя здесь всего сделанного, отметим только, что интерес к эффекту самофокусировки был вполне оправдан, это явление заняло важное место в нелинейной оптике, важное как для понимания происходящих нелинейных процессов, так и для приложений.
Группа А.М. Прохорова в своих публикациях поставила под сомнение приоритет Г. Аскарьяна в открытии самофокусировки. В частности, в одной из публикаций Дышко, Лугового и Прохорова было указано, что эффект самофокусировки за несколько лет до Г. Аскарьяна был предсказан Т.Ф. Волковым в работе, посвященной взаимодействию плоской электромагнитной волны с электронной плазмой, У группы А.М. Прохорова были также возражения против рассмотренной Г. Аскарьяном волноводной картины самофокусировки. Они полагали, что рассмотренная в их работах многофокусная картина не оставляет места для волноводной модели самофокусировки, которая была рассмотрена в статье Г. Аскарьяна.
Свои возражения А.М. Прохоров изложил в письме, направленном в Комитет по делам изобретений и открытий. Аскарьян попал в тяжелое положение, и дело было не только в судьбе заявки. А.М. Прохоров — академик, известнейший ученый, один из создателей квантовой электроники, Нобелевский лауреат — это все свидетельствует о его высоком научном авторитете. Кроме того, он занимал в то время высокое административное положение — был заместителем директора ФИАН. И такой человек высказал сомнение в справедливости претензий Г. Аскарьяна (а тем самым — сомнение и в справедливости его научных результатов и в его добром имени). А кто такой Гурген Ашотович Аскарьян? Рядовой кандидат наук в том же ФИАНе, защитивший кандидатскую диссертацию в 1961 году, назначенный на должность старшего научного сотрудника в 1964 году (в том самом году, когда А.М. Прохоров получил Нобелевскую премию), он, почти наверняка, был обречен на поражение. Это была, по мнению многих, игра в одни ворота.
Но Гурген, убежденный в своей правоте, вступил в неравную борьбу. Письмо А.М. Прохорова, направленное в Комитет по делам изобретений и открытий, было напечатано на бланке ФИАН. Поскольку А.М. Прохоров был заместителем директора ФИАН, письмо могло создать впечатление, что институт, поддержавший заявку Г. Аскарьяна, теперь изменил свое мнение. Г. Аскарьян обратился в дирекцию ФИАН с просьбой рассмотреть возникшее положение на Ученом Совете ФИАН.
Председателем Ученого Совета ФИАН по положению был директор института академик Дмитрий Владимирович Скобельцын. Он затребовал все относящиеся к делу публикации Г. Аскарьяна и его оппонентов и посвятил две недели их изучению. Сначала он знакомился с работами самостоятельно, затем начал вызывать ведущих оптиков ФИАН для обсуждения разных сторон проблемы. Ознакомившись с их мнением и с существом дела, Д.В. Скобельцын пришел к выводу, что решение Ученого Совета ФИАН, принятое ранее в поддержку Г. Аскарьяна и его заявки, было справедливым. На ближайшем заседании Ученого Совета ФИАН создавшееся положение было обсуждено с участием «спорящих сторон» —А.М. Прохорова (он входил в состав Ученого Совета) и Г.А. Аскарьяна (который был специально приглашен на заседание). Заседание вел Д.В. Скобельцын. Г. Аскарьяну было дано 10 минут для изложения своей точки зрения и ответа на возражения.
«После этого, — вспоминал Гурген, — Дмитрий Владимирович подошел ко мне и мягко сказал, что я должен удалиться на время из зала из «педагогических соображений», дабы не присутствовать при экзекуции виновных. Я вышел из зала и сразу побежал в будку киномеханика, откуда было все видно и слышно. Дмитрий Владимирович изложил суть дела и отмел противопоставления как не относящиеся к моим работам, так как мне приписывают то, чего я не утверждал и спор ведется не по существу. В ответ на выступления противников волноводного режима, что они забирают назад свои заявления, Д. В. авторитетно заявил: не вы забираете, а Ученый совет и 25
я властью директора аннулируем их и подтверждаем свое решение о поддержке открытия Аскарьяна».
Все это происходило в 1971 году. В том же году Г. Аскарьян получил диплом на открытие эффекта самофокусировки. И в том же году А.М. Прохоров и В.Н. Луговой получили диплом на открытие многофокусной структуры.
В установлении и защите авторских прав Г. Аскарьяна решающую роль наряду с Д.В. Скобельцыным сыграл также замечательный физик и человек академик Михаил Александрович Леонтович. Выше было сказано, что А.М. Прохоров с сотрудниками отрицали приоритет Аскарьяна в открытии самофокусировки. По их мнению, этот эффект был предсказан Т.Ф. Волковым за несколько лет до Г. Аскарьяна. Статья Т.Ф. Волкова была помещена в одном из выпусков знаменитого сборника «физика плазмы». М.А. Леонтович был научным редактором этого сборника. Он написал письмо в Комитет по делам изобретений и открытий. В письме он писал, в частности:
«Работа Т.Ф. Волкова «О стационарном распределении плазмы в магнитном поле», опубликованная в книге «Физика плазмы», т. 3, 1958 г. мне известна и была выполнена по моему предложению и под моим руководством. В ней решается одномерная задача о удержании плазмы плоской электромагнитной волной. Таким образом, как бы ни понимать понятие «самофокусировка», эта работа к фокусировке луча средой никакого отношения не имеет, поскольку при постановке ... вопрос о изменении расходимости лучей не ставился и рассмотрен не был (лазеров тогда не существовало)».
М.А. Леонтович добавил, что считает порочной практику выдачи патентов на открытия: « ... я считаю вообще, что таковые свидетельства не должны выдаваться ни за какие работы, поскольку каждая доброкачественная научная работа должна содержать новые факты или указание на их возможность, и, таким образом, невозможно найти грань, где начинается «открытие». Это относится к заявкам независимо от того, сделаны они Нобелевскими лауреатами, академиками или рядовыми научными работниками». В то же время он отметил, что, насколько ему известно, Аскарьян первый высказал идею самофокусировки.
Несколько лет заняла борьба за получение диплома на открытие, и эта борьба, хотя она и окончилась победой, совершенно измотала Г. Аскарьяна. Многие из тех, на чьих глазах эта борьба происходила, не сомневались в правоте Г. Аскарьяна, но также и не сомневались в победе А.М. Прохорова, в том, что Г. Аскарьян диплома на открытие самофокусировки не получит, а получат его А.М. Прохоров с сотрудниками.
На этом дело не закончилось. В конце 1982 года в издательстве «Советская Энциклопедия» вышел из печати том-справочник «СССР (1982)». В этом сборнике в статье «Физические науки» на стр. 310 упоминалось явление самофокусировки и утверждалось, что это явление открыто советскими учеными С.А. Ахмановым, Р.В. Хохловым и В.И. Талановым. Своей фамилии в этом разделе Г. Аскарьян не нашел. Работы С.А. Ахманова, Р.В. Хохлова, В.И. Таланова, Н.Ф. Пилипецкого, В.Е. Захарова внесли важный вклад в исследование самофокусировки, но все эти авторы в своих работах ссылались на Г. Аскарьяна как на первооткрывателя. Автором статьи в сборнике «СССР (1982)» был Виктор Яковлевич Френкель, физик из Ленинграда, известный также своими работами по истории физики. Г. Аскарьян связался с ним, желая узнать, почему В.Я. Френкель не упомянул о нем в своей статье. Для В.Я. Френкеля вопрос Г. Аскарьяна явился полнейшей неожиданностью и поводом для огорчения. Выяснилось, что в текст статьи без ведома автора были внесены изменения. Кто дал указание на это, Г. Аскарьян понял сразу же. Дело в том, что главным редактором издательства «Советская энциклопедия» с 1969 года был академик А.М. Прохоров.
Г. Аскарьян написал протестующие письма в издательство «Советская энциклопедия», в Президиум Академии Наук, в Комитет по делам изобретений и открытий. Он также написал письмо в отдел науки «Литературной газеты». Из «Энциклопедии» и из Госкомитета пришли ответы, более или менее формальные. В них, конечно, ничего не было сказано о том, кто несет ответственность за изменения, внесенные в статью В.Я. Френкеля без ведома автора. Однако в письме из «Энциклопедии» было обещано впредь упоминать в соответствующих местах о том, что идея самофокусировки принадлежит Г. Аскарьяну.
Отдел науки в «Литературной газете» тогда возглавлял Олег Павлович Мороз, с которым я поддерживал добрые отношения. Получив письмо Г. Аскарьяна, он прежде всего обратился к Д.В. Скобельцыну с просьбой высказать его мнение по поводу происходящего. После этого он поговорил о том же с А.М. Прохоровым. Оба высказались, причем оказалось, что точка зрения одного из них находится в противоречии с точкой зрения другого. Читателю эти точки зрения известны из предыдущего, поэтому не буду их здесь приводить еще раз. О.П. Мороз оказался в затруднении. Он стал опрашивать других физиков, в их число попал и я. Олег Павлович позвонил мне и спросил, какого я мнения о Гургене Ашотовиче Аскарьяне. Я Гургена любил как человека и восхищался им как физиком, но в разговоре с Олегом Павловичем сказал только, что считаю Г. Аскарьяна выдающимся физиком.
— А вот, академик Прохоров говорит, что Аскарьян ничего собой не представляет, — сказал Мороз.
Я на это только повторил, что считаю Г. Аскарьяна выдающимся физиком и добавил, что Прохоров его недооценивает. Поговорили мы еще на разные темы, как обычно говорим при редких контактах, и попрощались. А через некоторое время в «Литературной газете» было опубликовано письмо Г. Аскарьяна, в котором он выражал свое возмущение по поводу искажений, допущенных в томе «СССР (1982)». Фамилия А.М. Прохорова в этом письме не упоминалась. Вслед за письмом была напечатана выдержка из высказываний Д.В. Скобельцына по тому же поводу:
«Лет пятнадцать тому назад по просьбе председателя Государственного комитета по делам изобретений и открытий Ученый совет Физического института имени П.Н. Лебедева АН СССР рассмотрел вопрос о приоритете Г.А. Аскарьяна в открытии эффекта самофокусировки лазерных лучей. Обсуждение потребовалось вследствие возникшей конфликтной ситуации. Мне, как председателю Совета, пришлось знакомиться с обстоятельствами этого дела. Обсуждение показало, вопрос о приоритете Г. Аскарьяна достаточно ясен, что и было затем удостоверено в установленном порядке. Допущенное редакцией Большой Советской Энциклопедии искажение высказывания по данному вопросу автора статьи в энциклопедическом справочнике представляется мне недопустимым, особенно в связи с той конфликтной ситуацией, о которой говорилось выше».
И в этом высказывании, хотя речь шла о конфликте между Прохоровым и Аскарь- яном, фамилия Прохорова тоже не упоминалась.
Заключало эту подборку короткое редакционное замечание, в котором говорилось: « ... несоблюдение авторского права, умышленное или неумышленное, в конечном счете неблагоприятно отражается на научно-техническом потенциале страны».
И здесь Прохоров не был упомянут.
Кстати говоря, в 1983 году вышел вторым изданием биографический справочник «Физики», составленный Ю.А. Храмовым. Справочник в целом полезен и содержит много информации. Г. Аскарьяна в этом справочнике нет, а открытие самофокусировки приписано Ч. Таунсу.
Но все же для справедливости следует отметить, что в ряде справочных и учебных изданий того времени вклад Гургена в нелинейную оптику был должным образом отмечен. В 1979 году в Варшаве вышел из печати учебник «Введение в физику лазеров», написанный проф. Ф. Качмареком. Через два года перевод этого учебника на русский язык был издан в СССР. Учебник этот отличается тем, что изложение каждого раздела лазерной физики сопровождается кратким историческим введением. Глава 24 — «Явление автоколлимации и самофокусировка света» — открывается портретом Г. Аскарьяна. Портрет снабжен подписью: «Д-р Г.А. Аскарьян из Физического института им. П.Н. Лебедева АН СССР. Первым обратил внимание на возможность самофокусировки электромагнитного излучения в плазме. Автор многих интересных работ в области квантовой электроники и нелинейной оптики». В тексте же отмечается, что плазменный механизм самофокусировки, рассмотренный Г. Аскарьяном, по-видимому, играет универсальную роль и имеет место также и в твердом теле, поскольку мощный лазерный пучок создает в твердом теле состояние ионизации.
Учебник Ф. Качмарека был одним из первых, в котором упоминались результаты, полученные Г. Аскарьяном. С тех пор прошло много времени, и теперь невозможно представить себе руководство по нелинейной электродинамике или по оптике мощных световых пучков, в котором не было бы ссылок на работы Г. Аскарьяна. Эти работы во многом определяют современное состояние науки о взаимодействии мощного излучения с веществом.
* * *
С появлением лазеров стало возможно получать световые пучки такой интенсивности, о которой до этого нельзя было и мечтать. Излучение даже не очень мощных лазеров, падая на металлическую пластинку, могло прожечь в ней дырку. Для физиков- лазерщиков одно время прожигание дырок в бритвенных лезвиях стало чем-то вроде забавы. Мало кто удержался от этого искушения. Г. Аскарьян тоже отдал дань этому увлечению. Рассматривая прожженные в металле отверстия, Гурген обратил внимание на то, что эти отверстия для разных условий опыта выглядят по-разному. У одних отверстий края были ровные, оплавленные, их внешний вид говорил, что отверстие проплавлено в металле. У других отверстий края были неровные, рваные, как будто отверстие было не проплавлено, а пробито. При этом отверстия с ровными оплавленными краями получались в опытах с лазерами относительно небольшой мощности, а отверстия с рваными краями получались в опытах с более мощными лазерами.
Можно было попытаться объяснить различия тем, что относительно слабый световой пучок оказывал только тепловое действие, а более мощный пучок оказывал столь сильное световое давление, что оно пробивало металлическую пластинку. Однако, простые оценки опровергали такое объяснение. Световое давление в луче даже сравнительно мощного лазера из тех, что имелись в группе Гургена, было недостаточно для того, чтобы пробить тонкую металлическую пластинку.
Объяснение было найдено в работе Г.А. Аскарьяна и Е.М. Мороза, опубликованной в 1962 году в «Журнале экспериментальной и теоретической физики». Как было отмечено в этой работе, большие потоки энергии, сконцентрированные на малых площадях, способны вызвать столь интенсивное испарение, что оказывается необходимым при оценке давления на поверхность учитывать большое давление отдачи при испарении вещества. Приведенные в работе оценки показывали, что давление отдачи при испарении вещества в луче лазера может на несколько порядков (в десятки и сотни тысяч раз) превосходить световое давление. Были проведены также оценки для
случая, когда на поверхность вещества падает не лазерный луч, а пучок быстрых электронов. В этом случае давление отдачи, возникающее из-за нагрева и последующего испарения вещества с поверхности, также оказывалось на несколько порядков выше, чем давление пучка.
В статье отмечалось, что давление отдачи при испарении может быть использовано для ускорения частичек вещества в концентрированном луче лазера до скоростей порядка сотен километров в секунду. В дальнейшем Гурген с сотрудниками провел эксперименты, которые подтвердили первоначальные расчеты.
Давление отдачи, возникающее при интенсивном испарении с поверхности под действием лазерного луча, Г.А. Аскарьян и Е.М. Мороз предложили также использовать для генерации звука в твердом теле. Действительно, если на поверхность твердого тела воздействует достаточно интенсивный сфокусированный лазерный луч, модулированный по времени, то в области воздействия луча на границе тела образуется область значительного переменного давления с частотой, равной частоте модуляции луча. При соответствующем выборе частоты в объеме тела возникают интенсивные ультра- и гиперзвуковые колебания, и это обстоятельство может оказаться полезным при обработке тел с помощью лазерного излучения, так как способствует дробящему и режущему действию луча.
Явление, рассмотренное Г.А. Аскарьяном и Е.М. Морозом — давление отдачи при интенсивном испарении в луче лазера — получило в дальнейшем название светоабляционного давления.
Мощное лазерное излучение может быть использовано для одновременного сжатия, разогрева и ионизации вещества. Эксперименты, проводимые в настоящее время в лабораториях ряда стран, направлены на получение с помощью лазеров плотной горячей плазмы с такими значениями плотности, температуры и давления, при которых становятся возможными процессы управляемого термоядерного синтеза с выделением энергии. В подготовке такого состояния, в котором начинается реакция синтеза, световая абляция играет существенную роль.
* * *
Г. Аскарьян рассмотрел также прохождение мощных звуковых пучков через среду и показал, что сильный звук меняет свойства среды, через которую он проходит, и меняет таким образом, что и для пучка звуковых волн может возникнуть явление самофокусировки. Свойства среды в объеме сильного звукового волн меняются — пучок нагревает среду, а это меняет скорость распространения звуковых волн. Кроме того, в поле сильной звуковой волны возможны и другие процессы, меняющие свойства среды — например, образование малых пузырьков при перепаде звукового давления. Это приводит к тому, что из однородной вначале среды получаются две среды с разными значениями скорости звука: одна среда в объеме пучка звуковых волн, другая — вне пучка. Достаточно мощный звуковой пучок может сам себе создать в среде такие условия, при которых его расходимость уменьшится или прекратится. Нелинейная акустика обогатилась новым красивым эффектом, одинаково важным и для понимания тех особенностей, которые характерны для нелинейных процессов, и для приложений.
Исследования Г. Аскарьяна далеко продвинули вперед еще одну главу нелинейной физики — светоакустику. Так называется сравнительно новый раздел физики, в котором рассматривается взаимное воздействие звуковых и электромагнитных волн в среде. По существу, работы Г. Аскарьяна и соавторов, наряду с работами других авторов, заложили основы светоакустики.
29
По-видимому, человеческий ум так устроен, что при изучении какого-то нового явления старается представить и описать это явление в предельно простой постановке, отбрасывая все то, что поначалу кажется несущественным, и оставляя только то, что при первом рассмотрении представляется главным. Так, при рассмотрении электромагнитных волн в среде молчаливо предполагалось, что среда обладает только электромагнитными свойствами — диэлектрической проницаемостью и магнитной проницаемостью. Упругие свойства среды не принимались в расчет. Точно так же, при рассмотрении звуковых волн в среде принимались во внимание только упругие свойства среды и отбрасывались ее электромагнитные характеристики. При таком рассмотрении звуковые волны в среде никак не взаимодействуют с электромагнитными волнами, состояние звукового поля никак не связано с состоянием электромагнитного, а, в свою очередь, электромагнитное поле никак не связано со звуковым. Возникает представление, характерное для физики линейных явлений, что эти два поля совершенно независимы, и это представление настолько укореняется, что утверждение о возможной связи между звуковым и электромагнитным полем поначалу воспринимается как нечто беспочвенное. Сила Г. Аскарьяна заключалась в том, что он такую связь видел, и это понимание приводило к остроумным идеям, красивым экспериментам и к важным приложениям.
Академик Петр Петрович Лазарев, ученик Петра Николаевича Лебедева и в свою очередь учитель многих выдающихся физиков, в том числе и академика Сергея Ивановича Вавилова, отличался широтой своих научных интересов. Он, в частности, занимался физиологией органов чувств. Его коллеги с большим подозрением относились к этим исследованиям. Терпение скептиков подошло к концу, когда П.П. Лазарев сделал доклад под названием «Влияние пения на зрение». В Академии была создана комиссия для проверки того, чем занимался П.П. Лазарев. Председателем комиссии был назначен академик А.Н. Бах, в состав комиссии были включены академики С.И. Вавилов, А.Н. Крылов, Л.А. Орбели, А.А. Рихтер. Сохранился очень интересный отзыв А.Н. Крылова на спорные работы П.П. Лазарева. У А.Н. Крылова тема исследований, избранная П.П. Лазаревым, не вызывает никаких возражений, но он считает, что П.П. Лазареву следовало иначе озаглавить свой доклад, тогда бы научное сообщество не имело никаких возражений. Он пишет: « ... доклад «Влияние пения на зрение» следовало озаглавить «Влияние раздражения мозгового центра слуха на мозговой центр зрения», причем для точности следовало указать и латинские анатомические названия того или другого центра, тогда заглавие доклада не могло бы вызвать никаких недоразумений».
Работы Г.А. Аскарьяна и соавторов по светоакустике можно было бы озаглавить «Влияние света на звук».
Выше уже говорилось о том, что мощный световой пучок, падая на среду, порождает звуковые волны. Но взаимодействие света со звуком этим примером не исчерпывается. Г. Аскарьян рассмотрел и другие важные примеры такого взаимодействия. Одним из них является светофокусировка звука.
Уже говорилось о том, что мощный звуковой пучок в среде меняет ее свойства — нагревает среду или создает в ней пузырьки, а это меняет сжимаемость среды и в конечном счете скорость звука в области сильного звукового поля. На этом основана самофокусировка звука.
Но для того, чтобы звуковая волна изменила свойства среды, требуется время, воздействие сильного звука на среду должно быть достаточно длительным. В 1987 году была опубликована работа Г.А. Аскарьяна и А.В. Юркина, в которой канал для
30
волноводного прохождения звука создавался световым лучом. Лазерный луч нагревал жидкость или вызывал образование в ней пузырьков. Создавался волноводный канал для звука. Нагрев также приводил к тому, что вязкость жидкости в объеме лазерного пучка падала, а это уменьшало затухание звука, который распространялся по волноводному каналу, созданному световым лучом. Световой луч устранял расхождение звукового луча и уменьшал затухание звука.
Взаимодействие звука со светом многообразно. Например, звуковая волна будет отражаться, преломляться или рассеиваться, падая на мощный световой пучок в среде. Действительно, свойства среды в объеме светового пучка и вне его различны, и это приводит к трансформации звуковой волны на границе области, занятой световым пучком.
В работах Г. Аскарьяна с соавторами были заложены основы светоакустики, во многом определяющие ее нынешнее состояние и дальнейшее развитие.
* * *
Уже значительно позже, в 1994 году вышел из печати сборник воспоминаний об академике Евгении Константиновиче Завойском. В этом сборнике есть и воспоминания Г. Аскарьяна. По справедливому мнению Г. Аскарьяна, Е.К. Завойский подал в отставку в расцвете своих сил и преждевременно умер, затравленный нетерпимыми и недоброжелательными людьми, видевшими в нем своего конкурента. Гурген заключил свои воспоминания словами:
«Да, наука так же безжалостна, как война, в ней есть и пропавшие без вести, и разведчики, и мародеры, и слава победы, и горечь поражения. Но на войне у обеих сторон есть оружие в руках. В науке часто оружие имеет только находящийся на большом посту, у него бронежилет номенклатурной непогрешимости и собственное войско соратников-прихлебателей. И противостоит им, как правило, одиночка, человек редкого творческого ума, души, и очень ранимый — так уж устроена душа творца, открывающего новое. Эта борьба — всегда дуэль не по правилам».
В этих словах звучит горькое сожаление по поводу трагедии Е.К. Завойского, но, несомненно, в них чувствуется и личный опыт Г. Аскарьяна, вынесенный из неравной борьбы за право на открытие. Трудно ему было. Тем больше был он благодарен тем, кто поддержал его в этой борьбе — академикам Д.В. Скобельцыну и А.М. Леонтовичу.
В 1988 году за открытие и исследование самофокусировки Г. Аскарьяну была присуждена Ленинская премия — высшая в то время научная премия в Советском Союзе. Явление самофокусировки вошло в учебники по физике и оптике, в энциклопедические справочники.
Здесь следует сказать, что битва за самофокусировку — это, может быть, самый яркий, но не единственный пример такого рода событий в жизни Г. Аскарьяна. Гурген неоднократно вступал в борьбу за свой приоритет. Мы не будем здесь перечислять все эти случаи, ограничимся только тем что отметим две характерные особенности, которые присутствовали почти во всех случаях, когда Гурген вел приоритетную борьбу. Во-первых, он практически всегда был прав. Во-вторых, эти бои за правильное цитирование, против замалчивания его результатов — эти бои отнимали у него много сил и времени. Несколько раз я пытался его отговорить от этой борьбы. Я говорил ему: «Гурген, зачем ты тратишь силы и время на доказательство своего приоритета? Любой человек может взять твои работы, сравнить их с работами тех, против кого ты выступаешь, и рано или поздно все станет ясно».
Несколько раз он слушал меня и ничего не отвечал. Но однажды его прорвало. Он сказал:
— Вот я умру, а какой-нибудь з ... ц вроде тебя напишет обо мне книгу, как ты написал о Хевисайде, и восстановит справедливость. Мне это будет уже безразлично, как и тем жуликам, которые приписали себе мои результаты и процветали при жизни.
Оливер Хевисайд — знаменитый английский математик и физик. Он сделал очень много за свою жизнь, но многие его открытия не были признаны, были быстро забыты и затем переоткрывались другими исследователями. Я написал книгу о нем и о его работах. Гургену книга очень понравилась, Хевисайд оказался близок ему по особенностям характера и творчества, а также по трудной жизни.
После столь резкой отповеди я больше не заводил разговоров на тему о приоритете.
* * *
В лаборатории плазмы Гурген занимал особое место. Его положение определялось не занимаемой должностью (он был старший научный сотрудник и руководил небольшой экспериментальной группой), а выдающимися научными достижениями и человеческими качествами. О его научной деятельности многое было сказано выше. Что касается его человеческих качеств, то он привлекал к себе независимостью суждений (правда, это его качество многих отнюдь не привлекало — люди авторитарные, самовлюбленные, а также карьеристы недолюбливали Аскарьяна). Еще одним его качеством было совершенно удивительное остроумие. Он любил шутки, байки, анекдоты, был прекрасным рассказчиком. По части анекдотов у меня с ним было негласное соперничество. Гурген обычно при встрече рассказывал анекдот, почти всегда это был анекдот новый или, во всяком случае, неизвестный мне ранее. Плохих анекдотов он не рассказывал, в этом деле у нас с ним были общие вкусы — что нравилось ему, то нравилось и мне. Но когда я ему рассказывал анекдот, он, большей частью, выслушав, делал недовольное скучное лицо и говорил:
— Старо! Нет ли чего-нибудь поновее
Иногда он не выдерживал — смеялся. Но потом снова с недовольным лицом говорил: — Старо!
Это он говорил, чтобы я не очень зазнавался.
Всему институту мы были известны как любители и рассказчики анекдотов. Гурген решил подорвать мою известность. С этой целью он стал рассказывать всем знакомым плохие анекдоты — либо очень глупые, либо крайне неприличные (и тоже глупые). Слушатели и слушательницы выслушав его громко возмущались. Тогда Гурген говорил:
— Этот анекдот я только что слышал от Болотовского.
Довольно скоро я узнал об этой хитрой атаке. Никакой обиды я не почувствовал, скорее пришел в восхищение от такой изобретательности. Стал я готовить ответный ход, но ничего достойного не придумал и махнул рукой. Не видя реакции с моей стороны, Гурген прекратил свою очернительскую деятельность — ему стало неинтересно.
Он был великий мастер на разного рода проделки. Равного ему я в жизни не встречал. Расскажу здесь только некоторые из них.
* * *
Заведующий лабораторией плазмы Матвей Самсонович Рабинович приходил на работу с большим, пузатым и тяжелым портфелем. Г. Аскарьян высказал предположение, что Рабинович только таскает свой портфель из дома на работу и обратно, и никогда не раскрывает его. Гурген побился об заклад, что он положит Рабиновичу в
32
портфель кирпич, и что Рабинович будет таскать этот кирпич в течение месяца. Когда Матвей Самсонович однажды обходил лабораторию, Гурген проник в его кабинет и вложил в портфель Рабиновича кирпич, завернутый в газету. Матвей Самсонович носил этот кирпич ровно месяц, а потом Гурген при свидетелях этот кирпич извлек.
* * *
В лаборатории работал Петр Федорович Леман, заместитель М.С. Рабиновича по хозяйственной части. Когда ему исполнилось пятьдесят лет, в лаборатории решили отпраздновать это событие. После работы накрыли столы, поздравили Петра Федоровича с днем рождения, вручили ему подарок — фотоаппарат — и сели выпивать и закусывать. Пока шло застолье, Гурген открепил от стула инвентарный номерок — овальный жестяной медальончик с учетным номером, затем прикрепил этот инвентарный номерок к подаренному фотоаппарату и позвонил на проходную. Он сказал:
— Когда будет выходить Леман, проверьте его. Он будет выносить казенный фотоаппарат. Запишите инвентарный номер.
И он продиктовал номер. Леману пришлось перенести несколько неприятных минут.
Удивительно, что никто из тех, над кем Гурген подшучивал, обиды на него не держал. Но справедливость требует отметить, что я знаю нескольких достойных и уважаемых мною людей, которые были обижены неоправданно резкими, по их мнению, высказываниями Г. Аскарьяна, и не только по их адресу. Причем, эти люди полностью отдавали Г. Аскарьяну должное как выдающемуся физику.
* * *
Одно время Аскарьян сидел в одной комнате с Игорем Данилкиным. Однажды, когда Игорь ушел на обед, Гурген проделал следующее. Он отвернул от письменного стола, за которым сидел Данилкин, все три ручки — ручку от центрального ящика и две ручки от боковых дверец. Затем он повернул стол передней частью к стене, а на заднюю стенку стола привинтил ручки. После этой переделки стол полностью сохранил свой внешний вид. Когда Данилкин вернулся с обеда, он обнаружил, что центральный ящик письменного стола не выдвигается, а дверцы не открываются. Он некоторое время пытался открыть стол с той стороны, с которой открыть его было невозможно, прежде, чем догадался обо всем.
Когда я заболел и попал в больницу, Гурген регулярно навещал меня, причем довольно часто он приходил в неположенное время — в тихий час или во время обхода. В вестибюле больницы сидел дежурный, который в неположенное время никого не пропускал. Но Гурген проходил. Идя ко мне, он покупал яблочный сок в трехлитровом стеклянном баллоне и с этим баллоном в сетке-авоське входил в вестибюль больницы и шел мимо дежурного. Тот, пытаясь остановить Гургена, говорил:
— Гражданин, вы куда?
Гурген в ответ высоко поднимал баллон с яблочным соком. Баллон светился янтарным светом, а Гурген спрашивал официальным голосом:
— Анализы здесь сдают?
Дежурный терял дар речи, и Гурген проходил. Так он прошел несколько раз, а потом его перестали останавливать.
* * *
Однажды после работы мы с Гургеном шли домой по Ленинскому проспекту. Дело было летом, ближе к вечеру. Солнце светило нам в спину. Было жарко. Шли мы не спеша. Около транспортного агентства на тротуаре стоял большой ларь, сваренный из толстых железных прутьев. Ларь был набит арбузами. Рядом стоял столик с
33
весами, а около столика маялся продавец. Покупателей не было.
— Не умеешь торговать, — сказал Гурген, — давай, я тебе помогу. Он встал за столик и стал громким голосом возглашать:
— Лечебные арбузы! Лечебные арбузы! Покупайте лечебные арбузы! Почти сразу появился покупатель, потом другой, потом возникла небольшая очередь.
— Действуй! — сказал Гурген продавцу и повернулся, чтобы уйти. Продавец сказал спасибо, а один из стоявших в очереди спросил:
— Это что значит — лечебные арбузы? От какой болезни?
— От диабета, — сказал Гурген, и мы пошли дальше. Когда мы немного отошли, я спросил его:
— Гурген, чем они помогают от диабета, эти арбузы?
— В них сахара нет, — ответил он.
* * *
В семидесятых годах столовая в нашем институте была не очень хорошая. Про нее было придумано много шуток. Одной из самых удачных была шутка Семена Конштейна. Он спрашивал, чем кормят в нашей столовой, и отвечал: инвариантами желудочно-кишечных преобразований.
Гурген эту мысль выразил иначе. Он соотнес нашу столовую с окружающей жизнью.
Однажды он встретил меня на выходе из ФИАНа. Он шел в институт, я — из института.
— Куда ты? — спросил Гурген.
Я шел в столовую ВЦСПС. Она была лучше нашей институтской и расположена неподалеку. Иногда я ходил туда обедать.
Узнав, куда я иду, Гурген укоризненно покачал головой и сказал:
— Нехорошо! Обедать надо в ФИАНовской столовой. Нарушаешь принцип гармонического существования.
— А что это за принцип? — спросил я.
— Жить надо гармонически. Все стороны жизни должны соответствовать друг ДРУГУ- В дерьме живешь — дерьмом питайся.
Вряд ли, говоря эти слова, он имел в виду обстановку в ФИАНе. По крайней мере, я тешу себя этой мыслью.
Сам он сравнительно редко обедал на работе. Во второй половине шестидесятых годов серьезно заболела его мать, Астрика Михайловна. Сестра же его Гоарик еще раньше стала нетрудоспособной. Заботы о доме легли на плечи Гургена. Обычно в середине рабочего дня он уезжал домой, чтобы накормить обедом мать и сестру, потом возвращался на работу и уходил из ФИАНа затемно. Поэтому в столовой ФИАН он появлялся редко. Несколько раз мы с ним вместе ходили обедать, но, как правило, если уж он обедал в институте, то появлялся в столовой вместе со своим другом Германом Батановым. В другие столовые кроме ФИАНовской он не ходил. По-видимому, этого требовал принцип гармонического существования.
Была и еще одна причина, по которой он должен был в середине каждого рабочего дня ездить домой. Он держал собаку — большого бульдога. Надо было с бульдогом гулять, и кроме Гургена в семье никто не мог это делать. Накормив обедом сестру и мать, Гурген еще успевал вывести бульдога минут на двадцать погулять. Он гулял с собакой еще и рано утром до работы, и поздно вечером, закончив дневные дела. Собака занимала заметное место в его жизни, он много рассказывал о ней.
Когда бульдог умер, Гурген не стал заводить новую собаку — уже не хватало сил на уход за ней. В доме появились кошки.
* * *
А вот еще одно воспоминание о проделках Гургена. Это было в конце 60-х годов. Я тогда был секретарем семинара по теоретической физике, который вел академик В.Л. Гинзбург. Среди моих обязанностей была и такая: надо было перед каждым семинаром выписывать пропуска тем участникам, которые не посещали семинар постоянно, а ходили от случая к случаю. И вот за день до семинара я выписываю пропуска по заранее составленному списку гостей, в который на этот раз входит человек десять. Только я начал, приходит Гурген и зовет меня обедать. Я говорю:
— Подожди немного. Сейчас выпишу пропуска и пойдем.
— Не теряй время, — говорит Гурген. — Я сейчас все оформлю. Он берет у меня список гостей, задирает голову кверху поворачивается лицом к вентиляционной решетке и говорит четко, громко и неторопливо:
— Николай Николаевич! Прошу Вас оформить пропуска на завтра следующим лицам для участия в семинаре академика Гинзбурга.
И он так же четко, громко и неторопливо зачитал список, а потом сказал:
— Ну, пошли обедать.
Николай Николаевич Иванов был в нашем институте заместителем директора по режиму
— Гурген, пошутил и хватит, — сказал я. — Не будет Николай Николаевич за меня делать мою работу. Дай, допишу и пойдем.
Выписал я все пропуска и пошли мы с Гургеном в столовую. Идем по двору ФИАНа, попадается нам навстречу Николай Николаевич Иванов. Увидел он Гургена, и лицо его приняло сердитое выражение, даже покраснело. Он с нами поздоровался, а потом повернулся к Гургену и гневно сказал:
— Гурген! Ты эти штуки брось!
Я похолодел. Я решил, что Николай Николаевич слышал, как Гурген над ним подшучивал. Я вполне допускал, что наши разговоры прослушиваются. За несколько лет до этого случая Теоретический отдел получил новые помещения и переселился из центральной части здания. Все наши телефонные номера за нами были сохранены. Я сам слышал, как Николай Николаевич Иванов говорил начальнику телефонной станции:
— Василий Васильевич! Значит, договорились, теоретиков включаем по старой схеме.
Эти слова, конечно, не означали, что наши телефоны прослушиваются, но могли быть истолкованы и таким образом. И вот теперь я убеждаюсь, что наши разговоры действительно прослушиваются!
Но оказалось, что дело было не в этом. Николай Николаевич был в обиде на Гургена за другое. Группа режима, которой руководил Николай Николаевич, располагалась на первом этаже, на низком первом этаже. Если смотреть со двора, то подоконники были немного выше пояса. Было видно через оконное стекло, что на подоконниках стояли блюдечки, в блюдечки была налита вода и положен слой ваты, а на вате лежали семена — это девочки из группы режима проращивали семена цветов, чтобы высадить их весной в клумбы. И вот Гурген водил экскурсии к этим подоконникам и стоя перед окнами группы режима, объяснял:
— Здесь хранятся анализы лиц, выезжающих за границу.
* * *
К тому же времени относится и еще один случай. Идем мы с Гургеном по двору ФИАНа и встречаемся с Анатолием Неофитовичем Георгобиани — физиком из лаборатории полупроводников. Я поздоровался с Толей, мы пожали друг другу руки, и он повернулся к Гургену. Но Гурген своей руки не подал и, обращаясь к Толе произнес загадочные для меня слова:
— У Христа было двенадцать учеников. Двенадцатый был Иуда. Он Христа и предал.
Сказав эти слова, Гурген отвернулся от Толи Георгобиани и пошел. Я его догнал и спросил, что произошло, чем его обидел Толя. Гурген мне рассказал, что он несколько дней назад звонил мне по внутреннему телефону, но по ошибке набрал номер Георгобиани, с которым у него были вполне хорошие отношения. Георгобиани снял трубку. Гурген попросил к телефону Болотовского. Толя не узнал Гургена по голосу и сказал, что у Болотовского другой номер. Тогда Гурген пошел на розыгрыш. Он спросил:
— Ас кем я говорю?
— Это Георгобиани, — сказал Толя.
— Товарищ Георгобиани, вы-то мне и нужны, — сказал Гурген. — С вами говорит Иванов, заместитель директора по режиму. Толя сказал:
— Здравствуйте, Николай Николаевич!
— Товариш Георгобиани, у меня есть информация о том, что вы рассказываете антисоветские анекдоты.
Толя — остроумный человек, он любил слушать анекдоты и любил их рассказывать. Почти на всех банкетах, на которых он присутствовал, его выбирали тамадой. И он был прекрасный тамада. Однако я не помню, чтобы он рассказывал анекдоты, направленные против властей предержащих или произносил тосты, которые могли бы быть истолкованы в таком же смысле. Тем не менее, услышав столь серьезные обвинения в свой адрес, и от кого — от человека, которого Министерство государственной безопасности уполномочило следить за режимом в институте, Толя почувствовал себя крайне неуютно. Он сказал:
— Николай Николаевич, вы можете спросить кого хотите, вам любой скажет, что я никогда не рассказывал антисоветских анекдотов. «Николай Николаевич» сказал:
— Да? Ну, я проверю. Кроме того, говорят, что вы на банкетах произносите безыдейные невыдержанные тосты.
Толя и это опроверг. Тогда «Николай Николаевич» выдвинул последнее обвинение:
— И друзья у вас какие-то сомнительные.
— Кого вы имеете в виду? — спросил Георгобиани.
— Ну, например, Аскарьяна.
— Какой он мне друг, здравствуй и прощай, — сказал Толя. Тут Гурген не выдержал, обругал Толю и повесил трубку. С тех пор Гурген с ним не здоровался.
Через несколько дней после того, как Гурген рассказал мне эту историю, я встретил Толю Георгобиани и расспросил его. Он все подтвердил и добавил:
— Ты понимаешь, когда со мной говорит заместитель директора по режиму и выдвигает такие обвинения, я теряю чувство юмора, у меня даже и мысли не было, что это розыгрыш.
Хотя я и не одобрял столь легкого отречения от друга, в одном отношении я Толе посочувствовал. Гурген затеял довольно безжалостный по тем временам розыгрыш. Я так и не знаю, наладились ли у них в конце концов отношения.
36
* * *
Идет семинар В.Л. Гинзбурга. Докладчик рассказывает об излучении атомов. И в своем докладе употребляет поэтический образ — струение энергии. Атом излучает, значит, говоря общепринятым каноническим языком, возникает поток энергии. Поток энергии — это общепринятый термин, а докладчик говорит: «струение». Струится энергия, отсюда — струение. Гурген слушает, и ему не нравится слово струение. Он говорит:
— Что это за слово — струение! Есть более подходящий термин. Его и надо использовать.
— Какой термин? — спрашиваю я.
— Струйня! — говорит Гурген.
* * *
Однажды Гурген позвонил мне на исходе рабочего дня. Не помню в точности, о чем мы говорили, но помню , что разговор в конце концов перешел на такие темы, о которых в то время говорить по телефону было опасно. По-видимому, все-таки телефоны Теоретического отдела прослушивались. Незадолго до этого разговора мне сказали, что в ФИАНе создан Отдел борьбы с утечкой информации. В задачи этого отдела входило прослушивание и запись телефонных разговоров чтобы пресекать обсуждение по телефону проблем, составляющих государственную тайну. Если такой отдел действительно существовал, то он, конечно, следил не только за соблюдением секретности, но «и за политической благонадежностью сотрудников.
В тот раз Гурген стал весьма критически высказываться в адрес самого высокого нашего начальства. А было это не то в последние годы правления Л.И. Брежнева, не то уже при Ю.В. Андропове. Желая остановить Гургена, я рассказал ему про Отдел борьбы с утечкой информации и про то, что наш разговор, скорее всего, записывается.
— Я знаю, — ответил Гурген. — Но ты пока не беспокойся. Они набрали полный штат для записи телефонных разговоров, а на расшифровку у них никого нет — им еще не дали штатных единиц.
* * *
Когда мне исполнилось 40 лет, Гурген подарил мне модель памятника. На постаменте из флюорита был укреплен пластмассовый конь, вставший на дыбы — вроде того коня, на котором сидит Петр I на Сенатской площади. На большой пластине из нержавеющей стали, прикрепленной к постаменту, были лазером проплавлены слова: «В честь 40-летия воссоединения Б.М. Болотовского с армянским народом». В то время я сотрудничал со многими физиками из Ереванского физического института. Они приезжали ко мне в Москву, я часто ездил к ним в Ереван. В Армении среди физиков Г. Аскарьян был человеком из легенды. Его шутки переходили из уст в уста, тематика его исследований была для многих интересна. Каждый армянский физик, встречаясь с Гургеном, считал своим долгом пригласить его в Ереван. Он так и не смог выбраться на свою историческую родину. Когда я приезжал в Ереван, меня многие спрашивали, над чем работает сейчас Аскарьян, как его здоровье, какие шутки он отмочил, когда, наконец, приедет. У него было много друзей в Ереване, и каждый просил передать ему привет. В Армянской Энциклопедии была специальная статья, посвященная Г. Аскарьяну.
* * *
В самом начале 1989 года началась кампания по выборам на съезд народных депутатов. Согласно положению о выборах, Академии Наук СССР было предоставлено право выбрать на съезд 25 своих представителей.
В институтах Академии прошли собрания, на которых коллективы выдвигали своих кандидатов. Первое место по числу выдвижений занял Андрей Дмитриевич Сахаров, за которого дружно проголосовали около сотни институтов Академии Наук. Потом на заседании Президиума Академии Наук состоялось голосование по всем выдвинутым кандидатурам. В результате этого голосования А.Д. Сахаров был забаллотирован, не прошел в народные депутаты. Я был так потрясен этой явной несправедливостью, что написал протестующее письмо в журнал «Огонек» — этот еженедельный журнал тогда был неслыханно популярен, все его читали. Письмо мое напечатали, и многие мои друзья, прочитав письмо, звонили мне и соглашались с тем, что было сказано в письме. Но однажды, когда зазвонил телефон и я снял трубку, хриплый голос сказал мне: «Сволочь! С тобой говорит общество «Память». Дай срок, мы тебя поставим к стенке. Дни твои сочтены». И что-то еще в этом роде.
Поначалу я был ошарашен, но довольно быстро узнал Гургена —то ли по голосу, то ли по интонации. Когда он замолчал, я сказал: «Привет, Гурген, давно ли ты вступил в «Память»? Он был, как ни странно, доволен тем, что его розыгрыш не получился. Мы с ним еще несколько минут поговорили, и он сказал, что согласен с моим письмом в «Огоньке». Я был очень рад его одобрению.
В 1979 году умерла мать Гургена, Ася Михайловна. До этого она около десяти лет болела, а последние несколько лет была прикована к постели. Гурген сообщил на работе о том, что у него умерла мать и сказал также, на какой день и час назначены похороны. Он никого специально не позвал на похороны матери.
За день до похорон мне домой позвонил Олег Федянин, работавший с Гургеном в одной лаборатории. Он хотел прийти на похороны, но поскольку Гурген никого не звал, Олег не знал, следует ли ему приходить. Мы поговорили и решили, что надо прийти — во-первых, он наш друг, и надо быть с ним в это тяжелое для него время, а во-вторых, если мы не придем, то кто ему поможет вынести гроб?
Утром в день похорон в квартире Гургена собрались четыре человека: Герман Батанов, Стас Гребенщиков, Олег Федянин и я. Больше никто не пришел.
В маленькой дальней комнате квартиры стоял гроб с телом Аси Михайловны. В комнате стоял едва уловимый сладковатый запах тления. По квартире бродила неряшливо одетая Гоар, сестра Гургена, и время от времени говорила что-то бессвязное. Гурген был непривычно тих.
Квартира была в запущенном состоянии — обшарпанные стены, запачканные полы, старая ободранная мебель. Квартира нуждалась в ремонте, но Гургена на все не хватало, его силы поглощал уход за матерью и сестрой.
Когда пришел похоронный автобус, мы подняли гроб с телом и перенесли его в автобус. Гурген вышел с нами. Сестра его осталась дома, он не взял ее с собой.
После похорон мы проводили его до дома, и перед подъездом он с нами распрощался. Он хотел побыть с сестрой в этот день.
* * *
Во второй половине 80-х годов Г.А. Аскарьян заинтересовался вопросами экологии или, если использовать терминологию А.Д. Сахарова из его знаменитой работы «Размышления о прогрессе, мирном сосуществовании и интеллектуальной свободе», вопросами геогигиены. К великому сожалению, человечество за время своего развития
38
на планете Земля наряда с великими достижениями породило не менее великие и трудно разрешимые проблемы. Одной из этих проблем является загрязнение среды обитания, которое достигло таких устрашающих размеров, что уже и название «среда обитания» можно употреблять с натяжкой, а точнее было бы сказать «среда вымирания». Гургена эта проблема интересовала давно. Какую-то роль в том, что он не терял интерес к вопросам экологии, сыграл семинар П.Л. Капицы, который регулярно проходил дважды в месяц по средам в Институте физических Проблем. Время от времени на заседаниях семинара обсуждались вопросы экологии. Определенное воздействие на Г. Аскарьяна оказала и позиция А.Д. Сахарова, который неоднократно подчеркивал большое значение борьбы за сохранение среды обитания.
В 1973 году Г.А. Аскарьян с сотрудниками (Е.К. Карлова, Р.П. Петров, В.Б. Студе- нов) исследовали действие мощного лазерного луча на поверхность воды, покрытую тонкой пленкой загрязнений (керосин, нефть, масло). В этой работе исследовалась возможность уничтожать (выжигать, испарять или разбрызгивать) загрязнения с помощью мощного инфракрасного излучения. В качестве источника излучения предлагалось использовать инфракрасный лазер на СО2 с длиной волны 10 мкм. Такие лазеры давали достаточно мощное излучение в такой области спектра, что оно сильно поглощалось. Таким образом, излучение сильно нагревало поверхностный слой воды с плавающей на нем пленкой загрязнений. Проведенные авторами эксперименты показали, что можно добиться селективного испарения и возгорания слоя загрязняющей жидкости на поверхности воды. Был исследован также и другой способ удаления загрязняющей жидкости с поверхности воды. Мощное излучение нагревало воду под слоем жидкости, и резкое испарение воды подбрасывало загрязняющий слой вверх на довольно большую высоту, и это упрощало сбор загрязнений.
Свои результаты авторы изложили в краткой статье, направленной в журнал «Письма в ЖЭТФ». В статье было с благодарностью отмечено, что тема исследования возникла под влиянием П.Л. Капицы, который своим докладом на семинаре привлек внимание физиков к проблемам борьбы с глобальными загрязнениями среды.
Любопытно отметить, что редакция «Писем в ЖЭТФ», куда авторы направили свою статью, не хотела эту статью принять, и причиной такого отказа оказались не претензии к качеству статьи, а претензии к одному из авторов — Гургену Аскарь- яну. Сотрудники редакции объяснили Гургену, что он часто публикует свои работы в «Письмах в ЖЭТФ», и это вызывает нарекания со стороны тех авторов, статьи которых отвергаются. В конце концов, статья была опубликована по прямому указанию П.Л. Капицы, главного редактора ЖЭТФ.
В дальнейшем Г.А. Аскарьян и Е.К. Карлова исследовали также возможности применения лазеров для очистки твердых покрытий (автодорожных и аэродромных) от пятен масла, топлива и воды. Лазерное выжигание пятен масла и топлива может применяться на сравнительно небольших площадях дорожного покрытия (скажем, на крутых поворотах), и это приводит к повышению безопасности движения.
Эти работы по выжиганию загрязнений с помощью лазера если и не были полным воплощением детской мечты Г. Аскарьяна — приносить людям добро с помощью всемогущих световых лучей — все же оказались полезными, дав новый способ борьбы с одним из главных врагов жизни на Земле — загрязнением окружающей среды.
В 1988 году Г. Аскарьян заинтересовался тем, как влияет на состояние атмосферы разряд, возбуждаемый мощными пучками сверхвысокочастотных радиоволн. Его интересовало, как влияют эти высокочастотные разряды на состояние озонного слоя. Он провел теоретическое рассмотрение проблемы, а затем и экспериментальные
39
исследования в содружестве с Г.М. Батановым, И.А. Коссым, А.Ю. Костинским и др.
Искусственный сверхвысокочастотный разряд (СВЧ-разряд) в стратосфере можно получить, направив в выбранную область как в фокус несколько мощных направленных потоков радиоизлучения от нескольких радиостанций, расположенных в разных точках земной поверхности. Мощное СВЧ-излучение в области скрещения лучей приведет к ионизации газа в этой области. Таким образом, с Земли будет создана на большой высоте область, заполненная проводящей средой — плазмой. В зависимости от размеров и формы, эта область будет отражать или рассеивать падающие на нее радиоволны. Тем самым появляется возможность связи на большие расстояния в диапазоне метровых радиоволн. Как известно, прием телевизионного вещания возможен только в зоне прямой видимости телебашни. Но если высоко над телебашней зажечь СВЧ-разряд, то радиоволны, излучаемые телебашней, будут рассеиваться на области, в которой происходит разряд, или отражаться от нее и возвращаться к Земле. Прием телевизионных передач станет возможным в зоне прямой видимости СВЧ-разряда, т.е. зона приема увеличится во много раз. Область СВЧ-разряда является ретранслятором телевизионных передач. Это обстоятельство вызвало большой интерес к возможности создать область искусственной ионизации на больших высотах в атмосфере. Эксперименты, проведенные в Советском Союзе и за рубежом, подтвердили что СВЧ- разряд действительно обеспечивает дальнюю связь на волнах метрового диапазона. Например, в эксперименте, проведенном в США СВЧ-разряд был создан на высоте в несколько сот километров примерно на равном расстоянии от тихоокеанского и атлантического побережья. И сразу же стало возможно принимать в Нью-Йорке переговоры, которые вели между собой по радиотелефону таксисты в Сан Франциско. Ободряющие результаты привели к тому, что стали разрабатываться планы создания достаточно длительного СВЧ-разряда в скрещенных полях на высоте 30-60 км с целью обеспечить сильное отражение волн метрового диапазона.
Г. Аскарьян обратил внимание на то, что как раз на тех высотах, на которых предполагалось создать СВЧ-разряд, расположена существенная часть озонного слоя. Озон — это газ, состоящий из молекул О3. Озоновый слой поглощает идущее от Солнца ультрафиолетовое излучение, которое губительно действует на живые организмы. Оно, в частности, вызывает рак кожи, мутации и приводит к другим вредным последствиям.
У озонного слоя много врагов. Это выбросы промышленных предприятий, содержащие такие вещества (оксиды азота, хлор, фтор), которые разрушают молекулы озона. Это также фреоны — соединения, содержащие хлор и применяемые, в частности, в бытовых холодильниках. Врагами озонного слоя являются также выбросы реактивных двигателей от ракет и самолетов.
Исследования Г.А. Аскарьяна и соавторов показали, что при длительном поддержании СВЧ-разряда на высоте в несколько десятков километров, объем, где происходит разряд, является источником оксидов азота (NO, NO2, NO3), губительно действующих на озонный слой вблизи от СВЧ-разряда.
Авторы пришли к выводу, что длительные СВЧ-разряды в стратосфере недопустимы, как и фреонная бытовая химия и полеты реактивных лайнеров в стратосфере.
Через несколько лет Г. Аскарьян с соавторами до некоторой степени реабилитировали СВЧ-разряд в атмосфере. Они показали, что если этот разряд зажечь на высоте 5-10 км (а не 30-60 км), то в зоне разряда происходит уничтожение попадающих туда молекул фреона. Таким образом, молекулы фреона разрушаются раньше, чем они попадают в озонный слой. Что же касается окислов азота, которые образуются в таком
40
разряде, то следует иметь в виду, что область разряда находится много ниже озонного слоя, поэтому окислы азота, как и продукты распада фреонов, на пути к озонному слою вымываются осадками и попадают на землю.
Конечно, лучше было бы не нарушать природное равновесие. Но уж если оно нарушено, надо стараться восстановить его. Этим и занимался Г. Аскарьян и те, кто вместе с ним исследовали СВЧ-разряд в атмосфере.
* * *
В 1982 году несколько лабораторий выделились из ФИАНа и образовали новый институт — Институт Общей Физики Академии Наук (ИОФАН). Директором ИОФАНа стал академик А.М. Прохоров. В числе лабораторий, составивших ИОФАН, была и лаборатория физики плазмы, в которой работал Г.А. Аскарьян.
Надо отдать должное А.М. Прохорову — он не злопамятный человек. Конфликт по поводу открытия самофокусировки мало повлиял или совсем не повлиял на отношения между А.М. Прохоровым, как директором, и Г.А. Аскарьяном, как сотрудником. Во всяком случае, Прохоров Аскарьяна не притеснял.
* * *
Интерес к живописи был унаследован Г. Аскарьяном от родителей. Он старался не пропустить ни одной выставки, будь то в Музее изобразительных искусств, Третьяковской галерее или на пустыре возле станции метро Беляево. Он лично был знаком со многими российскими художниками. Отделение теоретической физики ФИАН обязано Г. Аскарьяну тем, что он привел в Отделение художника Михаила Шапиро, и тот написал прекрасный портрет академика Игоря Евгеньевича Тамма, нашего первого заведующего, замечательного физика, лауреата Нобелевской премии по физике, и не менее замечательного человека, учителя А.Д. Сахарова. Этот портрет теперь украшает конференц-зал нашего отделения.
Он успевал читать газеты и журналы. Я от него всегда узнавал об интересных публикациях в таких газетах и журналах, которые я обычно не читал. А он очень много периодики читал (или, по крайней мере, просматривал) регулярно.
Не знаю, как ему на все хватало времени, но он был еще совершенно выдающимся книголюбом. Он регулярнейшим образом совершал обходы по многим книжным и букинистическим магазинам. Казалось, что все свои деньги он тратит на приобретение интересовавших его книг. А интересовало его все — физика, история культуры, воспоминания выдающихся людей о своем времени, воспоминания о выдающихся людях и много, многое другое. Недалеко от нашего института, на углу улицы Вавилова и улицы Дмитрия Ульянова находится книжный магазин Академической книги. По крайней мере, так этот магазин назывался до недавнего времени. Гурген был там завсегдатаем, знал всех продавцов и администраторов, и они его знали. Он приходил в книжный магазин не просто для того, чтобы купить книгу, он любил поговорить с продавцами, рассказать им что-то для них интересное и узнать то, что его интересовало. Продавцы его любили. Мне рассказал один человек, что как-то он видел Гургена в большом книжном магазине, расположенном напротив Моссовета. Гурген, с благосклонной улыбкой, стоя перед прилавком в одном из отделов магазина, что-то рассказывал молоденьким продавщицам. По другую сторону прилавка стояло шесть или семь девушек — продавщицы из соседних отделов. Они слушали Гургена как завороженные. Покупатели терпеливо ждали окончания этой беседы.
Новые книги развозят по книжным магазинам в пачках. В зависимости от размера книги, в пачке может быть разное их число. Каждая пачка обернута в плотную бумагу и перевязана бечевкой. Обычный вес пачки — несколько килограмм. Так вот, Гурген почти всегда покупал новые книги не поодиночке, а пачками. Обычная картина: идет Гурген по двору ФИАНа и несет пачку книг, которую он только что купил. Казалось, что он тратит на книги все свои деньги. И было непонятно, зачем он покупает книгу не в одном экземпляре, а в пачке, которая содержит пять, или десять, или двенадцать книг. Он не объяснял своих действий, и такой удивительный способ приобретения книг до сих пор остается для меня загадкой. Возможно, он покупал книги с запасом, имея в виду, что потом можно будет нужные ему книги добывать путем обмена. Но возможно и другое объяснение. После смерти Гургена было обнаружено написанное его рукой завещание. У него было несколько картин кисти известных российских мастеров. Он завещал передать их в Музей изобразительных искусств имени Пушкина. А книги завещал передать в детские дома. Возможно, поэтому он и покупал по несколько одинаковых книг.
И он успевал читать газеты и журналы. Я от него всегда узнавал об интересных публикациях в таких газетах и журналах, которые я обычно не читал. А он регулярно читал(или, по крайней мере, просматривал) очень много периодики.
* * *
Г. Аскарьян как-то рассказал Александру Григорьевичу Молчанову, что возникающие у него (у Аскарьяна) вопросы он заносит в тетрадку, которую завел еще в студенческие годы. Эта тетрадка дает ему материал для размышлений (и определяет направление исследований). Интересно, где эта тетрадь сейчас находится? Там, наверное, содержится много интересного.
* * *
В 1992 году Г.А. Аскарьян защитил докторскую диссертацию. В истории с защитой докторской диссертации его отношение к степеням и званиям проявилось даже более явно, чем при защите кандидатской диссертации. Он был физик с мировым именем, число его опубликованных работ приближалось к двум сотням, и эти работы содержали много общепризнанных достижений. В 1988 году за свои работы по самофокусировке он получил Ленинскую премию — высшую научную награду Советского Союза. Четырьмя годами ранее ему была присуждена Государственная премия Украинской ССР. В 1989 году была учреждена Российская Академия Естественных Наук (РАЕН). Г. Аскарьян был одним из ее учредителей.
Ему было бы очень легко стать доктором наук, пожелай он этого. Но он не хотел тратить времени на подготовку и защиту диссертации. Он считал, что лучше сделать одно новое исследование, чем тратить время на подготовку диссертации по материалам многих уже выполненных работ. Его часто уговаривали написать докторскую диссертацию. В числе уговаривающих был и я. В ответ на уговоры стать доктором он либо отмалчивался, либо отвечал: «Вон их сколько развелось. И так инфляция».
Но все же, когда в уговоры включилась Наташа Ирисова, Гурген не устоял. Наталья Александровна Ирисова, известный радиофизик, была Ученым секретарем Совета по защитам в Институте Общей Физики (ИОФАН). Председателем Совета был Анри Амвросиевич Рухадзе, теоретик по физике плазмы, физике пучков, автор многих хороших статей и книг. Он со своей стороны всячески поддерживал усилия Ирисовой. Он говорил Гургену: «Напиши что угодно, напечатай на машинке, на первой
42
странице пусть будет написано, что это диссертация на соискание ученой степени доктора физико-математических наук, переплети и подай на защиту, мы тебе присудим докторскую степень». Но Г. Аскарьян не хотел тратить время на писание диссертации. Тогда А.А. Рухадзе и Н.А. Ирисова от имени Ученого Совета ИОФАН обратились в Высшую Аттестационную Комиссию с просьбой разрешить Г.А. Аскарьяну подать на защиту не диссертацию а доклад о проведенной научной работе. Такое разрешение было получено. Но Гурген был не очень расположен писать даже научный доклад, хотя по размеру доклад составлял примерно одну десятую часть от объема диссертации. А.А. Рухадзе вспоминал о том, как он и Н.А. Ирисова уговаривали Г. Аскарьяна: «Мы его непрерывно понукали, чуть ли не пришлось за него писать доклад».
В конце концов доклад был написан. Он был основан на семидесяти двух опубликованных работах Г. Аскарьяна из общего числа около двухсот его опубликованных работ. Аскарьян писал, что выбрал эти семьдесят две работы «не потому, что остальные хуже, а потому, что на сегодняшний день они автору больше нравятся: он с ними пережил больше радостей и горестей». Все эти работы включены в настоящий сборник.
В докладе Г.А. Аскарьяна чувствуется темперамент бойца. Касаясь предсказанных им новых физических эффектов, он пишет во введении: «Важность и масштабность эффектов подтверждается дальнейшим развитием их исследований и применений, направлениями, ими открываемыми, и обилием заимствований, посягательств и самоприписываний другими авторства открытий этих эффектов. Автор ставил основную задачу принести максимальный приоритет России в открытии этих эффектов и не рассчитывал на такую активность эпигонов». Казалось бы, читая докторский доклад, можно думать, что мы имеем дело с прежним Аскарьяном, неутомимым исследователем и неустрашимым борцом против нарушителей научной этики. Но вот мы дочитываем доклад до последней страницы и видим, что заключительным разделом доклада является совершенно необычное для научной работы по физике четверостишие, написанное Г.А. Аскарьяном, которое он озаглавил словом «эпитафия». Эпитафия — это надгробная надпись. В конце своего докторского доклада Гурген поместил надгробную надпись — не своему докладу, а самому себе:
Мир оставляю вам, а мне покой над миром, Вдали от суеты, позора и страстей.
Мир — ярмарка, а бог — владелец тира, В котором гении — мишени для людей ...
Он всю жизнь был лишен нормального отдыха, разрываясь между напряженной научной работой и изнурительными домашними заботами, не видел, как при жизни выбраться из этого круга, и начинал помышлять о кончине. Что касается последней строчки этого четверостишия, то, я думаю, Аскарьян ее к себе не относил. По крайней мере, никаких даже намеков никогда я не слышал от него на его выделенность по сравнению с другими. Но ему не давала покоя судьба многих гениев в России. Четверостишие взято из его статьи «Гении, власть и цивилизация», написанной примерно в то же время, что и докторский доклад, и опубликованной в виде препринта в ФИАНе в 1993 году. В статье говорится о трагической судьбе многих выдающихся людей России:
«Радищев, Пушкин, Лермонтов, Столыпин, Гумилев, Есенин, Цветаева, Клюев, Мандельштам, Маяковский, Михоэлс, Мейерхольд, Вавилов и плеяда биологов-генетиков, Кедрин, Богатырев, Рубцов, Высоцкий, Галич, Сахаров, Тальков ... Как смяло их время, как истерзали их временщики и сколько они недодали народу, Родине,
43
цивилизации! О чем они думали в последний год, час, минуту, секунду, ощущая приближение убийцы, петлю на шее, ствол у затылка, пулю в теле, решетку или колючую проволоку на небе?
И в уме складываются слова в эпитафию, которую могли, написать, выкрикнуть, прошептать любой из них ...
И дальше следует уже приведенное выше четверостишие, причем по поводу последней строчки « ... гении — мишени для людей» Г. Аскарьян замечает, что « ... рифма упорно просит слово «властей», потому что гении в большинстве противоречат власти, особенно временщиковой, бескультурной, грубой и негуманной».
В этой своей статье Г. Аскарьян обращает внимание на то, что гениальные люди — достояние всего человечества, и они нуждаются в международной защите; он предлагает взять таких людей под особую защиту Организации Объединенных Наций.
Почему же Г. Аскарьян позаимствовал и поместил в конце своего докторского доклада эпитафию из своей же статьи о судьбе гениев? По-видимому, объяснение заключается в том, что жизнь взвалила на его плечи нагрузку, которая была на пределе его сил — напряженная научная работа, забота о больной матери и больной сестре. Он мечтал о покое и понимал, что покой в этой жизни вряд ли будет для него достижим.
В августе 1992 года умер Михаил Львович Левин, выдающийся физик, с которым Гурген дружил и сотрудничал в течение многих лет. На похоронах Гурген выступил, в немногих словах отдал дань памяти Левина и закончил свою речь словами: «До скорого свидания!». Это было через пару месяцев после того, как он защитил докторскую диссертацию.
* * *
Возможно, Гургену было бы намного легче жить на свете, если бы он был женат. Женская забота — это то, чего ему недоставало. Но он прожил свою жизнь неженатым.
Он был неравнодушен к женской красоте. Часто, увидев красивую женщину, он вслух восхищался, говоря: «Какая красивая женщина!», или «Какое лицо!», или «Какая фигура!». Он приветливо раскланивался со многими приметными женщинами ФИАНа, и они в свою очередь приветливо улыбались ему. Нередко, проходя по коридорам института или по двору, я видел Гургена, увлеченного разговором с одной из сотрудниц, причем по их виду было ясно, что тема разговора далека от научных проблем. Я такие картины наблюдал не без зависти.
Однажды у Энрика Мергеляна, нашего общего с Гургеном друга, спросили про нашего другого общего знакомого, пользуется ли тот успехом у женщин. Мерге лян ответил: «Имеет, но не пользуется». Гурген, по-видимому, имел успех и пользовался, и были серьезные увлечения, но до женитьбы, к сожалению, дело не доходило. Причины, как мне кажется, лежат и в женской психологии и в отношении самого Гургена к женитьбе. Всякой женщине, согласившейся выйти замуж за Гургена, предстояло примириться с тем, что он никогда не оставит больную мать и больную сестру и будет тратить на уход за ними столько времени, сколько сочтет необходимым. Остальное время будет поделено между женой и наукой, и сколько достанется на долю жены, трудно сказать, но ясно, что не очень много. Не нашлось такой самоотверженной женщины среди увлечений Гургена, которая бы на это пошла.
Была и у Гургена причина, которая удерживала его от того, чтобы завести семью. Дело в том, у его мамы Аси Михайловны в последние годы жизни случались периоды неадекватного поведения, а сестра Галя заболела душевным расстройством еще в молодом возрасте. Гурген опасался, что если он женится, и в семье появятся дети, 44
на них может сказаться дурная наследственность. Мне об этом сказал Анри Рухадзе, с которым Гурген поделился своими страхами.
* * *
Электромагнитное излучение в некоторых областях спектра оказывает на живые клетки и ткани организма лечебное воздействие. Например, облучение инфракрасным светом усиливает восстановительные и иммунные процессы в клетках и тканях и таким образом способствует заживлению пролежней и вообще трофических язв, ускоряет заживление ран, дает благотворные результаты при лечении стоматитов, полиневритов и других патологических процессов. Общим свойством всех этих патологических процессов является то, что они все происходят в наружных тканях организма, «на поверхности». Инфракрасное излучение сильно поглощается в живой ткани и не проникает на сколько- нибудь существенную глубину.
Ультрафиолетовые лучи также применяются в медицине — они обладают сильным бактерицидным действием. Но они, как и инфракрасные лучи, воздействуют только на покровы организма и не проникают в глубину.
Г. Аскарьян стал искать способы, позволяющие увеличить глубину проникновения инфракрасного (и ультрафиолетового) излучения в живую ткань. Уже первые эксперименты, проведенные в конце 1981 — начале 1982 годов, дали обещающие результаты и вызвали интерес во всем мире. Первую статью о своих результатах Г. Аскарьян опубликовал в советском журнале «Квантовая электроника», в седьмом выпуске за 1982 год. Результаты эти оказались настолько интересны, что сообщения о них появились через некоторое время во многих газетах. Ниже приводятся отрывки из большой статьи, озаглавленной «Автографы невидимок» и опубликованной в газете «Социалистическая индустрия» 20 января 1983 года. Статью написал журналист А. Валентинов. В скобках приводятся наши добавления, выделенные курсивом.
«Когда мы вошли в лабораторию, лазер уже работал, пронизывая полумрак красным лучом изумительной чистоты (Это был гелий-неоновый лазер, излучение которого имеет длину волны 0,63 микрон. Мощность лазера, применявшегося в опытах Г. Аскарьяна, составляла несколько сотых долей ватта). Я подставил ладонь, и багряный кружок мягко лег на нее, лаская кожу (В опытах Г. Аскарьяна лазерный луч весь поглощался в толще ладони. До тыльной стороны ладони луч не доходил).
— А теперь смотрите,— сказал Гурген Аскарьян и слегка нажал стеклянной палочкой на тыльную сторону ладони.
И хотя я заранее знал, что должно произойти, все же невольно вздрогнул — часть ладони «провалилась», образовалась дыра. Рука будто стала стеклянной, и лазерный луч беспрепятственно пронизывал ее (Никакой дыры в ладони, конечно, не образовалось. Нажатое на тыльную сторону ладони привело к тому, что ладонь стала пропускать свет).
— Передвиньте ладонь чуть влево, — попросил Гурген Ашотович. Я передвинул, и в центре красного пятна отчетливо проступили разветвления вен. Еще движение — и на крохотном «экране» появилась проекция кости.
— Чем не рентгеновский аппарат? — улыбнулся Аскарьян. — С той лишь разницей, что лазерный луч не только совершенно безвреден, но и оказывает целительное действие ... »
Науке отнюдь не чужды случайности. И открытия порой совершаются не в виде финального этапа целенаправленного поиска, а в результате ряда, казалось бы, не относящихся к делу обстоятельств.
Так произошло и в лаборатории физики плазмы Физического института имени П.Н. Лебедева Академии наук СССР. Мало ли сотрудников подставляло руки под красный луч гелий-неонового лазера. Просто так, чтобы испытать приятное ощущение. Но только один из них — руководитель группы, кандидат физико-математических наук, лауреат Государственной премии Украинской ССР Г.А. Аскарьян почему-то нажал при этом на тыльную сторону ладони стеклянной палочкой. Почему? Он и сам не может объяснить»
Г. Аскарьян показал, что при надавливании на живую ткань глубина проникновения инфракрасного излучения возрастает с нескольких миллиметров до нескольких сантиметров. Это означало, что во много раз расширялась зона лечебного воздействия. Надавливание осуществлялось различными способами. Один из них описан в приведенном отрывке — это нажатие стеклянной палочкой. Другой способ заключался в том, что цилиндр, сделанный из стекла, прижимался торцом к поверхности тела в выбранном месте, а по оси цилиндра пропускался лазерный луч.
Г. Аскарьян также предложил способ, позволяющий подвести инфракрасное излучение к той точке в организме, где требуется облучение, не облучая окружающих тканей. Это может быть достигнуто с помощью иглы с каналом внутри, вроде иглы от медицинского шприца. По каналу пропускается свет лазера (можно в канал вставить световодную нить). Таким же способом можно провести в выбранную точку и ультрафиолетовое излучение.
Эти работы Г. Аскарьяна вызвали большой интерес у медиков. В частности, он получил несколько писем из-за рубежа с предложениями о сотрудничестве от медицинских научно- исследовательских институтов. Одно из писем пришло из США, кажется от Института здоровья. Гургену предлагалось сотрудничество в исследованиях по применению его методов к диагностике и лечению рака молочной железы. Гургена приглашали в США для выработки планов совместных исследований. Но он не мог уехать из Москвы для участия в работе конференций даже в пределах СССР, не то что в США. Он не мог оставить больную сестру. Можно было поместить сестру на время отъезда в больницу, но он и слушать не хотел об этом.
— Ладно, — сказал он мне. — Я им пошлю письмо такого содержания: согласен сотрудничать, приехать не могу, высылайте сиськи.
Так или иначе, работы Г. Аскарьяна по распространению излучения в биологических средах вызвали целый поток исследований.
Здесь уместно сделать небольшое отступление.
В 1724 году по указанию Петра I был составлен проект Положения об учреждении Академии наук и художеств. Петр обсудил этот проект в Сенате и подписал его. На рукописи проекта имеются пометки, сделанные рукою Петра. В этом проекте есть один раздел, который, мне кажется, прямо касается таких людей, как Г. Аскарьян:
«Ученые люди, которые о произведении наук стараются, обычайно мало думают на собственное свое содержание, того ради потребно есть, чтоб Академии кураторы непременные определены были, которые бы на оную смотрели, о благосостоянии их и надобном приуготовлении старались, нужду их императору при всех оказиях предлагали и доходы в своем ведении имели».
Петр I понимал, что науку делают люди, и забота о них есть непременная и важная часть заботы о науке.
1982 год был для Аскарьяна сравнительно благополучным. Это был конец брежневского застоя. Приближалось время развала СССР, время болезненной ломки и кризиса во всех областях, в том числе и в науке. Когда это время настало, научные работники оказались на грани нищеты, многие из них уехали за границу, многие из
46
тех, кто остались, ушли из науки в торговлю, в сферу обслуживания — туда, где можно было заработать достаточно, чтобы прокормить себя и семью. Гургену предстояли, как и всем нам, тяжелые годы. Но жизнь его была трудной и в 1982 году. Был бы в Академии «непременный куратор», о котором говорится в Петровском проекте, Гургену было бы полегче жить на свете. И наука от этого много бы выиграла.
Но куратор куратором, а меня не покидает чувство вины. Я мог ему помочь и не сделал этого.
* * *
Если говорить о качествах Г. Аскарьяна как ученого, то, по-видимому, главное его качество заключалось в том, что он, как говорят, видел физические эффекты там, где их никто кроме него не видел. Для него физика была единым организмом, он не признавал перегородок между механикой, акустикой, оптикой, физикой элементарных частиц, электродинамикой и другими разделами физической науки. Среднего уровня учебник по физике делится на главы, никак не связанные одна с другой. Но сама физика не делится на главы, это люди ее разделили из-за ограниченности своих познавательных способностей — отдельные части изучать легче, чем целое. Однако при таком способе изучения, при изучении по частям, утрачивается представление о физике в целом. Гурген не утратил такого представления. Это одна из причин, объясняющих, почему он так много сделал.
* * *
С середины 90-х годов здоровье Г. Аскарьяна стало заметно сдавать. У него болело сердце, отекали ноги. Одновременно ухудшилось состояние сестры. У нее чаще стали возникать обострения ее психического заболевания, в такие периоды она становилась агрессивной и крайне враждебной по отношению к брату — единственному человеку, который о ней самоотверженно заботился. Гурген вызывал врачей на дом, возил сестру к консультантам. Ему было очень трудно — он любил сестру и хотел ей помочь, но он и сам был в плохом состоянии. Друзья уговаривали его поместить сестру в больницу, хотя бы на время, с тем, чтобы он сам мог отдохнуть и подлечиться. Гурген и слышать не хотел о том, чтобы отправить сестру в больницу. Он говорил: «Это невозможно — ее там погубят».
Анри Амвросиевич Рухадзе рассказал мне, что в то время у него состоялся разговор с директором Института общей физики А.М. Прохоровым. Разговор был посвящен тяжелому положению, в котором находился Г.А. Аскарьян. Прохоров выразил готовность помочь. Поскольку Гурген не хотел отправлять сестру в больницу, Прохоров предложил такой вариант: положить Гургена в хорошую клинику для необходимого лечения, причем стоимость лечения будет оплачена Институтом, сестру же его оставить дома и для ухода за ней нанять квалифицированную няню на то время, пока Гурген будет в больнице. Оплачивать няню Прохоров также обещал за счет Института. Рухадзе отправился к Гургену, рассказал о договоренности с Прохоровым и уговаривал Гургена воспользоваться этой возможностью. Однако Г. Аскарьян твердо отказался.
Весной 1996 года мне позвонил старейший и уважаемый сотрудник ФИАНа Евгений Львович Фейнберг. Гурген нередко обсуждал с ним свои работы. Евгений Львович был встревожен тем, что Гурген плохо выглядел и плохо себя чувствовал. «Уговорите Гургена поменять свою квартиру на другую, ближе к ФИАНу, — говорил Евгений Львович. — Ему тогда станет легче. Ведь ему приходится дважды в день ездить на
47
работу и с работы. Это ему не по силам». Я попробовал уговорить Гургена, но мне это не удалось, как и Евгению Львовичу.
Он по-прежнему много времени проводил в лаборатории, продолжал обходить книжные магазины, но это давалось ему со все большим и большим трудом. Он все реже и реже посещал семинар В.Л. Гинзбурга, практически перестал ходить на заседания семинара. На вопрос: «Как живешь?» он теперь отвечал: «Плохо».
* * *
В середине февраля 1997 года Г. Аскарьян сказал сотрудникам, что неделю не будет ходить в институт — будет лечиться и работать дома. Он в категорической форме просил не беспокоить его в течение этой недели.
Неделя прошла, но он не появился в институте. Друзья и сотрудники, обеспокоенные его отсутствием, неоднократно приезжали к нему, звонили и стучали в дверь, но он не открывал дверь и никак не отзывался. В почтовый ящик опускали записки с просьбой дать о себе знать. Записки эти так и остались, лежать в почтовом ящике.
Наконец, 8 марта несколько сотрудников во главе с Г.М. Батановым и в сопровождении участкового милиционера проникли в квартиру Г.А. Аскарьяна. Хозяина квартиры они обнаружили на кухне мертвым. Он сидел на стопке из книг, а письменным столом ему служила другая стопка. Он работал до последнего часа.
В своей комнате на кровати лежала мертвая Гоарик. По заключению экспертизы брат и сестра умерли в один день, 2 марта, и от одной причины: ишемической болезни сердца.
Гурген знал, что умирает и ждал наступления смерти. Он устал от непосильной нагрузки и не хотел жить. Примерно за месяц до кончины он сказал Гале Рябенко, работавшей в той же лаборатории, что и он: «Я посвятил свою жизнь физике, но все кончается. Я устал жить».
На траурную церемонию собралось много физиков из ФИАНа и ИОФАНа. Соратников Гургена по ФИАНу было гораздо больше, чем сотрудников ИОФАНа, института, где Гурген работал последние 15 лет своей жизни. Родственников Гургена известили о дне похорон, но они не смогли приехать — не было денег на дорогу.
Урны с прахом Г. Аскарьяна и его сестры захоронены на Новодевичьем кладбище в могиле, где покоятся их родители. Бедная эта могила расположена рядом с могилой Шаляпина. На могильном камне имена родителей: «Врач Ашот Богданович Аскарьян (1881-1940)» и «Врач Ася Михайловна Аскарьян (1893-1979)». Имена Гургена и Гали еще не выбиты. Об этом придется позаботиться нам, оставшимся в живых.
Гурген так много нового сделал в физике, что невозможно в статье такого размера, как эта, дать сколько-нибудь полное представление о его работах. Частично этот недостаток восполняется его статьями, собранными в предлагаемом сборнике. Однако следует иметь в виду, что и статьи, помещенные в настоящем сборнике, составляют лишь часть, примерно треть, от полного числа опубликованных Г. Аскарьяном работ.
Автор благодарен многим людям за помощь, которую он получил, работая над этой статьей, помощь советами, материалами, воспоминаниями. Особо хочу поблагодарить Г. Батанова, Ю. Вавилова, С.С. Герштейна, И. Данилкина, И. Железных, Н. Ирисову, М. Казаряна, А. Леонтовича, Г.И. Мерзона, А. Рухадзе, Г. Рябенко, И. Соколова, Е.Л. Фейнберга. Они не несут ответственности за возможные допущенные мной неточности.
Аскарьян Гурген Ашотович
Новые радиационные эффекты
Научный доклад на соискание ученой степенидоктора физико-математических наук
Москва, 1992 г.
Введение. Общая характеристика работы
Данный доклад подводит итоги более чем 50-летней работы, проводимой с целью: поиск, предсказание, выявление и подтверждение новых радиационных эффектов, которые могут играть (а во многих случаях сыграли) существенную роль в развитии физики.
Актуальность работы связана с новыми требованиями науки и практики, связанными, например, с появлением новых источников когерентного излучения — лазеров, которые открыли новые возможности новых и старых нерешенных задач и проявления новых эффектов взаимодействия света с веществом, имеющих большое значение для прикладной физики и фундаментальных исследований.
Достоверность доказывается расчетами и экспериментальными подтверждениями, проведенными автором с сотрудниками и другими физиками.
Важность и масштабность эффектов подтверждается дальнейшим развитием их исследований и применений, направлениями, ими открываемыми, и обилием заимствований, посягательств и самоприписываний другими авторства открытий этих эффектов. Автор ставил основную задачу принести максимальный приоритет России в открытии этих эффектов и не рассчитывал на такую активность эпигонов.
Ниже кратко перечислены и изложены основные результаты, выносимые на защиту.
Эффект самофокусировки световых э.м. и звуковых лучей
Предсказан [28, 97] эффект самофокусировки мощных лучей в общем виде как уменьшение расходимости или сечения лучей из-за нелинейного образования поперечной неоднородности показателя преломления. В первой же статье были указаны главные механизмы, обеспечивающие самофокусировку: увеличение показателя преломления — в плазме — нагрев и стрикция и в средах — стрикция, т.е. случаи с ^j > О, где п — показатель преломления, I — плотность потока. Для сред с ^ < 0 (тепловые механизмы для большинства природных сред таких как воздух и вода) предложена и экспериментально подтверждена т.н. «банановая» самофокусировка луча с приосевым уменьшением интенсивности [72, 76, 82].
Под руководством и при участии автора поставлены эксперименты по эффективности ввода в волноводный режим как вблизи пороговых мощностей [95], так и после схлопывания или фокусировки луча [97]. Эффективность волноводной передачи [95] для волновода постоянного радиуса была получена сравнением импульсов прохождения света через два одинаковых отверстия диафрагм, помещенных до и после нелинейной среды, длина которой была достаточна для сильного уширения луча в случае отсутствия нелинейных рефракций. Два калиброванных ФЭКа регистрировали форму импульса до и после прохождения нелинейной среды и показывали высокую эффективность входа в волноводный режим прохождения света без расхождения при околопороговых мощностях и из фокуса луча вблизи поверхности [89]. Был предложен и реализован [91] множественный волноводный режим передачи энергии в нелинейной среде и исследовано подавление нелинейных процессов при сканировании луча [102] и выявлены особенности самофокусировки «гуляющих» лучей [102].
Проведены [119] фотометрические исследования следа почернения фотопленки при прохождении фокуса самофокусировки, выявлена асимптотика схлопывания и волноводная протяжка излучения после схлопывания.
Рассмотрена комбинированная самофокусировка одного луча следом другого для сплошного и трубчатого лучей [82, 65] и поставлены подтверждающие эксперименты [82].
Рассмотрены нелинейности, связанные с возбуждением атомов и молекул [55] и увеличением их поляризуемости (существенные для световых разрядов), включая резонансную нелинейность, а также с деформацией молекул [61] (существенной для больших мощностей и ультракоротких импульсов).
Обнаружен новый вид самофокусировки в «световом драконе» — разряде по направлению луча лазера [114, 139], а также при оборванной расфокусировке [129] сфокусированного луча лазера. Продемонстрирована саморефракция света вблизи поглощающих частиц в среде [84].
Рассмотрен эффект самофокусировки звука, ультразвука и гиперзвука [53, 87, 77]. Указаны основные механизмы такой самофокусировки в жидкостях [53, 87] и твердых средах [77] из-за нагрева или появления кавитаций, или пузырьков, изменяющих скорость звука. Предложено управление знаком нелинейной рефракции подбором формы луча и использованием резонанса пульсации пузырьков.
Эффект самофокусировки не имеет аналога ранее (в отличие от других нелинейных эффектов: эффекта выпрямления, генерации гармоник, параметрической генерации и т.п.).
Значение эффекта самофокусировки состоит не только в том, что он открыл новую главу в нелинейной оптике. Этот эффект крайне важен для направленной передачи излучения [28, 97] (лучевая энергетика), дистанционного воздействия при фокусировке излучения на мишени, получения протяженных концентрированных полей, движущихся фокусов, получении сверхсильных полей и т.п. Знание законов самофокусировки позволяет управлять ею, предотвращать схлопывание лучей и лучевые повреждения в лазерных элементах, усиливать воздействие луча при лучевой обработке, использовать ее для ускорения частиц [92], для уширения спектра, для интроскопии сверхвысокого разрешения [172] и т.п.
Волноводный режим самофокусировки — наиболее общий, ввиду пространственной распределенности нелинейных градиентов и неоднократно подтвержден при машинных и реальных экспериментах не только вблизи пороговых мощностей, но и после точки схлопывания и фокуса луча [97], а также в серии экспериментальных работ других авторов (см. [97]) — для светового и СВЧ диапазона в плазме, резонансных парах, реальных нелинейных средах с насыщением или релаксацией нелинейности со стрик- ционной, керровской, релятивистской нелинейностью. Экспериментально наблюдена самофокусировка мощного звука,
Светоакустика. Силовые эффекты
Предсказан и наблюден светогидравлический эффект в луче лазера [35] и при вспышке немонохроматического света [163]. Показана возможность получения звуковых импульсов большой амплитуды и малой длительности в случае линейного и нелинейного поглощения и фазовых локальных переходов. Выяснена роль линейного поглощения и поглощения на стенках кавитации и роль поглощающих неоднородностей, понижающих порог взрывного вскипания. Диапазон получаемых амплитуд от долей атмосферы до мегабар при световом пробое среды. Большие давления связаны с большой концентрацией энерговыделения при фокусировке светового луча.
Эффект нашел широкие применения в технологии (штамповка, упрочнение и т.п.), в гидроакустике, в лазерной медицине и т.п. Отличается от известного фотоакустичес- кого эффекта, связанного с линейным тепловым расширением, диапазоном взрывных явлений при фазовых переходах.
Светоакустика: управление распространением звука следом светового луча
Предложено использовать след светового луча в среде в качестве звуковода для протяженной направленной транспортировки звука или создания нового класса светоакустических антенн [53]. Рассмотрено два механизма, обеспечивающие поперечное удержание звука от расширения — нагрев среды и образование пузырьков, изменяющих скорость звука и создающих звуководные условия. Предложено использование различных профилей луча — сплошного и трубчатого, что позволило работать на любом знаке изменения скорости звука при нагреве среды.
Проведенные эксперименты [164, 181] подтвердили возможность транспортировки звука по следу луча для различных режимов лазерных вспышек — от немодулирован- ного до модулированного.
Показана большая величина изменения скорости звука при образовании пузырьков, связанная с сильным изменением сжимаемости жидкости. Это позволило осуществить захват звукового луча даже для частот 30-40 кГц, обычно применяемых в гидроакустике. Выяснена роль соотношения между частотой звука и резонансными частотами пузырьков, сильно влияющего на знак и величину изменения скорости звука в следе. Показан быстрый фронт образования звуковода и большая длительность существования следа, достигающая секунд в жидкости и десятков секунд в твердых телах (плекс, стекло).
Предложены и рассмотрены быстрые световые затворы для ультразвука, создаваемые образованием парогазовой пленки на поверхности [86] или уменьшением вязкости среды [169] под действием вспышки лазера.
Светоакустика. Нелинейное ореольное рассеяние
Предсказан и экспериментально подтвержден [35, 84, 37] новый эффект нелинейного рассеяния — т.н. ореольное рассеяние — на ореолах возмущения показателя преломления сред вокруг поглощающих частиц за счет стационарного или нестационарного нагрева и рождения звуковых волн.
Проведены модельные исследования по рефракции света в средах вблизи поглощающих макронеоднородностей [84].
Эти исследования породили обильные исследования по нелинейным рассеяниям мощного излучения на золях в атмосфере и в воде. В частности, парадоксом этого эффекта является то, что облако, невидимое для глаз и прозрачное для света обычной интенсивности становится непрозрачным для света большой интенсивности. Этот эффект позволил по-новому поставить вопрос о дымовых защитах от мощных световых вспышек.
Этому исследованию уже посвящены монографии и конференции.
Рассмотрено излучение 2-й гармоники при рассеянии [40] света на малых частицах однородного линейного вещества. На этой частоте возникает поляризация, связанная с силой Лоренца с осью по направлению распространения и характерной дипольной индикатриссой излучения 2-й гармоники.
Силовое воздействие света на частицы
Впервые рассмотрено взаимодействие неоднородного лазерного излучения с атомами в классическом приближении [28]. Отмечено изменение знака силы в зависимости от соотношения частоты света и резонансной частоты атома.
Показана возможность удержания атомов в луче [28] и возможность создания лучевой пробки [28], т.е. удержания захваченного атома. Рассмотрена транспортировка атомов в трубчатых лучах [28] света с распространением атомов вдоль луча с собственными скоростями и под действием центробежных сил при качании или вращении луча. В этих эффектах очень много схожего с поведением сгустков плазмы в СВЧ лучах, которое автор рассматривал ранее [13, 15].
Благодаря этой аналогии автор предсказал эффекты резонансного взаимодействия атомов с монохроматическим светом намного раньше, чем до них добрались другие отечественные и зарубежные исследователи.
Впервые рассмотрена возможность бесстолкновительного сильного селективного возбуждения и диссоциации молекул мощным ИК-излучением [38]. Обсуждены условия, облегчающие прохождение нелинейной расстройки. После этой статьи появился шквал экспериментальных и теоретических работ по исследованию такого взаимодействия с множеством прикладных направлений — от направленной лазерной фотохимии до лазерного разделения изотопов.
Силовое термическое воздействие света на макрочастицы
Впервые показана [32] возможность получения рекордных по величине свето- и пучковоабляционных давлений и приведена зависимость абляционного давления в зависимости от скорости истечения продуктов абляции. Показано, что это давление на несколько порядков превосходит световое давление.
Предложено [32] использовать это давление для ускорения макрочастиц до космических скоростей, для абляционной генерации звука колоссальной интенсивности в средах (при модуляции абляции модуляцией луча), для дистанционного управления движением тел в космосе при поверхностной лучевой абляции (управляемое лучом движение КА или спутника).
Показано [32], что абляционный звук может иметь такие интенсивности, что он может разрушать внутри твердые среды и быть использован в технологических целях, а также для дистанционной деструкции.
Предложено светореактивное ускорение частиц. Под руководством и при участии автора поставлены эксперименты [60, 124] по ускорению макрочастиц в фокусе луча лазера. При средних мощностях лазера с модулированной добротностью (~ 100 МВт) получены скорости остающихся частиц до 30 км/с [124]. Проведена имитация действия микрометеоров.
Радиационные эффекты от нелинейной поляризации среды световыми сгустками
Впервые рассмотрено [37] черенковское и переходное излучение от нелинейной поляризации среды коротким компактным цугом световых или э.м. волн. Отмечены механизмы, вызывающие поляризацию среды — эффект выпрямления ВЧ светового) поля, связанного с наличием внешнего или внутреннего (внутрирешеточно- го) поля, поляризующего нелинейные молекулы — это дает излучатель типа диполь, 53
и поляризацию среды продольными и поперечными (градиентами ВЧ (светового) поля — это дает излучатель типа мультиполь. Выявлены оптимальные диапазоны длин волн излучения.
Предложено использовать как одиночные УКИ, так и совмещение волн близких частот. Оценены интерференционные формфакторы, моделирующие излучатели. Отмечено, что излучение особенно интенсивно для нелинейных анизотропных сред, а для реальных сред проявляется либо при наличии внешних полей, либо в варианте с градиентной поляризацией.
Такое излучение было впервые экспериментально обнаружено в СССР в мм. области частот от сбивания двух близких лазерных ИК волн и несколько лет назад для ультракоротких импульсов в США. Получены большие мощности ИК черенковских импульсов, которые сразу показали большие практические возможности использования для спектроскопии, дисперсионных взаимодействий и воздействии, для освоения еще неосвоенного диапазона суб. мм волн.
Новые радиационные эффекты в ядерной физике
ЗВУК ОТ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ. АКУСТИЧЕСКАЯ РЕГИСТРАЦИЯ ЧАСТИЦ
Впервые рассмотрено излучение звука от локальных нагревов и пузырьков в конденсированных стабильных средах и предложено использовать такое излучение для регистрации частиц [9].
Ранее было известно возникновение звука при пролетании частиц через метаста- бильные жидкости пузырьковых камер, связанного с локальным вскипанием жидкости на треках частиц. Известна была также генерация фотонов стрикционными силами от полей движущихся электронов в твердом теле (в работах Букингема, Каганова, Лифшица и др.). Мы взяли в качестве источника звука другие факторы, вызывающие локальное вскипание метастабильных жидкостей — локальные нагревы и ионные рывки, но в качестве рабочей среды — стабильные жидкости. Это не только намного увеличило эффект, но и сделало ненужным метастабильность, что значительно повышало объемы рабочих сред, в качестве которых можно было бы использовать природные среды — воду, горные породы и т.п., т.е. значительно расширить масштабы звуковых регистраторов, и сделало возможным регистрацию редких событий — частиц сверхвысоких энергий, рождающих ливни.
Были проведены [111] оценочные расчеты и подробный ЭВМ счет [121] излучения звуковых импульсов от адроно-электронно-фотонных каскадов и оценены энергии быстрых частиц, рождающих ливни с помощью систем акустических датчиков в программе глубоководной регистрации мюонов и нейтрино (DUMAND).
ИЗБЫТОЧНЫЙ ЗАРЯД ЭЛЕКТРОНО-ФОТОННОГО ЛИВНЯ. КОГЕРЕНТНОЕРАДИОИЗЛУЧЕНИЕ ОТ НЕГО
При анализе соотношений между фракциями зарядов в электронно-фотонном ливне нами впервые было показано [22] избыточное количество движущихся зарядов отрицательного знака, что связано с направленным движением комптон, фото- и дельта-электронов и аннигиляцией налету позитронов каскада с электронами среды. Расчеты показали, что этот избыток может достигать нескольких процентов от полного числа частиц в ливне. Однако его значение для радиационных эффектов, сопровождающих ливень, может быть весьма существенным: этот заряд, двигаясь или 54
изменяясь при этом по величине, может дать всплеск излучения [22, 42] черепковского или нестационарного (переходного) типа. Наиболее интенсивно такое излучение следует ожидать для плотных сред (например, горные породы, песок, лед — особенно при низких и очень низких температурах, когда его добротность достаточно высока — что было известно еще в 40-х годах). Предложено льдоплавание модулей в лучах СВЧ в толщах низкотемпературного льда [185].
Эти работы вызвали всплеск исследований когерентного излучения от космических ливней и частиц. Сразу же в Англии были обнаружены всплески радиоизлучения от широких атмосферных ливней и, хотя часть всплесков была приписана магнитотормозной поляризации, а часть — черепковской, но над этими эффектами были начаты эксперименты, главная цель которых — создание крупномасштабных эффективных регистраторов редких проникающих частиц сверхвысоких энергий в больших объемах природных сред.
Было отмечено, что рождение мюонов и ливней в нейтринных пучках в средах может также вызвать эффективное движение заряда и радиоизлучение от нейтринных пучков, что облегчит их регистрацию [156].
САМОВОЗДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ПУЧКА ЧАСТИЦ ВЫСОКОЙ ЭНЕРГИИ ВСРЕДЕ
При анализе эффектов при прохождении мощных пучков частиц высоких энергий в средах были предсказаны новые эффекты, связанные с уменьшением плотности среды внутри пучка из-за энерговыделения, связанного не только с ионизационными и радиационными потерями, но и с образованием каскадов, создающих большие погонные и объемные плотности энерговыделения, что особенно важно для образования каналов для частиц от ускорителей с энергиями 14-10 ТэВ. Это может обеспечить [160] формирование распадного канала для пионов, рождающих нейтрино при распаде, даже при выпуске адронного пучка прямо в среду. Хотя при этом часть пучка пойдет на формирование канала пониженной плотности, однако не нужен будет специальный вакуумный распадный канал длиной > км (длины увеличены ультрарелятивистским удлинением распадного пробега), который делает невозможным быстрое и сильное изменение угла нейтринного пучка при необходимом сканировании. Это имеет особенно важное значение для строящегося протонного ускорителя на 20-30 ТэВ и создаваемого пионного ускорителя на энергии ТэВ. Повышение погонного энерговыделения из-за каскадных каналов и уменьшение плотности среды могут увеличить направленные пробеги пучков ливнеобразующих частиц и при меньших энергиях.
Были поставлены и проведены с участием автора модельные эксперименты по последствиям прохождения РЭП в газе [157] и исследования первой стадии уменьшения плотности среды внутри пучка — стадии формирования волны разрежения в звуковой волне и ее переходе в канал пониженной плотности. Это позволило моделировать процесс формирования канала не только из-за ионизационных потерь от самого пучка, но и с увеличенными ионизационными потерями из-за образования ливней и оценить динамику начала формирования. Кроме того, было предложено использовать рождающийся звуковой импульс для оценки энергии пучка.
ТРАНСПОРТИРОВКА ПУЧКОВ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ ИЗЛУЧЕНИЯ ИМАКРОЧАСТИЦ ПО СЛЕДУ СВЕТОВОГО ПРОБОЯ В СРЕДЕ
Впервые [103] предложено использовать понижение плотности среды при световом пробое в газе (или появление парового канала в жидкости) для проведения пучков 55
заряженных частиц, квантов и макрочастиц. Понижение плотности среды на два- три порядка по сравнению с начальной позволит резко уменьшить ионизационные и радиационные потери, а также ядерные взаимодействия и многократные рассеяния для заряженных частиц и увеличить их пробег в среде во много раз. Для квантов уменьшение плотности среды также приведет к уменьшению поглощения и рассеяния и увеличению пробегов и направленной транспортировке по следу светового пробоя. Такой след пониженной плотности можно использовать также для проведения быстрых макротел из-за резкого уменьшения газодинамических потерь.
Был проведен модельный эксперимент [103]: в слое газа была произведена световая искра и по ее следу сразу были зарегистрированы быстрые электроны от импульса ускорителя. Без искры эти частицы через слой газа не проходили. Эта работа на несколько лет опередила аналогичные предложения, выдвинутые зарубежными учеными.
ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ЭФФЕКТЫ И УСКОРЕНИЕ ЧАСТИЦ
Впервые отмечена [17] возможность индукционного самоускорения частиц при уменьшении числа частиц в потоке или торможения. Эти механизмы намного расширили диапазон проявлений и реализации по сравнению с механизмами, связанными с изменением индуктивности.
Впервые [44] отмечена возможность ускорения частиц на фронте стримера из-за усиления поля на острие и непотенциальности ускорения из-за движения фронта стримера (и возможности набора энергии, превышающей энергию, соответствующую приложенному потенциалу) и самоускорения [46] группы частиц, оставляющих за собой плазменный поляризующийся (во внешнем сильном поле) шлейф — режим индуцированного стримера, скорость которого может быть близка к скорости группы частиц. Эти механизмы в последующие годы часто привлекают к объяснению наблюдения частиц с потенциалами, превышающими приложенные при импульсном стримерном пробое в газах высокого давления. Однако серьезных попыток осуществления режима самоускорения еще не было.
Предложено [192] использовать для ускорения частиц ультракороткие импульсы света (например, фемтосекундных длительностей), которые влетая в канал в среде, образуют после себя фронт пространственного заряда от фотоэффекта со стенок. Этот движущийся фокус на оси может ускорить электроны до Г эВ на длинах с^ см при энергиях импульсов света порядка Дж, что всего лишь на порядок превышает имеющиеся мощности.
Рассмотрены [173] фотоядерные реакции и вспышки нейтронов при фокусировке УКИ на делящиеся материалы (доложено на семинаре В.Л. Гинзбурга ранее появления аналогичных публикаций).
Новые эффекты в световом разряде и факеле
В результате экспериментов, проведенных под руководством и при участии автора, обнаружены следующие эффекты:
В световой искре обнаружены:
ореол ионизации [53], возникающий за очень короткое время (пока ударная волна имеет размеры ~ мм) и имеющий размеры порядка нескольких см и концентрации плазмы 1012 см-3. Его образование связано с вспышкой ультрафиолета и рентгена от высокотемпературного взрыва. Исследованы стадии такого микровзрыва (динамика
56
огненного шара и отрыв ударной волны) в соответствии с оценками по теории подобия по формуле сильного взрыва;
длительное существование диамагнитного сигнала [43] во внешнем магнитном поле (^ мс) и длительное существование плазмы (с^ 300 мкс) по сравнению со временем энерговыделения (^ 10 нс) и временем прилипания электрона в невозмущенном газе (^ ОД мкс);
наличие дипольного электрического момента у световой искры [47].
В световом факеле при лазерном воздействии на мишень:
впервые зарегистрированы спонтанные магнитные поля при воздействии лазерного излучения на мишень [58] (сразу после того, как такие поля были зарегистрированы В.В. Коробкиным и Р.В. Серовым вблизи световой искры). Подавляющее число последующих экспериментов было выполнено для воздействия лазера на мишень. Именно там были получены максимальные по величине магнитные поля;
были обнаружены оптимальные давления газа для лазерных термоэмиссионных токов [64] при воздействии лазерного импульса на электрод при наличии соседнего электрода, замкнутого цепью на первый электрод;
исследованы сверхдлинные световые искры и новый вид светового разряда — световой дракон [139], распространяющийся по лучу лазера с фронтом высокой концентрации света из-за самофокусировки. Это стало возможным из-за предсказания и экспериментального подтверждения [114] режима волны генерации лазера при помещении металлизованной лавсановой пленки в резонатор лазера и постадийной делокализации прожига металлизации самим излучением. Это позволило получить длительные импульсы твердотельного лазера в диапазоне 0,1 4-10 мкс;
предсказана возможность высокоэффективного преобразования СВЧ энергии в ток при воздействии СВЧ на электрод [123], экспериментально подтверждена в отделе Физики плазмы.
Эти исследования весьма расширили диапазон прикладных применений световых разрядов и применений мощных потоков излучений для преобразования и передачи энергии на высоком уровне мощности.
Новые эффекты при взаимодействии мощного лазерного импульса с тонкой металлопленкой
Были предсказаны нами и наблюдены с сотрудниками новые эффекты, возникающие при взаимодействии мощных лазерных вспышек с тонкими металлизованными пленками.
При помещении металлизованной пленки в лазерный резонатор [114] была наблюдена волна делокализации генерации, позволившая получить длительности импульсов от 0,3 до 30 мкс. При том можно было менять путь генерации по направлению, по сложной траектории (с помощью масок [134]) осуществлять движение луча и фокуса.
Предложены и реализованы импульсные исчезающие зеркала лазеров, в качестве которых использовались натянутые и настроенные пленки [126].
Предложены и реализованы [99] импульсные окна для СВЧ (с временами открытия ^ нс) и прерывания тока в цепи при взрыве пленки вспышкой нефокусированного мощного лазера.
Предложены и реализованы релятивистские скорости фронтов деметаллизации пленки [127] при сканировании мощного луча. Предложено использовать такие фронты для ускорения.
Предложена и реализована [188] генерация и фокусировка мощных ударных звуковых импульсов при световом взрыве вогнутой металлической пленки (получены давления 2 катм в пятне размером с^ мм на расстоянии 6 см в воде).
Во всех этих экспериментах использовалась обычная металлизованная лавсановая пленка с толщиной металлизации 0,1-0,3 мкм и энергия гигантского импульса несколько десятков Дж.
Эти эффеты могут быть использованы в радиоэлектронике, при изменении взаимодействия СВЧ с плазмой при резких фронтах, возбуждающих нестационарный набор направленных скоростей электронов, в биологии, медицине (литотрипсии) и т.д.
Биофизика. Проведение радиации через мутные биологические среды
Показана экспериментально [143, 145] возможность проведения света с помощью сильного локального давления световода вглубь сильно рассеивающих сред (таких, как ткани тела) с терапевтической целью. Экспериментально получены просветления в миллионы раз при допустимых давлениях 10 атм на ткань толщиной 2,5 см.
Проведено сравнение физических сжимаемых рассеивающих сред и биологических (в которых происходит выдавливание крови и тканей из зоны надавливания). Отмечено, что аналогичные эффекты просветления должны иметь место не только для светового, но и для рентгеновского, гамма-, ультразвукового и пучкового воздействий, что может увеличить эффективность передачи и уменьшить вред предлежащим слоям.
Предложено [143, 145] проведение света внутрь к болезнетворным очагам при проколе по игле полой или содержащей световод. Особое внимание уделено излучению гелий-неонового лазера или ультрафиолетового излучения.
Эти способы широко применяются для усиления жизнеспособности биоклеток, активизации биопроцессов, для бактерицидного и бакгериостатичного воздействий и т.п. Начало таких экспериментальных медицинских исследований датируется через год- два после появления наших работ. (Во многих статьях и докладах приводятся прямые ссылки.)
Экология. Лазер против нефтяных загрязнений
Предложено и исследовано лабораторно [100] использование лазерного излучения для выжигания и испарения нефтяных и иных пленок на поверхности воды, а также дорожных и аэродромных покрытий [142].
Обращено главное внимание на ИК излучения (например, излучение СО2-лазеров), имеющих малые толщины поглощения и наиболее эффективно выжигающие пленки на поверхности. Наблюдено испарение, выжигание и выбрызгивание пленки в зависимости от режима работы и мощности лазера.
Создание мощных СО2 и иных ИК лазеров (газодинамических, электроразрядных, химических и т.п.) сделало эти лучевые методы вполне реализуемыми и рентабельными. Есть сообщения о реализации.
Новое в регистрации и визуализации излучений и изображений
Предложено [4] использование газированных жидкостей для регистрации треков ионизующих частиц. Реализовано через несколько лет со ссылкой на нашу статью.
58
Предложено [3] в 1950-1951 гг. (в дипломной работе, выполненной в НИФИ-2 физфака МГУ на кафедре И.М. Франка) использование многокаскадных сеточных ЭОП для регистрации треков ионизующих частиц. Реализовано независимо Е.К. За- войским.
Предложена и реализована [19] возможность использования пузырьковых камер для сверхчувствительной (каждый квант рождает пузырек) регистрации рентгеновских изображений.
Предложена и с сотрудниками реализована нелинейная интроскопия высокого разрешения с передачей отклика и изображения по каналу самофокусировки [86, 172].
Основные результаты
Основными результатами проведенных исследований можно считать то, что они открыли новые направления в нелинейной физике, оптике и физике высоких плотностей энергии, таких как:
нелинейная рефракция в оптике и акустике;
нелинейная светоакустика — светогидравлические эффекты;
светодинамическое воздействие градиента света на атомы, молекулы, макрочастицы;
светореактивное давление и ускорение частиц. Абляционное излучение мощного звука;
нелинейное ореольное рассеяние;
новый класс радиационных эффектов — нелинейное черепковское и переходное излучение от сгустков света;
новые радиационные эффекты от пучков и отдельных частиц в средах. Акустические и радиоимпульсы от ливней и пучков. Новые возможности регистрации редких частиц большой энергии в гигантских объемах природных сред;
новый класс эффектов при прохождении пучков частиц — формирование канала, формирование распадного канала при учете образования каскадов;
новые возможности ускорения частиц на фронте острийного разряда, на шлейфе импульса света, влетающего в канал;
новые эффекты в световом разряде, обнаружение быстрого ореола ионизации и долгоживущей плазмы. Обнаружение спонтанных магнитных полей в лазерной плазме на твердой мишени. Обнаружение новых видов светового разряда с лидером самофокусировки — лазерный дракон с выбросом по световому лучу;
новые эффекты при взаимодействии лазерного излучения с тонкой металлизованной пленкой. Исчезающие зеркала. Окна для СВЧ. Волна генерации. Быстрые релятивистские фронты метал л-диэлектрик;
новые возможности эффективного проведения света внутрь биосред при копье- вом давлении и проколе биотканей — новые возможности световой терапии;
новые возможности применения лазеров в экологии для очистки акватории и дорог от нефтяных пленок;
возможность регистрации треков газированными жидкостями и ЭОП. Сверхчувствительная регистрация рентгеновских изображений пузырьковыми камерами.
Нацеленность на поиск новых эффектов связана не только с личной склонностью автора, но и с личным влиянием таких творческих личностей, как Я.Б. Зельдович, И.М. Франк и В.И. Векслер, которых я считаю главными учителями. Большую и неоценимую поддержку мне оказали в жизни и Д.В. Скобельцын и М.А. Леонтович.
59
Без этих людей жизнь моя могла бы сложиться иначе, и список начатых приоритетных направлений, важных для науки России, был бы короче и беднее, несмотря на неистребимость духа творчества.
Подводя итоги, можно констатировать: хотя многое из задуманного реализовано, не все еще начало действовать в полную силу, и в реальных масштабах многое еще разгорится.
P.S. В диссертации цитируются ^ 70 из ^ 200 работ автора, выбранных не потому, что остальные хуже, а потому, что на сегодняшний день они автору больше нравятся: он с ними пережил больше радостей и горестей.
Мир оставляю вам, а мне — покой над миром, вдали от суеты, позора и страстей;
жизнь — ярмарка, а Бог — владелец тира, в котором гении — мишени для людей ...
воздействие градиента поля интенсивного
ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ЛУЧА НА ЭЛЕКТРОНЫ И АТОМЫ
Г.А. Аскарьян
Кроме «светового» давления (реакции излучения) электромагнитное поле может воздействовать на частицы силой от усредненного квадрата электрического поля [1, 2]. Обычно в неоднородных высокочастотных (ВЧ) полях эта сила во много (в A2/r^L} раз больше силы светового давления (здесь А — длина волны, L — пространственный размер неоднородности поля, го — классический радиус заряженной частицы).
В отличие от рассмотренных задач [1-3] об ускорении и удержании заряженных частиц узлами ВЧ поля в волноводных полях, рассмотрим поведение заряженных и нейтральных частиц в зоне краевой неоднородности поля интенсивного остронаправленного или сфокусированного луча.
Выталкивание электронов из луча. Нагрев электронов плазмы
Допустим, что в плазме распространяется луч с частотой, намного превосходящей плазменную частоту. Рассмотрим выталкивание плазмы из поля луча.
Амплитуда волнового поля луча, исходящего из кругового излучающего отверстия радиуса си
Е =Е =a2c<j2 , ,Ji(wc ^sin^)a2c<j2 , ,Ji(wc ^sin^)
Е =
Е =
a2c<j2 , ,Ji(wc ^sin^)
a2c<j2 , ,Ji(wc ^sin^)
где Fq — вектор амплитуды дипольного момента с единицы поверхности отверстия, R — расстояние до точки приема, Д — функция Бесселя.
Используя известное выражение для усредненной силы [1, 2]
/ = — (e2/2my2)V(S2)cp,
получим выражение для усредненного потенциала, выталкивающего электроны в направлении, перпендикулярном лучу:
, \ ecj2 Ро«4 J\^ap/cR) _ 2тге2m 8tt2c4Fo (wap/cR}2 maj2 ’
где p и OR — расстояние до оси луча и w — плотность потока энергии. Размер зоны сильной неоднородности поля Др ~ XR/а (использование систем антенн позволит усилить направленность луча).
Сильный выброс электронов из луча приведет к появлению пространственного заряда, вызывающего уход ионов. Таким образом, луч будет вытеснять плазму из объема своего поля, что может уменьшить дифракционную расходимость луча.
63
Модуляция или движение такого луча приведет к увеличению и ускорению участков плазмы краевыми градиентами поля, что может быть использовано для объемного прогрева плазмы. Интенсивность раскачки колебаний и объемного прогрева плазмы должна резко возрастать при приближении частоты модуляции к плазменной частоте.
Выведение и выброс плазмы в полом луче
В ряде случаев в вакууме необходимо создание концентрированных плазменных струй, по которым можно было бы пустить большой ток для передачи энергии. Если есть внешнее магнитное поле (например, магнитное поле Земли), то при пуске струй вдоль силовых линий можно уменьшить поперечное растекание струи. При отсутствии магнитного поля (например, в космосе) для направленного растекания плазмы могут быть использованы полые радиолучи. Типичный пример поля такого полого луча можно получить, используя излучение от кольцевого отверстия или пучка лучей.
В полом луче усредненный потенциал U = — {е2/‘Im^E2 имеет яму вблизи оси. Это обеспечит удержание плазмы на оси луча.
Рассмотрим выброс плазмы вдоль такого луча. При вращении или качании такого луча плазма ускоряется и выводится вдоль луча под действием центробежной силы. Уравнение ускорения плазмы вдоль луча R = RQ2, где И — угловая скорость вращения или качания луча. Если считать Q2 ^ const (И может менять знак в случае качания луча), то, умножая обе стороны уравнения на R и интегрируя, получаем
х = |Q|V^2 — 1, + V^2 — 1 = ехР№Ю,
где х = R(t)/R(0). Выброс плазмы вдоль луча может улучшить плазмоводные свойства полого луча.
Выталкивание атомов из луча. Создание разрежений в среде
Рассмотрим создание в газовой среде сгущений или разрежений при помощи интенсивного остронаправленного или сфокусированного луча.
Полная усредненная сила, действующая на электроны атома со стороны внешнего ВЧ поля (сравни [3]),
где c<Jo и Пк — резонансная частота и затухание к-го электрона. Ввиду слоистой структуры электронной оболочки атомов и заметного отличия ш^ в различных электронных слоях, можно подобрать так, чтобы для наружных электронов было ш > ш^к-, а для внутренних ш < ш^к-
Если частота радиации ш превосходит собственную частоту связи внешних атомных электронов c<Jo ^ Ю15, то на эти электроны будет действовать усредненная сила, выталкивающая их из зоны более сильного поля в более слабое, в то время как силой действия на остальные электроны атома можно пренебречь вследствие их большой связи (т.е. малой поляризуемости). Следует отметить, что условие w > wq необходимо, главным образом, для изменения знака силы (см. [3]), поэтому возможны даже малые превышения ш над cjq, т.е. возможно резонансное увеличение силы.
То, что в таком луче может происходить некоторая ионизация, усилит эффект удаления вещества из луча, так как свободные электроны будут выбрасываться из 64
зоны сильного поля, а ионы будут удаляться избытком пространственного заряда. Оценим перепад плотности нейтральных молекул, пренебрегая эффектом ионизации. Используя приведенное выражение для силы, действующей на атом, получаем, согласно формуле Больцмана, для плотности атомов на оси луча или в центре фокуса
n(0)[ U 1[ ve^E^ 1
n(oo)( кТ J( т^ш^ — w2)kT J
где v — число электронов на внешней оболочке атомов. Легко видеть, что при ио > ш^ в центре образуется разрежение, а при ш < си() — сгущение среды. Например, вдали от резонанса и при Eq 107 В/см (концентрированный луч лазера) для ш 1015 сек-1, кТ ^0,03 eV и v 1 показатель экспоненты ^10. При использовании околорезонанс- ной частоты можно уменьшить величину необходимой напряженности поля.
Приведенную формулу для перепада плотности можно получить также из общей формулы для стрикционных сил (см., например, [4]), усреднив ее во времени и подставив выражение рде/др ^ £ — 1, справедливое для газообразных сред.
Вообще говоря, представляет интерес подробное исследование действия пульсирующих сильных стрикционных напряжений в плотных средах в сильных полях сфокусированного луча от лазера, так как такое воздействие будет приводить к микроразрушению, излучению гиперзвуковых и ударных волн и локальному нагреву сред. Рассмотренные эффекты в газах являются более общими хотя бы потому, что концентрированное воздействие радиации будет переводить все вещества в газообразное состояние. Кроме того, газовая среда чаще встречается в технических задачах (передача концентрированной лучевой энергии на большие расстояния).
Для первых опытов по выбрасыванию атомов из области сильного ВЧ поля может быть использован луч от лазера, сконцентрированный в фокусе в газе. Возможно создание радиационных пробок перед небольшими отверстиями, сохраняющими большой перепад давлений.
Малые размеры зоны концентрации луча (в газах при нормальном давлении размеры зоны могут быть соизмеримы с длиной свободного пробега атомов) приведут к большому градиенту температур и сильному отводу тепла. Близость областей холодного газа, из которых атомы влетают в зону концентрации луча, оправдывает применение полученных формул со значением средней температуры среды даже при наличии повышенных температур в зоне фокуса. Приведенными выражениями, однако, нельзя пользоваться при сильном поглощении или для слишком больших амплитуд полей, когда становятся существенными эффекты насыщения. Для малых полей заметные эффекты разделения могут быть получены при малых температурах газа.
Интересно отметить, что ионизирующее, тепловое и разделяющее воздействия луча интенсивно радиации на среду могут быть настолько сильными, что создастся перепад свойств среды в луче и вне луча, что вызовет волноводное распространение луча и устранит геометрическую и дифракционную расходимости — это интересное явление можно назвать самофокусировкой электромагнитного луча.
Выражаю благодарность М.С. Рабиновичу за поддержку и обсуждение результатов.
Литература
Н.А. Boot, R.B.R.-S. Harvie. Nature, 180, 1187, 1957; J. Electr. and Control, 4, 434, 1958.
A.B. Гапонов, M.A. Миллер. ЖЭТФ, 34, 242, 751, 1958.
ГА. Аскар-ъян. Атомн. энерг., 4, 71, 1958.
Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Электродинамика сплошных сред. Гостехиздат, 1957. С. 307.
(ЖЭТФ. 1962. Т. 42. Выл. 6. С. 1567-1570.)
ЭФФЕКТ САМОФОКУСИРОВКИ
Г.А. Аскаръян
«Когда небо покрыто мраком, веревки кажутся змеями»
(из буддийской книги «Данжур», т. 49)
Введение
В последнее время интенсивно исследуется самофокусировка мощных лучей в средах. В обильном потоке исследований на время стали не ясными основные цели самофокусировки, что связано, по нашему мнению, с неоправданным преувеличением различными авторами частных результатов. Например, нелинейная каустика — разбиение луча на части — была названа «новой концепцией» и противопоставлена волноводной нелинейной рефракции. Цель настоящей статьи — подчеркнуть главные тенденции развития самофокусировки, распределить полученные результаты по шкале значимости и дать обзор возможных применений и направлений развития самофокусировки.
Эффект самофокусировки
В самом общем определении самофокусировка есть уменьшение расходимости (или, что то же, увеличение сходимости) мощного излучения из-за различных нелинейных эффектов, возникающих под действием самого луча. Именно изменение расходимости приводит к изменению сечения пучка, образованию нитей, каустик, сгущений, фокусов и т.д., т.е. различные частные проявления самофокусировки являются следствиями изменения расходимости излучения.
Пространственная распределенность самофокусирующего действия делает его аналогичным появлению диэлектрического волновода, созданного нелинейным изменением диэлектрической проницаемости. При этом волновод следует понимать в обычно принятом широком смысле (см., например, физический энциклопедический словарь [1]), т.е. с произвольным переменным сечением, распределением диэлектрической проницаемости, любой длины (а не понимать волновод в виде направляющего элемента постоянного радиуса и бесконечной длины, как это понимают некоторые авторы). В частности, давно известны и часто употребляются волноводы с сужениями сечения для усиления поля, что аналогично сжатию луча при самофокусировке. Подчеркнем еще раз: обоснование волноводного описания самофокусировки — вытянутая пространственная распределенность подфокусирующего действия при соизмеримости сечения луча с сечением образуемого им профиля изменения показателя преломления.
Впервые возможность изменения расходимости свободного мощного луча в среде из-за нелинейных эффектов была рассмотрена в работе [2], где было также отмечено волноводное описание самофокусировки Согласно формуле Диплома на открытие
К5 67 с приоритетом от 22.12.1961 г.: «Установлено неизвестное ранее явление самофокусировки электромагнитных и звуковых лучей, заключающееся в уменьшении расходимости (или увеличении сходимости) лучей из-за появления поперечного градиента нелинейного показателя преломления и возникновения нелинейного волновода, уменьшающего сечение пучка». Поскольку любой поток может быть разбит на пучки лучей (лучевые трубки), вышесказанное может относиться как ко всему потоку, так и к отдельным его частям. Два главных практических применения самофокусировки — передача концентрированной лучевой энергии на большие расстояния и получение больших плотностей излучения при самосжатии луча связаны именно с простым волноводным обжатием луча.
Концентрации и локализации энергии луча препятствуют два фактора. Первый — изменение нелинейной добавки показателя преломления из-за изменения поля луча во времени или развития нелинейных процессов во времени (инерция установления, релаксация, вторичные процессы), дающих изменение фокусирующего действия или движение фокусных точек. Второй фактор — так называемая каустика фокусирующего действия: фокусировка разных частей луча в различных областях оси. Эта каустика может быть весьма сильной ввиду того, что профиль распределения интенсивности, определяющий нелинейную рефракцию, может быть столь неподходящим, что вызовет аберрацию или наметит разбиение луча.
Именно поэтому с самого начала были предприняты поиски такого самосогласованного распределения интенсивности луча в нелинейной среде, которое не изменяется на достаточно большом расстоянии. Такие решения для электромагнитных волн в плазме были даны Талановым [3] и для среды с нелинейностью типа п^Е Таунсом с сотрудниками [4]. В последней работе была получена существенная характеристика самофокусировки — так называемая пороговая мощность2 Рпор ^ А2с/п2, т.е. мощность, при которой нелинейная рефракция (#нел V^E^ соизмерима с дифракционной расходимостью (0Д ^ А/а) и может компенсировать ее. Другая существенная характеристика самофокусировки — так называемая «длина Келли» [5] — расстояние, на котором существенно меняется интенсивность луча с малой начальной расходимостью:
£ а а а
#нел ~ ~ - ^пор) ~ 2^/т^Е
при
Е х> РПор ~ 1 ^4Рпор/с.
Эти две характеристики самофокусировки проявляются во многих ее разновидностях и, в частности, определяют процессы разбиения луча.
Еще в статье Таунса и др. [4] было отмечено, что «луч, мощность которого значительно выше пороговой, вероятно, разбивается на несколько лучей пороговой мощности». Было показано Беспаловым и Талановым [6], что мощная плоская волна в нелинейной среде является неустойчивой и разбивается на участки с мощностью порядка
пороговой. К этому же приводят любые отклонения распределения интенсивности от специально подобранной, обеспечивающей автомодельность или хорошую фокусировку. Например, луч с гауссовским профилем дает существенную аберрацию при мощностях порядка или превышающих пороговую. Из выражения для келлиевской длины прямо следует, что при изменении мощности будет двигаться фокус.
Впервые о движущихся фокусах, их использовании и каустике самофокусировки было упомянуто в работе Мак Уэйна [7]. Разбиение луча при запороговых мощностях было рассмотрено позже в работах по многофокусной структуре и движущимся фокусам [8, 9], в которых приведен машинный расчет разбиения гауссовского пучка в среде с нелинейностью т^Т2 и поглощением в фокусах. В этих работах показано, что такой луч разбивается на участки, каждый из которых фокусирует мощность, близкую к пороговой, что является частным случаем общего явления разбиения волны [6]. Укажем, что эти работы выполнены в квазиоптическом приближении, на основе решения известного параболического уравнения [5]. В случае геометрической оптики было показано, что профили распределения интенсивности, близкие к параболическим, дают хорошую фокусировку. Подбор профиля распределения луча может очень сильно повлиять на процесс самофокусировки. Так, было показано даже, что уменьшение интенсивности вблизи оси луча может дать фокусировку основной части луча в среде, где обычные лучи расфокусируются (так называемая «банановая самофокусировка» [10—12]). Самофокусировка луча с изрезанным распределением интенсивности может существенно отличаться от самофокусировки луча с гладким профилем. В частности, длины Келли от «горячих» областей могут оказаться гораздо меньшими. После краткого введения перейдем к изложению основных конкретных вопросов: при каких условиях имеет место самоволноводная передача радиации, какое место занимает одно- и многофокусная структуры самофокусировки в общей проблеме?
Самоволноводное распределение радиации
Волноводное ограничение дифракционной расходимости имеет место при мощностях Р < РСхлоп, этом случае вообще нет фокусов. Наиболее протяженное обжатие луча получается при Р ^ РПОр, что при Р ^ РПор соответствует удаленной фокусной точке. Такой режим есть даже для гауссовского начального профиля, который, как известно, не является наилучшим приближением к самосогласованному решению [3, 4], обеспечивающему сохранение концентрации всего луча.
На практике всегда имеют дело с ограниченным по протяженности участком нелинейной среды длины Р поэтому условие отсутствия фокусов в среде значительно расширяется: L < L^i, где L^i — расстояние до первого фокуса, в который собирается мощность части луча. Отметим, что произвольный (например, гауссов) начальный профиль луча может не обеспечивать полного сбора мощности в сужение.
Ограничение расхождения луча наблюдалось во многих экспериментах. Так, еще в работе Таунса с сотрудниками [13] было наблюдено уменьшение сечения луча, выходящего из кюветы с нелинейной средой, в том числе в диапазоне мощностей, не дающих фокусов внутри кюветы.
Недавно Аскарьяном, Дияновым и Мухамаджановым [14] были поставлены первые прямые экспериментальные исследования эффективности самоволноводного распространения излучения в среде.
Экспериментальная установка и ход лучей изображены на рис. 1. Неодимовый лазер с модулированной добротностью, работающий в продольно-модовом режиме, давал импульс с полушириной 20 нсек. Луч проходил через диафрагму D с отверстием 68
ФЭК-09ФЭК-09ИгИгФЭК-09ФЭК-09диаметром 4 • 10-2 см, расположенную на расстоянии Li = 8 см до входа в нелинейную среду. (Такое удаление обеспечивало плавность поперечного распределения интенсивности луча при входе в среду.) В качестве нелинейной среды использовался нитробензол в кювете длиной L = 50 см, линейное поглощение в которой не превышало 20%. У выходного торца кюветы располагалась диафрагма D-а с отверстием диаметром d^ = 5ТО-2 см, обеспечивающим отбор концентрированного излучения от общего потока про-
ФЭК-09
ФЭК-09
Иг
Иг
ФЭК-09
ФЭК-09
шедшего расширившегося луча, ко
торый измерялся при удалении диафрагмы D^. Дифракционное расширение луча малой мощности увеличивало площадь сечения луча в десятки раз на выходе из кюветы.
Регистрация падающего и прошедшего концентрированного или прошедшего полного света производилась двумя ФЭК-09 с последующей регистрацией на двух развертках многолучевого осциллографа 6ЛОР М. Линейность показаний ФЭК проверялась специально. Импульсы ФЭК на выходе с диафрагмой D^ и без нее могли соответствовать разным входным вспышкам, поэтому производился контроль над входными импульсами. Положение диафрагмы D^ точно подбиралось так, чтобы в отверстие попадала максимальная доля падающего луча. В течение серии вспышек не менялась ни величина, ни форма импульсов от проходящего через диафрагму D^ света для одинаковых
импульсов падающего света, что показывало хорошую повторяемость попадания даже без принятия специальных мер по термостатированию жидкости.
Мощность света после диафрагмы Dy в максимуме импульса менялась в пределах 50—180 квт, что позволило отдельно изучить допороговый, пороговый и запороговый режимы (в последнем случае фокусная точка входила в глубь нелинейной среды). Мощность, при которой длина кюветы равнялась так называемой длине Келли, составляла P^L ~ 120 квт, что было близко к пороговой МОЩНОСТИ Рпор ~ 100 квт. Ход лучей в кювете показан на рис. 1 (1 — Р < Рпор; 2 — Р РПоР)-
Импульсы с ФЭК при наличии диафрагмы D^ характеризовали сконцентрированную мощность Рд, попадающую в отверстие диафрагмы, соизмеримое с размерами луча на входе в среду (та часть мощности, которая не уменьшила начальной концентрации энергии), в то время как без диафрагмы D^ регистрировалась вся мощность Р^г, прошедшая через нелинейную среду. На рис. 2 показаны характерные импульсы. Внизу на втором луче дан импульс падающей лазерной мощности Р, одинаковый для обоих верхних импульсов с диафрагмой и без диафрагмы D^. (Для возможности сопоставления Рд и PtT из большого числа вспышек выбирались только такие пары импульсов, у которых совпадали по форме и величине начальные лазерные импульсы.)
Рис. 2, а дан для мощности Р, при которой фокус еще не входит в среду (Ртах < < PkL ~ 120 квт), на рис. 2, б показан случай превышения мощности над порогом Ртах ~ 1 APkD ПРИ этом видно, что рост величины Рд ограничен вследствие рассеяния и поглощения излучения при входе фокуса в нелинейную среду.
На рис. 3 дана типичная зависимость доли сконцентрированной энергии а = Pd/Ptr от отношения падающей энергии к критической P/P^l. Видно, ЧТО при Р > P^L (в этом случае L > L^) эффективность передачи резко падает. Малое отличие атах от единицы может быть связано
с тем, что начальный дифракционный профиль не обеспечивает полного сбора излучения, причем максимальная доля концентрированного излучения была близка к доле излучения в основном дифракционном максимуме, что показывало хороший сбор излучения для использованного простого начального профиля луча.
Результаты эксперимента показывают крайнюю неэффективность многофокусного режима для передачи радиации из-за большого рассеяния и поглощения излучения в фокусах, появившихся перед приемником, на который попадает лишь мощность, близкая к пороговой, даже если посылается мощность гораздо больше пороговой.
Той же группой авторов проведены исследования так
называемого множественного волноводного режима распространения радиации [15]. Луч с мощностью, во много раз превосходящей пороговую, перед входом в нелинейную среду рассекался на множество лучей сеткой, в каждое отверстие которой попадала мощность, близкая к пороговой. Оказалось, что это позволяет управлять положением фокусов в нелинейной среде, в частности, выводить их за пределы нелинейной среды. Наблюдение фокусов осуществлялось по светящимся точкам пробоев, возникающих в максимуме импульса, т.е. в момент остановки фокусов [29, 30] (поэтому результаты относились к максимальной мощности импульса). Была выявлена существенная роль расстояния решетки до начала нелинейной среды на положение фокусов, которые при увеличе
нии расстояния то удалялись из нелинейной среды, то входили вновь в нее, хотя полная мощность луча при этом не менялась. Такие изменения были сопоставлены с изменением контрастности изображения сетки на плоскости входа в нелинейную среду, и была поставлена задача изучения распространения дифракционного изображения сетки в нелинейной среде. Отметим, что волноводный режим самофокусировки наблюдается также в средах с сильными процессами насыщения. Так, недавно, в работах Литвака с сотрудниками [16, 17] и Батанова с сотрудниками [18] были наблюдены ограничения расходимости мощного электромагнитного луча в плазме и формирова
ние канала.
Волноводный режим представляет, по-видимому, наибольший интерес для радиационной энергетики, так как сопровождается минимальными потерями. О высших модах волновода с надпороговыми мощностями см. [45].
70
Все сказанное выше относилось к лучу с плоским начальным фазовым фронтом. Задав начальную расходимость, превосходящую дифракционную, можно намного отодвинуть диапазон мощностей, при которых появляются фокусы, и передавать в волноводе гораздо большую мощность. Это видно уже из того факта, что условие преодоления угла расходимости 6 ~ л/Е^Е требует Е ^ Дюр ПРИ # )^ #д. Из безаберрационной теории также следует увеличение расстояний до фокуса при наличии собственной расходимости
Однакоеще не было численного решения параболического уравнения самофокусировки с выпуклым начальным фронтом и не сделан анализ оптимальных подборов фазы.
Волновод при надпороговых мощностях
При больших мощностях волноводность проявляется не только в обжатии отдельных частей или всего волнового пучка и в волновой протяжке за фокусом, но и в существовании мод высших типов нелинейного волновода [45], которые могут нести мощность, во много раз больше пороговой (чем выше мода, тем больше мощность: Р2 ~ 6,5Pi, Р3 ~ 15,6Pi и т.д.). Профиль таких волноводных мод не меняется по длине. Все это подтверждает, что разбиение луча некоторых простейших гладких профилей есть следствие неподготовленности, непригодности этих профилей для проведения больших надпороговых мощностей в нелинейной среде, а не причина новой концепции или новой трактовки явления.
Волноводный режим при фокусировке или схлопывании луча
Один из частных возможный способов реализации волновода — его образование при фокусировке или схлопывании луча — привлекает к себе возможностью получения очень больших канализированных плотностей потока, несмотря на то, что в волновод в этом случае, по-видимому, идет небольшая часть начальной энергии.
Первая экспериментальная работа по обнаружению концентрированного направленного распространения радиации из точки фокуса луча в жидкости была выполнена Пи липецким с сотрудниками [19]. Были наблюдены нити, которые интерпретировались как волноводы. Позже эти эксперименты были проведены более подробно [20] и было показано, что расходимость в нитях на порядок меньше дифракционной, а близость фокуса линзы к поверхности жидкости намного облегчает образование нитей и увеличивает их длину. Диаметр нитей составлял 100 мкм при длине более 10 см. При близких размерах луча при тех же начальных мощностях Коробкиным и др. [21] были получены при схлопывании параллельного луча расстояния от входа до фокуса порядка десятков сантиметров; в нашем случае нить начиналась от фокуса линзы по крайней мере на расстоянии около миллиметра (ближние расстояния неразличимы из-за засветки), в то время как мощность в нити была гораздо меньше начальной.
Таким образом, предположение о том, что нить образована движущимся фокусом, противоречило бы оценкам минимально допустимой келлиевской длины. Оставалось предположение, что нить есть следствие волновода, исходящего из фокуса линзы. Отметим, что даже если бы такая нить и кончалась фокусом, то из-за колоссального преобладания длины луча над радиусом (L/a ~ 103) это был бы волновод с перетяжкой на конце.
Большой экспериментальный материал по образованию нитей в стеклах приведен в работе [22], причем большая длина нитей не позволяет интерпретировать их как результат движения фокуса.
Новое развитие вопрос о схлопывании луча в нить получил после работы Захарова с сотрудниками [23], в которой показано, что в среде с нелинейностью, немного отличающейся от вида П2 Е2^ возможно образование волновода малого радиуса из нефо- кусированного луча гауссовского профиля большого радиуса. При этом в волновод идет мощность, близкая к пороговой, в то время как остальная энергия сбрасывается на рассеяние до входа в волновод. Теми же авторами [24] показана возможность существования так называемого пульсирующего волновода, сечение которого может немонотонно сильно меняться вдоль направления оси. Недавно появилось две работы, Стенберга [25] и Керра [26], в которых исследуются нити самофокусировки в стеклах и дается их интерпретация с точки зрения пульсирующих волноводов.
Так же, с изменением мощности во времени начало волновода и перетяжки совершают прочерк, как и фокусы, что затрудняет их различие в наблюдаемых проявлениях.
Фокусы самофокусировки
Схлопывание луча или образование перетяжки связано с резким, все более нарастающим усилением нелинейной рефракции при уменьшении сечения из-за увеличения градиентов и плотностей потоков. В ряде теоретических работ [5, 8, 23] были исследованы различные случаи образования фокусов в консервативной нелинейной среде и при наличии многофотонного поглощения.
Острые максимумы поля на оси пучка могут быть связаны как с перетяжками волновода, так и фокусировкой разных частей луча в разных точках оси (каустика самофокусировки). В работах [8, 9] показано, что в случае сильного многофотонного поглощения образуется многофокусная каустика, при которой в каждый фокус попадает (и поглощается) мощность, близкая к пороговой. Однако нельзя оценить степень применимости этой теории к действительности и описанию полей за фокусами, так как вид решения существенно зависит от типа нелинейности (это показано Захаровым с сотрудниками [23, 24]), а при расчете авторы [8, 9] допускают ряд некорректностей. Например, они берут нелинейность в виде ть^Е2^ а поглощение в виде тле = Е2к ^ в то время как поглощение обязательно изменит и вид показателя преломления (необходимо учесть более высокие степени разложения показателя преломления из-за поглощения).
Наиболее вероятный вклад комбинацию рассеяния в диссипацию радиации в фокусах дает совершенно иной вид нелинейности. Действительно, изменение показателя преломления из-за создания возбужденных молекул, имеющих другую поляризуемость, весьма велико (необходимо принять очень большую концентрацию возбужденных молекул для объяснения сильного поглощения света в фокусах). Так, из условия СИЛЬНОГО ПОГЛОЩеНИЯ ПОРОГОВОЙ МОЩНОСТИ В КаЖДОМ фокусе РПор ~ ^ГфГфП*^* получим при малых радиусах фокального пятна (гф ^ 3 мкм [21]) и скорости фокуса Гф ^ 3 • 104 см/сек [19] столь высокую плотность п* возбужденных (до энергий е* ^ 0,1 эв) молекул, что они дадут основной вклад в изменение показателя преломления, который не записывается в простом виде п^Е2^ а имеет сложный интегральный характер с большой релаксацией.
Более того, динамичность процесса не позволяет оценить ни поглощение, ни вид нелинейности вблизи фокусов. Действительно, при продольных размерах фокусных областей /ф ^ Гф/^ф ^ 3♦10-2 см и скорости движения фокуса Гф ^ 3 • 109 см/сек 72
получим время действия поля на вещество t ^ 1ф/иф ~ 10”11 сек, что соизмеримо с временем релаксации керр-эффекта. Не ясно также, как учесть поглощение в таких условиях, релизуется ли оно и какова его динамика? Возможно, что при малых скоростях движения соблюдаются условия для многофокусной структуры, но при движении фокусов релаксация и насыщение существенно меняют вид решения и фокусы оставляют за собой волноводную протяжку.
Эксперименты по многофокусной структуре также нельзя назвать решающими. Так, в опытах Коробкина и др. [21], Липатова и др. [27], Лоу и Шена [28] отсутствует веское доказательство того, что именно наблюдается — последовательность фокусов или перетяжки модулированного волновода, так как картины явлений очень похожи в обоих случаях: и при регистрации с торца, и при регистрации по рассеянному излучению сбоку (рассеяние зависит от плотности излучения), и по следам разрушений, весьма критических к увеличению плотности излучения вблизи критических интенсивностей, близких к порогам разрушения.
Так, например, в работе Лоу и др. [28] в качестве доказательства «фокуса» приводится опыт с передвижением системы линза—экран, дающий одинаковые изображения для двух позиций линзы: сфокусированной на торце кюветы и в глубь кюветы с нелинейной жидкостью. Но при этом не проведен анализ того, доходит ли волновод до торца или его конец уходит в глубь жидкости при перемещении начала волновода (в случае волновода), не обращено внимание на то, что угол расхождения излучения, прошедшего через фокус в жидкости, и угол расхождения излучения от фокуса на торце различны и дали бы разные изображения в случае фокусов, а также на то, что в случае волновода не слишком малого радиуса сдвиг линзы не должен давать разные изображения, так как свет в обеих позициях собирается вблизи фокуса линзы. Возможно также, что в обоих случаях фокусируется излучение, рассеивающееся до движущегося входа в волновод. Все эти неопределенности не позволяют считать подобные эксперименты достоверными или доказательными.
В экспериментах Липатова и др. [27] (помимо отсутствия решающего отличия — пульсирующий волновод или система фокусов) не приведено никаких количественных данных о том, каково должно быть расстояние до фокусов по многофокусной теории с учетом малой величины быстрой керровской нелинейности П2 10“13 — 10“14 CGSE, в сотни раз меньшей величины П2 для керровских жидкостей (именно поэтому в большинстве работ по стеклам [25, 26] отмечают существенную роль стрикции и звуковых волн при самофокусировке в них, а эти процессы не дают такой простой нелинейности, которая используется в многофокусной теории [8,9]).
Вообще говоря, характер разбиения луча в максимуме импульса (точнее, когда световая мощность P(t) имеет Р ^ 0) может существенно меняться по сравнению с динамикой из-за изменения режима поглощения и нелинейности. Именно, при Р ^ 0 фокусы останавливаются и резко возрастает поглощение, приводящее к образованию пробоев [29, 30], разрушений [27] и т.п. легко наблюдаемых явлений.
Тот факт, что за движущимся фокусом остается релаксационный след возмущения показателя преломления среды, который канализирует в себе излучение и является волноводом (к этому выводу пришли даже ярые сторонники многофокусной структуры), также упрощает ситуацию и, по нашему мнению, снимает противопоставление «фокус или волновод». По-видимому, это все делает правильным предположение Келли [5] о том, что после точки схлопывания начинается волновод.
Выводы
Наибольший интерес в самофокусировке представляют волноводный и однофокусный случаи, при которых не происходит разбазаривания лучевой энергии.
Волноводное ограничение растекания имеет место при мощностях Р < РСхлоп- Волноводы с большими отношениями длины к диаметру получаются при Р -^ РПор- В этом диапазоне (Р < РСХЛоп) вообще нет фокусов. При Р ^ Рпор есть высшие моды волновода [45].
Мощность, вгоняемую в волновод или фокус, можно в широких пределах менять, увеличивая начальную расходимость или уменьшая нелинейность среды. (При 9 9 D ПОЛуЧИМ РСхлоп Рпор)*
Разбиение пучка с Р > РСХЛоп на пучки с околопороговой мощностью, предсказанное Таунсом и рассчитанное Беспаловым и Талановым, Луговым и др., может иметь место, но это процесс вредный и его следует подавлять, увеличивая РПОр или подбирая профиль луча.
Нет никаких экспериментальных и теоретических оснований полагать, что теория Лугового и др. правильно описывает поле за и вблизи бегущих фокусов; более того, есть ряд факторов, указывающих на возможность появления волноводной протяжки даже за бегущим фокусом из-за релаксации, насыщения, звука, т.е. распад происходит не на фокусы, а на куски волноводов, т.е. фокусы являются входами в волноводы. Этот частный вопрос — дискуссионный, но он никак не затрагивает общего вопроса о волноводности самофокусировки (см. [1, 2]).
Основные направления развития самофокусировки
В теории самофокусировки помимо неясностей расчетов многофокусной структуры существует ряд нерешенных кардинальных задач.
В рамках параболического уравнения с усредненной нелинейностью не исследована самофокусировка луча с начальной собственной расходимостью, позволяющей повысить мощность до схлопывания, а также не закончен поиск точного решения цилиндросимметричного параболического уравнения.
Большой интерес представляет поиск профиля луча и типов нелинейности, обеспечивающих схлопывания всего луча в одну точку при больших мощностях. Целесообразно также векторное рассмотрение околофокусного поля.
Нелишне напомнить, что были рассмотрены лишь медленные (по сравнению с периодом поля) нелинейности, а нелинейность, меняющаяся с частотой поля (именно такой является электронная нелинейность, весьма интересная для сверхмощных импульсов), рассмотрена не была. Остановимся теперь на прикладных вопросах.
В настоящее время рассмотрена и исследована самофокусировка различных видов излучений: света в нелинейных диэлектриках, радиоволн в плазме [14-16], звука, ультра- и гиперзвука [31-33] в жидких и твердых средах, а также комбинированная фокусировка [34] одного луча другим. Механизмы нелинейности, вызывающие самофокусировку, могут быть самые различные. Уменьшение скорости распространения радиации может быть связано: со стрикцией ([2] и др.), ориентацией [4], возбуждением [35, 36], деформацией [37] атомов и молекул, электронной нелинейностью, гидродинамическими эффектами [38), фазовыми переходами [33], ионизацией среды [35] и т.п. Обилие возможных механизмов нелинейности позволяет надеяться на реализацию и использование самофокусировки в таких практически интересных средах, как воздух, вода, ионосфера, и искусственных — стекла и другие диэлектрики.
Одна из основных практических задач — научиться формировать наиболее подходящий профиль начального распределения, интенсивности и расходимости радиации для получения нужной самофокусировки. Другая важнейшая задача — изучение особенностей фокусировки в воздухе и воде, связанной с нестационарными звуковыми эффектами [38], которые, по-видимому, заставят модулировать и само излучение, чтобы усилить эти звуковые процессы или избежать стадий расфокусировки.
Отметим, что для природных сред керр-эффект обычно мал и на первый план выходят либо стрикционно-звуковые, либо теплозвуковые процессы (для не слишком коротких импульсов), либо электронная нелинейность и предпробойные явления (для коротких импульсов).
Кроме задач радиационной энергетики весьма важна практически задача управления разрушением сред в луче лазера. Эта задача связана с увеличением пропускной способности оптических элементов, получением больших световых потоков без разрушения лазерных стержней (в этом случае необходимо предотвращение схлопывания луча) или, наоборот, с задачей усилить разрушающее действие луча для усиления обработки материалов. В связи с этой проблемой представляет интерес подробное исследование начальной расходимости луча на схлопывание, влияние неоднородностей на развитие реальной самофокусировки [39]. Вообще проблема предотвращения схлопывания луча — одна их важнейших при необходимости устранения не только деструкции среды, но и поглощения и рассеяния излучения.
Получение больших концентраций энергии при схлопывании луча может повысить температуру плазмы при воздействии на мишень и повысить выход жесткого и нейтронного излучения. Такие предтермоядерные эксперименты могут способствовать использованию самофокусировки для получения термоядерного синтеза [40]. Подбор типа мишени, распределения луча и формы импульса может усилить процесс самофокусировки.
Движущийся фокус представляет собой довольно интересный объект вследствие большой скорости движения (она может быть и релятивистской, и сверхсветовой), которая хорошо управляется, например, простым подбором формы импульса или расходимости луча.
С помощью такого фокуса можно изучать черенковское или переходное излучение от усредненной быстро движущейся поляризации [41, 42], инерцию пробоя, синхронное усиление света светом и другие оптические эффекты. Пробойный след от движущихся фокусов можно использовать в качестве направляющих элементов, антенн или волноводов, а также линий, направляющих развитие стримеров и ускоряющих их движение.
Большая концентрация поля бегущего фокуса может быть использована для синхронного ускорения частиц [43]. Например, с помощью градиентной силы можно получить эквивалентные напряженности поля
S9KB to —l-V(^) « 1-М00 Мв/см,
т.е. получить энергии порядка мегаэлектрон-вольт на пути движения фокуса ~ 1 см. Такие блуждания или движения фокусов или горячих точек могут быть причиной появления групп ускоренных частиц и жесткого излучения при фокусировке на мишени.
Отметим, что резкая неоднородность поля вблизи фокуса может привести к появлению продольной компоненты светового поля, которое может дать гораздо большие
75
ускоряющие поля Е ^ 109 ^ 1010 в/см, однако трудности использования этого варианта еще не исследованы.
Уже из краткого перечисления проблем видно, что самофокусировка открывает целый спектр новых научных и прикладных возможностей, которые могут способствовать развитию физики и техники.
Литература
Физический энциклопедический словаръ, т. 1, статья «Волноводы», М., «Сов. энциклопедия», 1960.
Г.А. Аскаръян, ЖЭТФ 42, 1568 (1962); Диплом на открытие № 67 с приоритетом от 22.12.1961 г.
В.И. Таланов. Изв. вузов (Радиофизика) 7. 564 (1964).
R. Y. Chiao, Е. Gar mire, С.Н. Townes, Phys. Lett. 13, 479 (1964) (см. перевод в сборнике «Действие лазерного излучения», под ред. Ю.П. Райзера, М. «Мир», 1968, стр. 187).
P.L. Kelley, ibid. 15, 1005 (1965) (см. перевод, как [4], стр. 195).
В.М. Беспалов, В.И. Таланов, Письма ЖЭТФ 3, 471 (1966).
P.D. MeWane, Nature 211, 1081 (1966) (см. перевод, как [4], стр. 257).
А.Л. Д-ышко, В.Н. Луговой, А.М. Прохоров, а) Письма ЖЭТФ 6, 655 (1967); б) ЖЭТФ 61. 2305 (1971).
В.Н. Луговой, А.М. Прохоров, Письма ЖЭТФ 7, 153 (1968).
Г.А. Аскаръян, В.Б. Студенов, ibid. 10, 113 (1969).
Г.А. Аскаръян, И.Л. Чистый, ЖЭТФ 58. 133 (1970).
Г.А. Аскаръян, В.Г. Михалевич, В.Б. Студенов, Т.П. Шипуло, ibid. 59, 1917.
Е. Oarmire, R. Chiao, С. Townes, Phys. Rev. Lett. 16, 347 (1966) (см. перевод, как [4], стр. 216).
Г.А. Аскаръян, Х.А. Диянов, М. Мухамаджанов, Письма ЖЭТФ 17, 504 (1973).
Г.А. Аскаръян, Х.А. Диянов, М. Мухамаджанов, ibid. 16, 211 (1972),
Ю.Я. Бродский, Б.Г. Еремин, А.Г. Литвак, Ю.Д. Сахончик, ibid. 13, 136 (1971).
Б.Г. Еремин, А.Г. Литвак, ibid., стр. 603.
ГМ. Батанов, В.А. Силин, ibid. 14, 445 (1971).
Н.Ф. Пилипецкий, А.Р. Рустамов, ibid. 2, 88 (1965).
Г.А. Аскаръян, Х.А. Диянов, М. Мухамаджанов, ibid. 14, 452 (1971).
В.В. Коробкин, А.М. Прохоров, Р.В. Серов, М.Я. Щелев, ibid. II, 153 (1970).
Ю.И. Кыз'ыласов, В.С. Старунов, И.Л. Фабелинский, ФТТ 12, 233 (1970).
В.Е. Захаров, В.В. Соболев, В.С. Сынах, ЖЭТФ 60, 136 (1971).
В.Е. Захаров, В.В. Соболев, В.С. Сынах, Письма ЖЭТФ 14,564 (1971).
G. Stenberg, Phys. Rev. А4, 1182 (1971).
Е. Kerr, ibid., p. 1195.
7.Н.И. Липатов, А.М. Маненков, А.М. Прохоров, Письма ЖЭТФ11,444 (1970).
М.М. Loy, Y.R. Shen, a) Phys. Rev. Lett. 22, 994 (1969); 6) Phys.Rev.A3,2099(1971).
T. Bergqwist, B. Kiernan, P. Wahren, Ark. Fys. B34, 81 (1967).
B.B. Коробкин, Р.В. Серов, Письма ЖЭТФ 6, 642 (1967).
Г.А. Аскаръян, ibid.4, 144(1966).
Г.А. Аскаръян, В.И. Пустовойт, ЖЭТФ 58, 647 (1970).
Г.А. Аскаръян, Письма ЖЭТФ 13, 395 (1971).
Г.А. Аскаръян, ЖЭТФ 54, 1398 (1968).
Г.А. Аскаръян, Письма ЖЭТФ 4, 400 (1966).
R. Y. Chiao, М.А. Krinsky, Н.А. Smith, С.Н. Townes, Е. Garmire, IEEE, J. Quantum Electron. QE-2, 467 (1966).
Г.А. Аскаръян, Письма ЖЭТФ 6, 672 (1967).
Ю.П. Райзер, ibid. 4, 124 (1966).
Г.А. Аскаръян, В.Г. Михалевич, Т.П. Шипуло, ЖЭТФ 60, 1270 (1971).
76
W. Engelhardt, Appl. Phys. Lett. 15, 216 (1969).
Г.А. Аскарьян, ЖЭТФ 42, 1360 (1962).
Г.Г. Бондаренко, И.В. Еремина, В.И. Таланов. Письма ЖЭТФ 12, 125 (1970).
Г.А. Аскаръян, С.Д. Манукян, ЖЭТФ 62, 2156 (1973).
Т.Ф. Волков, сборник «Физика плазмы и проблема управляемых термоядерных реакций», т. III, М., Атомиздат, 1958, стр. 336.
Э.К. Янкаускас. Изв. вузов (Радиофизика) 9, 412 (1966); Письма ЖЭТФ 5, 335 (1967).
(Успехи физических наук, 1973, октябрь, Т. III, вып. 2, С. 249-260.)
«БАНАНОВАЯ» САМОФОКУСИРОВКА ЛУЧЕЙ
Г.А. Аскаръян, В.В. Студеное
В большинстве задач самофокусировки (см. [1-4], обзор [5] и литературу в нем) были рассмотрены случаи, когда показатель преломления п увеличивался под действием поля луча (5п > 0), а интенсивность луча спадала от оси к краю (81 /дг < 0), что обеспечивало необходимое условие для самофокусировки дп/дг < 0 для всего сечения луча.
Однако в ряде практически интересных и распространенных сред при нагреве 5п < 0 (например, в газах и жидкостях - воздух, вода), так как обычно dn/dT < 0 (если давление успевает выравняться) или дп/дТ\р < 0 (для малых моментов времени t ^ ts = a/cs\ поэтому для обычных лучей с интенсивностью, спадающей от оси, должна быть расфокусировка (так как дп/дг > 0).
В данной статье впервые получена самофокусировка в воде и показано, что для большого класса лучей с немонотонной зависимостью распределения интенсивности (нарастание от оси к периферии и резкий спад после определенного радиуса rm) должна наблюдаться самофокусировка части луча с г < rm и потерей боковой части луча с г > rm (обдирка луча как банана). При этом теряемой частью энергии луча можно
ООIrm
пренебречь в случае резкого спада (когда J Irdr <С J Irdr^ особенно при нали-
Г тп,0
чии поглощения или рассеяния излучения в среде (а нас как раз будут интересовать диссипативные среды и диссипативные самофокусировки).
Получим профиль рефракции в предположении слабого обратного влияния рефракции на распределение луча (такое предположение обычно делается [6] при оценке начальной стадии процесса самофокусировки).
Допустим дана производная от показателя преломления среды по температуре rtp < 0. Тогда для луча с распределением интенсивности 7(гД) получим изменение показателя преломления
t
е z х nLk7 nLk z х z х
5п(т^) = —^- / I^t^dt = —^^(гД) = —aq^r^Y
L р JL р
о
где С — теплоемкость среды, р — ее плотность, к — коэффициент поглощения света, q(rt) — плотность прошедшей световой энергии. Из условия самофокусировки: (дп/дг)дп < 0 получим a(dq/dr) > 0, т.е. интенсивность света должна нарастать по радиусу.
Для заданного профиля 5п(г) имеем изменение угла наклона лучей (дУ/дг) ~ ~ (дп/дг) = д8п/дг, рассмотрим частные случаи фокусировки и соответствующие им распределения интенсивности.
Чтобы параллельный луч, падая на слой среды толщиной L сфокусировался на расстоянии Lj (>> L), необходимо, чтобы
56 ~ (г/L^ ~ Ьпф т.е. L^ г / Ln’r.
Из соблюдения этого условия для любого т получим пф = А^т. Или
5п = ^Л(£)г2 + Вфф = п'т5Т = Iр J
о
т.е. В(£) = af 1(0, £)cZ£.Так как обычно о
1(гД) = 1тф^ф^
то
tЧ(^к2 = а!т{ф^ - ф(0)^ ф (г )dt,
О
t
т.е. ффф = ф(0) + (г/а)2, и Аф?) = 2aI2TTt f фффбф где а — эффективный радиус луча, а а о
ф и ф — безразмерные функции. Следовательно
2aLImJфф)dtо
Обычно полагают фф) в виде рзгф) = 1 для 0 < t < Т (прямоугольный импульс) tt
т.е. J фф^1 = ф или фф) = t(Tmi для 0 < t < Т в этом случае J фф^1 = t2/2ТШ^ или Оо
t/X
фф) = sin(7r£/2T); t < 2Tm, тогда J фффбй = ^^ (1 — cos 2^Ь т-е- в этих случаях
Lf - 1/Ф ^ ^; ^ sin2(7r^4T р т.е. точка фокуса сделает прочерк от бесконечности к слою среды.
Был поставлен эксперимент для подтверждения рассмотренного процесса. Схема установки показана на рис. 1. Использовался луч рубинового лазера с немодулирован- ной добротностью с энергией 25 дж в миллисекундном импульсе. Формирование нужного профиля луча осуществлялось пропусканием луча через стеклянную пластинку с экраном в центре луча (в качестве экрана использовался шарик или диск диаметром 1,3 мм). На расстоянии 70 см от экрана помещалась кювета с жидкостью длиной 15 см и на расстоянии 70 см от кюветы изображение луча после нескольких светофильтров фиксировалось на фотопленке. (На расстоянии до кюветы тень от экрана сглаживалась и получалось плавное распределение с минимумом в центре). При добавлении
-es-+р^^titE3-
723<5
Рис. 1. 1 — лазер, 2 — стеклянная пластинка с экраном, 3 — кювета с водой, 4 — набор фильтров, 5 — фотоаппарат или скоростной фоторегистратор (СФР)
Рис. 2. Фотография луча в случае: а — вода без поглощающей добавки, б — вода с малой подкраской купоросом, в — то же на движущейся пленке СФР (приведенная часть изображения соответствует продолжительности времени 600 мксек
в жидкость в кювете поглощающего вещества (раствор медного купороса) картина изображения луча резко менялась — в центре появлялось пятно повышенной интенсивности. На рис. 2 показаны изображения для случаев: а — в кювете вода чистая, б и в — вода, подкрашенная купоросом (длина поглощения примерно равна длине кюветы) (в — на пленке скоростного фоторегистратора).
Рассмотренные процессы самофокусировки могут расширить класс сред и диапазон условий, при которых проявится самофокусировка световых, радио- и ультразвуковых лучей, как в импульсном, так и стационарном режиме. Специальный подбор профиля луча мощных газовых или твердотельных лазеров может существенно повлиять на их расходимость в воде и воздухе. Это явление может возникнуть самопроизвольно при наличии провалов в распределении интенсивности или после поглощающих центров в среде.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962.
В.И. Таланов. Изв. высш. уч. зав., Радиофизика, 7, 564, 1964.
R. Chiao, Е. Garmire, С. Townes. PRL, 13, 479. 1964.
Н.Ф. Пнлнпецкнй, А.Р. Рустамов. Письма в ЖЭТФ. 2, 88, 1965.
С.А. Ахманов, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. УФН. 93, 19, 1967.
Ю.П. Райзер, ЖЭТФ, 52, 470, 1967.
Г.А. Аскаръян, ЖЭТФ, 54, 1393, 1968.
(Письма в ЖЭТФ, 05.08.1969. Т. 10, № 3. С. 113-116.)
ТЕПЛОВАЯ САМОФОКУСИРОВКА В СВЕТОВОМ ЛУЧЕ СУМЕНЬШЕННОЙ ИНТЕНСИВНОСТЬЮ ВБЛИЗИ ОСИ
Г.А. Аскаръян, И.Л. Чистый
действующем луче газового лазера. Показано, что самофокусировка образуется в стадействующем луче газового лазера. Показано, что самофокусировка образуется в стаВ работе [1] показано, что уменьшение интенсивности 1(г) вблизи оси мощного светового луча может вызвать самофокусировку внутренней области луча (где 81 /дг > 0) в обычных средах, уменьшающих показатель преломления при нагреве (где обычные ручки с монотонным спадом интенсивности расфокусируются), и продемонстрирован этот процесс в режиме внешней самофокусировки в луче импульсного лазера с немодулированной добротностью. В данной работе этот процесс исследуется в непрерывно
действующем луче газового лазера. Показано, что самофокусировка образуется в ста
действующем луче газового лазера. Показано, что самофокусировка образуется в ста
ционарном режиме при различных режимах конвекции.
Схема установки показана на рис. 1. Луч непрерывно действующего аргонового лазера (1) мощностью 0,3 Вт для устранения расходимости подфокусировался линзой (с фокусным расстоянием 2 м) и проходил через стеклянную пластинку с небольшим экраном (£), создающим ослабление луча вблизи оси. Диафрагма (5) делала более четкой внешнюю границу луча. На пути луча на расстоянии ~ 1 м от экрана помещалась кювета (^) с исследуемой жидкостью. Кювета легко перемещалась перпендикулярно лучу, что позволяло изучать нестационарные процессы, воспроизведение невозмущенной среды и влияние движения среды на самофокусировку. На расстоянии ~ 1 м от кюветы помещался экран (5), с которого изображение регистрировалось фото- или киноаппаратом (б) на черно-белую и цветную пленки или наблюдалось визуально. Для ослабления конвекции был предусмотрен вертикальный вход луча в жидкость, для чего использовались ответвляющие луч зеркало и призма (7). Такое расщепление луча обеспечивало одновременную регистрацию с экрана следов луча, прошедшего мимо и через кювету. Были получены также изображения лучей прямо на фотопленке фотоаппарата с вывинченным объективом. Наиболее отчетливые и сильные процессы самофокусировки при имеющихся мощностях были получены в йодистом метилене (CH2J2) и растворе иода в спирте. На рис. 2 приведены фотографии сечения вертикального луча, прошедшего мимо кюветы (а) и через кювету (б) с йодистым метиленом (толщина слоя жидкости 4 мм при коэффициенте пропускания излучения лазера ~ 10%). Картина устанавливалась за доли секунды и далее не изменялась.
На рис. 3 дана фотография установившегося сечения луча при горизонтальном прохождении через жидкость. Видны искажения из-за конвекции, которая не препятствует образованию сфокусированного пятна, а лишь деформирует внешние границы луча, которые расфокусируются,так как для них д1/дг < 0. Радиальные линии на рис. 2 и 3 возникают из-за неоднородности по азимуту интенсивности начального луча. Каустика фокусной области была достаточно протяженной (% 2 м) и быстро перемещалась при нагреве из бесконечности
на определенное расстояние. (На существование такого прочерка при самофокусировке было впервые указано в статье [2].)
При движении кюветы перпендикулярно лучу со скоростью несколько сантиметров в секунду (в одном направлении или вперед-назад) самофокусировка пропадает и профиль луча не изменяется при прохождении через кювету.
Описанные опыты иллюстрируют возможности управления нелинейными оптическими эффектами подбором профиля распределения интенсивности луча. Эти эффекты
могут проявляться самопроизвольно при наличии провалов интенсивности в луче лазера, а также в теневой зоне за поглощающими и рассеивающими центрами в средах. Подбором профиля можно изменить распределение света внутри среды и увеличить интенсивность на оси при падении света на полу бесконечную среду и т.п.
Авторы благодарят В.Ф. Китаеву и профессора Н.П. Соболева, в лаборатории которого была выполнена данная работа, за интерес к работе и полезные обсуждения и И.Р. Геккера за участие в съемке фильма по самофокусировке.
Литература
Г.Д. Аскаръян, В.Б. Студенов. ЖЭТФ. Письма, 10, 113, 1969.
В.Н. Луговой, А.М. Прохоров. ЖЭТФ, Письма, 7, 153, 1968.
(ЖЭТФ. 1970. Т. 58. Вып. 1. С. 133-134.)
О НЕЛИНЕЙНЫХ ЭФФЕКТАХ ПРИ ПРОХОЖДЕНИИ МОЩНОГОНЕПРЕРЫВНОГО СВЕТОВОГО ЛУЧА ЧЕРЕЗ СРЕДЫ
Г.А. Аскаръян, В. Г. Михалевич, В. Б. Студеное, Г.П. Шипуло
В данной статье описываются новые эксперименты по исследованию нелинейных эффектов при прохождении мощного инфракрасного луча через различные среды. В экспериментах использовался непрерывно действующий лазер на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом (YAG-Nd), дающий невидимый инфракрасный луч света длиной волны 1,06 мкм, мощностью до 30 Вт. Главное внимание было уделено исследованию 81
Рис. 1. Фотография профиля красного луча, проходящего по тепловому следу трубчатого инфракрасного луча в воде (а) или в плексигласе (б)
«трубчатого» луча с уменьшенной интенсивностью вблизи оси, что создавалось с помощью небольшого экрана или затемнения на стеклянной пластинке в центре луча.
Среды, в которых исследовались нелинейные эффекты, имели отрицательную полную температурную производную показателя преломления: dn/dT < 0, т.е. относились к наиболее распространенному и практически интересному классу сред (все газы, все жидкости, некоторые твердые тела). В качестве основных сред были выбраны: из жидкостей — вода (коэффициент поглощения излучения с А = 1 мкм х ^ 0,1 см-1), из твердых тел — плексиглас (360,1-0,05 см ).
Комбинированная фокусировка. Исследовалась фокусировка одного луча тепловым следом другого луча. В качестве луча, создающего волновод или линзу в плотной среде, использовался трубчатый невидимый луч мощного инфракрасного лазера, вдоль оси которого с помощью наклонной пластинки после экрана посылался красный луч газового гелий-неонового лазера. На экране наблюдалось перераспределение интенсивности красного луча и появление яркой центральной точки (рис. 1, а, б). Эти эксперименты подтвердили возможность [1] использования теплового следа одного луча для фокусировки или направленного проведения другого луча.
Самофокусировка луча с уменьшенной интенсивностью вблизи оси («банановая» фокусировка). Была впервые наблюдена «банановая» самофокусировка [2-4] в твердой среде — плексигласе при различных толщинах пластин (4 и 40 см) при регистрации изображения на расстоянии 50 см от края плексигласа (так называемая «внешняя» самофокусировка). Наблюдение велось через инфракрасный видеоскоп, фотографирование производилось прямо на пленку фотоаппарата со снятым объективом через инфракрасный фильтр (рис. 2, г). При прерывании луча яркое пятно в центре исчезало за 1-2 сек.
Также наблюдалась «банановая» самофокусировка в простой и дистиллированной воде без каких-либо поглощающих добавок — на естественном поглощении излучения с А % 1 мкм в воде. Картина фокусировки была четкая и устанавливалась быстро (0,3 сек). Основные опыты производились на уровне мощности 10-15 Вт. Исследовалось как горизонтальное (рис. 2, б), так и вертикальное (рис. 2, в) прохождение луча через воду. Усиление интенсивности в центре луча наблюдалось на протяжении от 0,5 до 5 м, что показывает на большую протяженность каустики фокусировки (специальный подбор распределения интенсивности, обеспечивающий фокусировку в точку, не осуществлялся).
Рис. 2. Фотография профиля инфракрасного луча, падающего прямо на пленку: а — первоначальный профиль, б — профиль после горизонтального прохождения через воду, в — профиль после вертикального прохождения через воду, г — после прохождения луча через плексиглас. Видна в центре область повышенной интенсивности
Метод подкраски. Для наблюдения процессов нелинейной рефракции мощного невидимого луча к нему примешивался видимый луч слабой интенсивности примерно такого же профиля и такой же расходимости. Такая «визуализация» непрерывно действующего луча была осуществлена и были наблюдены различные нелинейные эффекты. Отметим, что «визуализация» подкраской гармоники не только малоэффективна при малых интенсивностях непрерывно действующих лазеров, но и неточно воспроизводит судьбу основного луча не столько из-за большей хроматической аберрации, сколько из-за различия распределения и направленности излучения основной частоты и гармоники. (В нашем случае для подкраски использовался красный луч гелий-неонового лазера с А = 0,63 мкм, который можно было изменять независимо по профилю и расходимости.)
Проведенные исследования расширяют круг явлений нелинейной оптики, связанных с нагревом сред в лучах непрерывно действующих лазеров.
83
луча при фокусировке широкого.луча при фокусировке широкого.Рис. 1. Схема установкиРис. 1. Схема установки
луча при фокусировке широкого.
луча при фокусировке широкого.
Рис. 1. Схема установки
Рис. 1. Схема установки
В заключение авторы выражают глубокую благодарность на интерес к работе и ценные обсуждения академику А.М. Прохорову, в лаборатории которого была выполнена данная работа, студентке-дипломнице Г.Н. Яковенко за помощь при проведении экспериментов и Х.С. Багдасарову за лазерный элемент YAG(Nd) высокого качества.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 54, 1343, 1968.
Г.А. Аскаръян, В.Б. Студенов. Письма в ЖЭТФ, 10, 113, 1969.
Г.А. Аскаръян, И.Л. Чистый. ЖЭТФ, 58, 133, 1970.
Г.А. Аскаръян, В.Б. Студенов, И.Л. Чистый. УФН, 100, 519, 1970.
(ЖЭТФ, 1970, Т. 59, Вып. 6(12), С. 1917-1919.)
НОВЫЕ ЭКСПЕРИМЕНТЫ ПО ОБРАЗОВАНИЮ НИТИСАМОФОКУСИРОВКИ ИЗ ФОКУСА ЛУЧА У ПОВЕРХНОСТИСРЕДЫ
Г.А. Аскаръян, Х.А. Диянов. М. Мухамаджанов
Одна из разновидностей самофокусировки [1-4] — образование филаментов из фокуса лазерного излучения в среде, было наблюдено впервые в [5], однако условия, механизм образования, природа и их свойства до сих пор оставались не исследован
ными, несмотря на заманчивые перспективы получения узкого концентрированного
В данной работе описываются новые результаты по образованию филаментов из фокуса лазерного луча в жидкости, которые показывают существенную роль близости фокуса к поверхности среды в образовании филаментов.
Схема использованной установки дана на рис. 1. Луч рубинового лазера (1) с модулированной добротностью с мощностью 20 Т 30 мВт фокусировался линзой (2) внутрь специальной вертикально поставленной кюветы (5), заполненной нитробензолом. Кювета была большого диаметра (6 см) и была обложена изнутри матированным изогнутым листом тефлона для исключения ложных изображений на оси от зеркального отражения от стеклянных стенок кюветы света, рассеянного и излученного из области вблизи фокуса. Между краями тефлонового листа оставалась открытой полоса для бокового наблюдения и съемки. Неполное заполнение вертикально поставлен
ной кюветы позволило помещать фокус очень близко к поверхности жидкости без опасения разрушения торцевого окна кюветы. (Такие эксперименты невозможны для горизонтальных кювет, которые использовались ранее другими авторами.) При исследовании была обнаружена существенная роль близости фокуса к поверхности среды в образовании филаментов.
Рис. 2. Фотография луча сбоку кюветы. На рисунке показано влияние сдвига фокуса луча на образование филаментов; мощность лазера 6-7 МВт в луче диаметра 5 мм. Линза сдвигалась вверх; расстоянии в мм от фокуса до поверхности (ФП) и от линзы до поверхности (ЛП): а — (ФП) = 40; (ЛП) = 25; б - (ФП) = 23; (ЛП) = 35; в - (ФП) = 15; (ЛП) = 40; г - (ФП) = 5; (ЛП) = 47; наиболее оптимальное положение. Длина филамента ~ 10 см, д — (ФП) = -3; (ЛП) = 53. Положение фокуса отмечено указателем
На рис. 2 {а, б, в, г, д) даны снимки сбоку кюветы при последовательном смещении влево линзы с фокусным расстоянием 5 см. При смещении фокус линзы проходил через поверхность жидкости. Видно, что наиболее эффективен процесс протягивания — когда фокус находится на расстоянии ~ 5 мм у поверхности внутри жидкости (а\
Диаметр нитей составляет 100 4- 150 мкм (определено из сравнения с эталонной проволочкой, помещенной на оси заполненной кюветы). Длина волноводных нитей превосходила 10 см, т.е. были наблюдены нити, у которых расходимость в 10 раз меньше дифракционной.
Использование близости фокуса к поверхности позволяет стабильно получать длинные филаменты с помощью линз с различными фокусными расстояниями (при обычных условиях филаменты получались лишь для короткофокусных линз и не для всех рубинов, и даже оптимальный подбор мощности лазера не позволял получить столь длинные филаменты, какие были получены при приближении фокуса к поверхности жидкости для различных линз и различных рубинов).
Влияние близости поверхности на формирование волновода могло быть связано с рядом причин, например, уменьшение ослабления луча из-за рассеяния, деформация поверхности, особенности нелинейности вблизи поверхности и т.п. Однако измерение отраженного назад света при погружении фокуса в жидкость в наших условиях, не дало заметного нарастания отражения, что, по-видимому, исключает возможную роль ВРМБ в ослаблении луча. Невозможность получения столь длинных филаментов подбором мощности при глубоком погружении фокуса также показывает, что причина, по-видимому, не только в уменьшении потери энергии. Полученные результаты облегчают условия формирования концентрированных мощных световых потоков и дают прямое подтверждение волноводного распространения света в нелинейной среде. (Теория этого эффекта с учетом реальной нелинейности была развита недавно в работе [6]). Отметим, что волноводная концепция самофокусировки вовсе не предполагает волновод постоянного сечения. Действительно, самофокусировка [1] есть уменьшение расходимости (или увеличение сходимости) мощного луча из-за нелинейных эффектов (все проявления ее есть следствие этого процесса), а пространственная распределенность самофокусировки делают ее аналогичной появлению диэлектрического волновода [1]. Поскольку волноводы в общепринятом широком смысле (см., например, [7]) бывают произвольного сечения (в том числе и переменного сечения, например, с давно используемым в практике сужением для усиления поля), то волноводное описание самофокусировки достаточно широко и полно. Отметим, что при изменении мощности луча начало волновода тоже должно совершать прочерк. Кстати, эксперименты по многофокусной структуре [8, 9] могут быть объяснены и с позиций модулированного волновода.
В заключение авторы выражают благодарность академику Д.В. Скобельцыну за интерес к работе и содействие развитию исследований по самофокусировке.
Литература
Г.А. Аскарьян. ЖЭТФ. 42, 1568, 1962.
В.И. Таланов. Изв. высш. уч. зав., сер. Радиофизика, 7, 564, 1964.
R. Y. Chiao, Е. Garmire, С.Н.Townes. Phys. Rev. Lett., 13, 479, 1964; 14, 1056, 1965; 16, 347, 1966. 4. С.А. Ахманов, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. УФН, 93, 19, 1967.
Н.Ф. Пилипецкий, А.Р. Рустамов. Письма в ЖЭТФ, 2, 88, 1965.
В.Е. Захаров, В.В. Соболев, В.С. Сынах. ЖЭТФ. 60. 136, 1971.
Физический словарь, Т. 1, С. 302, 1960.
В.В. Коробкин, А.М. Прохоров, Р.В. Серов, М.Я. Щелев. Письма в ЖЭТФ, 11, 153, 1970.
Н.И. Липатов, А.А. Маненков, А.М. Прохоров. Письма в ЖЭТФ, 11, 444, 1970.
В.Е. Елеонский, В.П. Силин. Письма в ЖЭТФ. 13. 167. 1971.
Т.Ф. Волков. Сб. «Физика плазмы и проблема управляемой термоядерной реакции». Изд. АН СССР, 3, 36, 1958.
(Письма в ЖЭТФ. 20.10.1971, Т. 14. № 8, С. 452-455.)
УСТРАНЕНИЕ САМОСХЛОПЫВАНИЯ МОЩНОГО ЛУЧАВ НЕЛИНЕЙНОЙ СРЕДЕ С ПОМОЩЬЮ РАСТРА —
МНОЖЕСТВЕННОЕ ВОЛНОВОДНОЕ РАСПРОСТРАНЕНИЕЭНЕРГИЙ. ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА В НЕЛИНЕЙНОЙ СРЕДЕ
Г.А. Аскаръян, Х.А. Диянов, М. Мухамаджанов
При исследовании самофокусировки [1-4] выяснилось, что самосхлопывание [5] и разбиение [3, б, 7] мощных лучей в нелинейных средах может препятствовать распространению излучения с мощностью, значительно превосходящей пороговую. В данной работе показано, что можно устранить схлопывание такого луча, наложив на него мелкомасштабный растр (сетку) и осуществив множественный волноводный режим распространения энергии. Обнаружена эффективная возможность управления самофокусировкой изменением расстояния от растра или отверстия до входа в нелинейную среду. Фактически поставлена и исследована задача о распространении дифракционного изображения решетки в нелинейной среде.
Эксперимент проводился на аксиальномодовом неодимовом лазере с модулированной добротностью с мощностью до 10 МВт (селектор и диафрагма в резонаторе обеспечивали плавность распределения излучения и гладкость формы импульса даже при призменном модуляторе). Луч лазера проходил через кювету с нитробензолом. Мощность луча в сотни раз превосходила пороговую РПор = Ю0 квт. Минимальное положение фокуса самофокусировки фиксировалось по искрам [8, 9], возникающим в жидкости в моменты максимальной концентрации энерговыделения - когда мощность луча P(t) достигает максимума и фокус останавливается, т.е. пока P(t) ^ 0. Одновременно фиксировалась максимальная мощность импульса на экране осциллографа. Диаметр луча составлял 2 мм, использовались сетки с размером отверстий 1,5 Д 3 • 10 см и прозрачностью 50 — 60% или диафрагмы с такими же диаметрами отверстий. При наложении сетки на луч искры распределялись почти по всему сечению луча. Было обнаружено, что расстояние от торца кюветы до искры Zj сильно зависит от расстояния I от сетки или диафрагмы до торца кюветы. На рис. 1 дана зависимость Zf(T) при неизменной мощности падающего луча. При отодвигании кюветы с нелинейной жидкостью точки схлопывания удалялись от входного торца кюветы вглубь среды и могли быть выведены вне среды. Сильное удаление точек схлопывания наблюдалось при ZKp нл ~ 4,5 см для сетки с ячейкой d ^ 1 • 10 2 см. Такое расстояние соизмеримо с так называемой френелевской длиной L ^ cZ2/A, при котором начинают заметно расширяться лучи или перекрываться соседние лучи. Вблизи этого расстояния /кр наиболее расплывчата тень от сетки на входном торце кюветы. Интересно отметить, что картина становится четкой не только при меньших расстояниях I < /кр
Рис. 1. Удаление положения точки схлопывания луча вглубь нелинейной среды для разных расстояний от сетки (а) или отверстия ^б^ до торца кюветы. Z^ — расстояние от торца до точки схлопывания луча внутри жидкости; I — расстояние от сетки или отверстия до торца кюветы, а — дана зависимость Zj(l) для сеток с размерами ячеек I — 3 • 10-2 см, II — 2 • 10-2 см, III — положение точки схлопывания без растра. На б — дана зависимость Zf(l) для отверстий с диаметром I — 3-102 см, II — 4-102 см, III — 5-1Ф2 см. Все при плотностях потока 2,5-10 вт/смРис. 1. Удаление положения точки схлопывания луча вглубь нелинейной среды для разных расстояний от сетки (а) или отверстия ^б^ до торца кюветы. Z^ — расстояние от торца до точки схлопывания луча внутри жидкости; I — расстояние от сетки или отверстия до торца кюветы, а — дана зависимость Zj(l) для сеток с размерами ячеек I — 3 • 10-2 см, II — 2 • 10-2 см, III — положение точки схлопывания без растра. На б — дана зависимость Zf(l) для отверстий с диаметром I — 3-102 см, II — 4-102 см, III — 5-1Ф2 см. Все при плотностях потока 2,5-10 вт/см
Рис. 1. Удаление положения точки схлопывания луча вглубь нелинейной среды для разных расстояний от сетки (а) или отверстия ^б^ до торца кюветы. Z^ — расстояние от торца до точки схлопывания луча внутри жидкости; I — расстояние от сетки или отверстия до торца кюветы, а — дана зависимость Zj(l) для сеток с размерами ячеек I — 3 • 10-2 см, II — 2 • 10-2 см, III — положение точки схлопывания без растра. На б — дана зависимость Zf(l) для отверстий с диаметром I — 3-102 см, II — 4-102 см, III — 5-1Ф2 см. Все при плотностях потока 2,5-10 вт/см
Рис. 1. Удаление положения точки схлопывания луча вглубь нелинейной среды для разных расстояний от сетки (а) или отверстия ^б^ до торца кюветы. Z^ — расстояние от торца до точки схлопывания луча внутри жидкости; I — расстояние от сетки или отверстия до торца кюветы, а — дана зависимость Zj(l) для сеток с размерами ячеек I — 3 • 10-2 см, II — 2 • 10-2 см, III — положение точки схлопывания без растра. На б — дана зависимость Zf(l) для отверстий с диаметром I — 3-102 см, II — 4-102 см, III — 5-1Ф2 см. Все при плотностях потока 2,5-10 вт/см
(что естественно), но и при больших расстояниях. На рис. 2 даны фото теневого изображения сетки с d = 2 ♦ 102 см, сфотографированного с матированного экрана, помещаемого на интересующих нас расстояниях до сетки: a) Z = 6 см, б) Z ^ ZKp = 5 см (ZKp нл ^ 4,5 см немного отличается от ZKp из-за влияния продольного градиента контрастности на самофокусировки). Видно резкое размытие изображения вблизи ZKp и восстановление контраста при Z = ZKp ± 1 см. Удаление точки схлопывания вглубь нелинейной среды прослеживалось до Zj ^ 26 см, в то время как без сетки точка схлопывания находилась на расстоянии Zy ^ 3 см, за входным торцом.
Удаление точки схлопывания при Z < ZKp) можно объяснить увеличением угла расходимости и радиуса элементарных лучей на входе в нелинейную среду. Действительно, по безаберрационной оценке для каждого подлуча
dsds— ^0s +— ^0s +— ^Os^s +— ^Os^s +
ds
ds
— ^0s +
— ^0s +
— ^Os^s +
— ^Os^s +
где величины радиусов подлучей а и углов 6 на поверхности среды отмечены индексом s,
1 + 2 cos1 + 2 coscoscos+ cos2+ cos22тгУ2тгУ
1 + 2 cos
1 + 2 cos
cos
cos
+ cos2
+ cos2
2тгУ
2тгУ
aa5
a
a
Рис. 2. Распределение интенсивности на экране на расстоянии от дифракционной решетки с d = 2 • 10-2 см в воздухе (без нелинейной среды): а — I = 6 см, б — Z = 5 см. Видно, что вблизи ZKp резко ослабевает, а при Z = ZKp + 1 см восстанавливается контраст изображения (это повторяется при Z = 16 см)
т.е. при Pi = const (до смыкания подлучей)
Zj ~ <+(-#о5а8 + к),
где а8(Г) и ^os(O определяются дифракционным уширением, причем as(lKp)6os(lKp) ^ к.
При Z ^ ZKp формируется дифракционное изображение, уменьшающее ад. увеличивающее плотность излучения и уменьшающее 6S из-за наличия многих ячеек сетки (в фраунгоферовом пределе 6S ^ Osi/Nb где TVi — число ячеек на единицу длины сетки и предельная мощность в максимуме Р P^N. где N N^ — полное число ячеек сетки). Отметим, что для самофокусировки важна не только начальная контрастность изображения (дающая поперечные градиенты интенсивности), но и продольная резкость изменения контрастности (дающая углы расходимости).
Изменение плотности потока в исследованной нами френелевской зоне дифракционной решетки при Z > ZKp определяется контрастностью функции интенсивности, определяемой множителем cos(ttZA/cZ2), где d — период решетки. Например, для синусоидальной решетки
[ eikVw^ (1 + cos №Л Ъу
J\\d77
Например, при cos(ttZA/cZ2) = 0; Z ~ 1 + cos2 (^-) €1 + 2 при cos(ttZA/cZ2) = 1; Z ~ ~ {l + cos(^^)}2 € 0 + 4, где I — расстояние до дифракционной решетки, У — поперечная координата наблюдения, у — координата вдоль решетки. Видно, что
89
контрастность резко уменьшается при ZKp ^ (2m + l)cZ2/2А, т.е. ZKp(m = 0) ~ cZ2/2A; ZKp(m = 1) ~ 3cZ2/2А ^ 3ZKp(m = 0), что наблюдалось на эксперименте как на неодимовом лазере (ZKpi ^ 5 см, ZKp2 ~ 16 см), так и на газовом гелий-неоновом лазере (ZKpi = 8,5 см), ZKp2 = 25,5 см для сетки с d ~ 2 • 102 см.
Наиболее удобным для рассечения растром является луч с близким к прямоугольному радиальным распределением интенсивности, но и для любого радиального распределения плотности интенсивности излучения Z(r), можно подобрать такой растр с зависящими от радиуса площадями ячейки s(r^ что в каждую ячейку попадала мощность, близкая к пороговой s(r) ~ Z(r)/Pnopor- При этом поперечный градиент су б луча значительно ослабляется дифракцией, что уменьшает его изгиб и рассеяние. Результаты работы значительно расширяют возможности использования и проявления волноводной самофокусировки.
В заключение авторы выражают благодарность академику Д.В. Скобельцыну на поддержку работы.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962.
В.И. Таланов. Изв. высш. уч. зав., сер. Радиофизика, 7, 564, 1964.
R. Y. Chiao, Е. Garmire. С.Н. Townes. Phys.Rev.Lett., 13, 479, 1964.
С.А. Ахманов, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. УФН, 93, 19, 1967 (обзор).
P.L. Kelley. Phys. Rev. Lett., 15, 1005, 1965.
B.M. Беспалов, В.И. Таланов. Письма в ЖЭТФ, 3, 471, 1966.
А.Л. Дышко, В.Н. Луговой, А.М. Прохоров. Письма в ЖЭТФ, 6, 655, 1967.
Т. Bergqwist, В. Kiernan, Р. Wahren. Arkiv for Fysik, В. 34, 81, 1967.
В.В. Коробкин, Р.В. Серов. Письма в ЖЭТФ, 6, 642, 1967.
(Письма в ЖЭТФ, 20.08.1972, Т. 16, Вып. 4. С. 211-215.)
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ЭФФЕКТИВНОСТИСАМОВОЛНОВОДНОЙ КОНЦЕНТРАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ ПРИ
РАСПРОСТРАНЕНИИ В НЕЛИНЕЙНОЙ СРЕДЕ
Г.А. Аскаръян
В данной статье приведено описание первого прямого экспериментального исследования эффективности самоволноводного распространения излучения в нелинейной среде [1-4]. Такие исследования до сих пор не были проведены, несмотря на большое число публикаций по самофокусировке, хотя волноводная подфокусировка и волноводное самосжатие луча в один фокус представляют наибольший практический интерес (отметим, что волноводное описание самофокусировки связано с пространственной распределенностью подфокусирующего действия, эквивалентного появлению волновода, которые, как известно, могут быть переменного сечения, длины и профиля).
Экспериментальная установка для исследования волноводной самофокусировки изображена на рис. 1. Неодимовый лазер с модулированной добротностью, работающий в продольно модовом режиме, давал импульс с полушириной 20 нсек. Луч проходил через диафрагму Dx с отверстием диаметра dx = 4 ♦ 102 см, расположенную на нескольких см до входа в нелинейную среду, что обеспечивало плавность поперечного распределения интенсивности луча при входе в среду. В качестве нелинейной среды
90
44| п Фзк~£9| п Фзк~£9
4
4
| п Фзк~£9
| п Фзк~£9
ЛазерЛазерКювета
Лазер
Лазер
Рис. 1. Схема установки. Ход лучей кювете: 1 — Р < Pnop, 2 — Р to Рпор, 3 — Р > Ркь
использовался нитробензол в кювете длиной L = 50 см, линейное поглощение в которой не превышало 20%. У выходного торца кюветы располагалась диафрагма D^ с с отверстием диаметра (/2 = 5 ♦ 10“2 см, обеспечивающим отбор концентрированного излучения от общего потока прошедшего расширившегося луча, который измерялся при удалении диафрагмы D^. (Дифракционное расширение луча малой мощности увеличивало площадь сечения луча в десятки раз на выходе из кюветы.) Регистрация падающего и прошедшего концентрированного или полного прошедшего света производилась двумя ФЭК-09 с последующей регистрацией на двух лучах скоростного осциллографа 6ЛОР-2-М.
10 нсек10 нсекЛинейность показаний ФЭК проверялась специально. Импульсы ФЭК на выходе с диафрагмой D^ и без нее могли соответствовать разным входным вспышкам, поэтому производился контроль над входными импульсами. Положение диафрагмы D^ точно подбиралось так, чтобы в серии вспышек не менялись ни величина, ни форма импульса от проходящего через диафрагму D^ света для одинаковых импульсов падающего света, что показывало хорошую повторяемость попадания, даже без принятия специальных мер по термостатированию жидкости.
10 нсек
10 нсек
Рис. 2. Осциллограммы от излучения падающего на нелинейную среду Рк^Р всего прошедшего через нее Р<г, и прошедшего сохранившего концентрацию Ра (попавшего в отверстие диафрагмы D^*. а — падающая мощность не превосходит мощность Келли, б — Р > Ркь, по изломам на осциллограмме видно рассеяние энергии при входе фокуса в среду
Рис. 3. Эффективность прохождения радиации, сохранившей концентрацию Pd/Ptr^ от превышения мощности над мощностью Келли P/PklРис. 3. Эффективность прохождения радиации, сохранившей концентрацию Pd/Ptr^ от превышения мощности над мощностью Келли P/PklМощность света после диафрагмы Di в максимуме импульса менялась в пределах 50-180 квт, что позволило отдельно изучить допороговый, пороговый и запо- роговый режимы (в последнем случае фокусная точка входила вглубь нелинейной среды). Мощность, при которой длина кюветы равнялась длине Келли, составляла Pkl ~ 120 квт, что было близко к пороговой МОЩНОСТИ Рпор ~ 100 квт.
Рис. 3. Эффективность прохождения радиации, сохранившей концентрацию Pd/Ptr^ от превышения мощности над мощностью Келли P/Pkl
Рис. 3. Эффективность прохождения радиации, сохранившей концентрацию Pd/Ptr^ от превышения мощности над мощностью Келли P/Pkl
Импульсы с ФЭК при наличии диафрагмы 1?2 характеризовали сконцентрированную мощность Pd. попадавшую в отверстие диафрагмы, соизмеримое с размерами луча на входе в среду (та часть мощности, которая не уменьшила начальной концентрации энергии), в то время как без диафрагмы D^ регистрировалась вся мощность PtT1 прошедшая через нелинейную среду. На рис. 2 показаны характерные импульсы.
Внизу на втором луче дан импульс Р падающего лазерного луча, одинаковый для обеих верхних импульсов с диафрагмой и без диафрагмы D^. (Для возможности сопоставления Pd и PtT из большого числа вспышек выбирались только такие пары импульсов, у которых совпадали по форме и величине начальные лазерные импульсы.) рис. 2, а дан для мощности Р, при которой фокус еще не входит в среду (Р < Pkl\ на рис. 2 б показан случай превышения мощности над порогом Р ^ 1,4Pkl^ ПРИ этом видно, что рост величины Pd ограничен вследствие рассеяния и поглощения излучения при входе фокуса в нелинейную среду.
На рис. 3 дана типичная зависимость доли концентрированной энергии а = Pd/Ptr от отношения падающей энергии к критической P/Pkl- Видно, что при Р > Pkl (в этом случае Ьк < £) эффективность концентрированной передачи радиации резко падает. Отличие атах от единицы может быть связано с тем, что начальный дифрак
ционный профиль не обеспечивает полного сбора излучения. Причем максимальная доля концентрированного излучения была близка к доле излучения в основном дифракционном максимуме, что показывало достаточно хороший сбор излучения в случае простого начального профиля распределения интенсивности. При заданной функции начального лазерного импульса P(t) можно оценить выходные плотность потока ltr(t) и (с/4тг)^г и мощность Pd = Trr^ltr по безаберрационной формуле. Решение безаберрационного уравнения для радиуса сечения луча
a'L = -А^(а\
где
А = n2E^t)al - А2,
22а = а022а = а0Ax'2/ад; т.е. LK = aolVA; и угол 9тах и а'тахAx'2/ад; т.е. LK = aolVA; и угол 9тах и а'тах^min^minдает при небольшом начальном угле расходимости
22
а = а0
22
а = а0
Ax'2/ад; т.е. LK = aolVA; и угол 9тах и а'тах
Ax'2/ад; т.е. LK = aolVA; и угол 9тах и а'тах
^min
^min
т.е. на расстоянии % — L
Е^ = ^(ФоК « E^j [г - ^ U^ - ^)1 «^
L ао \ ао/J 1 ”L ! ьк\г)
где Lk — величина, близкая к так называемой длине Келли [4] и совпадающая с ее выражением при Е Snop.
Пока радиус пятна луча a(t,L) больше радиуса отверстия диафрагмы
PdW = Р^СЛ/ауPdW = Р^СЛ/ау■ г2 ■■ г2 ■— Ро^^РкЬ Дюр)^2 !\PkL ^О^)]^— Ро^^РкЬ Дюр)^2 !\PkL ^О^)]^
PdW = Р^СЛ/ау
PdW = Р^СЛ/ау
■ г2 ■
■ г2 ■
— Ро^^РкЬ Дюр)^2 !\PkL ^О^)]^
— Ро^^РкЬ Дюр)^2 !\PkL ^О^)]^
при Г2 < а, где Ркь — мощность, необходимая для того, чтобы длина Келли Lk = L при заданном начальном радиусе луча. При а < т^ Рд^) ~ Дг(^) ~ Po(t\
Из приведенных формул видно, что при Р=0тах <С Ркь повышается коэффициент передачи мощности и энергии радиации, а при Pq ^ Ркь падает.
Аналогичные выводы справедливы для множественного волноводного режима самофокусировки [6]. Результаты работы показывают также крайнюю неэффективность режима передачи при входе фокусов в среду из-за большого рассеяния и поглощения излучения в фокусах [5], появившихся перед приемником, на который всегда попадает мощность, близкая к пороговой, если посылается мощность, гораздо большая пороговой.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1568, 1962; Диплом на открытие № 67 с приоритетом 22/ХП, 1961 г.
В.И. Таланов. Изв. высш. уч. зав., сер. Радиофизика, 7, 564, 1964.
R. У. Chiao, Е. Garmire, С.Н. Townes. PRL, 13, 479, 1964. (Русский перевод в книге «Действие лазерного излучения» под ред. Ю.П. Райзера. М., изд. Мир, 1968.)
P.L. Kelley. PRL, 15, 1005, 1965. (Русский перевод в книге «Действие лазерного излучения» под ред. Ю.П. Райзера, М., изд. Мир, 1968.)
А.Л. Дышко, В.Н. Луговой, А.М. Прохоров. ЖЭТФ, 61, 2305, 1971.
Г.А. Аскаръян, Х.А. Диянов, М. Мухамаджанов. Письма в ЖЭТФ, 16, 211, 1972.
(Письма в ЖЭТФ, 20.08.1972, Т. 16, Вып. 4. С. 211-215.)
ПОДАВЛЕНИЕ НЕЛИНЕЙНЫХ ПРОЦЕССОВ ВЫНУЖДЕННЫХРАССЕЯНИЙ, СХЛОПЫВАНИЯ ЛУЧА И ПРОБОЯ СРЕДЫ ПРИСКАНИРОВАНИИ ЛУЧА. САМОФОКУСИРОВКА «ГУЛЯЮЩИХ
ЛУЧЕЙ»
Г.А. Аскаръян. Х.А. Диянов, М.А. Мухамаджанов
Известно, что в мощных лазерных лучах возникают вынужденные нелинейные процессы: Мандельштам-Бриллюэновское (ВРМБ), комбинационное (ВКР) и другие виды рассеяний, самофокусировка, пробои и деструкция сред и т.д. Все эти процессы имеют определенные длительности времени т формирования или нарастания. Поэтому следует ожидать подавления развития этих процессов при поперечном сканировании луча, если время смещения луча на свой диаметр £Скан ~ ^т/^т (равное отношению размера луча а^ к скорости сканирования г^) меньше времени формирования нелинейного процесса £Скан < Например, при размерах сечения луча а^. < 10 2 ^ 10 3 см и скорости сканирования г > 107 см/сек получим tCKaH ^ Ю9 А- 10* ° сек что близко
Рис. 1. Схема установки: 1 — лазер-генератор; ^ — стеклянная пластинка, расщепляющая луч; 3 — диафрагма; 4 — сканирующая ячейка; 5 — подфокусирующая линза; 6 — лазерный усилитель; 7 — калориметр; 8 — фотоэлектрические регистраторы (ФЭК-09); 9 — кювета с нитробензолом или сероуглеродом; 10 — фотоаппарат; 11 — линза; 12 — разрядник, инициируемый лазером; 13 — высоковольтный делитель напряжения
к временам нарастания нелинейных процессов. Отметим, что почти все нелинейные процессы начинаются или протекают в наиболее концентрированных областях луча, что облегчает их срыв при поперечном сканировании.
В данной работе исследовалось экспериментально подавление нелинейных процессов при сканировании луча. Для этой цели была создана простая установка для осуществления самозапускаемого сканирования луча и наблюдения эффектов.
Сканирование лазерного луча
В основе экспериментальной установки было использовано сканирующее устройство, запускаемое самим лазерным импульсом: лазерный луч своим фронтом вызывал срабатывание разрядника, который подавал линейно нарастающее в течение 40 нсек напряжение на сканирующую ячейку, в которой между электродами в нитробензоле возникал градиент показателя преломления, отклоняющий луч.
Схема установки дана па рис. 1. Луч неодимового лазера 1 ответвлялся стеклянной пластинкой 2 на разрядник 12, который разряжал емкость С (~ 3 • 103 пФ) через цепь с индуктивностью контура L (« 0,3 мкГн), что создавало в интересующем нас интервале времени линейное нарастание потенциала на сканирующей ячейке 4- Напряжение на ячейке через высоковольтный делитель 13 подавалось на осциллограф. Через ячейку проходила основная часть луча, который отклонялся на угол, зависящий от потенциала на сканирующей ячейке, проходил через лазерный усилитель 6 и попадал в кювету длиной 30 см с нелинейной средой 9 или на экран. Кювета находилась на расстоянии 3 или 6 м от генератора для изменения условий и времени попадания отраженного импульса в генератор. На базе б м лазерный импульс не искажался отраженным и можно было следить за изменениями чистых лазерного и неусиленного в лазерной системе отраженного импульса. Перед средой помещалась стеклянная пластинка для направления падающего и отраженного излучений на два ФЭК-09, сигналы от которых подавались на быстрый многолучевой осциллограф 6-ЛОР-2-М (рис. 2).
Лазер работал в одночастотном режиме. Мощность луча на входе в кювету составляла ^ 1 МВт. Длительность импульса лазера составляла по полуширине 20 нсек, длительность линейного нарастания напряжения на ячейке составляла « 40 нсек, т.е. весь лазерный импульс приходился на линейную часть напряжения развертки.
94
Рис. 2. Осциллограммы импульсов излучения и сканирующего напряжения: а — лазерный импульс без сканирования; б — импульс от нелинейного вынужденного рассеяния назад без сканирования, а’ и б’ — то же при действии сканирования. (Видно отсутствие отраженного импульса б’); в — нарастание напряжения на сканирующей ячейке; г — метки времени с частотой 100 МГц
Так как угол сканирования зависит от квадрата напряженности поля в скан-ячейке, угловое и линейное смещения луча изменялись во времени квадратично, что проверялось специально с целью маркировки смещения во времени по следу луча на пленке или на экране (исследовался также скан луча по решетке-гребенке с регистрацией проходящего сканированного и модулированного гребенкой во времени луча с помощью ФЭК’а). Было получено при максимальном напряжении на ячейке скорость сканирования — угол 0 « 10-2 рад за 30 нсек, что легко обеспечивало линейную скорость сканирования ЭТО7 см/сек. Сканирующая ячейка имела длину 10 см при расстоянии 2 мм между цилиндрическим и уголковым электродами, обеспечивающими
малое изменение градиента луча на размере диаметра луча (1 мм). Для уменьшения размеров луча на входе в нелинейную среду использовалась линза с большим фокусным расстоянием ^ 60 см, которая подфокусировала луч, не меняя угла сканирования. При базе 6 м использовался также телескоп, который уменьшал размер и сдвиг луча при скане.
Полученные результаты
Подавление нелинейных индуцированных процессов. При включении сканирования пропадали ВРМБ и ВКР в сероуглероде и нитробензоле уже при низких напряжениях сканирования. На рис. 2 показаны характерные осциллограммы: а — сигнал от лазерного импульса, б — отраженный импульс от нелинейного рассеяния в отсутствии скана, а’ и б’ — то же при действии скана, в — нарастание напряжения на сканирующей ячейке, г — метки времени частоты 100 Мгц. Видно, что сканирование устраняет отражение полностью ^б’У При расстоянии 16 м от нелинейной среды до генератора лазерный импульс не деформировался отраженным и не менялся при сканировании. (Осциллограммы приведены для этого расстояния.) При расстоянии 3 м отраженный импульс налагается на лазерный и скан очищает его от отраженного. Полное подавление отражения наблюдалось уже при напряжениях, в 2 4- 3 раза меньших максимального. Проводилось сопоставление времени нарастания сигнала отражения в отсутствии скана с временем сдвига луча на размер сечения. Показано, что подавление ВРМБ имеет место даже при скоростях скана, недостаточных для обрыва процесса на размере порядка начального размера луча (1 мм). По-видимому, зарождение и развитие вынужденных процессов связано с областями сжатия и фокусировки луча.
Было наблюдено: устранение пробоев в средах при сканировании луча. В частности, сканирование устраняло искры, образующиеся в нитробензоле в точках схлопывания луча при остановке фокусов. Сканирование фокусированного луча размазывало концентрацию воздействия, район повреждения в стеклах расширялся, а повреждения становились все слабее и слабее по мере усиления сканирования.
Сканирование самофокусирующегося луча. Была исследована самофокусировка при сканировании. Выбирался режим, при котором без скана фокус входил вглубь кюветы (длина Келли ^ 10 см в максимуме импульса), а пересекал торец кюветы со скоростью 109 см/сек. На рис. 3 дано изображение следа луча при развертке сканированием. Видно сжатие до минимального размера 40 мкм, длящееся 10 нсек, что указывает на существование волноводной протяжки за фокусом 10 см. (Отметим, что размер пятна луча на торце кюветы без самофокусировки составлял 0,5 мм, что проверялось при ослаблении мощности фильтрами перед кюветой. Влияние скана на самофокусировку проявляется не только в устранении вынужденных рассеяний, но и в ослаблении действия механизмов самофокусировки с релаксацией.
Описанные выше эффекты подавления индуцированных процессов при сканировании лучей могут быть широко использованы на практике в тех случаях, когда эти процессы являются нежелательными. Аналогичные эффекты подавления неустойчивостей и схлопываний возможны при сканировании электронного пучка.
Рис. 3. Фотографии развертки самофокусировки: а — развертка на торце кюветы при сканировании луча с мощностью 1 МВт. Размер минимального сжатия 40 мкм. Видна протяжка с длительностью ^10 нсек, свидетельствующая о волноводной протяжке за фокусом « 10 см. (При этой мощности без сканирования длина Келли « 10 см в глубине кюветы); б — то, же при мощности в 1,5 раза больше
Можно указать некоторые практические применения подавления сканированием: 1) ввод большой мощности в нелинейную среду, 2) передача большой мощности через среду, 3) подавление одних нелинейностей при сохранении других, имеющих меньшее время формирования (например, изучение самофокусировки или ВКР при устранении ВРМБ и др.). Исследование времени развития нелинейностей; 4) устранение неустойчивостей в прямом и обратном токах для пропускания мощных электронных потоков через плазму.
Для многих нелинейных эффектов сканирование концентрированного луча предпочтительней его расфокусировки, уменьшающей мгновенную концентрацию воздействия, уменьшающих самосжатие луча.
Примененная простая система запускаемого сканирования может также в некоторых случаях заменить гораздо более сложные и дорогие электронно-оптические преобразователи-регистраторы быстропеременных процессов (ФЭР, ЭОП и др., как в непрерывной развертке, так и в режиме покадровой съемки, осуществляемой подачей ступенчатого нарастания напряжения на сканирующую ячейку.
(Письма в ЖЭТФ, 05.03.1974, Т. 19, Вып. 5, С. 295-299.)
ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ СХЛОПЫВАНИЯПУЧКА ПРИ САМОФОКУСИРОВКЕ В НЕЛИНЕЙНОЙ СРЕДЕ
Г.А. Аскарьян, М.А. Мухамаджанов
При самофокусировке [1] (см. также обзоры [2, 3]) — самосжатии мощного луча в нелинейной среде — возможно образование фокусов [4, 5], размеры которых зависят от свойств среды, динамики и размеров луча. Однако характер особенностей схлопывания поля Е |г_^ф|а ДО сих пор не был экспериментально исследован. Более того, вид формул [6-12] особенностей схлопывания у ряда авторов существенно отличается один от другого. В данной работе впервые экспериментально исследован характер схлопывания но промеру плотности распределения энергии при прохождении луча, получена величина эффективного показателя схлопывания и и показано существование волноводной протяжки после фокуса.
Эксперимент был осуществлен с помощью луча одномодового одночастотного рубинового лазера с мощностью до 150 кВт при временной полуширине импульса 10 нсек. Луч с профилем, очень близким к гауссову, фокусировался линзой с фокусом F = 50 см (случай А), или с F = 10 см (случай Б) на свободную поверхность нелинейной среды (неполное заполнение вертикально расположенной кюветы [15]). В качестве нелинейной среды был выбран нитробензол, глубина которого составляла в случае А — 10 см, в случае Б — 1; 5 и 10 см. Начальный радиус луча при входе в среду по спаду интенсивности в е раз &о ~ 50 мкм (А) и «о ~ 10 мкм (Б), причем начальная дифракционная расходимость позволяла свести к случаю самофокусировки нефокусированного луча.
Излучение с торца кюветы фокусировалось с увеличением Юх на пленку и почернение фотометрировалось после еще 20-кратного увеличения изображения на пленке. Калибровка и фотометрирование почернения и измерение энергии производилось для одного и того же импульса.
В случае А сравнивалось контрольное почернение с интегралом от мощности падающего излучения, регистрируемого калиброванным измерительным фотоэлементом ФК-19. Его показания сопоставлялись сначала с показанием бокового ФЭК’а, регистрирующего отраженное излучение от стеклянной наклонной пластины, потом вместо калиброванного ФК-19 ставилась фотопленка, а мощность луча менялась ступенчатым ослабителем. Показания бокового ФЭК’а после интегрирования во времени сопоставлялись с почернением пленки. В случае Б прошедшая энергия регистрировалась ФОГ’ом.
На рис. 1 даны зависимости абсолютной плотности энергии q (Дж/см) от радиуса г: для случая А - рис. 1,А, для случая Б - рис. 1,Б. Зависимости даны в линейном и дважды логарифмическом масштабе.
Моделирование схлопывания луча было проведено для анализа экспериментальных данных и определения параметров схлопывания.
При сильном сжатии пучка, когда Пф <С &о (что имело место при F = 50 см) а ^ Пф (1 + t-^L^ 7 где Пф — минимальный размер в фокусе. Тогда плотность
т Рi
потока 1 ~- , где j — функция, характеризующая радиальное распределение
поля (функция, напоминающая гауссову). Задавая движение фокуса со скоростью Гф (она мало меняется при пересечении фокусом плоскости наблюдения) получим для 98
Рис. 1. А. Распределение плотности энергии по радиусу ^(г) и 1g q (Igr) для do = 50 мкм, L = 10 см; 1 — Р = 20 кВт, 2 — Р = 70 кВт, 3 — Р = 130 кВтРис. 1. А. Распределение плотности энергии по радиусу ^(г) и 1g q (Igr) для do = 50 мкм, L = 10 см; 1 — Р = 20 кВт, 2 — Р = 70 кВт, 3 — Р = 130 кВт
Рис. 1. А. Распределение плотности энергии по радиусу ^(г) и 1g q (Igr) для do = 50 мкм, L = 10 см; 1 — Р = 20 кВт, 2 — Р = 70 кВт, 3 — Р = 130 кВт
Рис. 1. А. Распределение плотности энергии по радиусу ^(г) и 1g q (Igr) для do = 50 мкм, L = 10 см; 1 — Р = 20 кВт, 2 — Р = 70 кВт, 3 — Р = 130 кВт
r/йфr/йф00плотности энергии:
r/йф
r/йф
0
0
[ тл+ [ т^ 1 Р А q « lot to / I—— =
JJ Сф & ^^ф ^ф
где € = 7-TVa И а > j. (В случае a = |, q ~ 1пг; т.е. q'T1/г).
аФ Г + д )
Из вида функции q^ и сравнения с экспериментом можно определить а и Пф; а) для г ^ Пф получим q ^Д^; т.е. 2 — 1/а = ^|-^; б) зная а, можно оценить Пф из условия спада функции Ф = r1^-1 -^qr2~r^a = rq^ + (2 — £) q f2 (^): спад Ф в е2 раз характеризует Пф; в) из величины q^r = 0) = РА/[7гПфГф(2а — 1)] можно оценить параметр А, т.е. величину «протяжки» фокуса /ф ^ 2А(е1/а-1) (по спаду Z(r) в е2 раз). Так были обсчитаны результаты случая А (ао = 50 мкм, L = 10 см) и для Р = 20, 70 и 130 кВт получены соответственно величины a = 0,85; 0,67; 0,67; Пф = 6; 12; 12 мкм и /ф = 2,8; 1,4; 0,57 см (что почти на порядок превышает френелевские длины).
Полагая I = —^—— иПолагая I = —^—— иПри малом сжатии луча (а ^ а^ (при Р = 10 см) предыдущая экстраполяция может быть не применима. Полагая в безаберрационном случае а2 = а^ + Р[Ркр — Р(^)]г2, что при Р > Ркр дает а2 = а^ (1 — /т^, т.е. только при z — ^ф <С ^ф получим а (z — ^ф <С ^ф)а, причем в этом случае а ~ 1/2. Поскольку в случае Б рассматриваются г > &о, то почернение пленки может быть связано с дофокусной стадией.
Полагая I = —^—— и
Полагая I = —^—— и
J Idt^ где (tT — момент времени прохождения конуса излу- о
чения через точку приема, определяемый из условия а2 = а^ + Р[РКр — P(tT)"\z2 и
Рис. 1. Б. Распределение плотности энергии по радиусу q(r) и lg q (Igr) для do = Ю мкм, Р = 100 кВт; 1 — L = 1 см, 2 — L = 5 см, 3 — L = 10 смРис. 1. Б. Распределение плотности энергии по радиусу q(r) и lg q (Igr) для do = Ю мкм, Р = 100 кВт; 1 — L = 1 см, 2 — L = 5 см, 3 — L = 10 смти участка пучка, что при заданном почернении и радиусе еще более удлинит «фокус».ти участка пучка, что при заданном почернении и радиусе еще более удлинит «фокус».
Рис. 1. Б. Распределение плотности энергии по радиусу q(r) и lg q (Igr) для do = Ю мкм, Р = 100 кВт; 1 — L = 1 см, 2 — L = 5 см, 3 — L = 10 см
Рис. 1. Б. Распределение плотности энергии по радиусу q(r) и lg q (Igr) для do = Ю мкм, Р = 100 кВт; 1 — L = 1 см, 2 — L = 5 см, 3 — L = 10 см
ти участка пучка, что при заданном почернении и радиусе еще более удлинит «фокус».
ти участка пучка, что при заданном почернении и радиусе еще более удлинит «фокус».
полагая для простоты, что интересующее нас почернение происходит на квазилинейной части нарастания мощности Р^ = Pt получим: q
~2In —2- 1, где а^ = Hq + ^2#Ь? aD — раз-
aD aD /
мер дифракционно уширенного луча на расстоянии z. При г2/ajj <С 1, что заведомо выполняется как в случае А, так и в случае Б, получим, что q — ln{r2e/a^} или qT гр/г, т.е. In |^|— In г.
Отметим, что эта зависимость справедлива и при г < ар? так как единственным условием приближения было г < аа. Поэтому по резкому изменению наклона зависимости 1п|^| от 1п|г| можно оценить величину Пф, характеризующую конечные поперечные размеры фокуса. По данным Пф можно определить эффективную длину «фокуса» /ф, на которой интенсивность падает в е раз, из выражения q№\ = —о- — - Так были обсчитаны результаты случая Б («о = Ю мкм) и получены величины: для Р = 40 кВт — Пф = 12 и 16 мкм и /ф = 2,5 и 4,3 см для L = 5 и 10 см соответственно и для Р = 100 кВт — Пф = 6; 12; 30 мкм и /ф = 0,17; 1; 3,5 см для L=l, 5 и 10 см соответственно. Все /ф на порядок превосходят френелевские длины. Объяснение длины «фокуса» не как протяжки, а как каустики не проходит, так как в случае каустики в каждое сечение фокусируется малая часть мощнос
При оценках использованы минимальные значения скорости пересечения фокусом плоскости наблюдения (в большинстве случаев место образования фокусов лежит внутри кюветы гобР < L).
В формулу для q подставлена полная мощность Р, так как в случае если в фокус входит только Ркр, для полного q необходимо умножить на число фокусов т = Р/Ркр, т.е. все равно q Р.
Из данных, приведенных выше, видно:
показатель а в большинстве случаев близок к 2/3;
величина Пф существенно меньше размера пд/е, оцененного по спаду q в е раз;
длина «фокуса» во много раз превышает френелевскую длину /фр. Это свидетельствует о том, что наблюдаемый фокус является отрезком волновода, причем длина волновода /ф определяется релаксацией нелинейности [13], т.е. путем, проходимым фокусом за время релаксации I ^ ^фтрел, трел = 5 • 10“11 сек для нитробензола. По данным теорий особенность схлопывания имеет степень а = 1/4 [6], а = 2/3 [8]
/цпж|\ V2
(по-видимому, вывод некорректен) а = 1/2 [7], а = 1[12]ивидЯ^ [11], где х = z — ^ф в безразмерных величинах. Для удобства сравнения последнюю функцию
/|1пж|Д^2 I1 . lg|lna?| 2
запишем в виде ( 11~? откуда получим а = 2 + 2| 1g ж|з в интеРесУюЩем
100
нас диапазоне х « 10-2 4- 10-3. Именно около этой величины а = 2/3 ложатся экспериментальные данные в случае А, когда сжатие луча сильное а <С «о ~ 50 мкм (отметим, что а = а (ж) и меняется от — 1/2 до 1/2 при ж 6 10 4- оо со слабым максимумом ат = 0,7 при х = 10-е).
В случае Б для L = 5 4- 10 см, Пф ^ &о = Ю мкм, т.е. при малых начальных размерах луча схлопывание практически отсутствует. Поэтому, в частности, можно утверждать, что в первых экспериментах по самофокусировке луча в жидкости [14] нити из фокуса представляли собой отрезки волноводов.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962.
С.А. Ахманов, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. УФН, 93, 19, 1967.
Г.А. Аскаръян. УФН, 111, 249. 1973.
P.L. Kelley. Phys. Rev. Lett., 15, 1005, 1965.
M.M.T. Loy, Y.R. Shen. IEEE, J. QE-9, 409, 1973.
E.L. Dawes, J.H. Mairburger. Phys. Rev., 179, 802, 1969.
B.H. Луговой, A.M. Прохоров. УФН, 111, 203, 1973.
B.E. Захаров, B.C. Сынах. ЖЭТФ, 68, 940, 1975.
Г.А. Горбушина, Л.М. Дегтярев, В.В.Крылов. Препринт ИПМ. №51. 1976.
Л.М. Дегтярев, В В. Крылов. ЖВМ и МФ. 17, 1523, 1977.
С.Н. Власов, Л.В. Пискунова, В.И. Таланов. ЖЭТФ. 75, 1602, 1978.
ЕМ. Фрайман. Автореферат диссертации. М., ФИАН СССР, 1976.
В. А. Петрищев, В.И. Таланов. Сб. Квантовая электроника.М,.изд.Советское радио, №6, 35, 1971.
Н.Ф. Пилипецкий, А.Р. Рустамов. Письма в ЖЭТФ, 2, 88, 1965.
Г.А. Аскаръян, Х.Л. Диянов, М.А. Мухамаджанов. Письма в ЖЭТФ. 14, 452, 1971.
(Письма в ЖЭТФ, 05.03.1979, Т. 29, Вып. 5. С. 276-281.)
ВОЛНОВОДНЫЕ СВОЙСТВА ТРУБЧАТОГО СВЕТОВОГО ЛУЧА
Г.А. Аскаръян
Введение
В последнее время появились лазерные источники интенсивных лучей света с малой расходимостью. Энергия и мощность этих лучей столь велики, что прохождение луча через среду может вызвать изменение ее свойств. Например, нагрев среды приведет к уменьшению ее плотности, ионизация среды уменьшит показатель преломления и т.п. Эти изменения будут создаваться или через некоторое время после включения луча (например, время появления теплового расширения определяется временем прохождения звуковых волн через объем нагрева), или во время существования луча (как, например, ионизация), а длительность существования этих изменений может меняться в зависимости от различных факторов. Например, время рассасывания нагрева t Z2 /хт^ где хт — температуропроводность среды (в пренебрежении конвекцией) — может во много раз превосходить длительность вклада энергии.
Сильные изменения свойств среды в световых лазерных лучах и их малая расходимость могут быть использованы для обеспечения волноводности распространения излучения с большой длиной волны, например, радиоизлучения, ультразвука, света с большей длиной волны и т.п. Использование столба ионизации в длинной световой искре в качестве направляющих и антенных систем для радиоизлучения было
101
предложено в статьях [1, 2]. Использование ионизирующих ультрафиолетовых лучей в качестве линий, направляющих радиоволны, было рассмотрено позже Ривлиным (частное сообщение). Волноводность распространения ультразвукового луча по тепловому следу светового луча в плотной среде была исследована в [3].
В данной статье будет рассмотрено использование трубчатого светового луча для создания волноводного распространения излучения других длин волн. Особый трубчатый профиль светового луча позволяет обеспечить волноводность для потока радиации внугри себя во многих практически интересных случаях, когда перечисленные выше случаи использования сплошного следа луча в качестве волновода невозможны или неэффективны.
Условия фокусировки
Изменения свойств сред могут привести к двум процессам, устраняющим расходимость передаваемого излучения: рефракции внутрь и краевому отражению.
Так как изменение «угла скольжения» d9/dz ^ dn/dp^ то в случае рефракционной концентрации лучевой энергии необходимо, чтобы показатель преломления п убывал с удалением от оси, т.е. dn/dp < 0, и скорость распространения излучения увеличивалась при удалении от оси волновода. Для удержания луча с углом расходимости 9 необходим перепад Ап $2. При дифракционной расходимости 9^ и Х/а, где А — длина волны и а — радиус волновода, поэтому Ап ~ 9/ ^ (А/п)2.
Так как нагрев и ионизация в газах и некоторых плотных средах уменьшают показатель преломления среды, то для создания волновода целесообразно использовать трубчатый луч, создающий «стенки» волновода и имеющий у внутренней поверхности нужный знак градиента dn/dp < 0, обеспечивающий фокусировку излучения внутри (для сплошного луча, формирующего волновод, это условие выполнено быть не может).
Кроме рефракционного удержания возможен режим удержания, использующий большие коэффициенты отражения от слоя изменения свойств среды при малых углах падения: если 9 < ^/| Ап|, то коэффициент отражения от резкого скачка свойств R = l- 40/V\M 1 и удержание излучения в волноводе может происходить при любом знаке изменения Ап. Критерий резкости скачка (применимость френелевских формул, полученных для резкой границы) при малых углах падения такой: Х/9 > 8^ где 8 — толщина переходного слоя изменения показателя преломления (при дифракционной расходимости это всегда выполнено при 8 < a/^Y Поскольку небольшая часть энергии удерживаемого излучения уходит в преломленные лучи, добротность такого волновода будет хуже, чем у рефракционного (длина волноводного затухания на преломление L £3 а/0(1 - Д) « a^LM/^2 п3^/|Ап|/4А2. Возможность использования скачка показателя преломления любого знака при фокусировке краевым отражением расширяет возможности реализации волноводного распространения, хотя этот способ и требует больших амплитуд изменений показателя преломления.
Распространение радио- и светового излучения по следу трубчатого светового луча
Оценим сначала изменения показателя преломления, связанные с нагревом. Если эти изменения связаны лишь с изменением плотности при нагреве, то
АптАптdp dTdp dTdn /XTdn /XTAT "r"AT "r"
Апт
Апт
dp dT
dp dT
dn /XT
dn /XT
AT "r"
AT "r"
для газоподобных сред (когда п — 1 = Ар <^ 1). Это изменение плотности создается через время ts > Цс81 где I — характерный размер области выделения тепла, cs — скорость звука, поэтому луч, создающий волновод, не чувствует этого изменения показателя преломления и не расфокусировывается, если длительность вспышки луча t < ts. Обычно ts и 10-5Z to 10—4 ^ 10—3 сек для I to 104-100 см, в то время как длительность вспышки может изменяться от нескольких наносекунд до долей миллисекунды. Для волноводного проведения инфракрасного излучения с длиной волны А = 10 мкм и радиусом волновода a to 10 см достаточно An to (А/п)2 to 10-8 to 10-3ратмАТ/Т, что легко обеспечивается небольшим нагревом AT to 3 • 10“3 град.
При этом затраты энергии на нагрев единицы объема газа W to NlPатм& х AT to to lO^NnNbkT to 10-6 дж/см3, где Nl — число Лошмидта и к — постоянная Больцмана, что требует при километровой длине волновода затраты энергии ^ 10 дж.
Для волноводного проведения радиоизлучения с длиной волны А = 3 см при радиусе теплового волновода, создаваемого кольцевой системой лазеров, a to 102 см, необходимо иметь An to (А/п)2 to 10-3. В этом случае потребовался бы очень сильный нагрев среды АТ ^ Т, что явно нецелесообразно. Однако в этом случае может быть использована ионизация среды вспышкой световой лавинной ионизации, многофотонной ионизацией основных атомов среды, фотоионизацией легкоионизируемых примесей или ионизацией ультрафиолетовым лучом. (Последний механизм был подробно рассмотрен Л.А.Ривлиным, частное сообщение.)
Если изменения показателя преломления связаны с ионизацией, то Anp to cj2/2(cj2+ +п2), где wp — плазменная частота (cj2 = 4тге27Уе/тп) и vs — частота столкновений электронов с атомами (ns = Nacts^ci где Na to NlP^tmi ^s ~ 10“15 см2 и ve to to 107 4- 108 см/сек в зависимости от температуры электронов. Для р = 1 атм и щ = 3-107 см/сек получим vs = 1012 сек-1). С помощью ионизации перепад An to 10-3 создается при и2 to 2 • 10—3(cu2 + n2) to 2 --3 n2 to 2 • 1021 сек-2 (при ш < ns); это соответствует концентрации плазмы Ne to 1012 см-3. Такая плазма может быть создана, например, при фотоионизации легкоионизируемых (например, щелочных) примесей, которые всегда присутствуют в воздухе (достаточно их присутствия 3 • 10-6%). Хотя время жизни до прилипания свободных электронов в атмосфере составляет доли микросекунд, плазменный след может жить дольше, так как электроны могут подогреваться или воспроизводиться самим СВЧ-излучением, удерживаемым плазменным трубчатым волноводом. В этом случае световой луч лишь намечает, инициирует волновод. Действие интенсивного светового поля может привести также к разрушению отрицательных ионов и предотвращению прилипания. Этот процесс может идти с достаточной вероятностью ввиду малой энергии связи прилипания.
Затраты на образование такой плазмы W to NeIy т.е. порядка 10 мкдж на 1 см3 (энергия, потраченная на образование свободного электрона, может зависеть от механизма образования, меняясь от потенциала ионизации (при фотоионизации) до величины в несколько раз большей при наличии потерь на возбуждение атомов и молекул при развитии лавины). Полный энерговклад, необходимый на создание такого волновода, составляет несколько сотен джоулей.
Расстояния L сохранения цилиндричности волновода определяются углом расхождения излучения, формирующего волновод: Li to О,1п/0 ^ 10-2п для реальной многомодовой расходимости при 6 to 10-3 рад и Ьд to 0,1п2/А — для дифракционной расходимости (мы предполагаем для простоты, что толщина стенок волновода соизмерима с радиусом волновода). Для длины волны излучения, создающего волновод, A to 1 мкм и a to 102 см получим в двух случаях соответственно Li to 100 ми Ьд to 105 м.
103
Трубчатые световые и СВЧ-лучи могут быть использованы [4] также для транспортировки плазмы, заряженных частиц и атомов.
Распространение звука по следу трубчатого светового луча
Рассмотрим теперь создание волноводов для звукового излучения. Если скорость звука в среде уменьшается при нагреве (dcs/dT < 0, что имеет место для многих плотных сред), то тепловой след сплошного светового луча может служить звуководом (этот случай был рассмотрен нами ранее [3]).
Однако есть среды, в которых скорость звука увеличивается при нагреве. Например, во всех газах cs л/т и dcs/dT cs/2T 102 см/сек- град; поэтому для формирования волновода целесообразно использовать трубчатые световые лучи.
Для компенсации расходимости 081 луча необходимо, чтобы 68 < V^cs/cs ^
VAT/2T V10 Аг-
Например, для компенсации дифракционной расходимости ^д ^ A/а ^ 0,1 достаточен нагрев АТ ^ 10 град для рефракционного удержания. Краевое отражение также может быть эффективно ввиду наличия скачка плотности.
Фокусировка и волноводность звука, ультра- и гиперзвука световыми лучами с провалами интенсивности могут произойти не только преднамеренно, но и самопроизвольно из-за неоднородности распределения интенсивности в лазерном луче.
В заключение выражаю благодарность И.Л. Фабелинскому за обсуждение статьи.
Литература
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович. ЖЭТФ, 48, 290, 1965.
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, М.М. Савченко, А.Д. Смирнова. ЖЭТФ, Письма, 1, 66, 18, 1965. 3. Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ. Письма, 4, 144, 1966.
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962.
(ЖЭТФ. 1968. Т. 55. Вып. 4(10), С. 1400-1403.)
ТЕПЛОВОЙ СЛЕД И САМОФОКУСИРОВКА МОЩНОГО ЛУЧА ВСРЕДЕ
Г.А. Аскаръян, В.А. Погосян
Введение
В последнее время появился ряд работ по самофокусировке и саморасфокусировке мощных лучей в среде из-за различных нелинейных эффектов (см., например, [1-15], обзор [4] и литературу в нем).
Для не слишком коротких импульсов излучения, и особенно для лучей непрерывно действующих лазеров, главной причиной изменения показателя преломления является нагрев сред при поглощении света. При этом изменение показателя преломления равно
г z х <9пг dn
M'^gjST+^S^-ST,
так как 5р ^ —абТ^ если расширение успевает установиться. Например, в твердой
среде при локальном нагреве
5р al-ст
7 = ~зГ7^т
с учетом противодавления окружающей ненагретой среды, где а — коэффициент теплового расширения и а — коэффициент Пуассона.
Для самофокусировки, т.е. для уменьшения угла расходимости 0, необходимо, чтобы производная п'т < 0, так как в этом случае из уравнения рефракции 6'z ^ п/т следует < 0.
Для обычных, наиболее распространенных сред (жидкости, газы) производная п’гр < 0, поэтому для лучей обычного профиля со спадающей от оси интенсивностью (Д < 0) наблюдается тепловая расфокусировка [5-8].
В некоторых средах п^ > 0 (плазма, почти все стекла) и можно наблюдать тепловую самофокусировку [1, 9-12]. В ряде работ [13-15] было отмечено, что даже в средах с nfT < 0 можно получить самофокусировку основной части луча, используя специальный профиль распределения интенсивности с уменьшением ее вблизи оси, так как в области, где Д > 0, имеем n'T = пД' ^ п'тТ^ < 0, если Т ~ I. Однако зависимость температуры в данной точке от интенсивности света в данной точке такая простая лишь в случае, когда тепло не успевает диффундировать из объема тепловыделения (t < а?(% и 5Т = altfCp^ где а — размер области тепловыделения, т.е. радиус луча, а — коэффициент поглощения света на 1 см пути, у — температуропроводность, С — теплоемкость р — плотность среды). Для больших длительностей и особенно для непрерывно действующих лазеров необходимо учитывать растекание тепла.
В данной работе исследуется распределение температуры во времени и пространстве при поглощении луча специального профиля с уменьшением интенсивности вблизи оси. Распределение интенсивности считается заданным и по нему вычисляется поле температур и анализируются тенденции изменения расходимости луча в предположении геометрической оптики. Такой упрощенный анализ обычно применяется при рассмотрении задач самофокусировки и дает без решения самосогласованной задачи (что обычно осуществляется машинным расчетом) достаточное описание процесса, особенно в случае слоя среды при внешней фокусировке (когда в слое среды можно пренебречь изменением распределения интенсивности) или на участках луча, или в небольших интервалах времени.
Распределение температур и нелинейная рефракция в случае светового луча специального профиля
Если задан световой луч с уменьшенной интенсивностью вблизи оси, например с радиальным распределением интенсивности Цт) = 1пг2п • ехр(—г2/а2), то в случае не очень большого поглощения (он <С 1) мощность источников энерговыделения q = al (г) будет зависеть в основном от радиуса, т.е. задача будет близка к одномерной цилиндрической. В этом случае уравнение теплопроводности имеет вид
э2т тэт 1дт . 2п / r2\_
+ “ Я7й = еХР2 ’W
от2 т от х\ а /
причем 2ф=о (/n = olnfk и к = хСр — теплопроводность среды).
Введем безразмерные переменные
Ф = T/fna?n+\ £ = г/а, т =
105
Тогда уравнение (1) преобразуется к виду
(2)(2)д2Фх 9ф 9ф
(2)
(2)
8£?Е ЭЕ8т
Используя операторное обозначение, а также свойства ^-функции (см., например, [16]), запишем уравнение (2) в виде
гдегдеТФ =ТФ =о оо оexpH'W-OSWdr',expH'W-OSWdr',Э^ ^ дТ ( )Э^ ^ дТ ( )j kMk^J0<MW-Оj kMk^J0<MW-О
где
где
ТФ =
ТФ =
о о
о о
expH'W-OSWdr',
expH'W-OSWdr',
Э^ ^ дТ ( )
Э^ ^ дТ ( )
j kMk^J0<MW-
О
j kMk^J0<MW-
О
Подставляя эти выражения в (2) и действуя обратным оператором, получим
Ф =Ф =exiexi^То^ОМ^ехрСгдт^^То^ОМ^ехрСгдт^к2 + iqк2 + iqdkdq d£'dr'.dkdq d£'dr'.
Ф =
Ф =
exi
exi
^То^ОМ^ехрСгдт^
^То^ОМ^ехрСгдт^
к2 + iq
к2 + iq
dkdq d£'dr'.
dkdq d£'dr'.
Вычисляя интегралы по д, к и ^, имеем окончательно
*= ^^ / ^ЕИ^^>Г1(п + 1,1,е’/4г'(1 + 4/))*'. о
где iFi — вырожденная гипергеометрическая функция.
В простейшем случае, когда п = 0, имеем гауссов профиль интенсивности, и так как iFi(l, 1,z) = ez, то
ф = 4Гк2Ь£Ч^)}'
где
— интегральная экспоненциальная функция.
Этот результат согласуется с результатом статьи [5], посвященной тепловой расфокусировке гауссова луча. Характерным свойством этого решения является неуклонное логарифмическое нарастание температуры во времени, в чем, например, легко
106
убедиться, полагая малым расстояние £ до оси и имея в виду, что Ег(х) = С + 1п |ж| +ж при х <С 1. В этом случае при £ <С 1
Ф 1/41п(1 + 4т) - 4т£2/(1 + 4т) + О(£2).
Видно, что в данной задаче нет установившегося режима температуры (отметим, что градиент температуры Ф^ все же устанавливается, что соответствует медленному повышению всей температурной кривой при больших значениях времени).
Рассмотрим случай луча с уменьшенной интенсивностью вблизи оси. В простейшем случае, когда n = 1 (квадратично параболический приосевой профиль), имеем
ехР(—€2 / 4т')/4т'(1 + 1/4т')21 1 \ ’ехР(—€2 / 4т')/4т'(1 + 1/4т')21 1 \ ’е(4т)'2(1 + 1/4т')е(4т)'2(1 + 1/4т')dV,dV,
ехР(—€2 / 4т')/
4т'(1 + 1/4т')21 1 \ ’
ехР(—€2 / 4т')/
4т'(1 + 1/4т')21 1 \ ’
е
(4т)'2(1 + 1/4т')
е
(4т)'2(1 + 1/4т')
dV,
dV,
Но 1^1(2,1, z) = (z + 1)е^, поэтому
1 ( ехр[-£2/(1 + 4т)]41 е1 ( ехр[-£2/(1 + 4т)]41 е2+НМ - V(e2+2)+we^ ~Ei\2+НМ - V(e2+2)+we^ ~Ei\
1 ( ехр[-£2/(1 + 4т)]
41 е
1 ( ехр[-£2/(1 + 4т)]
41 е
2+НМ - V(e2+2)+we^ ~Ei\
2+НМ - V(e2+2)+we^ ~Ei\
Производная от температуры по координате имеет вид
е-62 ( ./ 4т^2 \ Г f2 11
+1>-Ч^)М(ТТД?]г|3)
Рассмотрим теперь приосевую область луча £ <С 1 для любых т. В этом случае
^ (i (1 + 4т)2 \^ (i (1 + 4т)2 \е1 + 4те1 + 4т(1 + 2т + 8т2)(1 + 2т + 8т2)
^ (i (1 + 4т)2 \
^ (i (1 + 4т)2 \
е
1 + 4т
е
1 + 4т
(1 + 2т + 8т2)
(1 + 2т + 8т2)
До тех пор, пока выражение в фигурных скобках (3) положительно, Ф^ > 0 и в этих условиях температура на оси всегда меньше, чем температура вблизи оси, даже при т —> ос т.е. в средах с п'т < 0 выполняется условие самофокусировки. Видно, что условия, когда будет иметь место самофокусировка, следующие:
£2<£2<1 + 4т) Л 1
£2<
£2<
1 + 2т + 8т2 Прт € « L
Например, задавая размер интересующей нас приосевой области г = £а, получим, что самофокусировка будет для
т < а2/2г2.
Этот результат довольно неожидан — самофокусировка в приосевой области луча с уменьшенной интенсивностью есть следствие нестационарности процесса даже при очень больших моментах времени, т.е. в данной постановке задачи нет установившегося режима температуры.
Укажем, что в предположении, что такой режим устанавливается, мы получили бы только расфокусировку. Действительно, из уравнения установившегося теплоотвода
где /(£) — безразмерная функция плотности тепловыделения. Интегрируя, получим для любого вида /(£) > О
фб = -|/^ЖЖ<о,
О
т.е. всегда имеет место расфокусировка или отсутствие рефракции.
Отметим, что образование вблизи оси области малых градиентов температуры приведет к уменьшению нелинейной рефракции вблизи оси (фокусные расстояния для приосевых лучей становятся очень большими и в приосевой области получим почти параллельный луч).
Исследуем градиент температуры в нашем случае для произвольных £ в различные моменты времени.
Для любого £, при малом т <^ 1 (начальная стадия нагревания) получим, разлагая экспоненту:
(/ д л2 \ Гл2 1 )
{^2 +“ ехр (1 + 4?)+ (1 + 4т)2] } =
т.е. при £ < 1 будет Ф^ > 0 и, таким образом, имеет место фокусировка, а при £ > 1 получим Ф^ < 0, т.е. налицо расфокусировка краевой части луча — ситуация типичная для «банановой» самофокусировки.
Решая трансцендентное уравнение Ф^ = 0, можно определить, при каких т для данного £ еще выполняются условия самофокусировки. Легко видеть, что для т ~ 1 самофокусировка проявляется еще в достаточно большой зоне. При 4т ^ 1
{} = 1М2(1/2т-е2) дляе«1,
т.е. получаем прежние условия приосевой фокусировки
т < 1/2^.
Оценим, насколько возрастают фокусные длины. Так как угол рефракции
ООдп ~ ' 9Т1
О
О
—I и пт—1, ОТот
а фокусное расстояние Lj ^ т/т т/Т^ то Lj £/Ф^(£,т) при прочих одинаковых условиях. Но для £ <С 1 при развитой «банановой» самофокусировке (при 4т ^ 1) величина Ф^(£,т) ^ £/2 и для 4т ^ 1 она равна Ф^(£,т) ^ £/8т, т.е.
Ь5Щ1 % 4т.
Однако при отклонении профиля луча от квадратично параболического наблюдается сильная каустика, и удлинение фокусного расстояния замывается изменениями внутри вытянутой каустики, что и наблюдалось в ряде экспериментов [15], в которых повышение интенсивности на оси луча наблюдалось очень долго.
Литература
Г.А. Аскарьян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962.
В.И. Таланов. Изв. вузов. Радиофизика, 7, 564, 1964.
R.Y. Chiao, Е. Garmire, С.Н. Townes. PRL, 13, 479, 1964.
С.А. Ахманов, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. УФН, 93, 19, 1967.
I. Gordon, R. Leite, R. Moore, S. Porto, J. Winnery. J.Appl.Phys., 36, 3, 1965.
K. Rieckhoff. Appl. Phys. Lett., 9, 87, 1966.
R. Leitr, S. Porto, T. Damen. Appl. Phys. Lett., 10, 100, 1967.
C.A. Ахманов, Д.К. Криндач, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. Письма в ЖЭТФ, 6, 513, 1967.
А.Г. Литвак. Письма в ЖЭТФ, 4, 341, 1966.
Г.М. Зверев, Т.Н. Михайлова, В.А. Пашков, И.М. Соловьева. Письма в ЖЭТФ, 5, 391, 1967.
S. Akhmanor, D. Krindach, A. Migulin, A. Sukhorukov, R. Khokhlov. IEEE QE, October, 568, 1968.
R. Carman, A. Mooradian, P. Kelley, A. Tufta. Appl. Phys. Lett., 36, 3, 1968.
Г.А. Аскаръян, В.Б. Студенов. Письма в ЖЭТФ, 10, 113, 1969.
Г.А. Аскаръян, И.Л. Чистый. ЖЭТФ, 58, 133, 1970.
Г.А. Аскаръян, В.Г. Михалевич, В.Б. Студенов, Р.П. Шипуло. ЖЭТФ, 59, 1917, 1970.
Ф.М. Морс, Г. Фешбах. Методы математической физики, 1, ПИЛ, 1958.
(ЖЭТФ. 19 71. Т. 60. Вып. 4. С. 1295-1299.)
САМОФОКУСИРОВКА ЛУЧА СВЕТА ПРИ ВОЗБУЖДЕНИИАТОМОВ И МОЛЕКУЛ СРЕДЫ В ЛУЧЕ
Г.А. Аскарьян
Увеличение показателя преломления среды в мощном луче света вызывает самофокусировку луча [1-3]. Это увеличение может быть связано с различными процессами, такими как стрикция [1, 2], нагрев [1, 4], оптический Керр-эффект [3], гидродинамический разлет [7] и т.п.
В данной статье отмечается, что колебательное, вращательное и электронное возбуждение молекул и атомов среды и разрушение их ассоциаций под действием луча света или сопутствующих ему процессов может способствовать самофокусировке луча.
Действительно, любое возбуждение атома или молекулы делает более рыхлой их электронную структуру и увеличивает их поляризуемость. Так, например, электронное возбуждение простейшего атома до n-го уровня приводит к увеличению его размеров в п2 раз (ап сс п2Н1) и его поляризуемости в п6 раз ( хпе2/тьи^а^ n6xi),
что дает изменение электрической проницаемости Де = ^Nn^n6 — 1)х, где Nn — число частиц в состоянии п. Уже при п ~ 2 4- 3 поляризуемость может возрасти в 102 4- 103 раз, а для резонансных уровней в еще большее число раз (резонансная поляризуемость х се е2/т\(ш2 — ш2)2 + д2^2]1/2 —У ^^ при ш -э шТ
Увеличение оптической поляризуемости молекулы при возбуждении в ней вращательных и колебательных движений по величине меньше (оно связано с уменьшением сдавливания электронных оболочек атомов при уменьшении их взаимного притяжения) , но это может дать заметное изменение электрической проницаемости ввиду большей доли молекул, получивших такое возбуждение. Разрушение ассоциаций молекул также может увеличить поляризуемость вещества.
Следует отметить, что эти процессы могут быть связаны не только с нагревом сред, но и в случаях, когда вероятность температурного возбуждения, связанного с повышением температуры (ДА^ — Nnen^T /кТ2\ гораздо меньше вероятности прямого 109
светового возбуждения и, наверняка, в случае, когда время релаксации возбуждения гораздо больше длительности светового импульса, что часто встречается в газах. Самофокусировка при нагреве для сред с de/dT > 0 была рассмотрена недавно [4]. Возможность влияния нагрева на самофокусировку отмечалась еще в [1]. Об изменении e(T)p=const указано, например, в работе [5], там же приведены данные (де/дТ}р > 0.
Динамику изменения оптической проницаемости можно оценить из уравнения для числа возбужденных частиц Nn + Nn/rn = ап(ш, E)Niq, если Nn + TVi = 7Vi0. Отсюда для простейшего случая мгновенного включения поля получим
N^t) = а„тпМо(1 - e"t/T"),
где тп(Е, ш) — время жизни n-го возбужденного состояния с учетом обратных переходов, TVio — начальная концентрация невозбужденных частиц, Е и ш — напряженность и частота поля луча. При этом Де 4тг(хп — Х1)ДДП.
При t ^ тп устанавливается величина ANn _ аптпЕГю ~ Де. Для t < тп получается ANn _ ап]\Г-цуЬ и Де ^ t. Величина сечения возбуждения может быть значительно увеличена подбором резонансной частоты луча, смещением частот для усиления возбуждающего действия разностной частотой [6].
Можно оценить условие пренебрежимости влиянием нагрева среды на возбуждение по сравнению с прямым возбуждением. Для резонансных условий
(де/дТ) ДТ < < Д„ - х1)4тг;
ИЛИ из
Nn ~ Niee"/kT- ДА^ ~ Nnen^T/kT2-,
(
кТ\
— jчто выполняется в широком
диапазоне условий.
Отметим, что возбуждение молекул и атомов и диссоциация молекул может происходить не только под действием света, но и под действием вызванных им процессов — электронов многофотонной или лавинной ионизации, ультрафиолета и т.п. Повышение показателя преломления вследствие этих эффектов может ослабить, а в некоторых случаях даже превысить его уменьшение из-за появления плазмы (Дер 2^ — ш2/ш2), так как число возбужденных молекул может во много раз превосходить число ионизированных или электронновозбужденных молекул при небольшой степени ионизации (ДДпхп > Ne\xe\, где поляризуемость свободного электрона хе 2^ — е2/та2 и х„ ~ а^.
Малые возникающие перепады Де достаточны для компенсации углов расходимости Д^ л/Д? и могут вызвать устранение расхождения или «схлопывания» луча света на расстояниях Lf ~ d/М, где d — радиус луча. В рассмотренном случае перепад Де из-за возбуждения среды на пути луча осуществляется с малой инерционностью, в отличие от таких фокусирующих процессов, как стрикция, тепловое расширение и т.п.
Выражаю благодарность Ю.П.Райзеру за обсуждение статьи.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962.
В.И. Таланов, Изв. вузов. Радиофизика, 7, 564, 1964.
R.Y. CMao^ E. Garmire, C.H. Townes. Phys. Rev. Lett., 13, 479, 1964.
А.Г. Литвак^ Письма ЖЭТФ, 4, 341, 1966.
Л.М. Левин. Изв. АН СССР. сер. физ., 4, 111, 1940.
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 48, 660, 1965.
Ю.П. Райзер. Письма ЖЭТФ, 4, 124, 1966.
(Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 4. №10. С. 400-402.)
НЕЛИНЕЙНОСТЬ СРЕД ИЗ-ЗА ИНДУЦИРОВАННОЙДЕФОРМАЦИИ МОЛЕКУЛ, АТОМОВ И ЧАСТИЦ СРЕДЫ
Г.А. Аскаръян
Деформация и увеличение поляризуемости молекул в сильном световом поле
В луче лазера усредненное электрическое давление Рэл — Е2/8тг может достигать сотен и тысяч атмосфер, что делает возможной заметную деформацию молекул (уже при десятках тысяч атмосфер сжимаемость связана со сжатием молекул, так как плотности вещества превосходят их плотности при низких температурах). Анизотропия электрического давления (например, давление электрического поля на поверхность проводящей сферы Рэл ~ (9/8тг)Рд cos2 # максимально в направлении поля) вызывает сильную деформацию даже в тех случаях, когда изменения объема малы. Так как при оценке поляризуемости атома и молекулы часто пользуются моделью «металлических» сфер (поляризуемость атома близка по величине к поляризуемости проводящей сферы того же радиуса), мы и в дальнейшем будем пользоваться этой моделью, оценивая давление поля, деформирующее молекулу.
Поляризуемость проводящего сфероида аж = У/4тгпж, где V — объем и пх — коэффициент деполяризации (см., например, [5]). Если сфероид близок к шару, то пж = 1/3 — (4/15)(а — ty/R, где а и b — большая и малая полуоси сфероида и Р — радиус шара, подвергающегося деформации. Изменение поляризуемости молекулы при изменении только ее формы
ЗУ (а - 6)ЗУ (а - 6)5тг R5тг R4— 7<to54— 7<to5(«-Ь)R(«-Ь)R
ЗУ (а - 6)
ЗУ (а - 6)
5тг R
5тг R
4
— 7<to5
4
— 7<to5
(«-Ь)R
(«-Ь)R
то же при изменении только ее объема △«2 — 0о(ДУ/У)> все это дает нелинейную добавку к диэлектрической проницаемости Де се 4тгАлД<1 (в пренебрежении поправками на внутреннее поле), где Na — концентрация частиц в единице объема среды.
В зависимости от типа модели, описывающей свойства молекулы, получим разные выражения для деформации. Например, изменение объема молекулы ДУ/У се се ЗЕ^ /8тгК, где К — модуль объемного расширения; деформация твердой сферы дает [5]
а — b 9Eqа — b 9EqR 40тг/УR 40тг/У
а — b 9Eq
а — b 9Eq
R 40тг/У
R 40тг/У
где ц — модуль сдвига; деформация капли дает {а — Ь)/R се 9Д|Л/16тгсг, где а — поверхностное натяжение, т.е. для всех моделей изменение поляризуемости Na/а се се Рэл/Рмол — Р2/8тгРмол, где Рмол давление, необходимое для сильной деформации молекулы (это давление близко к давлению сил, удерживающих атомы в молекуле).
111
Мы примем величину этого давления РМОл — Ю4 4- 105 атм, так как в диапазоне десятков тысяч атмосфер сжимаемость резко уменьшается и далее сжатие вещества происходит за счет сжатия молекул, на что указывает излом в сжимаемости и превышение плотности вещества над его плотностью при очень низких температурах. (Для деформации атомов, по-видимому, требуются большие давления, чем для деформации молекул.) Используя эту величину молекулярного давления, получим деформационное изменение поляризуемости ^а/а с^ 10-12Pq, что всего в несколько раз меньше максимальной величины ^а/а из-за ориентации очень вытянутых молекул в случае оптического Керр-эффекта, для которого ^а/а ~ аЕ^* 10Г1Д| для а ~ 10 24 см-3 и Т 2^ 300° . Коэффициент п^ в разложении показателя преломления п = п0 + п^ определяется из
s24тгуДа п^уАадефор
2п02п0Р2 ’ ^2вРР△^керр ’
для сильно вытянутых молекул, но для молекул с малым высокочастотным эффектом Керра деформационная нелинейность может стать преобладающей и основной.
Время деформации молекул крайне мало (т < 10 сек), поэтому деформация устанавливается быстро и квазистатически и успевает воспроизводиться по полю даже при различных тепловых движениях молекул. Возможно резонансное увеличение деформации и поляризуемости молекул при модуляции интенсивности света с частотой, близкой к частоте собственных колебаний молекул, т.е. при возбуждении молекулы [6]. Такие процессы особенно обильны при индуцированном комбинационном рассеянии.
Все это показывает, что даже в тех средах, в которых постоянная оптического Керр-эффекта мала или равна нулю, лучи большой интенсивности могут очень быстро увеличить показатель преломления из-за деформации молекул и создать условия самофокусировки с очень малой инерционностью, гораздо меньшей, чем инерционность стрикции.
Сильная деформация многоатомных молекул в интенсивном световом поле может вызвать сильную перестройку атомов в молекуле. Все это значительно расширяет класс сред, в которых может наблюдаться быстро возникающая самофокусировка.
Искусственные среды с нелинейностью
Расширяя идею создания искусственных диэлектриков, получивших широкое распространение в радиотехнике, можно попытаться создать искусственный диэлектрик с сильными нелинейными свойствами. Простейшим аналогом такой среды может явиться среда со взвешенными частичками (суспензия, эмульсия, коллоидный раствор), изменяющими поляризуемость при включении поля. Это изменение поляризуемости может быть связано с ориентацией частиц (если они несферичны), с их деформацией под действием поля, с их расширением при нагреве и т.п. В случае с анизотропными частицами изменение поляризуемости среды
А 7 АТ ААТ7
— 7V4aCT Дек — 7участо? ^^ “ ^част j^^ ’
где кчаст — максимальная поляризуемость частиц, а фактор ^р определяет дезориентирующее действие температуры. Ввиду того, что размер частиц во много раз превосходит размеры молекул, этот фактор для частиц гораздо больше, чем для молекул. Таким образом, сильные нелинейные свойства можно ожидать при гораздо 112
меньших напряженностях полей. Большие размеры частиц облегчают их деформацию (в случае жидких частиц ^а/а Е2/&к ст R и Да Н4^ нагрев тепловое расширение (дающее ^а/а ^ ДУjV ^ х^Т и Да R3), где хт — коэффициент теплового расширения и т.п. Время установления изменения свойств среды не может быть очень малым вследствие больших размеров частиц, но такие среды с искусственной нелинейностью можно использовать для изучения процессов самофокусировки не очень мощных длительных потоков излучения, моделирования различных нелинейных процессов. Такие среды могут изменять свои свойства под действием внешних электрических и магнитных полей и могут быть управляемы.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962.
В.И. Таланов. Изв. высш. уч. зав., Радиофизика, 7, 564, 1964.
R. Chiao, Е. Garmire, С.Н. Townes. Phys. Rev. Lett., 13, 479, 1964.
Н.Ф. Пилипецкий, А.Р. Рустамов. Письма ЖЭТФ, 2, 88, 1965.
Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Электродинамика сплошных сред. Гостехиздат. М., 1957.
Г.А. Аскаръян. Письма ЖЭТФ, 4, 400, 1966.
(Письма в ЖЭТФ. 1967. Т. 6. № 5. С. 672-674.) 115
ГЕНЕРАЦИЯ МОЩНЫХ СУБМИКРОСЕКУНДНЫХ ЛАЗЕРНЫХИМПУЛЬСОВ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ В ЛАЗЕРНОЙГАЗОДИНАМИКЕ: НАБЛЮДЕНИЕ СВЕТОДЕТОНАЦИОННОЙВОЛНЫ ПО ЛУЧУ И ПРОНИКАНИЕ ЛУЧА В ПОГЛОЩАЮЩУЮГАЗОВУЮ СРЕДУ, ВОЛНА ГЕНЕРАЦИИ, ДВИЖЕНИЕ ЛУЧА ИЛИФОКУСА ЛУЧА
Г.А. Аскаръян. Б.М. Манзон
Получение мощных субмикросекундных лазерных импульсов представляет интерес для многих областей экспериментальной физики, так как обычные гигантские импульсы слишком коротки для наблюдения протяженных или длительных световых воздействий. Известны способы [1] затягивания генерации с помощью отрицательной обратной связи или введение двухфотонного поглотителя в резонатор, ухудшающих добротность при нарастании мощности больше определенной.
Нами был создан лазер на базе ГОС-1000 с пассивной модуляцией добротности металлизованной лавсановой пленкой, помещенной в резонатор. Ранее такая пленка в резонаторе взрывалась электрически [1] в режиме активной модуляции добротности. В нашем случае пленка самопросветлялась, чему способствовала настройка на параллельность торцов активного элемента и зеркал. Лазер давал импульс длительностью Т ^ 0,3 4-0,6 мксек при энергии 60 4- 100 дж и мощности до 300 Мвт, регулируемой коэффициентам отражения выходного зеркала, толщиной металлизации пленки, положением пленки (перед глухим или перед выходным зеркалом) и накачкой.
Волна просветления пленки, идущая поперек со скоростью 107 см/сек была обнаружена нами экспериментально по запаздыванию вспышек генерации в разных участках торца, выделяемых расположенным вне резонатора экраном с отверстиями. Эта волна связана с поперечным расширением луча гигантской генерации, вспыхнувшей в каком-либо участке сечения резонатора. Задавая начальную зону инициирования (например, просветление в виде кольца, круга) можно управлять направлением волны. В нашем случае затравочный прожиг образовывался самопроизвольно
с краев пленки. Начальный прожиг фиксировался на пленке при закрытии одного зеркала, перед которым стояла пленка. Он был связан со свободной генерацией в резонаторе — зеркало-торец стержня. (Очевидно, именно для этого и нужна была настройка торцов и зеркал!) Этот прожиг приводил к быстрому увеличению добротности и начинал вспышку генерации гигантского импульса, который, расширяясь из-за расходимости «выгрызал» все новые слои металлизации пленки, вовлекая в генерацию все новые участки активной среды.
Оценим скорость волны послойного выжигания за счет расходимости луча вспыхнувшей генерации: г Д/т фГ/т^ где т — время прожига (т 10 нсек — из опыта по обрезанию фронта импульса пленкой вне резонатора); Д — уширение луча при расходимости ф на длине резонатора L. Для ф = 10-3; L = 102 см; и т to 10-8 сек получим г = 107 см/сек, что близко к экспериментальной величине. В нашем случае волна шла от краев к оси сечения лазера, причем ширина излучающей зоны ж ^ ^имп, где ^имп ~ 30 нсек — порядка длительности обычного гигантского импульса. Движение излучающего слоя может быть использовано для сканирования или движения фокуса луча.
Движение фокуса луча может быть осуществлено с помощью такой волны, если фокусное расстояние линзы зависит от расстояния р луча до оптической оси F = F(p\ Для обычных сферических линз ZXF = F(p)—F(0) = — А\_р/F(0)рF(0^ где А to 2(^л)2 и изменение p(t) дает скорость движения фокальной точки i = —2Ap(t^)p/F(0^ т.е. при р to const движение фокуса равноускоренно.
В нашем случае р < 0 и фокус движется по лучу, что можно использовать для светореактивного ускорения частиц [3]. Такое движение различимо, когда ДР > 1ф to to Р^ф)р^ где 1ф — удлинение фокуса из-за расходимости, т.е. при (p/F)3 > 0,5^> для показателя преломления вещества линзы п to 1,5. Т.е. при ф to 10-3 и р to 2,5 см для F > 25 см движение фокуса несущественно. Исследуем световой пробой при больших фокусных расстояниях, позволяющих пренебречь движением луча.
Газодинамические исследования с помогцъю субмикросекундного лазера.
Обычно светодетонационные волны [2] распространяются навстречу мощному излучению, что связано с наличием среды перед светодетонационной волной и сильным поглощением на ее фронте.
Рис. 1. Схема установки: 1 — лазер; 11 — глухое зеркало; Ц — выходное зеркало (одна или две стеклянные пластины); 13 — активный элемент; 12 — металлизованная лавсановая пленка; 2 — пластинка, отводящая излучение на ФЭК (9); 3 — линза с фокусным расстоянием 50 см; 4 — вакуумная камера; 5 — вводное окно; 6 — окно, диаметром 8 мм, закрытое тонкой пленкой или фольгой, сдерживающий перепад давления; 7 — выброс плазмы: 8 — экран для выделения свечения от различных участков плазмы; 10 — фильтры; 9 — ФЭК
Рис. 2. Фото лазерной плазмы: а — лазерная искра в атмосфере. б — лазерный разряд от лавсановой пленки в атмосфере, в — выброс луча и лазерной плазмы при вакууме внутри камеры, г — факел от лавсановой пленки в вакууме с обеих сторон. Цифра I — характеризует давление 1 атм, цифра II — вакуумРис. 2. Фото лазерной плазмы: а — лазерная искра в атмосфере. б — лазерный разряд от лавсановой пленки в атмосфере, в — выброс луча и лазерной плазмы при вакууме внутри камеры, г — факел от лавсановой пленки в вакууме с обеих сторон. Цифра I — характеризует давление 1 атм, цифра II — вакуум
Рис. 2. Фото лазерной плазмы: а — лазерная искра в атмосфере. б — лазерный разряд от лавсановой пленки в атмосфере, в — выброс луча и лазерной плазмы при вакууме внутри камеры, г — факел от лавсановой пленки в вакууме с обеих сторон. Цифра I — характеризует давление 1 атм, цифра II — вакуум
Рис. 2. Фото лазерной плазмы: а — лазерная искра в атмосфере. б — лазерный разряд от лавсановой пленки в атмосфере, в — выброс луча и лазерной плазмы при вакууме внутри камеры, г — факел от лавсановой пленки в вакууме с обеих сторон. Цифра I — характеризует давление 1 атм, цифра II — вакуум
В данной работе осуществлена светодетонационная волна по лучу, входящему в режи
ме сильного поглощения и измерены скорости проникания луча в поглощающую среду.
Установка изображена на рис. 1. Мощный луч лазера 1 фокусировался линзой 3 через камеру 4 на поверхность границы вакуум-газ, сдерживаемой тонкой пленкой 6. Использовалась линза с фокусным расстоянием 50 см, для которой длина каустики из-за расходимости во много раз превосходила возможные сдвиги фокуса.
Фокусировка давала в кружке диаметром d ^ 1 мм плотность мощности 3 ♦ 1010 вт/см2, вполне достаточной для создания сильной световой искры. Длина каустики такого фокуса 1ф ^Е^ф^^2 см, при на
чальном диаметре луча do % 5 см. Луч проходил в камеру 4, в которой мог быть создан вакуум и центр каустики совмещался с выходным отверстием диаметром 8 мм, закрытым тонкой лавсановой пленкой (толщиной ^ 10 мкм) (6) сдерживающей перепад давления при откачке воздуха из камеры. Эта камера обеспечивала отсутствие среды от фокуса к источнику излучения. Отметим, что пленка прожигалась лазером очень быстро. При откачке давление в камере было форвакуумное Ро ~ 10-2 мм рт. ст.
Было специально показано, что при используемых плотностях потока в обычной световой искре в однородной атмосфере и пробое (рис. 2, а), инициированном пленкой в однородном газе (рис. 2, б^ световой разряд распространялся навстречу лучу и был од- носторонен, что характерно для сильного поглощения света. В этих случаях не происходит выброса разряда из отверстия камеры (рис. 3, а и б). Однако при откачке камеры выброс плазмы из камеры резко увеличился и стал направленным (рис. 2, 6 3, б). В то же время контрольный снимок факела от воздействия луча на пленку в вакууме (рис. 2, г), при тех же фильтрах, по
казывает, что плазма факела занимает небольшую область и не имеет направленности. Следовательно, направленный выброс есть следствие газодинамических процессов в среде и связан с прониканием луча в среду. При съемке с плотными фильтрами обнаружен (рис. 3, г)осевой прочерк, соответствующий длине каустики, в которой максимальна концентрация энергии. Длина направленного выброса плазмы была > 3 см.
По запаздыванию фронта свечения от начала факела к концу, измеренного ФЭК’ом при наличии заслонки и без нее (рис. 1) была измерена скорость распространения фронта свечения вперед и она оказалась u 107 см/сек, что соизмеримо со скоростью светодетонационной волны при используемых световых плотностях I ^ 1010 вт/см, так как dd ~ (Щ))1/3 ~ Ю7 см/сек.
Прорыв луча вперед может быть связан с выбросом плазмы из луча в поперечном направлении, сгребанием плазмы с продольным истечением назад, уменьшающим
плотность и поглощение плазмы, но осуществляющим светореактивное давление на находящуюся впереди среду. В этом случае прорыв луча будет носить характер газодинамического обтекания и давление Р, создаваемое лучом (светореактивное, световое, 115
абвг
Рис. 3. Фото выброса разряда из окошка камеры: а — в камере I атм. выброса нет, б — в камере I атм. отверстие с пленкой, в — в камере вакуум, виден выброс, г — то же с более плотными фильтрами
газадинамическое и др.), определит скорость прорыва из соотношения Р ^ ар^и?^ где а — коэффициент обтекания луча, зависящий от формы и скорости прорыва. Например, для а ~ 0,1 наблюденным скоростям соответствуют давления Р ^ 104 атм.
Возможен режим светодетонационной волны и прорыва, при котором энергия поступает за счет бокового схождения лучей (каустика, конус схождения) — новая разновидность светодетонационных волн по лучу с подпиткой энергии через боковую поверхность.
Прорыв луча в поглощающую (или непрозрачную) среду представляет интерес не только как новый класс радиационной газодинамики, но и для пробивания канала радиацией в плазме, создания канала в среде для проведения [4] потоков заряженных частиц.
Удлинение импульса и движение луча и фокуса луча могут по-новому проявиться в нелинейных эффектах ввиду возможного совмещения или совпадения фронтов луча и фронтов эффектов (звуковых волн, ВРМБ, разрушения, пробоя), а также кумулятивных усилений.
Литература
Б.Р. Белостоцкий, Ю.В. Любавский, В.М. Овчинников. Основы лазерной техники. М., изд. Сов. радио, 1972.
Ю.П. Райзер. Лазерная искра и распространение разрядов. М., изд. Наука. 1974 г.
Г. А. Аскаръян, М.С. Рабинович, В.К. Степанов, М.М. Савченко, В.Б. Студенов. Письма в ЖЭТФ, 5, 258, 1967.
Г.А. Аскаръян, Н.М. Тарасова. Письма в ЖЭТФ, 20, 277, 1974.
(Письма в ЖЭТФ, 1978, Т. 27. вып. 2, С. 113-117.)
«ЛАЗЕРНЫЙ ДРАКОН» - НАПРАВЛЕННЫЙ ПО ЛУЧУ ВЫБРОССВЕТОВОГО РАЗРЯДА И КОНЦЕНТРИРОВАННОЕ
РАСПРОСТРАНЕНИЕ ЛУЧА В ГАЗЕ
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон
Обычно световые разряды в газах [1-2] распространяются навстречу мощному лазерному излучению, что связано с сильным поглощением света в плазме. При малой плотности газа и плазмы (при малом поглощении) возможно распространение разряда и по лучу, однако в случае плотных газов (нормальные давления) фронт разряда всегда перемещается навстречу лучу. Это распространение навстречу можно было бы
116
Рис. 1. Схема установки. 1 — лазер, работающий в режиме волны генерации (стрелкой показано направление движения волны по сечению стержня), 2 — стеклянная пластинка, отводящая часть излучения, 3 — линза с фокусным расстоянием 0,5-1 м, ^ — окно, 5 — вакуумная камера, 6 — тонкая лавсановая пленка, закрывающая отверстие в торце камеры, 7 — фотоаппарат, 8 — фотодиоды ФЭК, регистрирующие мощность лазерного излучения во времени. 9 — фильтры, 10 — выброс светового разряда по лучу в атмосферу, 11 — скоростной фоторегистратор ЖЛВ
оборвать, устранив газ перед фокусом луча. Однако такая попытка получить световой разряд по лучу в струе или облачке выпускаемого газа оказалась неэффективной [3, 4] из-за малой длительности гигантского импульса используемого лазера и неопределенности длины поглощения (длина свечения [4] по лучу не превышала 1-2 мм и могла быть связана и с ударной волной от точки энерговыделения).
Лишь переход к длительным импульсам порядка сотен нс и к другому способу осуществления резкого градиента плотности газа (перепаду атмосфера-вакуум, сдерживаемому тонкой пленкой) и гарантированного сильного поглощения позволил получить уверенный прорыв светового разряда по лучу и прониканию мощного луча в поглощающую среду на глубину 3-4 см [5]. В данной работе в режиме сверхдлинных гигантских лазерных импульсов [6] (до 10 мкс) получены и исследованы сверхдлинные выбросы светового разряда (^ 15 см длиной). Это явление было названо нами «лазерным драконом».
Экспериментальная установка изображена на рис. 1. Луч неодимового лазера ^1\ дающего длинные гигантские импульсы, фокусировался линзой (5) с фокусным расстоянием 50 и 100 см через окно (^) внутрь вакуумной камеры (5) на выходное окно, закрытое тонкой лавсановой пленкой (6^ сдерживающей перепад давления внутри и вне камеры. Лазер, созданный на базе Г О С-1000, работал в режиме волны генерации [5], распространяющейся по сечению активного элемента. Энергия импульса составляла 2^ 100 Дж, расходимость 2^ 10-3 рад. При движении волны сфокусированный луч поворачивался на угол (ср — d/F = Ю-1 рад вокруг оси поперек каустики фокуса (с/ 2^ 5 — диаметр неодимового стержня). Форма, длительность и энергия лазерных импульсов регистрировались с помощью ФЭК (8^ на которые отражалась часть импульса стеклянными пластинками (2) через фильтры (Р). Лазерный факел фотографировался фотоаппаратом (7) (интегрально) и с помощью сверхскоростного регистратора ЖВЛ (11) (в покадровом и непрерывном режиме) в одной плоскости поперек волны генерации.
При откачке камеры были наблюдены длинные выбросы светового разряда (10) в атмосферу, доходящие до 15 см длины.На рис. 2 приведены интегральные фото факелов разных типов для различных длительностей ти импульсов света — от обычных гигантских (ти = 70 нс) до длинных гигантских (1, 3 и 5 мкс). Видно увеличение длины выброса при удлинении импульса.При откачке камеры были наблюдены длинные выбросы светового разряда (10) в атмосферу, доходящие до 15 см длины.На рис. 2 приведены интегральные фото факелов разных типов для различных длительностей ти импульсов света — от обычных гигантских (ти = 70 нс) до длинных гигантских (1, 3 и 5 мкс). Видно увеличение длины выброса при удлинении импульса.Рис. 2. Фотографии выброса светового разряда по лучу для различных длительностейРис. 2. Фотографии выброса светового разряда по лучу для различных длительностей
При откачке камеры были наблюдены длинные выбросы светового разряда (10) в атмосферу, доходящие до 15 см длины.
На рис. 2 приведены интегральные фото факелов разных типов для различных длительностей ти импульсов света — от обычных гигантских (ти = 70 нс) до длинных гигантских (1, 3 и 5 мкс). Видно увеличение длины выброса при удлинении импульса.
При откачке камеры были наблюдены длинные выбросы светового разряда (10) в атмосферу, доходящие до 15 см длины.
На рис. 2 приведены интегральные фото факелов разных типов для различных длительностей ти импульсов света — от обычных гигантских (ти = 70 нс) до длинных гигантских (1, 3 и 5 мкс). Видно увеличение длины выброса при удлинении импульса.
Рис. 2. Фотографии выброса светового разряда по лучу для различных длительностей
Рис. 2. Фотографии выброса светового разряда по лучу для различных длительностей
Все факелы (кроме 2, г) получены при одной и той же энергии импульса 130 Дж. Интересно появление тонких нитей прорыва, возникающих либо единично (рис. 2, г), либо под дискретными углами при повороте луча (рис. 2, д^ причем размер каналов должен быть меньше размера светящихся нитей (^ 0,1 мм).
На рис. 3 даны сверхскоростные покадровые снимки разряда при длительности импульса ти ^ 7 мкс и для сравнения интегральное фото этого факела. Интервал между кадрами 1 мкс. Средняя скорость прорыва 2 • 105 см/с. Фото в режиме развертки показало неравномерности скорости прорыва.
Из проведенных снимков и измерений следует:
Световой разряд выбрасывается наружу на расстояние, в сотни раз превышающее начальные радиусы луча (~ 1 мм) и в тысячи раз больше радиусу нитей прорыва,
Радиусы тонких нитей прорыва могут быть во много раз меньше на- чальнх радиусов луча, что показывает наличие процессов увеличения и сохранения высокой концентрации луча.
Скорости прорыва соизмеримы со светодетонационными скоростями V с^ ~ (1/ро)1^3 — Ю6 см/с.
Длина прорыва значительно уве-
личивается с увеличением длительности импульса L ти 0,65 даже при одной и той же энергии импульса.
В газоразрядный канал может быть захвачен луч даже при углах поворота ф ~ 0,1 рад, что показывает наличие перепадов показателя преломления в плазме Дп ~ ^]2ш2 ~ Ne/2NKp ~ <Д, т.е. Ne ~ ф22Мкр ~ 10 эл/см.
Рис. 3. Покадровая сверхскоростная регистрация разряда. Скорость съемки 106 кадров/с. Длительность лазерного импульса 7 мкс. Внизу интегральное фото того же светового разряда длиною 12,5 см
Эти результаты позволяют обсудить возможные модели светоразрядного прорыва.
Вторгаясь в газ, луч нагревает и выбрасывает его со своего пути, образуя сильную ударную волну, толкаемую газодинамическим давлением, а вперед — и светореактивным давлением летящей назад со скоростью VT реактивной струи. При малых радиусах а луча время бокового разлета т^ 2^ п/г5 мало и скорость послойного прорыва V cz 1а)т^ cz lavs/а ~ и8 при соизмеримых длине 1а поглощения и радиусе луча.
Если основная энергия нагретого газа уходит в ударную волну бокового разлета, то ее радиус
где г — координата вдоль луча, Ei ~ — погонное энерговыделение, РР — полная лазерная мощность. Т.е. ударная волна имеет вид параболы с вершиной, движущейся со скоростью V. Такое воздействие луча аналогично сверхзвуковому обтеканию тонкого тела радиуса по [7]. Приравнивая силу сопротивления Р = Tva^CxV‘2,f‘l к погонному энерговыделению, получим для скорости проникания V 2^ ^Ifp^C^^i где Сх — коэффициент сопротивления.
Если энергия, уходящая в реактивную струю, велика (что будет, если рт <С ро^ то вперед толкает ударную волну реактивное давление Рт ^ рти^ ^ РоииТ1 причем рти^ ~ I. Приравнивая рт ~ Схр^У^ определим в этом случае V ~ (I/Схр^итУ^. При этом скорость и плотность струи определяются из условия поглощения света в струе / xTdz 2^ 1 — в случае самосогласованного режима, где хт 2^ x^z^p^jT^2 или
119
pr ~ тщАкр^эф — в случае поглощения вблизи плазменного резонанса (при больших плотностях потока и малых частотах).
Величины скоростей прорыва были близки к светодетонационным, причем прослеживалась тенденция увеличения скорости прорыва при уменьшении радиуса нити. Сохранению малых размеров и концентрации луча способствует рефракция света в образованной плазме.
Интересно отметить, что, отражаясь от параболического «плазменного зеркала» сильной ударной волны, луч радиуса а фокусируется в фокус, расположенный недалеко от вершины параболы, и оказывает концентрированное воздействие на область малого радиуса а^ вблизи оси. Это может явиться одним из возможных объяснений тонких нитей.
При достаточно больших интенсивностях излучения может осуществляться быстрое просветление неподвижного газа, не успевающего разлететься.
Наблюденный направленный выброс является новым видом светового плазмотрона. который может явиться не только способом создания плазмы, но и комбинированного свето-плазменного воздействия на вещество, светореактивного ускорения частиц. Возможно также использование направленного распространения для создания в газе каналов [8, 9] пониженной плотности для проведения потоков частиц, квантов, макронов, для создания плазменных электродов [10], направленных электрических пробоев, плазменных антенн и волноводов.
Литература
Г.В. Островская, А.Н. Зайдель. УФН, 111, 579 (1973).
Ю.П. Райзер. Лазерная искра и распространение разрядов, «Наука», М. (1974).
Г.А. Аскаръян, Н.М. Тарасова. Письма в ЖЭТФ, 14, 89 (1971).
Н.М. Thompson, R.G. Rehm, T.W. Daiber. J. of Appl.Phys., 42, 1, 310 (1971).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон. Письма в ЖЭТФ, 27, 113 (1978).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон. ЖТФ, 49, 10, 2202 (1979).
Г.Г. Чернъсй. Течения газа с большой сверхзвуковой скоростью, «Физматгиз», М. (1959).
Г.А. Аскаръян, Н.М. Тарасова. Письма в ЖЭТФ, 20, 277 (1974).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон, Н.М. Раевский. Письма в ЖТФ, 4, 1461 (1978).
G.P. Адгаъак Optics and laser technology, 13, 3, 141 (1981).
(Письма в ЖЭТФ, 1982, Т. 8. вып. 18, С. 1125-1131.)
НЕЛИНЕЙНАЯ РАСФОКУСИРОВКА СФОКУСИРОВАННОГО ЛУЧА:ТОНКИЙ ЛУЧ ИЗ ФОКУСА
Г.А. Аскаръян, М.А. Мухамаджанов
В большинстве сред тепловая нелинейная рефракция вызывает расфокусировку луча. В данной работе исследуется возможность использования нелинейной расфокусировки для создания тонких направленных лучей из фокуса луча в слое среды.
Экспериментальная установка дана на рис. 1. Луч лазера (1) фокусировался линзой (5) с фокусным расстоянием F = 10 см в слое (Р) нелинейной среды (вода, спирт, плексиглас) и для различных мощностей и положений фокуса регистрировалось распределение интенсивности проходящего света визуально или фотографически на экране или прямо на фотопленке (7, 8) или исследовалось с помощью ФЭУ (Р), регистрирующего свет, проходящий через малое отверстие в экране (7).
Использовался неодимовый одномодовый смодулированный лазер с энергией 1 Дж в миллисекундном импульсе, а также лазер на YAG-Nd в режиме одиночных и частых миллисекундных импульсов. Излучение этих лазеров заметно поглощалось в воде и спирте (коэффициенты поглощения к ~ 0,1 см-1) и вы
Рис. 1. Схема установки: 1 — лазер на YAG-Nd или на неодимовом стекле, 2 — фотодиод для регистрации падающей мощности и запуска осциллографа, 3 — вспомогательный He-Ne-лазер, 4 — калиброванные нейтральные фильтры; стрелка показывает их перестановку, 5 — линза, 6 — кюветы с нелинейной средой, 7 — экран с отверстием, 8 — фотопленка или экран, 9 — ФЭУ-62Рис. 1. Схема установки: 1 — лазер на YAG-Nd или на неодимовом стекле, 2 — фотодиод для регистрации падающей мощности и запуска осциллографа, 3 — вспомогательный He-Ne-лазер, 4 — калиброванные нейтральные фильтры; стрелка показывает их перестановку, 5 — линза, 6 — кюветы с нелинейной средой, 7 — экран с отверстием, 8 — фотопленка или экран, 9 — ФЭУ-62зывало сильные тепловые нелинейные эффекты. В некоторых случаях для визуализации невидимого луча неодимового лазера к нему примешивалось зеленое излучение его второй гармоники или непрерывное излучение He-Ne лазера (5), позволяющего
Рис. 1. Схема установки: 1 — лазер на YAG-Nd или на неодимовом стекле, 2 — фотодиод для регистрации падающей мощности и запуска осциллографа, 3 — вспомогательный He-Ne-лазер, 4 — калиброванные нейтральные фильтры; стрелка показывает их перестановку, 5 — линза, 6 — кюветы с нелинейной средой, 7 — экран с отверстием, 8 — фотопленка или экран, 9 — ФЭУ-62
Рис. 1. Схема установки: 1 — лазер на YAG-Nd или на неодимовом стекле, 2 — фотодиод для регистрации падающей мощности и запуска осциллографа, 3 — вспомогательный He-Ne-лазер, 4 — калиброванные нейтральные фильтры; стрелка показывает их перестановку, 5 — линза, 6 — кюветы с нелинейной средой, 7 — экран с отверстием, 8 — фотопленка или экран, 9 — ФЭУ-62
исследовать процесс и при больших длительностях, включая последействие.
Для сравнения одни и те же фильтры (4^ ослаблявшие интенсивность в 300 раз. переставлялись. В позиции до нелинейной среды фильтры устраняли нелинейную реф
ракцию, после среды — оставляли нелинейную рефракцию, но уменьшали регистри
руемую мощность до такой же,
Было сразу обнаружено, что нелинейная рефракция вызывает сильное увеличение
концентрации излучения на оси даже на расстоянии 50 см от точки фокуса. Было обнаружено яркое пятно большой интенсивности на оси, в котором интенсивность света
во много раз превосходила интенсивность света в отсутствии нелинейной рефракции.
На рис. 2 показана фотография луча, падающего прямо на фотопленку: а — без нелинейной рефракции (фильтры — до нелинейной среды); б — с нелинейной рефракцией. Видно образование узкого луча с размерами десятых долей мм (фотография дана с увеличением хб). В этом случае фокус линзы был на расстоянии 1 см (вне линейной среды).
Рис. 2. Фотография луча на пленке: а — фильтры (4) до нелинейной среды, экспозиция не выявила пятно ввиду малой интенсивности, б — фильтры (4) после нелинейной среды. Снимок за один импульсРис. 2. Фотография луча на пленке: а — фильтры (4) до нелинейной среды, экспозиция не выявила пятно ввиду малой интенсивности, б — фильтры (4) после нелинейной среды. Снимок за один импульсНа рис. 3 даны осциллограммы сигналов с ФЭУ, регистрирующего прохождение света через отверстие диаметром 300 мкм в экране (7). рис. 3, а — без нелинейной рефракции, 3, б — с нелинейной рефракцией (в этом случае усиление осциллографа было уменьшено в 5 раз). Было наблюдено увеличение интенсивности в 12 раз, что показывало сильную концентрацию света на расстоянии. Видно, что нарастание интенсивности происходит в начале импульса, а потом интенсивность спадает, что связано со слишком большой рефракцией. Эти измерения были проведены при регистрации основного излучения (использовались пленки и регистраторы, чувствительные к свету с длиной волны 1 мкм).
Рис. 2. Фотография луча на пленке: а — фильтры (4) до нелинейной среды, экспозиция не выявила пятно ввиду малой интенсивности, б — фильтры (4) после нелинейной среды. Снимок за один импульс
Рис. 2. Фотография луча на пленке: а — фильтры (4) до нелинейной среды, экспозиция не выявила пятно ввиду малой интенсивности, б — фильтры (4) после нелинейной среды. Снимок за один импульс
При исследовании процесса с подкраской He-Ne лазером было обнаружено длительное последействие обжатия луча, что связано с большой инерционностью тепловой отрицательной линзы. Время поджатия луча доходило до долей сек.
Были оценены условия появления наблюденных процессов. При задании угла фокусировки ^о = ^/F условие «выполаживания» луча 6^ ^ Ап, где изменение пока- t
зателя преломления Ап = nJ АТ т^рРт^ / Pdtfiva? рС = nfpakQ(t)(на?С = Ai(t)/n2,о
где а — коэффициент теплового расширения, к — коэффициент поглощения света, С — удельная теплоемкость среды, р — ее плотность, P(t) — полная мощность луча. Радиус фронта выполаживания a(t) =А^(6^. Подставляя энергию импульса
t
Q(t) ~ J Pdt 0,1 4- 1 Дж, получим радиус выполаживания а ^ 10-2 4- 3 • 10-2 см, о
для создания Ап ~ 6^ ~ 10-4 в согласии с данными эксперимента.
Более подробную оценку можно получить из безаберрационного уравнения по
ведения луча в среде с малым поглощением a^z = A^fa^^ где с учетом дифракции A(t) = Ai(t) + А2/тг. Умножая на a’z и интегрируя, получим (пД2 = А(1/пд — — 1/п2)+ ^д(пД0)) = — tg^o ~ — ^о- Отсюда сразу получим (полагая а^ = 0) минимальный размер а^п = Аа^/(А + б^а^). Интегрируя еще раз, получим Vao — amiJA — “Уа2 - O?min = zVA!amiTt; для г < zm (и «+» перед корнем для z > zm), где
— координата минимального сечения (совпадающего с фронтом выполаживания)
^тгп^тгпVa0-aminVa0-amin«0^«0,
^тгп
^тгп
Va0-amin
Va0-amin
— —д2 2 , т.е. фронт выполаживания движется навстречу А + ^ао
излучению по конусу фокусировки, причем максимальное значение amin определяет
ся длительностью импульса. При задании слоя среды толщиной z = I получим а(Г) и a'z(l) у выходной границы, которые определят распространение луча вне среды. Например, при малых a'z > —9d А/а длина расширения луча порядка длины Френеля Lf ^ тга2/А, т.е. может быть достаточно большой (при а 0,1 см, Lf ^ 3 м).
Такое накапливающееся выполаживание сфокусированного луча может облегчить его захват в волноводный режим самофокусировки
Рис. 3. Осциллограмма излучения, прошедшего через отверстие в экране: а — фильтры до кюветы. Чувствительность 0,1 В/дел, б — фильтры после кюветы. Чувствительность 0,5 В/дел. Развертка 200 мксек/делРис. 3. Осциллограмма излучения, прошедшего через отверстие в экране: а — фильтры до кюветы. Чувствительность 0,1 В/дел, б — фильтры после кюветы. Чувствительность 0,5 В/дел. Развертка 200 мксек/делОтметим, что наблюденные нами явления связаны целиком с расфокусировкой, так как длительности импульсов (и даже пичков) были гораздо больше характерных звуковых времен, что исключало влияние звуковых нестационарных процессов [8]. Наблюдаемый процесс имел нарастающий, накапливающийся характер, свойственный тепловой расфокусировке.
Рис. 3. Осциллограмма излучения, прошедшего через отверстие в экране: а — фильтры до кюветы. Чувствительность 0,1 В/дел, б — фильтры после кюветы. Чувствительность 0,5 В/дел. Развертка 200 мксек/дел
Рис. 3. Осциллограмма излучения, прошедшего через отверстие в экране: а — фильтры до кюветы. Чувствительность 0,1 В/дел, б — фильтры после кюветы. Чувствительность 0,5 В/дел. Развертка 200 мксек/дел
Эти опыты позволяют правильно понять работы [1-3] по так называемому «наблюдению самофокусировки» при световом пробое в газе в фокусе луча лазера. Наблюденные тонкие лучи из фокуса были ошибочно интерпретированы там, как результат самофокусировки света в плазме пробоя. Гораздо
более простое и обоснованное объяснение состоит в том, что плазма возникающего пробоя является расфокусирующей линзой, причем она создает Дп to to —1Д)/2сс;2 = —N/2NKp. Для неодимового луча 7VKp = 1021 см и для создания Дп to to 10-3 А- 10-4 достаточна плотность N to 1017 4- 1018 см-3, легко достижимая в начальной стадии пробоя (когда и были наблюдены узкие лучи).
Пользуемся случаем исправить неправильные ссылки в статье [2, 3]: самофокусировка в плазме впервые была рассмотрена в [4], а не в [5], а самофокусировка при появлении возбужденных атомов и молекул была впервые рассмотрена в [6], а не в [7].
Отметим, что аналогичные эффекты выполаживания сфокусированного излучения при образовании предпробойной и пробойной плазмы должны наблюдаться и для СВЧ лучей, причем для наблюдения этого эффекта достаточно появления плазмы с невысокой концентрацией N ~ NKp02 <С NKp to 1013/А2.
Из приведенного выражения для а^ можно прямо оценить расширение площади фокуса sy = sy0{l + nfpakQ(t)/CX2^ в слабопоглощающей среде. Малое значение А2 ^3 • 10-9 см2 приводит к тому, что даже при к to 10-4 см-1, a to 10-4 град-1 и Q(C ~ 1 г-град получим sy ^ sy0. Поэтому без учета этого уменьшения плотности потока в фокусе нельзя делать корректные оценки порогов нелинейных эффектов (разрушения, пробоя, рассеяний). Нелинейное усиление поглощения может усилить этот эффект (можно обобщить эти оценки в случае нелинейного поглощения).
Отметим желательность аберрационных расчетов для учета возможных более сложных перераспределений интенсивности по сечению луча, не учитываемых безаберра- ционным описанием.
Литература
A.J. Alcock, V.V. Korobkin. Phys. Rev. Lett., 21, 1433, 1968.
J.S. Bakos, LB. Foldes, Zsuzsa Sorlei. Phys. Lett., A. 75A, 208, 1980.
J.S. Bakos, LB. Foldes. Zsuzsa Sorlei. Preprint Centr.lnst. for Phys, KFKI-1980-30, Budapest.
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 42, 1567, 1962; УФН, III, 249, 1973.
M.S. Sodha et al. Progress in Optics, v. XIII , Ed. E. Wolf, Amsterdam, 1976.
Г.А. Аскаръян. Письма в ЖЭТФ, 4, 400, 1966.
Ф.В. Бункин, И.К. Красюк, В.М. Марченко, П.П. Пашинин, А.М. Прохоров. ЖЭТФ, 60, 1326, 1971.
Ю.П. Райзер. ЖЭТФ, 52, 470, 1967.
(Письма в ЖЭТФ. 1981. Т. 33, вып. 1, С. 48-51.)
НЕЛИНЕЙНОЕ РАССЕЯНИЕ И САМОФОКУСИРОВКАИНТЕНСИВНОГО СВЕТА НА ВОЗМУЩЕНИЯХ СРЕДЫ ВБЛИЗИПОГЛОЩАЮЩИХ НЕОДНОРОДНОСТЕЙ
Г.А. Аскаръян, В.Г. Мшалевич, Г.П. Шипуло
Введение
Наличие поглощающих частиц в прозрачных средах при прохождении интенсивного света может создать локальные изменения показателя преломления среды — «ореолы» вокруг поглощающих частиц — и вызвать нелинейное рассеяние света, зависящее от интенсивности света и времени. Впервые этот эффект был рассмотрен и исследован экспериментально в статье [1] на примере жидкостей с неоднородностями, вокруг 123
которых возникали микропузырьки при прохождении мощного света (такие ореолы новой фазы имеют максимальные перепады коэффициента преломления). В следующей статье [2] рассмотрен эффект такого нелинейного рассеяния в более общем случае в любых средах (твердых, жидких, газообразных) из-за образования тепловых и звуковых возмущений среды вблизи неоднородностей.
В последующих статьях экспериментально исследовано нелинейное рассеяние на неоднородностях в жидкости [3, 4] (коллоидный раствор красителей) и в твердом теле с микроскопическими вкраплениями [5]. Авторы статьи [5] интерпретируют наблюдаемое нелинейное рассеяние как результат локальных нагревов и звуковых волн, ссылаясь на статью [6], где, однако, не рассматриваются ни тепловые, ни звуковые возмущения, а обсуждаются возможные изменения рассеивающей способности из-за стрикции и оптического эффекта Керра.
В данной работе исследованы нелинейное рассеяние и перекрытие интенсивного светового потока ореолом вблизи поглощающей неоднородности — макроскопической частицы — и обнаружен новый эффект — самофокусировка света ореолом от поглощающей частицы.
Исследование нелинейной рефракции мощного света вблизи поглощающей неоднородности в среде
Эти процессы исследовались в луче непрерывно действующего инфракрасного (А = 1,06 мкм) лазера на иттрий-алюминиевом гранате (YAG-Nd) на уровне мощности 1 4-10 Вт. Луч проходил через прозрачную среду, в которой находилось небольшое поглощающее тело — металлический диск радиуса 1 4- 1,5 мм, моделирующий неоднородность в среде. Профиль возмущенного луча наблюдался через инфрабинокль на экране, помещенном на расстоянии 2 м от неоднородности. Для облегчения наблюдения и регистрации нелинейных эффектов к инфракрасному невидимому лучу добавлялся красный луч гелий-неонового лазера, который с помощью наклонной пластинки посылался по тому же направлению.
В качестве сред использовались вода, плексиглас, различные оптические стекла. Частица либо подвешивалась в жидкости, либо помещалась в углублении на поверхности или прижималась к ней, либо сжималась между двумя образцами вещества.
На рис. 1 и 2 показаны снятые с указанными интервалами изображения профиля красного вспомогательного луча для случая частицы в воде и оргстекле. Поскольку эти среды немного поглощают инфракрасный свет (коэффициент поглощения ^0,1 см), для устранения процессов расфокусировки луча в среде использовались тонкие слои среды (^ 1 см) и малые уровни мощности (^1-3 вт), причем непрерывно контролировался профиль луча, проходящего через среду мимо неоднородности.
Было обнаружено, что для некоторых стекол, увеличивающих показатель преломления при локальном нагреве, неоднородность создает вокруг себя фокусирующий ореол. На рис. 3 показан профиль вспомогательного луча вначале, при открытии мощного луча а, и после установления картины самофокусировки б. Видна яркая точка в центре, которая появлялась через 3 сек после открывания основного луча и исчезала через 10 сек после его перекрытия.
Малая поглощающая неоднородность размера а^ может создать в среде вокруг себя линзу гораздо больших размеров. Так, распределение температуры при обычной теплопроводности в среде вокруг малой частицы, непрерывно поглощающей тепло:
л2 Т 1
5Т^ = ^-^1-Ф(т№^,
где I — плотность постоянного во времени потока падающего света, к = Срх — коэффициент теплопроводности среды, Ф — функция интеграла ошибок. Для т <С 2V>S величина Ф <С 1 и iT(r) 1/г; для т > ‘iVxi Ф % 1 и JT —> О, т.е. зона охваченная тепловым возмущением, все более увеличивается, но внутри границы зоны температура почти не меняется во времени, но быстро нарастает в пространстве при приближении к центру. Такое локальное повышение температуры изменяет показатель преломления среды из-за изменения плотности учетом напряжения твердой среды. (В твердой среде
5рР5рР3(1 -<7)3(1 -<7)5Т<т\5Т<т\
5рР
5рР
3(1 -<7)
3(1 -<7)
5Т<т\
5Т<т\
где а — коэффициент теплового расширения, а ст — коэффициент Пуассона.)
При образовании области изменения показателя преломления с размерами а становится существенным перераспределение интенсивности на расстоянии L ^ а/6^ где 6 — угол преломления света на ореоле: 6 ~ 1дп/дг ^ 16п/а 5п. Поэтому появления тени или усиления яркости (в зависимости от знака dn/dT} следует ожидать на расстояниях L ^ а/8п. По этой причине зарегистрированы отклонения лучей на углы в ^ ^ 10 2 10 3 рад для луча с диаметром в 2-3 раза больше диаметра неоднородности. Было зарегистрировано перекрытие всего луча ореолом от малой неоднородности, оставляющей после себя большую зону тени.
Рис. 1. Нарастание тени от малого тела в воде (луч проходил горизонтально) в разные моменты времени: а — t = 0, б — t = 3 сек, в — t = 5 сек, г — t = 10 секРис. 1. Нарастание тени от малого тела в воде (луч проходил горизонтально) в разные моменты времени: а — t = 0, б — t = 3 сек, в — t = 5 сек, г — t = 10 сек
Рис. 1. Нарастание тени от малого тела в воде (луч проходил горизонтально) в разные моменты времени: а — t = 0, б — t = 3 сек, в — t = 5 сек, г — t = 10 сек
Рис. 1. Нарастание тени от малого тела в воде (луч проходил горизонтально) в разные моменты времени: а — t = 0, б — t = 3 сек, в — t = 5 сек, г — t = 10 сек
Рис. 2. Нарастание тени и рассеяние света ореолом от малого тела в плексигласе. Сильная нелинейная рефракция вследствие большого значения dn/dT для плексигласа: а — t = 0, б — t = 3 сек, в — t = 5 сек, г — t = 10 сек
Рассмотренные процессы рассеяния на ореолах, возникающих вокруг неоднородностей, могут широко проявляться в практике ввиду того, что обычно реальные среды всегда содержат неоднородности — вкрапления, золи, дислокации и т.п. Поэтому прозрачность и рассеивающая способность сред могут зависеть от интенсивности света и времени (так, еле заметная дымка или слегка рассеивающее облако могут оказаться непрозрачными и очень мутными для вспышек света большей интенсивности). Малое время образования ореолов (т ^ а/с^т, где cSit — скорость звука или тепловой волны, т 10-9 4- 10*° сек при а Ю-4 -у 10-5 см и с. % 105 см/сек) позволяет
Рис. 3. Самофокусировка света ореолом у поглощающей частицы в стекле, а — начальный профиль луча, видна тень от частицы в центре; б — профиль после установления, видно яркое пятно в центре
использовать рассмотренные процессы как модуляторы с переменным пропусканием или отражением.
Практическое значение наблюденных эффектов нелинейного рассеяния света на ореолах вблизи неоднородностей особенно велико в природных средах (вода, воздух), в оптических и лазерных элементах (частицы платины в неодимовом стекле, частицы углерода в рубине, частицы в жидких средах и т.д.) как факторов, ограничивающих пропускание больших мощностей.
В заключение авторы выражают благодарность акад. А.М. Прохорову, в лаборатории которого выполнена данная работа, и В.В. Костину за помощь в проведении эксперимента.
Литература
Г.А. Аскаръян, А.М. Прохоров, Г.Ф. Чантурия, Г.П. Шипуло. ЖЭТФ, 44, № 6, 2180, 1963.
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 45, 810, 1963.
О.Л. Лебедев, А.А. Частов. ЖЭТФ. 58, 848, 1970.
Б.Я. Коган, В.Л. Чуркин. Оптика и спектроскопия. 27, 530, 1969.
Ю.К. Даниленко, А.А. Маненков, В.С. Нечитайло, В.Я. Хаимов-Мальков. ЖЭТФ. 59, 1083, 1970.
А.А. Маненков. ДАН СССР. 190, 1315, 1970.
(ЖЭТФ, 19 71, Т. 6 0. вып. 4, С. 1270-1272.)
САМОФОКУСИРОВКА И ФОКУСИРОВКА УЛЬТРА- И ГИПЕРЗВУКА
Г.А. Аскаръян
В последнее время появились новые источники интенсивных ультра- и гиперзвуковых волн — мощные лучи лазеров, дающие в среде поток объемных волн, вызывающих вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна.
В данной статье отмечается возможность самофокусировки и фокусировки гиперзвуковых лучей от таких или иных источников, оцениваются условия появления и возможные следствия этих эффектов.
В основе рассматриваемых эффектов лежат нелинейные процессы, создающие перепад свойств среды внутри и вне звукового луча. В частности, эффекты самофокусировки звука напоминают нелинейные эффекты самофокусировки электромагнитных лучей в средах [1-6].
Фокусировка звукового луча «следом» светового луча
Световой луч может вызвать такое изменение свойств среды, которое изменит распространение звуковой волны. Например, поглощение света и нагрев среды изменит скорость и распространение звука в тех участках среды, по которым прошел свет (так называемый «след» светового луча). В плотных средах (жидкость, твердое тело) обычно скорость звука уменьшается при выделении энергии в среде: dcs/dT < 0, поэтому тепловой след луча или части луча повышенной интенсивности (световой нити) может служить звуководом, отражая звук на границе следа.
Если угол ^ скольжения между направлением падения и слоем скачка на границе нагретой зоны таков, что cos 99 >> cs внутри/с8 вне т.е для малых значений ср < < у/—A^cs/cs^ то будет осуществляться полное внутреннее отражение звука и световой след будет служить звуковолноводом. Обычно ^с8( М? —к ♦ 10 см-сек-1 • град-1, где к — число порядка нескольких единиц. Например, для ДТ 0,1° и cs 2^ 10 см/сек получим
укр ~ Ю^ДАЦ^ ~ 3 ■ КГ2;
отражение звуковых волн на границе или в слое скачка может вызвать фокусировку звуковых волн внутрь следа, причем расстояния между фокусными точками Lj а]р^ где а — радиус следа.
Температурный канал сохраняется в течение времени t ^ а2/х; где х — температуропроводность среды. Например, для х 2^ 10 - 2 см2/сек даже для а > 10 - 2 см получим t > 10-2 сек; за это время звук может пройти достаточно большое расстояние L cst 10 м, т.е. звук достаточно долго «помнит» прошедший свет.
Нагрев среды в луче света может регулироваться в широких пределах подбором или добавлением веществ, заметно поглощающих свет.
Так, звуковая волна подфокусируется идущей впереди частью звуковой волны. Большие достижимые плотности потока звука, генерируемого лучами лазеров 18
(£^S2/4tt)2^- порядка сотен киловатт/см2 при поле световой волны Е 3-107 в/см делают эффекты заметными даже при небольшом а8.
Условие порога самофокусировки будет выполнено при <рдифф — As/2 ~ л
При больших |ACS| может произойти схлопывание луча и резкое увеличение концент
рации энергии, амплитуд и градиентов давления.
Возможны также эффекты фокусировки звука на нестационарных волнах расширения от боковой поверхности луча, создающих трубчатую зону пониженной (относительно центра луча) температуры, отражающую внутрь луча расходящиеся подлучи, что аналогично рассмотренной недавно нестационарной самофокусировке луча света волнами разрежения [7].
Эффекты самофокусировки и фокусировки звуковых волн могут представить интерес в связи с проблемой разрушения твердых тел в фокусных областях, образования кавитаций в жидкостях, получения больших концентраций гипер- и ультразвукового излучения, переноса и направленной передачи их энергии и т.п.
В заключение выражаю благодарность И.Л.Фабелинскому за ценные обсуждения.
Литература
Г.А. Аскарьян. ЖЭТФ, 42, 1563, 1962.
В.И. Таланов. Известия ВУЗов. Радиофизика, 7, 564, 1964.
R.Y. Chiao, Е. Garmire, С.Н. Townes. Phys. Rev. Lett., 13, 479, 1964; 14, 1056, 1965; 16, 347, 1966.
Н.Ф. Пилипецкий, А.Р. Рустамов. Письма ЖЭТФ, 2, 88, 1965.
С.А. Ахманов, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. ЖЭТФ, 50, 1537, 1966.
R.L. Kelley. Phys. Rev. Lett, 15, 1005, 1965.
Ю.П. Райзер. Письма ЖЭТФ, см. настоящий номер журнала, стр. 124.
(Письма в ЖЭТФ, 1966, Т. 4, №4, С. 144-147.)
САМОФОКУСИРОВКА МОЩНОГО ЗВУКА ПРИ РОЖДЕНИИПУЗЫРЬКОВ
Г.А. Аскаръян
Рождение пузырьков в жидкости под действием мощных звуковых и ультразвуковых волн может значительно увеличить нелинейные процессы рефракции, такие как: самофокусировка, саморасфокусировка, поворот луча и т.п. В наиболее интересных жидкостях (вода) появление пузырьков связано с выделением растворенного газа из-за уменьшения давления в звуковой волне, встряски или небольшого нагрева — факторов, уменьшающих растворимость газа в воде. Появление пузырьков резко увеличивает сжимаемость К воды и уменьшает скорость звука cs = 1 / у/Кр если частота звука о; меньше резонансной частоты пузырька шт = (1/а) ^/Здр/р, где а — радиус пузырька, р — давление газа, р — плотность жидкости. Действительно, для газа в адиабатическом случае dv/dp ~ ^Ир^ откуда сразу получим сжимаемость воды при наличии пузырьков К’ = К + (4тг/Зд)(Уа3/р), где N\a) — концентрация пузырьков
радиуса а, и плотностью р’ = р[1 — (47г/3)^а3]. Поскольку рК ^10 4 <С 1, изменением плотности можно пренебречь, поэтому
С^С20/[1 + (47г/37)(Ж3М)].
В случае малого изменения скорости с8 ^ csq[1 — (27г^a3/37pK)] или ^cs/cs ^ ^ —^ivNa^j^pK^ видно, что в этом случае выполняются условия самофокусировки звука, так как концентрация пузырьков обычно больше там, где больше амплитуда звуковой волны N = ^(AS), причем зависимость может быть довольно резкой, когда амплитуда давления порядка атмосферы (например, для обычной воды).
Условия самофокусировки определятся из соотношения компенсация угла расходимости 6 ~ y/dcs/cs у/Na3/рК\ (порог соответствует дифракционной расходимости 6d ^ Хз)D. где D — диаметр луча). При этом можно обеспечить малое рассеяние звука на пузырьках ^2 L TV47ra2(cj/cc7)4L <С 1 на пути L реализации самофокусировки (L D/y/dcs/cs при запороговых условиях).
Отметим, что если частота звука становится соизмеримой с резонансной частотой пузырька, то измененная скорость
1/Су = 1/Су0 + 4тг aN/ со2 \_(сот / со)2 — 1 — гка\,
т.е, при со > сог скорость звука увеличивается при наличии пузырьков и должна быть расфокусировка. При со сот нелинейность резко увеличивается, но нарастает и рассеяние звука (ст8г ~ А2/тг). Поскольку рассмотренные выше эффекты зависят от процессов рождения пузырьков, они могут зависеть от очистки и дегазации жидкости, от содержания газа, от давления, от пересыщения, от близости жидкости к точке кипения и других параметров, которые могут быть использованы для усиления, ослабления процессов или управления ими. Для длительных процессов может проявиться выведение пузырьков из луча из-за всплывания или из-за градиента давления луча.
Возможны также различные комбинированные нелинейные эффекты воздействия одного звукового луча на другой или воздействие света на звук и звука на свет через образование пузырьков. (Эти эффекты рассмотрены нами совместно с Т.Г. Рахманиной и будут опубликованы позже).
Рассмотренные нелинейные свойства, связанные с образованием кавитаций, могут во много раз превосходить нагревную нелинейность [1], связанную с поглощением звука, и обеспечить самофокусировку ультразвуковых и звуковых волн.
Отметим, что при больших амплитудах может проявиться нелинейность колебаний пузырьков и зависимость скорости от амплитуды звука будет определяться не только зависимостью концентрации пузырьков от амплитуды звука.
Рассмотренная пузырьковая нелинейность существенно отличается от нелинейности из-за нагрева при поглощении, которая проявляется лишь для гиперзвука и ультразвука очень высокой частоты.
Для обычного ультразвука и звука поглощение мало, а дифракционная расходимость велика, поэтому нужна большая нелинейность для преодоления расходимости. Именно пузырьковая нелинейность может обеспечить самофокусировку такого излучения ввиду больших значений нелинейности.
Литература
Г.А. Аскарьян. Письма в ЖЭТФ, 4, 144, 1966.
(Письма в ЖЭТФ, 1971. Т. 13, № 7. С. 395-296.)
САМОФОКУСИРОВКА И ФОКУСИРОВКА УЛЬТРА- ИГИПЕРЗВУКА В МЕТАЛЛАХ И ПОЛУПРОВОДНИКАХ
Г.А. Аскаръян, В.И. Пустовойт
В последнее время появились новые способы создания мощных потоков ультра- и гиперзвука при быстропеременном нагреве поверхности среды мощным модулированным световым или электронным лучом [1-5]. Концентрированный нагрев поверхности приводит к созданию объемных волн из-за теплового расширения [2-5] или давления при импульсном испарении [1] в модулированном луче, причем амплитуды гиперзвуковых давлений могут достигать многих тысяч атмосфер для достижимых плотностей потока в луче. При таких амплитудах давлений должны заметно проявляться различные нелинейные эффекты. В работе [6] была показана возможность самофокусировки ультра- и гиперзвука из-за нагрева вещества в луче.
В данной статье рассматриваются особенности самофокусировки гиперзвука внутри металла и полупроводника и условия концентрации энергии гиперзвуковых волн, влияющие на режим разрушения материалов. Наибольший интерес представляют самофокусировка гиперзвука, фокусировка гиперзвука локальным нагревом среды у поверхности и фокусировка кривизной поверхности [3].
Существенным обстоятельством для большинства практически интересных металлов является уменьшение скорости звука с повышением температуры: c^dCs/dT
— к ♦ 10-3 град-1 < 0, где к — коэффициент от долей единицы до нескольких единиц (см., например, [7]). Этот факт открывает широкие возможности для фокусировки гиперзвука при нагреве металла излучением, создающим гиперзвук (фокусировка), и при нагреве самим гиперзвуком (самофокусировка).
Эффективное изменение показателя преломления ns; для звуковых волн, обусловленное нагревом, очевидно будет
5ns = —8cs/cs to к - 10"35Т,
В случае фокусировки при нагреве среды у поверхности длина фокуса «линзы» — нагретого пятна F R/5ns^ где R — эффективный размер нагретой области. Например, для F 10Д необходимо 5ns 0,1, что обеспечивается нагревом на 5Т 1035ns/k100°/А:.
При этом время, необходимое для формирования «тепловой линзы», т ^ F?/х, так для х ~ 0,1 см2/сек и R ^ 1 см получим г ^ 10 сек. Очевидно, что малые времена формирования «тепловой линзы» возможны лишь для малых R.
От этого случая существенно отличается случай самофокусировки гиперзвука, когда нагрев происходит из-за объемного поглощения звука и поэтому охватывает большие объемы за малое время (так как энергия разносится звуком, а не теплопроводностью). Из условия самоволноводности луча с расходимостью в получим необходимый скачок 5ns ^ в2 ^ к- 10-35Т, где 5Т ^ xsIst)cp\ xs — коэффициент поглощения звука и Ср — теплоемкость единицы объема среды. Величина х8 зависит от частоты звука и подбором частоты модуляции излучения, нагревающего поверхность, всегда может быть сделана достаточно большой. Легко получить пороговые условия самофокусировки гиперзвука:
d ~ 6d ^ п°р ^ п°р^d ~ 6d ^ п°р ^ п°р^А"R
d ~ 6d ^ п°р ^ п°р^
d ~ 6d ^ п°р ^ п°р^
которые оказываются довольно низкими из-за малой длины волны гиперзвука. Длина самофокусировки при надпороговых мощностях есть Lj R/6 ^ при Lj ^ l/xs и Lf R/dns при Lj < l/xs> ГД^ 5ns = Ю-3^^^^/^. Поэтому время, необходимое для начала самофокусировки,
(R\m 103Ср
\L ) kxsIs 1
где т = 2 в первом случае (когда L ^ l/xs) и т = 1 во втором случае (когда L ^ l/xs). Например, при R ^ L ^ l/xs получим г 3 • 103/kls < 0,1 сек при Is > 30&-1 (квт/см2) для Ср порядка нескольких дж/см3, х ~ 1 см-1. Эта плотность потока гиперзвука I ^ ^dps)2 / pcs соответствует амплитудам давления 5ps < 300 атм, легко достижимым с помощью новых источников гиперзвука.
Подбор частоты модуляции, определяющей частоту гиперзвука и коэффициент его поглощения (сильно зависящий от частоты), может быть осуществлен не только специальными модулирующими устройствами, но и смешиванием световых волн близких частот, биениями мод и т.п.
Рассмотрим особенности фокусировки ультра- и гиперзвука в полупроводниках. Зависимость скорости звука от концентрации носителей, весьма чувствительной к изменениям температуры, делает эти явления ярко выраженными.
Рассмотрим случай звуковых волн в пьезополупроводнике, когда дисперсионное уравнение распространения звуковых волн можно записать в виде
где ц2 — квадрат константы электромеханической связи, во — диэлектрическая проницаемость решетки, б?ц(си,^) — продольная диэлектрическая проницаемость с учетом плазмы носителей, us — скорость звука. Полагая |ц2£о/^ц(^, q)\ <С 1, получим добавку
АУф 1 2 Ео
—— =Re—;-.
г 2
Если рассматривать область небольших частот ql <С 1, где I — длина свободного пробега электрона, то воспользовавшись известным выражением для €ц (w, q^ получим
Ауф = 1 21 + (4тгсто/£оШо)2д2гЩ + д2'^
Vs ^1 + (47ГСГ0/е0Ш0)2(1 + д2Гд)2 ’
где то = (kTeo/4-jre2Ny^2 — дебаевский радиус, сто = епр, — проводимость по постоянному току.
Легко видеть, что наиболее сильно изменение скорости звука зависит от изменения концентрации носителей, которая в некоторых полупроводниках резко меняется даже при небольших изменениях температуры (например, в кристаллах CdSe при изменении температуры всего на 20 — 30° концентрация носителей меняется на 2 4- 6 порядков). При этом знак производной dN/dT может быть как положительным (при N(T) Noe~£/T — для кристаллов с ловушечными или донорными центрами), так и отрицательным (N(T) = 7Vo/(l + Ае-£/т^ — для кристаллов с температурным гашением проводимости). Изменение Altfv/vs таково, что при изменении концентрации п
от 0 до оо отношение Аг/г меняется на величину 1/2ц2. Например, в CdS для продольных волн величина ц2 ^ 3 ♦ 10-2, для поперечных — 7 • 10-2. Для Те в поперечных волнах ц2 ^ 0,12 [8, 9]. Поэтому при заметном изменении температуры легко получить Аг/г ^ 10-2 4-10-1. Такое изменение скорости может заметно изменить угол расходимости или наклона 6 VАг/г 0,1 4- 0,3. Таким образом, диапазон изменения угла достаточно велик для того, чтобы быть наблюдаемым и использованным практически. Например, для волноводности мощного излучения достаточно 9 ^ Х8)а ^ 0,1 и при Xs ^ 10-4 см самофокусировка будет иметь место даже при радиусе луча а > 10-3 см.
Рассмотренные эффекты показывают широкие возможности наблюдения и использования нелинейных эффектов, приводящих к резкому увеличению концентрации звуковых лучей в ряде практически интересных сред, объяснения аномалий распространения звука и разрушения сред в областях фокусировки.
Литература
Г.А. Аскаръян, Е.М. Мороз. ЖЭТФ, 43, 2319, 1962.
Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Механика сплошных сред, Гостехиздат, 1954, стр. 353, 354.
Г.А. Аскаръян. ЖТФ, 29, 267, 1959.
P.M. White. J. Appl. Phys., 34, 2123, 1963.
E.F. Carome. Appl. Phys. Lett., 4, 6, 1964.
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, Письма. 4, 144, 1966.
Handbook of Chern. and Phys., 37 Edit., vol. II, p. 2311. Андерсон. Динамика решетки, в сб. «Физическая акустика» под ред. Мэзона, 3, Б, Изд. Мир, 1968.
В.И. Пустовойт. УФН, 97, 257, 1989.
В.И. Пустовойт. ФТТ, 5, 2490, 1963.
(ЖЭТФ, 1970. Т. 58, вып. 2, С. 647-649.)
может быть гораздо ярче, чем вможет быть гораздо ярче, чем вРис. 1. Схема установкиРис. 1. Схема установки
может быть гораздо ярче, чем в
может быть гораздо ярче, чем в
Рис. 1. Схема установки
Рис. 1. Схема установки
ЯРКОЕ ПЯТНО ЗА ТЕНЬЮ ОСВЕЩЕННОГО ТЕЛА(ИЛИ ПРОВАЛА ИНТЕНСИВНОСТИ), ДВИЖУЩЕГОСЯУ ПОВЕРХНОСТИ НЕЛИНЕЙНОЙ СРЕДЫ
Г.А. Аскарьян, А.А. Лерман
В средах, в которых показатель преломления уменьшается при нагреве излучением (к таким средам относятся обычные широко распространенные среды), важное значение имеет особый вид самофокусировки (см. обзор [1]) — самофокусировка в провалах интенсивности (там, где (dn/dr} < 0) — так называемая «банановая» самофокусировка, впервые обнаруженная в [2, 3] и подробно исследуемая в настоящее время [4-8]. В этом случае в зоне начального уменьшения интенсивности на некотором расстоянии L a/VАп, превосходящем радиус зоны, возникает фокус, когда изменение показателя преломления достигает достаточно большой величины.
В данной работе исследован новый вид нелинейной рефракции — краевая самофо
кусировка, возникающая при движении тени или провала интенсивности в потоке излу
чения — обнаружено яркое пятно, следующее за тенью, причем интенсивность в пятне
центральной области банановой самофокусировки.
Схема установки дана на рис. 1. Неодимовый лазер 1 на кристалле ГСГГ на длине волны 1,06 мкм с частотой посылок 10 Гц и энергией в каждом импульсе свободной генерации 0,1 Дж направлялся зеркалом 3 в кювету 5 с нелинейной средой (спирт, вода) , в которой развивалась нелинейная рефракция [2]. Длина нелинейного слоя I была соизмерима с длиной 1а поглощения света I = 1а = 7 см. Распределение излучения на поверхности фокусировалось линзой 6 на поверхность визуализатора Т или вместо него на пластине 7 с отверстием, через которое излучение с локальной интенсивностью попадало на ФЭК — фо- токоаксиальный элемент 8, дающий сигнал на осциллограф 9 через интегрирующую ячейку, сглаживающую пички генерации. Контрольный ФЭК для контроля и измерения падающего излучения регистрировал излучение от стеклянной пластинки 2.
Тело (полуплоскость, полоска, диск), создающее тень (или провал интенсивности) в луче до входа в
нелинейную среду, было укреплено на стеклянной пластинке ^, которая с помощью препаратоводителя могла двигаться в нужном направлении. Скорость и ускорение движения тени контролировались по изображению на визуализаторе, и линия движения хорошо трассировалась, что облегчало фотоэлектронное измерение локальной
интенсивности.
При неподвижном диске на поверхности среды при включении заданной мощности возникало светлое пятно нестационарной банановой самофокусировки, которое при установлении процесса (смене вещества из-за конвекции) ослабевало. В этой точке устанавливалось отверстие, пропускающее излучение к измерителю.
Движение тела приводило к появлению движущегося темного пятна, за которым сразу двигалось очень яркое пятно света (см. рис. 2, а и для сравнения нестационарный банан 2, б и стационарный 2, в).
Измерения показали, что яркость светлого пятна при движении в несколько (34-5) раз больше яркости пятна банановой самофокусировки в этих условиях (см. рис. 3, а и б). Максимальные усиления наблюдались в начале движения.
Приведенные осциллограммы сигнала с фотоприемника показывают величину и длительность увеличения яркости при движении пятна. При скорости v движения 0,5 см/с, размере пятна 14-2 мм длительность увеличения яркости 0,3 с (по спаду в е раз).
Условия появления яркого пятна связаны с нелинейным изменением контраста показателя преломления ^nl*2/а = а. т.е. п^П2 / Сplav = а, где I — интенсивность света, 1а — длина поглощения, Ср — объемная теплоемкость, и формированием распределенной линзы, которая вызвана процессами нагрева и релаксации и из-за геометрического и контрастного факторов оказалась более эффективной, чем при банановой самофокусировке.
Была исследована также рефракция вблизи края прямой тени полоски или полуплоскости, движущейся в луче до входа излучения в среду, т.е. исследована рефракция при изменении формы луча. Наиболее наглядные изображения были наблюдены для движущейся полоски, когда было видно сопоставление яркостей излучения перед тенью полоски и за ней (см. рис. 2, г и д), где яркая полоска увеличенной интенсивности сопровождает движение тени 2, ф 2, г — изображение при неподвижной полоске при тех же условиях, 2, е — при
Рис. 2. Фотографии изображения на границе среды: а — при движении (слева направо) круглого тела, б — при нестационарной ив — стационарной банановой самофокусировке, г — при неподвижной полоске, д — при движущейся (слева направо) полоске и е — движущейся полуплоскости. Фотографии изображения на расстоянии 15 см от границы среды, эю — при движении полоски слева направоРис. 2. Фотографии изображения на границе среды: а — при движении (слева направо) круглого тела, б — при нестационарной ив — стационарной банановой самофокусировке, г — при неподвижной полоске, д — при движущейся (слева направо) полоске и е — движущейся полуплоскости. Фотографии изображения на расстоянии 15 см от границы среды, эю — при движении полоски слева направодвижении плоскости вправо.
Рис. 2. Фотографии изображения на границе среды: а — при движении (слева направо) круглого тела, б — при нестационарной ив — стационарной банановой самофокусировке, г — при неподвижной полоске, д — при движущейся (слева направо) полоске и е — движущейся полуплоскости. Фотографии изображения на расстоянии 15 см от границы среды, эю — при движении полоски слева направо
Рис. 2. Фотографии изображения на границе среды: а — при движении (слева направо) круглого тела, б — при нестационарной ив — стационарной банановой самофокусировке, г — при неподвижной полоске, д — при движущейся (слева направо) полоске и е — движущейся полуплоскости. Фотографии изображения на расстоянии 15 см от границы среды, эю — при движении полоски слева направо
Были исследованы также аналогичные эффекты на некотором расстоянии от нелинейной среды, для чего убиралась линза, а визуализатор и измеритель помещались на расстоянии 15 см от среды. Для сравнения приведем случай движущейся полоски рис. 2, эю.
Дадим описание наблюденного эффекта. Покажем сначала, что усиление интенсивности должно быть всегда за движущимся телом. Вводя начальную (до падения на слой) интенсивность света в виде 1{х — xt) получим, что угол наклона 6 = ^1 = = ^у-^ J Idt ^ —^1 (так как для v = const; ^ = — у^) и 9 > 0 при направлении по часовой стрелке в сторону увеличения п.
Тода условие сгущения лучей ^ < 0 будет соблюдаться при — ^v^ < 0, а для tVt < 0, т.е. при уду < 0, т.е. позади открывающего края, а направление наклона лучей в сторону направления движения.
распределения интенсивности на границе слоя среды: а — при движении тела, б — при банановой самофокусировке. Развертка 1 с/делраспределения интенсивности на границе слоя среды: а — при движении тела, б — при банановой самофокусировке. Развертка 1 с/делМожно задать открывание интенсивности, например, в виде 1^1 — ехр{—a(xt — ж)} или в виде I (ад — ж)т, где xt = vt — координата фронта открывания и для равномерного t
распределения интенсивности на границе слоя среды: а — при движении тела, б — при банановой самофокусировке. Развертка 1 с/дел
распределения интенсивности на границе слоя среды: а — при движении тела, б — при банановой самофокусировке. Развертка 1 с/дел
движения сразу получим 0 д/дх J Idt = I.
Это позволяет для анализа выбирать любые виды функции, не заботясь об их интегрировании. Например, движущуюся полоску просто моделировать в виде гипергауссовой функции I
1 — ехр {(ж — xt)2m/a2mj и 0 ~ (—пт) ^ Для любых видов движения v(t) удобно для определения 6 использовать случай резкого края. В t
этом случае An ^ п^ f Idt, где tx — момент про
хождения края через точку х. Из задания x^t) получим t^ ^6 ~ ^n№J =
таким образом сразу видно, что наклон лучей в сторону движения края тела.
Отметим, что в плоскости изображения соответствующая координата луча X = х + 6(х)1 и максимумы сгущения лучей определятся из условия Х'х = 0.
Для сред сп'т>0 положение максимума перемещается перед движущимся краем.
Сразу видны возможности усиления эффекта подбором ^(t), кривизной поверхности или заданием 1(жД). Именно этими возможностями фокусировки отличается рассмотренная геомет
рия от более слабых эффектов у края движущегося сплошного луча, который дает расфокусирующую рефракцию у изогнутого края тени перед движущимся лучом.
Описанные явления могут иметь место при освещении тел, движущихся у нелинейной среды или при движении среды и быть использованы для усиления яркости
света, улучшения выявления и т.д.
В заключение авторы выражают глубокую благодарность И.А. Щербакову за предоставление великолепного по эффективности и однородности генерации кристалла ГСГГ.
Литература
Аскаръян Г.А. УФН, 1973, 111, 249.
Аскаръян Г.А., Студенов В.Б. Письма в ЖЭТФ, 1969,10, 113.
Аскаръян Г.А., Чистый И.Л. ЖЭТФ, 1970, 58, 133.
Аскаръян Г.А., Михалевич В.Г., Студенов В.Б., Шипуло Г.П. ЖЭТФ, 1970, 59, 1971.
Ахманов С.А., Воронцов М.А., Кандидов В.П., Сухоруков А.П., Чесноков С.С. Изв. ВУЗ., Радиофизика, 1980, 23, Я9 1.
Трофимов В.А. Изв. ВУЗ., Радиофизика, 1985, 28, 624.
Сухоруков А.П., Тимофеев В.В., Трофимов В.А. Вести. МГУ, Физика, астрономия, 1985, 26, 55.
Воробьев В.В., Муравьев Н.И., Сорокин Ю.М., Шеметов В.В. КЭ, 1977, 4, 2330.
(Письма в ЖЭТФ. 1986. Т. 44, вып. 7, С. 308-311.)
УСКОРЕНИЕ ЧАСТИЦ ДВИЖУЩИМСЯ ЛАЗЕРНЫМ ФОКУСОМ,ФРОНТОМ ФОКУСИРОВКИ ИЛИ ФРОНТОМ УЛЬТРАКОРОТКОГО
ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА
Г.А. Аскарьян, С.Д. Манукян
В последнее время достигнуты большие напряженности сфокусированных лазерных полей, доходящие до внутриатомных Еа и 107 CGSE, и большие градиенты световых полей (достижимые фронты в пространстве — нарастание поля на длине I ^ 10А, в направлении поперек или вдоль фокуса или на фронте ультракороткого импульса, подвергнутого сжатию во времени). Получение таких больших градиентов светового поля делает возможным градиентное ускорение электронов.
Известно [1], что усредненная сила, действующая на частицу в быстропеременном электромагнитном поле амплитуды Eq (г) и частоты ш^ равна
/ = -5^(^2)ср.
(В квантовом случае эта сила связана с виртуальными переходами.) Например, при напряженности сфокусированного поля Ej (4ТГ/с)1/2а-1107 CGSE для наносе-
кундных мощностей ТУ ~ 30 Гвт и при Ej и 108 CGSE для пикосекундных мощностей ТЕ 3 • 103 Гвт, при а ~ 10-3 см получим для частоты ш ~ 2 ♦ 1015 сек-1 (частота неодимового лазера) эквивалентное электрическое поле:
Еэфф -/о ~100 МВ/см.
Использование таких полей эффективно при условии движения градиента поля вместе с ускоряемой частицей. Такое движение градиента при движении фокусной области может быть осуществлено в поперечном направлении — сканированием луча, в продольном — изменением расходимости луча или фокусного расстояния линзы во времени.
Возможно также осуществление движения фронта фокусировки, когда разные части луча фокусируются в разных точках оси в разные моменты времени, так что фронт фокусировки движется по определенному закону. (Например, специальная линза может сфокусировать разные кольцевые пояски луча ультракороткого импульса в разные точки на оси в моменты времени ^(r) = c-1[r2 + L2 (г)]1/2, где Lj(r) задается углом 9 преломления линзы:
Lf^ ~ г/tg0(r)-
В общем случае если задана сила, переменная во времени, уравнение движения с учетом релятивистского изменения силы / = fo/y, где у = (1 — /З2)-1/2, будет
здесь а ~ е2/2то^21, если пренебречь изменением ширины фронта I. Легко видеть, что
- 7о -« 1-Е*I ^1f^.
о
или, более подробно,
(2(1 —/З2)(2(1 —/З2)+I1"1+I1"11 + /31 + /3оо
(2(1 —/З2)
(2(1 —/З2)
+I1"1
+I1"1
1 + /3
1 + /3
о
о
если задано E^t^ в месте нахождения частицы.
Рассмотрим сначала условия стартового ускорения от малых начальных скоростей. При /3 <^ 1 будет
J E2^at + /з0,О
и положение частицы
z(t) и а J dt' J E^t^dt" + Poet + zq.о о
Зная Е^1\ можно получить z(pY т.е. необходимое смещение фокуса zj(t) = z^tY Например, для линейного нарастания мощности во времени (£у)ср ^ At получим:
z(t) = l/6aAt3 + P^ct + г0,
для (Еу)ср ~ const будет:
z(t) = 1/2а^у0^2 + Poet + zO.
Такие z/(t) можно осуществить сканирующим или фокусирующим устройствами. Если сдвиг фокуса осуществляется под действием нелинейного эффекта (о движущихся фокусах см., например, [2]), то можно оценить вид зависимости Ef(t) для осуществления стартового ускорения. Полагая, что zj(P) BrEJ (в случае керровской или электронной нелинейности), получим
ИЛИ
Я/to = ^ = ^ ехрЯ/to = ^ = ^ ехр+ С-2 ехр+ С-2 ехр
Я/to = ^ = ^ ехр
Я/to = ^ = ^ ехр
+ С-2 ехр
+ С-2 ехр
т.е. для входа в режим необходимо, чтобы или ^(0), или i(0) = Vq были отличны от нуля.
При г(0) = 0 (Еу(0) = 0) имеем
/ /\ 1/2 'Е^ = 2Csh ( — | tf \\Вк)/ /\ 1/2 'Е^ = 2Csh ( — | tf \\Вк)в К ’в К ’иоLиоL1/21/2
/ /\ 1/2 '
Е^ = 2Csh ( — | tf \\Вк)
/ /\ 1/2 '
Е^ = 2Csh ( — | tf \\Вк)
в К ’
в К ’
ио
L
ио
L
1/2
1/2
т.е. мощность сначала нарастает почти линейно, а потом экспоненциально. Для ДО) = = zm, ЕДО) = Efmax и и0 = 0 получим
Е2 = 2CshЕ2 = 2CshВ к ’В к ’Е^1 fmax ^тЕ^1 fmax ^т
Е2 = 2Csh
Е2 = 2Csh
В к ’
В к ’
Е^1 fmax ^т
Е^1 fmax ^т
2“ 2ВК
В ультрарелятивистской области необходимый закон можно получить, полагая iy = с, т.е.
E2f = ct/BK + Е2Д0).
В случае тепловой нелинейности
z = ВТ у E^dt-V z^\о
т.е. в нерелятивистской области
ИЛИ
Ef = EfW ехР (
Таким образом, для захвата нерелятивистских частиц необходимо экспоненциальное нарастание мощности. В ультрарелятивистской области Е2 ^ с/Вт ~ const
Сдвиг фокуса
^ = Е26НЛЯ
где
^нл ~ n^E^h/d
в случае керровской нелинейности и
t
Унл = xhn'Tc j E^dt^E-оР
в случае «тепловой» нелинейности (здесь Ед и d — напряженность поля и радиус луча в нелинейной ячейке длины h^ п^ — нелинейная добавка к коэффициенту преломления среды, х — коэффициент линейного и нелинейного поглощения, Tt’T — частная
производная показателя преломления при быстром нагреве или возбуждении среды, Ср — теплоемкость единицы объема среды). Так как Ед ^ EfPf/d, где pj — радиус фокусного пятна линзы с фокусным расстоянием F (pf = Еф^ ф - угол расходимости), то
E^n^hp^ F xWrpCp^
ВК = ’ ВТ =
т.е. В ~ (F/d)\ если расходимость луча больше дифракционной. Столь сильная зависимость позволяет подобрать условия так, чтобы обеспечить достаточно большой сдвиг фокуса zjm ^ ОДР и более. Аналогичными средствами может быть осуществлено и поперечное движение фокуса при изменении направления луча [3]. Конечные энергии ускоренных частиц определяются при у <С 1 из соотношения
2 О^осц L2 *
Например, для достижимых еосц ^ 105 эв и / ^ 10-3 см получим: у2 ^ 0,3L/Z, т.е. при L ^ 3 см, у ^ 30. Соответствующая энергия на несколько порядков превосходит энергию осцилляции, что облегчает выделение ускоренных частиц даже при не очень хорошем согласовании движения частиц с движением фокуса. Отметим, что возможна инжекция частиц в режим ускорения из облака электронов или плазмы, созданной, например, самим воздействием лазера на мишень.
Возможно также использование движущегося фокуса в среде. Согласно Келли и др. [4-6], мгновенное положение фокуса луча с начальной дифракционной расходимостью дается выражением
2^/2 ^пор
ИЛИ
~2и1/2 Ц2_Д2ор)1/2- что дает при Е ^ПОр:
L « а^п^Е^,
т.е.
- г ° J 11 I
а с учетом начальной расходимости #о сдвиг фокуса
аа
4 ~ Ио + тСе^ Но + пХ/2Ет)
Здесь Ет — амплитуда светового импульса. По линии движения фокуса в среде может быть сделан канал малого радиуса для движения частиц и уменьшения нелинейного поглощения света.
В рассмотренных процессах существенна устойчивость ускорения, определяющая эффективное число ускоренных частиц. Продольная устойчивость обеспечивается вблизи той области градиента луча, где fdersfz < 0, т.е. в области, где происходит усиление ускорения отстающих частиц и уменьшение ускорения опережающих. Поперечная устойчивость может быть обеспечена не только внешними полями, но и созданием потенциальной ямы — небольшого уменьшения светового поля на оси ускорения (теневого или дифракционного). Число захваченных частиц будет зависеть от условия компенсации их кулоновского заряда неподвижным ионным фоном. В отсутствие ионов количество электронов, захваченных в режим ускорения, определится из равенства силы кулоновского расталкивания /кул ^ 2Nie2/г силе стрикционного поперечного удержания:
р2^2 г2
/v± ~ 52^ -L -Е2 « 2
2пште1Л г
т.е. TVi ~ Е2/тш\ где TVi — погонное число захваченных частиц, или полное число электронов N ^ N^l = E^ljm^y ^ 3 • 108. Такое количество электронов может быть захвачено в объем V ~ тг/г2 ^ 10-8 см3 без сжатия из термоэлектронных или плазменных облачков с концентрацией плазмы 1017 см3.
Кулоновская связь электронов с ионами в плазменном облачке несущественна при ^уск > ^кЖ ~ ^2^- В этом случае электроны ускоряются как свободные. При наличии ионного фона в нем может быть ускорено гораздо больше электронов.
Проведенные оценки показывают возможность осуществления и наблюдения градиентного ускорения частиц при движении световых фокусов или фронтов фокусировки мощных световых потоков.
Если кулоновская связь электронов с ионами настолько велика, что сила, действующая на электроны, передается и на ионы, то энергию ускорения ионов можно оценить из условия
Ег fL еЕэффЬ 1/2Мп2,
если время действия т ~ L/и < Тимп, или из условия Ми fT, если Т <^ Ци, т.е. движение фокуса со скоростью п(£) может привести к появлению группы быстрых ионов.
Отметим, что не только преднамеренное, но и самопроизвольное блуждание фокуса или горячих точек в фокусе может привести к появлению ускоренных частиц в лазерной плазме, ответственных за жесткое излучение или ядерные реакции.
Движение фокуса может быть использовано также для увеличения эффективности светореактивного ускорения [7] макроскопических частиц.
В заключение авторы выражают благодарность проф. М.С. Рабиновичу за интерес к работе и обсуждения.
Литература
А.В. Гапонов, М.А. Миллер. ЖЭТФ, 34, 242, 1958.
P.D. MeWane. Nature, 211, 1081, 1966 (см. также Действие лазерного излучения, «Мир», 1968. стр. 257-260).
А.Е. Каплан. Письма в ЖЭТФ, 9, 58-62, 1969.
P.L. Kelley. Phys. Rev. Lett, 15, 1005, 1965 (см. также Действие лазерного излучения, «Мир», 1968. стр. 195-201).
В.И. Таланов. Письма в ЖЭТФ, 2, 218, 1965.
С.А. Ахманов, А.П. Сухоруков, Р.В. Хохлов. УФН, 93, 1, 1967.
Г. А. Аскаръян, М.С. Рабинович, М.М. Савченко, В.К. Степанов, В.Б. Студенов. Письма в ЖЭТФ,
258, 1967.
(ЖЭТФ, 1972, Т. 62, вып. 6, С. 2156-2160.)
ЛУЧ ОПТИЧЕСКОГО КВАНТОВОГО ГЕНЕРАТОРА В ЖИДКОСТИ
Г.А. Аскаръян, А.М. Прохоров, Г.Ф. Чантурия, Т.П. Шипуло
Условия и результаты прохождения луча света в жидкости могут существенно измениться при больших интенсивностях луча, создаваемого оптическим квантовым генератором. В частности, возможно образование пузырьков и вскипание жидкости в световом луче из-за образования пара или выделения растворенного газа при локальном нагреве жидкости, что может привести к аномально большому рассеянию света на образующихся пузырьках и к различным светогидравлическим эффектам.
Вскипание жидкостей в световом луче. Нами были поставлены эксперименты по вскипанию прозрачных и поглощающих жидкостей в интенсивном световом луче оптического квантового генератора на рубине с импульсом длительностью ~ 1 мсек.
Было наблюдено и сфотографировано образование пузырьков в обычной водопроводной воде в луче, сфокусированном в глубь жидкости, и в несфокусированном луче (рис. 1). При уменьшении интенсивности луча образования пузырьков в такой воде не наблюдалось.
Газированная вода интенсивно вскипала в световом луче даже при малых интенсивностях луча (рис. 2). Рис. 1-2 получены без дополнительной подсветки в рассеянном свете луча генератора. Специальные контрольные опыты показали, что рассеяние
света происходит именно на импульсно возникающих пузырьках, а не на неоднородностях в жидкости.
Рис. 1. Вскипание водопроводной воды в несфокусированном световом лучеРис. 1. Вскипание водопроводной воды в несфокусированном световом лучеРис. 2. Вскипание газированной воды в несфокусированном луче
Рис. 1. Вскипание водопроводной воды в несфокусированном световом луче
Рис. 1. Вскипание водопроводной воды в несфокусированном световом луче
Вскипание прозрачных жидкостей в мощном световом луче облегчается не только при наличии растворенного газа, метастабильности состояния или близости к условиям вскипания. Особенно интересной представляется нам роль мелких неоднородностей, которые всегда встречаются в реальных жидкостях. Такие неоднородности, имеющие большие коэффициенты поглощения света, сильно нагреваются и служат центрами локального нагрева, гажения и вскипания жидкости. Можно оценить порядок величины необходимой плотности потока света для образования пузырьков на неоднородностях. Эта плотность I > (x/W)so, если размер неоднородности а ^ 5, и I > (d/a)2(x/ad)eoi если а <С д, где 5 — толщина слоя жидкости, которую нужно испарить или дегазировать для создания пузырька определенного размера, а — доля энергии света, переходящая в нагрев жидкости, х — температуропроводность жидкости, So — энергия, необходимая для испарения или дегазации единицы объема жидкости. Если принять для воды х ^ 10-3 см2/сек., энергию испарения Sq ~ 2,5 кдж, то для а ~ К)3 см получим I порядка нескольких кВт/см2.
Образовавшиеся пузырьки пара вырастают до оптимальных размеров и после спада интенсивности луча исчезают за время т ^ т2 [ х. Некоторая часть пузырьков может остаться из-за диффузии растворенного в жидкости газа. Такие пузырьки мы наблюдали в обычной воде в увеличительную трубу после вспышки. Их размеры доходили до 0,06 мм при скорости всплывания ^0,1 см/сек и числе 30 — 50 в 1 см3. В газированной воде размеры таких остающихся пузырьков были гораздо больше. Они поднимались со скоростью ^ 1 см/сек, образуя пенистый след после вспышки луча.
Рассеяние света на образующихся пузырьках. Образование пузырьков на неоднородностях в световом луче может сильно увеличить рассеяние света в жидкости. Поэтому при больших интенсивностях нельзя пользоваться известными данными по рассеянию света в жидкостях. Истинная обратная глубина рассеяния, l/l(x^t) = = — I~rdl/дх, будет зависеть от интенсивности и прошедшей энергии светового потока. Например, если объем пузырька определяется количеством пара при испарении от тепла, выделившегося в неоднородности радиуса а. то
Г t Л 2/3
1 х /За2аIу 4Арп1 х /За2аIу 4Арп
1 х /За2а
Iу 4Арп
1 х /За2а
Iу 4Арп
07
где А — теплота испарения и рп — плотность пара жидкости, п(/о) — число зародышевых пузырьков, у — отношение сечения рассеяния света на пузырьках к площади их геометрического сечения. Эта глубина рассеяния может стать во много раз меньше глубины поглощения и рассеяния света небольшой интенсивности. (Отношение глубин рассеяния на пузырьках и поглощения на их рождающих неоднородностях
~~ f оМ \ 2/3^ 102
1<р а2 у аХр^ у
при al^t 10 дж/см2 и а ~ 10-3 см.)
При больших интенсивностях луча при сильном вскипании можно ожидать слияния пузырьков и образования парогазового канала путем вытеснения жидкости из луча.
Были исследованы процессы рассеяния двумя способами. На осциллограф подавались сигналы от фотоумножителя, регистрирующего свет вспышки, проходящий через жидкость и не проходящий через жидкость, и сравнивались изменения формы сигналов во времени. Было установлено, что характер рассеяния изменяется во времени,
143
света внутри жидкости и других мерах, усиливающих процессы вскипания.света внутри жидкости и других мерах, усиливающих процессы вскипания.Рис. 3. Кумулятивный выброс подкрашенной жидкости из кюветы под действием сфокусированного света (область проникания видна по свечению — рассеянию на пузырьках)Рис. 3. Кумулятивный выброс подкрашенной жидкости из кюветы под действием сфокусированного света (область проникания видна по свечению — рассеянию на пузырьках)
света внутри жидкости и других мерах, усиливающих процессы вскипания.
света внутри жидкости и других мерах, усиливающих процессы вскипания.
Рис. 3. Кумулятивный выброс подкрашенной жидкости из кюветы под действием сфокусированного света (область проникания видна по свечению — рассеянию на пузырьках)
Рис. 3. Кумулятивный выброс подкрашенной жидкости из кюветы под действием сфокусированного света (область проникания видна по свечению — рассеянию на пузырьках)
причем центры рассеяния увеличивают рассеивающую способность. Были также проведены опыты с болометром, измеряющим полную энергию прошедшего света. Опыты показали ослабление проходящего света при газировании жидкости, при фокусировке
Светогидравлические эффекты. Были рассмотрены эффекты, возникающие при фокусировке луча вблизи или на поверхности тела, погруженного в жидкость. В месте выделения энергии будет происходить вскипание, носящее взрывной характер при малых вкладах энергии (в настоящее время достигнуты длительности импульсов до нескольких наносекунд). Такой светогидравлический эффект может оказать сильное механическое воздействие на поверхность, аналогичное действию известного электрогидравличес- кого эффекта. Нами были наблюдены уже при наших миллисекундных длительностях высвечивания различные светогидравлические эффекты при фокусировании света на погруженную пластинку: вдавливание и выдавливание пластинки, изменение характера пробивания пластинки световым лучом по сравнению с пробиванием в воздухе, разрывы кюветы ударными волнами, выбросы жидкости от места прожига пластинки.
Увеличение поглощательной способности воды (путем подкраски раствором медного купороса, хорошо поглощающего свет рубинового квантового генератора) привело к резкому усилению интенсивности светогидравлических эффектов. Был наблюден сильный выброс жидкости, носящий кумулятивный характер (рис. 3). Высота выбро
са струи достигала метра, причем в некоторых случаях выбрасывалась почти вся вода из кюветы. Опыты, проведенные с подкра
шенными жидкостями, позволяют промоделировать процессы вскипания в луче инфракрасных квантовых генераторов, излучение которых сильно поглощается водой.
Рассмотренные эффекты могут во много раз увеличить амплитуду давления, создаваемых в жидкости при попадании луча света на ее поверхность. Амплитуда даже
неударных волн сжатия при вскипании определится давлением паров жидкости при температуре локального нагрева и может в миллионы раз превышать прямое световое давление луча. Последующие волны расширения могут усилить вскипание и разрыв жидкости.
В заключение выражаем благодарность В.С. Зуеву и В.К. Конюхову за участие в предварительных экспериментах по вскипанию газированных жидкостей, проведенных летом 1962 г.
(ЖЭТФ, 1963, Т. 44. вып. 6, С. 2180-2182.)
СВЕТОГИДРАВЛИЧЕСКИИ ЭФФЕКТ ОТ МОЩНЫХ ВСПЫШЕКНЕКОГЕРЕНТНОГО СВЕТА
Г.А. Аскаръян, А.А. Лерман, В.Д. Шкилев
Светогидравлический эффект [1] — образование под действием света сильных ударных волн и выбросов жидкости — наблюдался ранее лишь в лучах лазеров [1, 2], которые из-за большой мощности и хорошей фокусируемости дают большие плотности потока и энерговыделения при линейном и нелинейном поглощениях.
В данной работе исследованы светогидравлические эффекты в мощном нефокуси- рованном немонохроматическом свете импульсных ламп накачки.
Схема эксперимента приведена на рисунке. В стандартный четырехламповый лазерный осветитель ГУС 1 вместо активного элемента была вставлена кварцевая трубка 3 с внешним диаметром 14 и толщиной стенок 2 мм, закрытая с одной стороны и заполненная водой. Четыре лампы В ИФП-8000, на которые разряжалась батарея энергоемкостью 24 кДж, обеспечивали достаточно большую плотность светового потока. Ее было недостаточно для вызывания гидравлических эффектов в воде даже при растворении в ней хромпика (2% — обычная добавка к воде для замкнутого цикла охлаждения лазера) или медного купороса (до 17%).
Однако помещение в воду даже малых металлических или непрозрачных диэлектрических тел 4 приводило к резкому выбросу всей жидкости из трубки. Это показывало, что температура нагрева Т поверхности тел превышает температуру бурного вскипания
m al ГТ m
Т СД — J — > Твскип.
Ср N х
Даже для медной проволоки, имеющей большую температуропроводность у ~ 1 см2/с и малые коэффициенты поглощения а, жидкость выбрасывалась с большой скоростью на большие расстояния.
Скорость и оценивалась по отклонению h следа жидкости от линии продолжения оси наклонной трубки на расстоянии Lq
h ~ |^2 ~ |s(Lo/vcos0)2,
откуда г> ~ {Lq/cos 9) ^fgj2h ~ 50 м/с при h ~ 3 см, Lg — 3 м, угле наклона cos 9 ~ ~ 0,7 (0 ~ 45°). Направленные выбросы жидкости наблюдались на расстояниях более 10 м.
При больших энергиях поглощения выбрасывалась компактная струя с малым разбросом скоростей. При малых энергиях спектр скоростей был широк и след от струи на полу оставался на всем протяжении полета лидера струи (при г 10 4- 30 м/с).
При использовании эбонитовых вкладок был замечен сильный запах горелого эбонита, что показывало превышение температуры нагрева поверхности над температурой возгонки. Порог гидравлического эффекта от эбонита был ниже, чем от металла, что связано с гораздо меньшей температуропроводностью эбонита и большим поглощением, а возможно, и с большей площадью шероховатой поверхности.
Наблюдался столь же сильный выброс жидкости при добавлении взвеси поглощающих частиц (ВдС, сажа и т.п.).
Рис. 1. Схема эксперимента по светогидравлическому выбросу воды под действием вспышки света от импульсных ламп накачки
Оценим давление р, ускоряющее жидкость: р ~ Ipp2/2ж, где I — длина трубки, ж — характерная длина разгона (длина спада давления). При ж < I получим р > > рг2/2 ^ 10 4- 100 атм, что свидетельствует о сильных локальных перегревах. Толщина слоя прогретой жидкости 5 ~ ДД определит объем пара 103 • S5 ~ десятки см3 при площади поверхности S > 30 см2.
Импульс струи воды Р = Ми с± 105 г-см/с соответствует удельному импульсу Pi ~ ~ P/Q ~ 4 г-см/с-Дж, приведенному к электрической энергии. Однако если привести к энергии в свете, то удельный импульс будет гораздо больше.
Водометные действия и гидравлические эффекты от воздействия вспышек немонохроматического света могут быть широко использованы на практике, тем более что энергии в таких вспышках могут во много раз превосходить энергии лазерного излучения.
Световая вспышка, сопровождающая мощное открытое энерговыделение (искровой разряд, молния, взрывной процесс), может вызвать светогидравлические эффекты раньше прихода основной ударной волны.
Литература
Аскар-ъян Г. А., Прохоров А.М., Шипуло Г.П. и др. — Луч оптического квантового генератора в жидкости. - ЖЭТФ, 1963, т. 44, № 6, с. 2180-2182.
Bell С.Е., Landt J.A. Lazer-induced high pressure shock waves in water. — Appl. Phys. Lett., 1967, v. 10, № 2. p. 46-48.
(ЖТФ. 1986. T. 56, вып. 1. C. 213-214.)
НОВЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ПО СВЕТО-ТЕРМОАКУСТИКЕ
Г.А. Аскаръян, А.В. Юркин
В последнее время детально исследуются светоакустические и нелинейноакустические эффекты (см., например, обзоры [1-3]). В данной работе впервые наблюдено направленное распространение звука по следу светового луча, предложенное в [4], и исследована возможность свето-акустической интроскопии. Эксперименты выполнены на неодимовом лазере, луч которого через окно проходил в 50 л бак с водой (см. рис. 1). Лазер работал в режиме свободной генерации (с энергией 300 Дж) без и с поджатием луча телескопом или в режиме генерации гигантских импульсов при модуляции твердотельным пассивным затвором на LiF с F-центрами с энергией в каждом импульсе 10 Дж без поджатия луча, а также в луче второй гармоники.
В качестве среды использовалась техническая вода с поглощающими взвесями В4С или сажи, или твердотельные среды (плексиглас и т.д.).
Пьезокерамические датчики (приемники или излучатели) в виде дисков диаметром 0,5 4- 1 см имели резонансную частоту / = 1 МГц и 60 кГц.
Транспортировка звука по следу трубчатого светового луча. (Свето- звуковод)
Лазерный луч изменял акустические свойства среды [4], что уменьшало расхождение звуковых волн из-за рефракции и отражения. Изменение акустических свойств может быть связано, в основном, с двумя факторами: нагревом среды или образованием пузырьков. При нагреве изменение скорости звука Acs = ^г/ХТ. причем для воды в широком диапазоне температур ^- = 44-5 м/с-град > 0, при появлении пузырьков (для простоты — без учета затухания их колебаний)
па .апс^
р-2 = о-2 _j• \р =®•
6 S° + Тг(/2 - /2)’-РУ
где а — средний радиус пузырьков, п — концентрация, с8 — скорость звука, / — его 7\1/2
частота; резонансная частота колебаний пузырька fT = ^™ (“^)’ ^° — внешнее
давление, у — постоянная адиабаты газа в пузырьке, р — плотность жидкости.
Эксперимент (см. рис. 1, а) был проведен с помощью трубчатого луча (1) лазера. Уменьшение интенсивности света вблизи оси создавалось шайбой (2) диаметром 0,5 см,
Рис. 1. Схема эксперимента: а — транспортировка звука по следу луча лазера, б — светоакустическое обнаружение неоднородностей
помещенной до входного окна бака. На оси луча помещались излучатель (3) звука и на расстоянии 35 см — приемник (4). Шайба (2) была акустически изолирована от бака.
В чистой воде в режиме свободной генерации лазера поджатием телескопом была сразу получена подфокусировка звука в тепловом следе. Трубчатый лазерный луч нагревал воду на АТ = Qi/CpLa ~ 10°, при плотности падающей энергии Qi = Q/'k(R^ — R^) в поджатом луче при Ср = 4 Дж/см3 и глубине поглощения La = 6 см, что давало ^^ = 3 • 10-2. Такое изменение показателя преломления звуковых волн Ans обеспечивало отжатие звука
Рис. 2. Сигналы с пьезоприемника приРис. 2. Сигналы с пьезоприемника притранспортировке звука по следу лазерного луча: а — начало усиления звукового поля (разв. 0,5 мс/дел), б, в — подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде с взвесями, б — начало усиления (разв. 1 мс/дел), в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (разв. 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазератранспортировке звука по следу лазерного луча: а — начало усиления звукового поля (разв. 0,5 мс/дел), б, в — подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде с взвесями, б — начало усиления (разв. 1 мс/дел), в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (разв. 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазеравнутрь для углов 9 ~ ДТ/ = 0,2 рад. Угол дифракционной расходимости звукового луча 9S < ^s/d < 0,3 рад, т.е. обеспечивались условия захвата звукового луча.
Рис. 2. Сигналы с пьезоприемника при
Рис. 2. Сигналы с пьезоприемника при
транспортировке звука по следу лазерного луча: а — начало усиления звукового поля (разв. 0,5 мс/дел), б, в — подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде с взвесями, б — начало усиления (разв. 1 мс/дел), в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (разв. 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазера
транспортировке звука по следу лазерного луча: а — начало усиления звукового поля (разв. 0,5 мс/дел), б, в — подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде с взвесями, б — начало усиления (разв. 1 мс/дел), в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (разв. 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазера
Поскольку приемник находился на рассто-
янии, в несколько раз превосходящем длину поглощения, поджатие обеспечивалось не на всей длине трассы. Без поджатия пятно звукового луча на расстоянии L было do + 9SL^ при поджатии на части трассы Li, радиус пятна do + 9S(L — ТД, таким образом для малых начальных размеров амплитуда звука усиливалась бы в L/^L — L^ раз. В нашем случае при Т = 35 и Li = 10 см ожидалось усиление звука в 1,5-2 раза. Эксперимент дал усиление амплитуды в два раза. На рис. 2 даны осциллограммы сигнала с пьезоприемника: а — для лазера в режиме свободной генерации с поджатием луча телескопом.
Показано начало усиления (развертка 0,5 мс/дел) — длительность усиления доходила до 1 с, т.е. звукопроводящий след возникает быстро (за время лазерного импульса), а живет очень долго, пока конвекция не уберет его из звукового луча.
Для создания пузырькового следа луча использовался лазер в режиме гигантских импульсов. Неподжатый трубчатый луч проходил через воду, замутненную взвесями, слу-
жащими центрами рождения пузырьков при импульсном локальном нагреве (малые размеры взвесей обеспечивались большим временем оседания ~ 3 дней). Пузырьки могли вырастать за счет растворенного газа. Этот вид звуковода обеспечивал большие перепады акустических свойств, а требовал для создания малых погонных энергозатрат. Осциллограммы подфокусировки звука для этого случая даны на рис. 2, б и в. б — Начало
подфокусировки (разв. 1 мс/дел), в — усиление длится долго ^0,5 с, пульсируя с периодом 50 мс. Отметим, что рабочим частотам / = МГц соответствуют по резонансу пузырьки с размером доли микрон, т.е., по-видимому, подфокусировке соответствует увеличение скорости звука в следе (/ > /г). Но и в случае обратного знака изменения скорости возможно усиление из-за отражения на границе скачка, так как скачок нельзя считать плавным. Пульсации пузырьков могут быть связаны не только с изменением размеров пузырьков, но и с колебаниями слоя пузырьков.
Способность жидкости выделять газ и сильное влияние этого на скорость звука позволили осуществить транспортировку и захват даже звука с частотами 60 кГц и большой расходимости — см. рис. 2, в (разв. 25 мс/дел).
При перестановке пьезоэлементов было наблюдено усиление приема при светотер- мосоздании приемного звуковода и концентратора у приемного датчика (радиоаналог см. [5]).
Наблюдаемые явления могут проявиться или быть использованы для управления звуковым потоком при вынужденном мандельштам-бриллюэновском рассеянии: формируя профиль световой интенсивности можно вызвать расфокусировку или фокусировку звука, изменив длины взаимодействия и нелинейные воздействия звука на среду.
Свето-термозвуковое обнаружние и исследование неоднородностей в прозрачных и мутных средах
Обнаружение неоднородностей в средах по отражению света затруднено в случае, когда слой среды мутный или неоднородности сильно поглощают или не отражают свет. В этом случае можно использовать свето-термоакустику (ср. аналог [1, 3]), т.е. лоцировать объект по звуковому импульсу, возникающему при поглощении света поверхностью объекта или границей поглощающего слоя. Была экспериментально исследована такая свето-звуковая интроскопия (горизонтальный вариант, см. рис. 1, 5). Лазер в режиме модуляции добротности давал гигантские импульсы в луче (1) с энергией 10 Дж, проходящие через кристалл КДП (2) и фильтр СЗ (3), отсекающий основную гармонику. Зеленый луч (4) проходил в бак с водой, в котором были помещены пьезоприемник и темные металлические и диэлектрические тела (6). По запаздыванию прихода к датчику (5) звукового импульса (7) после лазерного определялось расстояние до тела. Природа звукового импульса могла быть связана с тепловым расширением или вскипанием жидкости у поверхности тела.
На рис. 3 даны осциллограммы лазерных импульсов (нижний луч) и сигналов с пьезоприемника (верхний луч), а — Сигнал от черненного металлического цилиндра диаметром 10 см, находящегося на расстоянии 30 см (развертка 100 мкс/дел). Было наблюдено резкое увеличение сигнала при подфокусировке луча.
На рис. 3, б даны сигналы от резинового покрытия, находящегося на расстоянии 8 см (развертка 50 мкс/дел). Сигнал аномально большой, что может быть связано с большим поглощением, малой теплопроводностью, шероховатостью поверхности или ее газацией при нагреве.
Были наблюдены также сигналы обнаружения поглощающих неоднородностей в объеме и на поверхности плексигласа.
Рис. 3. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (разв. 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — сигналы от резинового покрытия (разв. 50 мкс/дел), в — сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила — первый импульс — от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй — от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна: hi = 10 см; h = 19 см. Развертка 50 мкс/делРис. 3. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (разв. 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — сигналы от резинового покрытия (разв. 50 мкс/дел), в — сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила — первый импульс — от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй — от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна: hi = 10 см; h = 19 см. Развертка 50 мкс/делСветоакустическая интроскопия может быть осуществлена и в случае, когда неоднородность находится в области среды, не прозрачной для света (например, в придонном слое ила, мягкого грунта и т.д.). Тогда на границе поглощения света возникнут акустические импульсы, распространяющиеся от и внутрь границы, например, вверх и вниз. Импульс вверх придет с запозданием ty = hi/cs^ где hi — глубина границы поглощения. Импульс, идущий вниз, отразится от дна или объекта и придет с запаздыванием t^ = \hi + 2(h-2 — —hi^/cs = (2/^2 — hi)/csi где h^ — искомая полная глубина дна или залегания неоднородности. Зная ti и ^ можно определить ^2 = |(й +^2)^, для любых ку.
Рис. 3. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (разв. 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — сигналы от резинового покрытия (разв. 50 мкс/дел), в — сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила — первый импульс — от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй — от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна: hi = 10 см; h = 19 см. Развертка 50 мкс/дел
Рис. 3. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (разв. 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — сигналы от резинового покрытия (разв. 50 мкс/дел), в — сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила — первый импульс — от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй — от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна: hi = 10 см; h = 19 см. Развертка 50 мкс/дел
В эксперименте зеленый луч лазера падал сверху на поверхность воды в баке, вблизи дна которого в слое толщиной 9 см вода была замутнена поглощающими золями. Глубина фронта поглощения hi = 10 см, идущий вверх термозвук от фронта давал первый импульс (см. рис. 3, б-), идущий вниз звук шел по замутненному следу, отражался от дна, шел вверх и давал второй импульс. Величина |(fi +^)с5 оказалась весьма близка к полной глубине воды.
Описанные исследования могут быть использованы для свето-звуковой интроскопии и локализации неоднородностей в жидких, твердых и газообразных средах для контроля однородности сред и т.п., а также для создания свето-звукового микроскопа и светозвуковых голографических систем. Интересно отметить, что расхождение звукового отклика может быть уменьшено при использовании инициирующего светового луча с приосевым уменьшением интенсивности, обеспечивающим обратную транспортировку звука.
Литература
Лямшев Л.М. УФН, 1981, 135, 637.
Бункин Ф.В., Комиссаров В.М. Акустический журнал, 1973, 19, 305.
Новиков Б.К., Руденко О.В., Тимошенко В.И. Кн. Нелинейная гидроакустика, Л-д, Судостроение, 1981.
Аскаръян Г.А. Письма в ЖЭТФ, 1966, 4, 144.
Аскаръян Г.А., Раевский И.М. Письма в ЖТФ, 1982, 8. 1131.
(Письма в ЖЭТФ, 1986, Т 4 3, вып. 4, С. 175-178.)
НОВОЕ В СВЕТОАКУСТИКЕ
Г.А. Аскаръян, А.В. Юркин
Введение. Первые эксперименты по исследованию взаимодействия лазерного излучения с жидкостью [1] показали, что с появлением лазеров в светоакустике открылась новая эра развития. Новые возможности связаны не только с получением мощных, даже гидравлических, ультра- и гиперзвуковых импульсов [1] при использовании мощных или хорошо фокусируемых лазерных лучей, но и с возможностью возбуждать звук дистанционно, бесконтактно, что связано с хорошей направленностью лазерного излучения.
В последнее время широким фронтом развиваются работы по лазерной светоакустике (см. обзоры [2-5]). Именно возможности дистанционного возбуждения звука лучами лазера нашли широкое применение в гидроакустике, породили новый класс акустических антенн — светоакустических, создали новые виды анализа, интроскопии, локации.
Но, несмотря на большое количество работ, посвященных лазерной акустике, многие важнейшие исследования до сих пор не были проведены. Данная работа является обзором последних работ авторов, посвященных новым исследованиям по светоакустике: транспортировке звука по лучу света [6], управлению спектром и амплитудой светотермозвука [7], светоиндуцированному изменению вязкости среды и поглощения звука [8], новым возможностям нелинейной светозвуковой интроскопии [9].
Транспортировка звука по следу светового луча. Обычно в наиболее практически интересных случаях звуковые лучи сильно расходятся, так как длина звуковой волны не может быть сделана слишком малой из-за сильного возрастания поглощения звука с увеличением частоты (классический пример as ~ /2). Например, в гидроакустике оптимальными частотами являются частоты 30-100 кГц, т. е. длины волн не меньше 1 см. Это соответствует углам дифракционной расходимости 0d ~ Xs / а > 3 • 10-2 рад, где а — радиус луча. Аналогичная ситуация возникает и для гиперзвука, рожденного в фокусе лазера; например, при ВРМБ длина волны звука мала, но мал и начальный размер-радиус фокального пятна.
Большая расходимость звука приводит к сильному ослаблению амплитуды с расстоянием. Можно ли ослабить расхождение звука?
Одна из возможностей использовать самофокусировку звука, рассмотренную еще в [10] и экспериментально наблюдавшуюся в [11] и позже в [12]. Однако она требует достаточно длительного воздействия мощного звука на среду. Это во многих случаях неудобно.
Однако в [10] было предложено также создавать звуководы следами световых лучей в средах. Этот случай комбинированных нелинейных взаимодействий и стал предметом экспериментального исследования [6].
Чтобы след светового луча образовал звуковод, необходимо, чтобы скорость звука внутри следа была меньше, чем по краям. Этого можно достичь двумя путями — уменьшая скорость звука на оси или увеличивая скорость звука на краях луча. Условие захвата звукового луча можно записать из условия рефракции (или условия полного внутреннего отражения) по аналогии с оптикой в виде ^^ ~ Дп/п ^ Akcsjcs.
Легко получить это условие, сопоставляя дифракционный угол Od^ формирующийся на длине Ьф ^ а/0в ~ с? )Х (так называемая длина Френеля, на которой из-за дифракции заметно уширяется луч) с углом поворота краевого луча из-за различия 151
скоростей света на краю и на оси луча #нл ~ (Ас/a)L/с, приравнивая #нл и 0 о, Сразу получим соотношение компенсации 0^ ~ ^cs/cs.
Какие процессы могут вызвать изменение скорости звука при прохождении мощного светового луча (например, в жидкости)? В первую очередь, два — это нагрев среды или образование пузырьков газа.
При нагреве изменение скорости звука при Acs ^ (dcs/dT) М? и для воды в широком диапазоне температур dcs/dT и 44-5 м/с град > 0, т.е. световой луч должен быть трубчатым. Изменение температуры AT ^ alt/Ср, где а — коэффициент объемного поглощения света (см-1), I — плотность светового потока, t — время воздействия, Ср — теплоемкость см3 среды.
Например, для типичных значений для нефокусированного луча неодимового лазера ГОС-1001 при q ^ It ~ Q/S ^ 60 Дж/см2, а ^ 0,15 см-1, полной энергии излучения Q 103 Дж и сечении S ~ 15 см2 и С/ % 4 Дж/см3-град, получим АТ 2, 5°С и An ~ 10-2 , т.е. может быть схвачен дифракционный угол 0d ~ 0,1 рад. Однако указанные цифры соответствуют случаю поглощения света на длинах порядка 6 см. Если мы хотим увеличить масштабы наблюдаемых процессов, придется взять излучение, имеющее малое поглощение (а ^ 10-2 4- 10-3 см-1), что уменьшит изменения температуры и нелинейные скачки.
Однако при наличии взвешенных мелких частичек локальный нагрев поверхностей частичек и окружающих слоев воды может быть значителен:
усредн)усредн)
усредн)
усредн)
где х — коэффициент температуропроводности среды или частицы.
Эти локальные нагревы могут вызвать появление пузырьков из-за выделения растворенного газа из жидкости или частиц (растворимость уменьшается с увеличением температуры) или сублимации частичек, испарений воды и т.п.
При этом пузырьки могут жить достаточно долго не только из-за пересыщения при нагреве, но и из-за реальной газированности жидкостей.
Оказалось, что появление пузырьков может существенно повлиять на скорость звука. Действительно, скорость звука зависит от сжимаемости жидкости, а присутствие пузырьков может существенно ее изменить. Это изменение связано с динамикой колебаний пузырьков. Каждый пузырек — резонансная система, собственная частота колебаний которой зависит от приведенной массы жидкости т ~ ра3 и упругости газа, заключенного в пузырьке
К = — ~ ар0 • З7
(из условия ра3у и const или
где Аа — амплитуда колебаний радиуса а) получим резонансную частоту пузырька
Если частота звука меньше резонансной частоты пузырька, он колеблется квазистатически — сжимается при увеличении давления, т.е. сжимаемость жидкости резко увеличивается в присутствии пузырьков, и скорость звука уменьшается. Если частота звука выше резонанса, пузырьки колеблются в пропротивофазе — расширяясь при увеличении давления, они тем самым увеличивают жесткость жидкости, и скорость звука увеличится.
К генераторуК генераторуК осциллографуК осциллографуРис. 1. Схема эксперимента по транспортировке звука по следу луча лазера. 1 — луч лазера; 2 — шайба; 3 — излучатель звука; 4 — приемник звукаРис. 1. Схема эксперимента по транспортировке звука по следу луча лазера. 1 — луч лазера; 2 — шайба; 3 — излучатель звука; 4 — приемник звукасс-2-2= ^о2 += ^о2 +NaAft - пNaAft - пAcsAcsaNc^aNc^Полная формула изменения скорости звука при появлении пузырьков наиболее проста без учета затухания колебаний пузырьков:
К генератору
К генератору
К осциллографу
К осциллографу
Рис. 1. Схема эксперимента по транспортировке звука по следу луча лазера. 1 — луч лазера; 2 — шайба; 3 — излучатель звука; 4 — приемник звука
Рис. 1. Схема эксперимента по транспортировке звука по следу луча лазера. 1 — луч лазера; 2 — шайба; 3 — излучатель звука; 4 — приемник звука
с
с
-2
-2
= ^о2 +
= ^о2 +
Na
Aft - п
Na
Aft - п
Acs
Acs
aNc^
aNc^
где а — средний радиус пузырьков, N — их концентрация, с8 — скорость звука, / — частота звуковых колебаний. Какая нелинейность будет решающей, определит плотность потока светового луча и состояние жидкости (загазованность, наличие взвесей).
Нами впервые наблюдалось [6] направленное распространение звука по следу светового луча, предложенное в [10]. Эксперименты были выполнены на неодимовом лазере, луч которого проходил в 50-литровый бак с водой (рис. 1). Лазер работал или в режиме свободной генерации (с энергией 300 Дж) без и с поджатием луча телескопом, или в режиме гигантских импульсов при модуляции твердотельным пассивным затвором на LiF с F-центрами с энергией 10 Дж без поджатия луча.
Эксперимент (см. рис. 1) был проведен с помощью трубчатого луча лазера 1. Уменьшение интенсивности света вблизи оси создавалось шайбой диаметром 0,5 см, помещенной до входного окна бака с водой.
На оси луча помещался излучатель звука 3 и на расстоянии 35 см — приемник 4. Шайба 2 была акустически изолирована от бака.
В чистой воде в режиме свободной генерации лазера с поджатием луча телескопом была сразу получена подфокусировка звука в тепловом следе. Трубчатый луч нагревал воду на AT ^ Q\/CpLa ~ 10° при плотности падающей энергии Qi ~ Q/ARi —R^ в поджатом луче при Ср и 4 Дж/см3 и глубине поглощения La и ^ см, что давало Ncs/cs ^ ЗТО-2. Такое изменение показателя преломления звуковых волн Ans обеспечивало отжатие звука внутрь для углов 6 ~ (АпД1/2 ^ 0,2 рад. Угол дифракционной расходимости звукового луча 0а ~ Xs/d < 0,3 рад, т.е. обеспечивались условия захвата звукового луча.
Поскольку приемник находился на расстоянии, в несколько раз превосходящем длину поглощения, поджатие звука обеспечивалось не на всей длине трассы L. Без поджатая звукового луча его пятно на расстоянии L имело радиус а ~ do + OdA при поджатии на части трассы Li радиус пятна do + 0d(L — ТД, таким образом, для малых начальных размеров амплитуда звука усиливалась в L/(L — Li) раз. В нашем случае при L w 35 см и Li ^ 10 см ожидалось усиление звука в 1,5-2 раза; эксперимент дал усиление амплитуды в два раза. На рис. 2 даны осциллограммы сигнала с пьезоприемника: d — для лазера в режиме свободной генерации с поджатием луча телескопом. Дано начало усиления (развертка 0,5 мс/дел) — длительность усиления
Рис. 2. Сигналы с пьезоприемника при транспортировке звука по следу лазерного луча, а — Начало усиления звукового поля (развертка 0,5 мс/дел). б, в — Подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде со взвесями: б — начало усиления (развертка 1 мс/дел); нижняя развертка — лазерные импульсы; в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (развертка 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазераРис. 2. Сигналы с пьезоприемника при транспортировке звука по следу лазерного луча, а — Начало усиления звукового поля (развертка 0,5 мс/дел). б, в — Подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде со взвесями: б — начало усиления (развертка 1 мс/дел); нижняя развертка — лазерные импульсы; в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (развертка 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазера
Рис. 2. Сигналы с пьезоприемника при транспортировке звука по следу лазерного луча, а — Начало усиления звукового поля (развертка 0,5 мс/дел). б, в — Подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде со взвесями: б — начало усиления (развертка 1 мс/дел); нижняя развертка — лазерные импульсы; в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (развертка 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазера
Рис. 2. Сигналы с пьезоприемника при транспортировке звука по следу лазерного луча, а — Начало усиления звукового поля (развертка 0,5 мс/дел). б, в — Подфокусировка пузырьковым следом лазерного луча в режиме гигантского импульса в среде со взвесями: б — начало усиления (развертка 1 мс/дел); нижняя развертка — лазерные импульсы; в — подфокусировка звука с частотой 60 кГц в свежей водопроводной воде (развертка 25 мс/дел). Запуск развертки до импульса лазера
доходила до 1 с, т.е. звукопроводящий след возникает быстро (за время лазерного импульса), а живет очень долго, пока конвекция не уберет его из звукового луча.
Для создания пузырькового следа луча использовался лазер в режиме гигантских импульсов. Неподжатый трубчатый луч проходил через воду, чуть замутненную взвесями, служащими центрами рождения пузырьков при импульсном локальном нагреве (малые размеры взвесей обеспечивались большим временем оседания в ^ 3 дня). Пузырьки могли вырастать за счет растворенного газа. Этот вид звуковода обеспечивал большие перепады акустических свойств, а требовал для создания малые погонные энергозатраты. Осциллограммы подфокусировки звука для этого случая даны на рис. 2, б и в; рис. б — начало подфокусировки (развертка 1 мс/дел), в — длительное усиление (0,5 с). Отметим, что рабочим частотам / ~ МГц соответствуют по резонансу пузырьки размером в доли микрон, т.е., по-видимому, подфокусировка соответствовала увеличению скорости звука в следе (/ > /г). Но и в случае об-
ратного знака изменения скорости возможно усиление из-за отражения на границе скачка, так как скачок нельзя считать плавным.
Способность жидкости выделять газ и сильное влияние этого на скорость звука позволили осуществить транспортировку и захват звука с частотами 60 кГц и большой расходимостью (см. рис. 2, в; развертка 25 мс/дел).
При перестановке пьезоэлементов наблюдалось усиление приема при создании светом термического приемного звуковода и концентратора у приемного датчика.
Наблюдаемые явления могут проявиться и быть использованы для управления
распространением звукового потока не только в акустике, но и гиперакустике при вынужденном мандельштам-бриллюэновском рассеянии; формируя профиль световой интенсивности, можно вызвать расфокусировку или фокусировку гиперзвука, изменить длины взаимодействия света и звука, изменить нелинейные воздействия гиперзвука на среду.
Светотермозвуковое обнаружение и исследование неоднородностей в прозрачных и мутных средах [6]. Обнаружение неоднородностей в средах по отражению света затруднено, когда неоднородности поглощают или не отражают свет или когда слой среды, в котором находится тело, мутный. В этом случае можно
154
Рис. 3. Схема эксперимента по светоакустическому обнаружению тел. 1 — луч лазера; 2 — кристалл KDP; 3 — фильтр СЗ; 4 — зеленый луч; 5 — датчик; 6 — исследуемое тело; 7 — импульс звукаРис. 3. Схема эксперимента по светоакустическому обнаружению тел. 1 — луч лазера; 2 — кристалл KDP; 3 — фильтр СЗ; 4 — зеленый луч; 5 — датчик; 6 — исследуемое тело; 7 — импульс звукаРис. 4. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — Лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (развертка 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — Сигналы от резинового покрытия (развертка 50 мкс/дел), в — Сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила; первый импульс от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна; h\ = 10 см, h2 = 19 см (развертка 50 мкс/дел)Рис. 4. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — Лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (развертка 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — Сигналы от резинового покрытия (развертка 50 мкс/дел), в — Сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила; первый импульс от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна; h\ = 10 см, h2 = 19 см (развертка 50 мкс/дел)
Рис. 3. Схема эксперимента по светоакустическому обнаружению тел. 1 — луч лазера; 2 — кристалл KDP; 3 — фильтр СЗ; 4 — зеленый луч; 5 — датчик; 6 — исследуемое тело; 7 — импульс звука
Рис. 3. Схема эксперимента по светоакустическому обнаружению тел. 1 — луч лазера; 2 — кристалл KDP; 3 — фильтр СЗ; 4 — зеленый луч; 5 — датчик; 6 — исследуемое тело; 7 — импульс звука
Рис. 4. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — Лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (развертка 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — Сигналы от резинового покрытия (развертка 50 мкс/дел), в — Сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила; первый импульс от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна; h\ = 10 см, h2 = 19 см (развертка 50 мкс/дел)
Рис. 4. Сигналы светоакустического обнаружения тел в средах в луче зеленого света: нижние развертки — лазерные импульсы, верхние — с пьезоприемника, а — Лоцирование объекта в воде гигантскими лазерными импульсами (развертка 100 мкс/дел), объект — цилиндр из черненного металла, б — Сигналы от резинового покрытия (развертка 50 мкс/дел), в — Сигналы при вертикальном воздействии луча на фронт придонного слоя ила; первый импульс от термозвука при поглощении света на границе слоя, второй от звука, прошедшего внутрь слоя и отраженного от дна; h\ = 10 см, h2 = 19 см (развертка 50 мкс/дел)
использовать светоакустику — лоцировать объект по звуковому импульсу, возникающему при поглощении света поверхностью тела или границей поглощающего слоя.
Была экспериментально исследована такая свето-звуковая интроскопия (горизонтальный вариант см. на рис. 3).
Лазер в режиме модулированной добротности давал импульсы в луче 1 с энергией 10 Дж, проходящие через кристалл KDP 2 и фильтр СЗ (3), отсекающий основную гармонику. Зеленый луч 4 проходил в бак с водой,
в который были помещены темное металлическое или диэлектрическое тело б и пьезодатчик 5. По запаздыванию прихода к датчику звукового импульса 7 после лазерного определялось расстояние до тела. Природа звукового импульса могла быть связана с
тепловым расширением, гажением или вскипанием жидкости у поверхности
(На рис. 4 даны осциллограммы лазерных импульсов (нижний луч) и сигналов с пьезопиемника (верхний луч), а — сигнал от черненного металлического цилиндра диаметром 10 см, находящегося на расстоянии 30 см (развертка 100 мкс/дел). Наблюдалось резкое увеличение сигнала при подфокусировке луча линзой. На рис. 4, б даны сигналы от резинового покрытия, находящегося на расстоянии 8 см (развертка 50 мкс/дел). Сигнал аномально большой, что может быть связано с большим поглощением, малой температуропроводностью, шероховатостью поверхности или ее гажением при нагреве. Наблюдались сигналы обнаружения неоднородностей в объеме
и на поверхности плексигласа.
Светоакустическая интроскопия может быть осуществлена и в случае, когда объект находится в области среды, не прозрачной для света (например, в придонном слое ила, жидкого грунта и т.д.). Тогда на границе поглощения света от светового импульса возникнут термозвуковые импульсы, распространяющиеся от и внутрь границы,
Рис. 5. Обнаружение неоднородностей в придонном слое ила. 1 — луч лазера; 2 — придонный слой ила (граница поглощения света); 3 — дно; 4 — импульс термозвука от границы поглощения, распространяющийся вверх; 5 — импульс, распространяющийся вниз; 6 — импульс, отраженный от неоднородности или дна; 7 — приемник звука
например вверх и вниз (рис. 5). Импульс вверх придет с запаздыванием ti = hi/cs, где hi — глубина границы поглощения.
Импульс, идущий вниз, отразится от дна или объекта и придет с запаздыванием ^2 = [^1 + 2(h2 — hi)^/cs = ^h2 — ^i)/cs, где h2 — искомая полная глубина дна или залегания неоднородности. Зная ti и ^ можно прямо определить h^ = (1/2) ♦ (^i + +^)cs — ДЛЯ любых hl.
В эксперименте зеленый луч лазера падал сверху на поверхность воды в бак, вблизи дна которого в слое толщиной 9 см вода была замутнена поглощающими свет золями. Глубина фронта поглощения hi ^ 10 см, идущий вверх термозвук от фронта поглощения давал первый импульс (рис. 5), идущий вниз звук шел по замутненному слою, отражался от дна, шел вверх и давал второй импульс. Величина Л2 оказалась весьма близка к полной глубине воды (см. рис. 4, в). Аналогично выявлялись объекты, помещенные в замутненный слой.
Эти исследования могут быть использованы для светозвуковой интроскопии, ло- цирования неоднородностей в жидких, твердых и газообразных средах, для контроля однородности сред, для создания светозвукового микроскопа или светозвуковых голографических систем.
Интересно отметить, что расхождение звукового отклика может быть уменьшено и он может пойти назад направленно, если использовать инициирующий луч с достаточной энергией для создания звуковода, обеспечивающего обратную транспортировку звука.
Мы коснулись лишь одной из возможностей нелинейной интроскопии, к которой переходим далее.
Нелинейная интроскопия высокого разрешения — новые применения самофокусировки света и светофокусировки звука [9]. При регистрации, обнаружении и исследовании объектов с помощью светового луча обычно используется световой или звуковой отклик, рождающийся тогда, когда объект попадает в пятно луча. При этом можно оценить расстояние до объекта (по запаздыванию отклика), положение объекта (по факту попадания его в пятно луча), его размеры и скорость (по времени его прохождения пятна), структуру объекта (по регистрации изображения).
В данной работе исследованы возможности использования самофокусировки (см. обзор [13]) для увеличения разрешения и эффективности интроскопии.
Известно, что самофокусировка вызывает сжатие светового луча, а увеличение интенсивности света, действующего на объект, приведет к усилению светового и звукового отклика. Сжатие луча приведет также к увеличению разрешения положения объекта. Есть и третье, весьма существенное обстоятельство, которое может значительно улучшить транспортировку отклика назад и улучшить направленность отражения.
Дело в том, что световой луч при самофокусировке изменяет свойства среды, причем это изменение может существовать достаточно долго и быть использовано для транспортировки назад отклика.
Для керровской ориентационной нелинейности инерционность создания мала (минимальная < 10“11 с) и световод существует в течение длительности гигантского импульса (to 3 • 10-8 с) на длинах to 103 см, для стрикционной нелинейности инерционность создания и длительность существования определяются так называемым звуковым временем ts > a/cs to 10-6 с для радиуса луча а > 0,1 см и скорости звука cs > 105 см/с, т.е. на длинах светового отклика L to 3 • 104 см. В случае тепловой самофокусировки световод может жить очень долго из-за медленности процесса сброса тепла.
Независимо от времени существования волновода, обеспечивающего направленное обратное распространение, во всех случаях обратный отклик усиливается из-за увеличения интенсивности при сжатии луча. Темп сжатия для быстрой нелинейности можно оценить, используя безаберрационное уравнение нелинейной рефракции: а^ to Л/а3, где A to [(А2/2тг) — n2^oaoL т.е. получим после двукратного интегрирования а(г) to ао[1 — (z2/L2)], где Lj to ао/Л1/2. При этом нарастание интенсивности 1^ to Р^а2^ может быть значительным и привести не только к линейному увеличению отклика, но и к нелинейному, например, из-за увеличения эффективности генерации термозвука на поверхности объекта.
Было проведено экспериментальное исследование усиления отклика и увеличения эффективности интроскопии. Для лучей небольшой мощности в жидкостях существенна тепловая рефракция, которая дает самофокусировку в случае луча с при- осевой уменьшенной интенсивностью (так называемая «банановая» самофокусировка трубчатых лучей [14]). В этом случае расстояние до фокуса Lj to с//2#нл, где ^нл ~ (п^ДТ)1/2 to (п^аН}1^2/Ср^ здесь п^ — производная показателя преломления по температуре, ДТ — изменение температуры при нагреве, а — коэффициент поглощения, It — плотность энергии света, Ср — объемная теплоемкость, d — диаметр внутреннего пятна.
Схема эксперимента дана на рис. 6. Трубчатый лазерный луч 1, получаемый из обычного, пропускаемого через стеклянную пластинку с малым экраном на оси, проходил в кювету 2 длиной от 10 до 25 см, заполненную жидкостью (вода, спирт).
157
Рис. 6. Схема эксперимента по нелинейной интроскопии высокого разрешения. 1 — трубчатый луч лазера; 2 — кювета с водой; 3 — пьезо- или фотодатчик; 4 — металлический шарик; 5 — фотоэлемент ФК, или фотоумножитель, или фотоаппарат; 6 — луч подсветки от газового лазераРис. 6. Схема эксперимента по нелинейной интроскопии высокого разрешения. 1 — трубчатый луч лазера; 2 — кювета с водой; 3 — пьезо- или фотодатчик; 4 — металлический шарик; 5 — фотоэлемент ФК, или фотоумножитель, или фотоаппарат; 6 — луч подсветки от газового лазераРис. 7. Усиление светового отклика при самофокусировке. Изображение дано в луче гелийнеонового лазера, подсвечивающего след основного невидимого луча, а — Слабо видимое изображение шарика; основной луч либо выключен, либо сделан сплошным для устранения самофокусировки, б — Основной луч трубчатый: есть самофокусировка, яркость изображения резко возросла; съемка фотоаппаратом с наводкой на объект, в, г — То же для изображения, нанесенного на объект; видно проявление структуры изображения при самофокусировке. Съемка сразу на пленку без объектива. Основной лазер на базе ГОС-1001 (тип 2 по описанию). Съемка через 1 с после вспышки лазера. Экспозиция 1/30 с. Пленка КН-4Рис. 7. Усиление светового отклика при самофокусировке. Изображение дано в луче гелийнеонового лазера, подсвечивающего след основного невидимого луча, а — Слабо видимое изображение шарика; основной луч либо выключен, либо сделан сплошным для устранения самофокусировки, б — Основной луч трубчатый: есть самофокусировка, яркость изображения резко возросла; съемка фотоаппаратом с наводкой на объект, в, г — То же для изображения, нанесенного на объект; видно проявление структуры изображения при самофокусировке. Съемка сразу на пленку без объектива. Основной лазер на базе ГОС-1001 (тип 2 по описанию). Съемка через 1 с после вспышки лазера. Экспозиция 1/30 с. Пленка КН-4
Рис. 6. Схема эксперимента по нелинейной интроскопии высокого разрешения. 1 — трубчатый луч лазера; 2 — кювета с водой; 3 — пьезо- или фотодатчик; 4 — металлический шарик; 5 — фотоэлемент ФК, или фотоумножитель, или фотоаппарат; 6 — луч подсветки от газового лазера
Рис. 6. Схема эксперимента по нелинейной интроскопии высокого разрешения. 1 — трубчатый луч лазера; 2 — кювета с водой; 3 — пьезо- или фотодатчик; 4 — металлический шарик; 5 — фотоэлемент ФК, или фотоумножитель, или фотоаппарат; 6 — луч подсветки от газового лазера
Рис. 7. Усиление светового отклика при самофокусировке. Изображение дано в луче гелийнеонового лазера, подсвечивающего след основного невидимого луча, а — Слабо видимое изображение шарика; основной луч либо выключен, либо сделан сплошным для устранения самофокусировки, б — Основной луч трубчатый: есть самофокусировка, яркость изображения резко возросла; съемка фотоаппаратом с наводкой на объект, в, г — То же для изображения, нанесенного на объект; видно проявление структуры изображения при самофокусировке. Съемка сразу на пленку без объектива. Основной лазер на базе ГОС-1001 (тип 2 по описанию). Съемка через 1 с после вспышки лазера. Экспозиция 1/30 с. Пленка КН-4
Рис. 7. Усиление светового отклика при самофокусировке. Изображение дано в луче гелийнеонового лазера, подсвечивающего след основного невидимого луча, а — Слабо видимое изображение шарика; основной луч либо выключен, либо сделан сплошным для устранения самофокусировки, б — Основной луч трубчатый: есть самофокусировка, яркость изображения резко возросла; съемка фотоаппаратом с наводкой на объект, в, г — То же для изображения, нанесенного на объект; видно проявление структуры изображения при самофокусировке. Съемка сразу на пленку без объектива. Основной лазер на базе ГОС-1001 (тип 2 по описанию). Съемка через 1 с после вспышки лазера. Экспозиция 1/30 с. Пленка КН-4
Регистрируемое тело — шарик диаметром 1 мм (4) — было помещено вблизи оси луча на расстоянии, близком к длине фокусировки. Звуковой или световой отклик регистрировался звуковым или световым датчиком (5) и фотоприемником (5).
В эксперименте использовался неодимовый лазер, излучение которого заметно поглощалось водой (а ^ 0,15 см-1), поэтому световой отклик регистрировался по отражению и рассеянию от тела либо основной гармоники (с по
мощью приемника, чувствительного к ИК излучению, ФК, ФЭУ), либо второй гармоники, либо подкрашивающего излучения 6, например излучения непрерывного гелий-неонового лазера мощностью несколько мВт, вводимого в систему при отражении от наклонной пластинки. В случае, когда объект находился на расстоянии, гораздо большем длины поглощения основного, нагревающего излучения, это соответствовало образованию нелинейной линзы вблизи входа в жидкость или вблизи ее поверхности (при падении сверху). Эта линза не только фокусировала подкрашивающее излучение, но и выполаживала в параллельный луч рассеяние, что облегчало дистанционный прием на расстоянии.
В эксперименте использовались лазеры двух типов.
Неодимовый лазер на базе ЛТИПЧ с кристаллом ГСГГ с частотой посылок 25 Гц давал в модулированном режиме пачки по 20 пичков с интервалом 20 мкс между пичками с полной средней мощностью 2-3 Вт.
Лазер позволял набирать сведения об отклике для разных положений объекта, но
длительность цугов была ограничена временем развития конвекции (^ 1 с). Внешний диаметр луча на входе в воду составлял 5 мм. Диаметр провала интенсивности — 2,5 мм.
Неодимовый лазер на базе Г О С-1001 с лучом такого же малого диаметра 5 мм при четырехкратном прохождении активного элемента давал в течение 1,5 мс до 50 пичков с энергией 0,1 Дж каждый с интервалом 30 мкс между пичками и полной энергией до 5 Дж. Во время импульса этого лазера конвекционные искажения были пренебрежимо малы, а импульсы следовали через большие интервалы (8 мин).
Усиление светового отклика. Наблюдалось усиление отклика — рассеяния излучения гелий-неонового лазера от тела металлического шарика при самофокусировке излучения основного лазера типа 2. На рис. 7, а — изображение объекта без самофокусировки (луч 1 отключен или без вырубки на оси), на рис. 7, б — яркое изображение при самофокусировке основного луча. Съемка на пленку КН-4 через одну секунду после выстрела, экспозиция 1/30 с. Фотоаппарат 5 (см. рис. 6) наводился на объект. Аналогичное усиление, но меньшее по величине, наблюдалось при фотографировании
под углом к оси падения.
На рис. 7, в и г показано усиление изображения креста на объекте при самофокусировке. Съемка на открытую пленку аппарата 5 со снятым объективом. Так впервые через след самофокусировки передано изображение.
Было исследовано усиление оптического отклика во времени с помощью фотоприемников ФК и ФЭУ. Эти приемники фиксировали усиление отклика прямо для основной гармоники. Было наблюдено усиление отражения в несколько раз к моменту появления яркого пятна на объекте. Никакого нелинейного рассеяния без тела не наблюдалось.
Усиление акустического отклика. С помощью пьезоприемка зарегистрировано усиление термозвуковых импульсов, возникающих от черненного шарика при самофокусировке основного луча.
Для случая лазера 1 исследовано распределение звукового отклика для разных положений объекта относительно оси луча для различных времен, характеризующих разные стадии нелинейности.
Рис. 8. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса (положения тела) от оси для разных случаев и стадий нелинейности. 1 — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); 2 — до формирования нелинейности (малые времена); 3 — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; 4 — в пятне саморасфокусировавшегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокусировкеРис. 8. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса (положения тела) от оси для разных случаев и стадий нелинейности. 1 — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); 2 — до формирования нелинейности (малые времена); 3 — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; 4 — в пятне саморасфокусировавшегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокусировкеНа рис. 8 дано распределение акустического отклика. Кривая 1 соответствует моментам времени, при которых сформировалась тепловая самофокусировка. Кривая 2 соответствует начальным моментам времени, когда луч в среде еще трубчатый. Кривая 3 соответствует этим же начальным моментам времени для луча без вырубки и кривая 4
Рис. 8. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса (положения тела) от оси для разных случаев и стадий нелинейности. 1 — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); 2 — до формирования нелинейности (малые времена); 3 — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; 4 — в пятне саморасфокусировавшегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокусировке
Рис. 8. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса (положения тела) от оси для разных случаев и стадий нелинейности. 1 — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); 2 — до формирования нелинейности (малые времена); 3 — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; 4 — в пятне саморасфокусировавшегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокусировке
соответствует моментам времени, когда сплошной луч саморасфокусировался. Видно, что самофокусировка при неизменной амплитуде падающих лазерных импульсов не только увеличивает амплитуду звуковых импульсов, но и резко увеличивает четкость выявления тела, соизмеримую с размерами приемного датчика (это показывает, что есть, по-видимому, запас для увеличения четкости). При этом положение фокуса, определяемое по максимальному отклику, можно было сопоставить с расстоянием, определяемым по запаздыванию прихода.
Оценим энергозатраты, необходимые для нелинейной интроскопии. Для простоты предположим, что размеры луча удерживаются на начальном уровне.
В случае стрикционной самофокусировки необходима мощность Ркр « А27г2с/п2 (из условия 6^ (А/2ао)2 ~ п2Рд) и она должна существовать по крайней мере звуковое время ts < ао/с81 необходимое для установления уплотнения, поэтому энергия в ~ PKpG ~ A27r2ca/n2cs, где для стрикции п2 ~ (|^) Ш^Хр/^) ~ 10-12 CGSE или для интересующих нас сред Ркр МВт и гкр ~ 10 Дж.
Для керровской нелинейности n2 « 10“11 абс. ед. для ориентационного керр- эффекта и n2 10“14 CGSE для электронного керр-эффекта, но времена могут быть гораздо меньше, т.е. необходимые энергии малы (t/n2 <С ts/п2стрик).
В случае средних мощностей для тепловой банановой самофокусировки #2 ^ Дп ~ ~ Tt’rpCpjCp^ где Qi — погонное энерговыделение. Поэтому полная энергия Q ^ q^L ^
Tva202CpL/n,T 4 • 10-2 Дж при 6 10-4 рад, Ср 4 Дж/см3-град, L 1 м, п'т 10-4 град-1 и тга2 см2.
Для низкоэнергетических лазеров особенно интересны проявления рассматриваемых нелинейных процессов не только в средах с гигантской нелинейностью [15], но и в обычных средах [16].
Возможно уменьшение расхода энергии путем многократного использования лучами малой мощности тепловых следов, образованных лучами достаточной мощности. Это особенно выгодно в условиях малой конвекции — малое изменение плотности от температуры ^^^, например, пресная вода при температуре, близкой к 4°С , или соленая при 0°С , жидкость с большей вязкостью, в невесомости, твердое тело и т.д., так как тепловое рассасывание следа достаточно медленно. Все это облегчает реализацию рассмотренной нелинейной интроскопии высокого разрешения.
Управление спектром и амплитудой светотермозвука при изменении формы сечения светового луча или приближении к границе сред [7]. В последнее время исследования по светотермоакустике превратились в целую область акустики, и им посвящены обзоры [2-4] и монографии [5]. Однако важный вопрос об управлении спектром и амплитудой звукового импульса до сих пор не исследован достаточно полно.
В то же время этот вопрос весьма важен практически, так как может существенно улучшить прием звуковых колебаний.
Обычно световой луч имеет плавное распределение интенсивности по радиусу, особенно на больших расстояниях, когда дифракция и рассеяние сглаживают радиальные распределения луча. Однако на расстояниях, на которых световой луч сохраняет характер профиля распределения до расплывания из-за дифракции можно существенно изменить звуковой импульс, особенно в ближней звуковой зоне. Характерная длительность термозвукового импульса при кратковременном энерговыделении ts ^ а/с^ где а — радиус луча. Оказалось, что для резких границ луча можно получить более короткие импульсы звука большей амплитуды.
Схема эксперимента дана на рис. 9, а. Луч 1 неодимового лазера давал гигантский импульс с энергией 5 Дж и длительностью 30 нс. Для выравнивания распределения и сглаживания краев распределения интенсивности луч пропускался через матовую пластинку 2, расположенную на расстоянии 8 см от стеклянного окна 4 бака 5 с водой. На этом расстоянии матовая пластинка ослабляла плотность потока на оси в 5 раз и сглаживала краевые спады до ширин спада 5 ~ 1,5 см. Средний угол уширения луча был 0,2 рад. Для подрубки сечения луча использовались либо прямой, либо изогнутый нож 5, либо кольцо, помещаемые перед окном, либо прозрачный вкладыш (блок стекла), помещаемый в воду (рис. 10) на пути части луча, либо свободная поверхность.
В воду был помещен на расстоянии 6 см над осью луча нерезонансный пьезоприемник 6, насаженный на длинный акустически согласованный стержень (латунь) с чувствительностью 0,2 В/атм, сигнал от которого шел на запоминающий осциллограф 8. Датчик был отделен от стенки бака звукопоглощающей прокладкой 7 и защищен от рассеянного света металлизованной лавсановой фольгой.
На сводном рис. 10 показаны: столбец I — формы сечения луча, столбец II — их поперечные распределения интенсивности, столбец III — осциллограммы соответствующих светотермозвуковых импульсов: рис. а соответствует лучу с плавным, близким к гауссовому распределению. Он дает импульс звука малой амплитуды с плавным фронтом, рис. б — соответствует лучу с круглой подрубкой (при пропускании луча через отвер-
Рис. 9. Схема эксперимента по управлению термозвуковым импульсом подбором формы сечения луча, а — Радиальная подрубка сечения луча ножами различных форм: слева —> — луч лазера; 2 — матовая пластинка; 3 — нож; 4 — входное окно; 5 — бак; 6 — пьезодатчик; 7 — звукоизолирующая прокладка; 8 — осциллограф, б — Полузатопленный луч: 1 — луч лазера; £ — матовая пластинка; 3 — бак; 4 — уровень воды; 5 — звукоизолирующая прокладка; 6 — пьезодатчикРис. 9. Схема эксперимента по управлению термозвуковым импульсом подбором формы сечения луча, а — Радиальная подрубка сечения луча ножами различных форм: слева —> — луч лазера; 2 — матовая пластинка; 3 — нож; 4 — входное окно; 5 — бак; 6 — пьезодатчик; 7 — звукоизолирующая прокладка; 8 — осциллограф, б — Полузатопленный луч: 1 — луч лазера; £ — матовая пластинка; 3 — бак; 4 — уровень воды; 5 — звукоизолирующая прокладка; 6 — пьезодатчикстие меньшего радиуса). Видно укорачивание импульса и возрастание амплитуды в 2-3 раза; на рис. в луч с подрубкой ножом снизу со стороны датчика. Импульс увеличился в 4-5 раз и стал более резким; рис. г — случай подрубки искривленным круглым ножом, позволяющий фокусировать звук на приемнике: удалось подфокуси- ровать звук в 10 раз; рис. д — случай нахождения в плавно спадающем луче резкой границы среды с другими термозвуковыми или звуковыми свойствами.
Рис. 9. Схема эксперимента по управлению термозвуковым импульсом подбором формы сечения луча, а — Радиальная подрубка сечения луча ножами различных форм: слева —> — луч лазера; 2 — матовая пластинка; 3 — нож; 4 — входное окно; 5 — бак; 6 — пьезодатчик; 7 — звукоизолирующая прокладка; 8 — осциллограф, б — Полузатопленный луч: 1 — луч лазера; £ — матовая пластинка; 3 — бак; 4 — уровень воды; 5 — звукоизолирующая прокладка; 6 — пьезодатчик
Рис. 9. Схема эксперимента по управлению термозвуковым импульсом подбором формы сечения луча, а — Радиальная подрубка сечения луча ножами различных форм: слева —> — луч лазера; 2 — матовая пластинка; 3 — нож; 4 — входное окно; 5 — бак; 6 — пьезодатчик; 7 — звукоизолирующая прокладка; 8 — осциллограф, б — Полузатопленный луч: 1 — луч лазера; £ — матовая пластинка; 3 — бак; 4 — уровень воды; 5 — звукоизолирующая прокладка; 6 — пьезодатчик
Последний случай представляет большой интерес для практики, когда луч света, вызывающий звуковые импульсы, имеет плавное распределение (обычная ситуация на достаточно больших расстояниях от источника света). Наличие резкой границы среды например, поверхности воды в случае полузатопленного луча (см. рис. 9, б) может резко увеличить амплитуду и эффективную частоту термозвукового импульса. Этот случай был подробно исследован экспериментально (см. рис. 10, е) (во всех случаях датчик был расположен снизу).
15 Ш15 ШРис. 10. Формы сечения луча (I), распределение интенсивности 1(г) (II) и осциллограмы термозвуковых импульсов (III) для плавного распределения (а), круглого подрубленного (б), плоско подрубленного (в), изогнутого подрубленного (г), касающегося поверхности (б) и полузатопленного (е)Рис. 10. Формы сечения луча (I), распределение интенсивности 1(г) (II) и осциллограмы термозвуковых импульсов (III) для плавного распределения (а), круглого подрубленного (б), плоско подрубленного (в), изогнутого подрубленного (г), касающегося поверхности (б) и полузатопленного (е)
15 Ш
15 Ш
Рис. 10. Формы сечения луча (I), распределение интенсивности 1(г) (II) и осциллограмы термозвуковых импульсов (III) для плавного распределения (а), круглого подрубленного (б), плоско подрубленного (в), изогнутого подрубленного (г), касающегося поверхности (б) и полузатопленного (е)
Рис. 10. Формы сечения луча (I), распределение интенсивности 1(г) (II) и осциллограмы термозвуковых импульсов (III) для плавного распределения (а), круглого подрубленного (б), плоско подрубленного (в), изогнутого подрубленного (г), касающегося поверхности (б) и полузатопленного (е)
Аналогичные эффекты должны иметь место и для звука, возбуждаемого пучками заряженных частиц, инжектированных или рожденных в среде от потоков проникающей радиации, — гамма-пучков, мюонов, нейтрино и т.п. [4], [17-23].
Наблюденное увеличение амплитуды и укорочение длительности импульсов звука можно объяснить возрастанием резкости краевых процессов рывка среды на границе луча меньшей расходимости звука (при плоской подрубке) или сходимостью звука (при подрубке круглой). Более подробные объяснения приведены в [7].
Приведенные результаты могут быть использованы не только в гидроакустике, но и для фотоакусти- ческого анализа: при малых измеряемых коэффициентах поглощения исследуемых сред амплитуда све- тотермозвука может быть очень малой и трудно регистрируемой и еще более трудно измеряемой. Возможности увеличения амплитуды звука в области регистрирующего датчика весьма полезны для расширения границ измеряемых коэффициентов поглощения.
Импульсное изменение вязкости сред и поглощения звука при воздействии на среду светового луча [8]. Было обнаружено еще одно влияние света на прохождение звука — акустическое просветление среды при световом воздействии.
Схема модельного эксперимента весьма проста. В жидкость с большим поглощением звука (охлажденный в холодильнике глицерин) помещались две стеклянные призмы с коэффициентом преломления, весьма близким к коэффициенту преломления жидкости. Через них почти прямо проходил луч света лазера, импульсно нагревал глицерин и уменьшал поглощение звука. Звук отражался от одной призмы,
попадал на трассу луча света и уводился из трассы другой призмой (рис. 11).
На рис. 12 показан сигнал с датчика, регистрирующего увеличение прохождения звука в 6 раз.
Такие системы могут быть использованы как затворы, пропускающие звук (ср. прерывание звука при образовании паро-газопленки на поверхности воздействием лазерного излучения или импульсным электролизом [24-26]).
Светоиндуцированное акустическое просветление может быть гораздо более быстрым и эффективным, чем самопросветление мощных звуковых пучков [11, 27].
Существенное проявление этого эффекта просветления может быть для больших частот (обычно поглощение звука а ~ /2) на длинах трассы, для которых заметно меняется показатель a(f)L при световом нагреве.
Заключение. Приведенные исследования показывают, сколь разнообразен и неисчерпаем мир светоакустических взаимодействий.
162
Рис. 11. Схема эксперимента по акустическому просветлению сред в лучах лазера. 1 — луч лазера; 2 — телескоп; 3 — кювета; 4 — призмы; 5 — излучатель звука; 6 — приемник ультразвука; 7 — глицерин; 8 — лучи света и ультразвука
Рис. 12. Акустическое просветление среды в лазерном луче в импульсе свободной генерации. Ретушированная осциллограмма с приемника звука
Литература
Аскаръян Г.А., Прохоров А.М., Чантурия Г.Ф., Шипуло Г.П. ЖЭТФ 1963. Т. 44. С. 2180.
Бун-кин Ф.В., Комиссаров В.М. Акуст. ж. 1973. Т. 19. С. 305.
Лямшев Л.М. УФН. 1981. Т. 135. С. 637.
Радиационная акустика: Сб. статей / Под ред. Л.М. Лямшева. - М.: Наука, 1987.
Новиков Б.К., Руденко О.В., Тимошенко В.И. Нелинейная гидроакустика. - Л.: Судостроение. 1981.
Аскаръян Г.А., Юркин А.В. Письма ЖЭТФ. 1986. Т. 43. С. 175.
Аскаръян Г.А., Юркин А.В. Акуст. ж. 1987. Т. 33. С. 370.
Аскаръян Г.А., Юркин А.В. Ibidem. С. 1121.
Аскаръян Г.А., Юркин А.В. Письма ЖЭТФ. 1988. Т. 47. С. 494.
Аскаръян Г.A. Ibidem. 1966. Т. 4. С. 144.
Ассман В.А., Бункин Ф.В., Верник А.В., Ляхов Г.А., Шипилов К.Ф. Ibidem. 1985. Т. 41. С. 148.
Андреев В.Г., Карабутов А.А., Руденко О.В., Сапожников О.A, Ibidem. С. 381.
Аскаръян Г.А. УФН. 1972. Т. 107. С. 507; 1973. Т. 111. С. 249.
Аскаръян Г.А., Студенов В.Б. Письма ЖЭТФ. 1969. Т. 10. С. 113.
Зеяъдович Б.Я., Сухов А.В., Пилипецкий Н.Ф. КЭ. 1983. Т. 10. С. 1022.
Аскаръян Г.А., Лерман А.А., Мухамеджанов М.А. КЭ. 1987. Т. 14. С. 2045.
163
Аскаръян ГА., Мхеидзе Г.П., Савин А.А. Письма ЖТФ. 1984. Т. 10. С. 1465.
Аскаръян Г.А., Тарасова Н.М. Письма ЖЭТФ. 1974. Т. 20. С. 277.
Аскаръян Г.А. АЭ. 1957. Т. 3, №8, С. 152.
Аскаръян Г.А., Долгошеин Б.А. Письма ЖЭТФ. 1977. Т. 25. С. 232.
Askar’jan G.A., Dolgoshein В.A., Kalinovsky A.N., Mokhov A.V. Nucl. Instrum, and Metli. 1979. V.
P. 267.
De Rujula A., Glashow S.L., Wilson R.,Charpak G. Phys. Rev. 1983. V. 99. P. 341.
Аскаръян Г.А. УФН. 1984. T. 144. С. 523.
Аскаръян Г.А., Рахманина Т.Г. ЖЭТФ. 1971. Т. 61. С. 1199.
Аскаръян Г.А., Гольц Э.Я., Рахманина Т.Г. ЖЭТФ. 1972. Т. 62. С. 1072.
Аскаръян Г.А., Большаков Е.Ф., Гольц Э.Я., Логвиненко В.П. ЖЭТФ. 1973. Т. 64. С. 1154.
Ассман В.А., Шипилов К.Ф. Акуст. ж. 1986. Т. 32. С. 754.
(УФН, 1989, Т. 157, вып. 4. С. 667-681.)
РАССЕЯНИЕ, ПРЕЛОМЛЕНИЕ И ОТРАЖЕНИЕ ЗВУКА ПРИДЕЙСТВИИ МОЩНОГО СВЕТА НА СРЕДУ
Г.А. Аскаръян, Т.Г. Рахманина
При воздействии мощного когерентного или некогерентного света (лазеры, импульсные лампы) на среду в ней могут возникнуть неоднородности нагрева, а в жидкости — и фазовые зародыши — пузырьки пара или растворенного газа [1-4]. Такие неоднородности могут сильно изменить акустические свойства среды, вызвать сильное рассеяние, отражение или преломление звука, проходящего через область среды, подвергшуюся воздействию света. Появление пузырьков в жидкости под действием мощного света связано с выделением растворенного газа или вскипанием жидкости при нагреве, особенно вблизи малых поглощающих неоднородностей или у поверхностей поглощающих сред.
Рассмотрим более подробно образование пузырьков под действием мощного света, поскольку появление пузырьков резко меняет сжимаемость жидкости, вызывает сильное рассеяние, отражение и преломление звука. Если пузырьки образуются из-за вскипания или дегазации жидкости, при нагреве неоднородностей, которые всегда присутствуют в реальных жидкостях, то пороговая плотность потока света
Дор ~ Т-^рСpV~x Vt^
где Ткр — температура, достаточная для сильного вскипания жидкости, С р — теплоемкость единицы объема, х — температуропроводность среды, t — время воздействия. При этом размер пузырька а, родившегося на неоднородности радиуса Пр, определится из соотношения
q lotira^ 4/Зтгп3А/У,
где А — теплота испарения 1 г жидкости и V — объем 1 г пара жидкости, Например, при Ср ~ 4 Дж/см3, х 102 см2/сек, t ~ 10 3 сек, Т 300°С, получим Дор ~ 3 кВт/см2, что легко достижимо в лучах лазера даже без модуляции добротности или в излучении импульсных ламп, использование которых ввиду большего энерговклада предпочтительнее для создания пузырьков в больших объемах. Например, при энерговыделении ламп порядка нескольких кДж за миллисекунду необходимая плотность потока / ^ 1 кВт/см2 обеспечивается на расстоянии порядка 10 см.
При размере неоднородности до а^ и 10 мкм получим при такой плотности энергии а3 Vl^ta^/X 5 • 10 6 см3, т.е. а 102 см.
Рассеяние звука на пузырьках, созданных мощным светом
Сечение рассеяния звука на пузырьке радиуса аС X (релеевское рассеяние) [5] имеет вид
где к — из]с8 = 2?r/As — волновой вектор звуковой волны, резонансная частота шт = = оГ1 ^ З^р / р = Дэфф/й зависит от у — постоянной адиабаты газа или пара, давления р в пузырьке и р — плотности жидкости. Для интересующих нас условий ^эфф ~ 3 • 103 см/сек и шт и 3 • 103/п для а > 10 3 см. (Для очень маленьких пузырьков а < 10 3^10 4 см необходимо учесть влияние поверхностного натяжения на резонансную частоту, что делается просто [6]). Для низких частот, ио <С ооТ1 получим
(js 4тгп2(^/Ду)4 4тгп6^4/п4фф.
Для со ^ сот величина dST = А2/тг, а для высоких частот, со ^> сот (но для Х8 > а), а8 4тга2. В случае As <С а получим обычное а8 тга2.
Диапазон звуковых частот, которые будут интересовать нас, простирается от частоты гиперзвука из ^ 1010 рад/сек до обычного ультразвука со ^ Ю6 рад/сек. В случае образования пузырьков пара объем пузырька
Куз « 4/Зтг«3 « qV/X,
где q — энерговыделение, А — удельная теплота испарения 1 г жидкости, V(р) — удельный объем 1 г пара при давлении р в пузырьке. Для пузырьков размера а ~ 10“2 см резонансная частота сот и 3 • 105 рад/сек попадает в диапазон обычно используемых ультразвуковых частот. Полагая со изт, но не учитывая точное попадание в резонанс, получим а8 ^ 4тга2, что дает при концентрации пузырьков N ^ 10 см3 глубины рассеяния Ls ^ 1/Nas % 1 м. Вклад пузырьков, имеющих резонансную частоту, близкую к частоте звука, может еще больше усилить рассеяние ввиду колоссального резонансного сечения. Сравним рассеяние звука на пузырьке с рассеянием звука на локальном нагреве при том же энерговыделении q (подбором мощности можно реализовать тот или иной вид неоднородности). В случае локальных нагревов сечение релеевского рассеяния звука [7] при As ^ плок имеет вид
«лок /~ йлок /
А4 V К ) ~ С4 V cs У ’
так как влиянием изменения плотности можно пренебречь поскольку при нагреве
Ар/р< AK/K = 2Acs/cs,
где К — упругость и с8 — скорость звука в воде. Полагая
△с =аз ^Т=— —
s dT ’ лок 4тгС/
где Ср — теплоемкость 1 см3 жидкости, получим
3g \4^СР)3g \4^СР)1 dc8 с8 dT1 dc8 с8 dT22ШШ444 ‘4 ‘
3g \
4^СР)
3g \
4^СР)
1 dc8 с8 dT
1 dc8 с8 dT
2
2
Ш
Ш
4
4
4 ‘
4 ‘
Поэтому для ш<шг имеемПоэтому для ш<шг имеем
Поэтому для ш<шг имеем
Поэтому для ш<шг имеем
= 4тгхуЛОКи 8= 4тгхуЛОКи 8\ 2 dc8/dT )\ 2 dc8/dT )
= 4тг
хуЛОК
и 8
= 4тг
хуЛОК
и 8
\ 2 dc8/dT )
\ 2 dc8/dT )
5cscs5cscs1 dc8cs dT1 dc8cs dT5T—5T—2тг Na33y pK2тг Na33y pK
5cscs
5cscs
1 dc8cs dT
1 dc8cs dT
5T—
5T—
2тг Na3
3y pK
2тг Na3
3y pK
Например, для с8 to 50пэфф, VCP/X ^ 1 град и cs 1dc8/dT to 3 -10 3 град 1 получим ^пуз/^лок ~ 1013
Отметим, что превосходство сечения релеевского рассеяния пузырьков над рас
сеянием локальным нагревом при том же энерговкладе имеет место и для случая ореольного рассеяния света [1-4], так как в этом случае
<■ ~ л,™-< и ~ ^.^'< ~ WTa^ ~ ^1С,У «
^ ~- ю-+ю»
<тл°к Хпт
для большинства сред (обычно п^ to 104 4- 10 5 град-1). Таким образом, создание сильно рассеивающих центров с образованием зародышей новой фазы более выгодно.
Вспышка света, образующего центры рассеяния, может быть весьма короткой и за это время центры рассеяния могут еще не успеть сформироваться и свет без заметного рассеяния может воздействовать на большие объемы среды. Например, в случае пузырьков пара через время т ^ 1/^эфф пузырьки разовьются до размеров пт to (qH/A)1/3 q1/3 [Дж]. Время жизни паровых пузырьков т а/х to 103п2 сек, и если температуропроводность 10-3 см/сек, то для а > 10 мкм т > мсек. Время жизни газовых пузырьков из-за медленности диффузии еще больше.
где c-1 dc8/dR to 3♦10-3 град—1, N — концентрация пузырьков радиуса а, К — сжимаемость жидкости (обычно pK to 104 4- Ю5), что резко увеличивает значение пузырьковой нелинейности.
1 Эс8с8 Эх^1 Эс8с8 Эх^8cs^88cs^8Из уравнения рефракции для изменения угла наклона 0-луча дО /dz to c~rdcs/дх^ получим
1 Эс8с8 Эх^
1 Эс8с8 Эх^
8cs^8
8cs^8
если длина I области неоднородности соизмерима с ее поперечным размером D. Оценки показывают, что с помощью мощных источников света можно существенно изменить скорость и направление звуковой волны. Действительно, появление пузырьков при воздействии света резко меняет сжимаемость воды. В случае а и 102 см изменение скорости 8cs/cs ^ 0,3 4-1 для интересующих нас значений концентраций и размеров пузырьков (Na3 и 10-4). Поэтому способ воздействия света на звук через образование пузырьков оказывается очень эффективным. На границе области неоднородности может проявиться и отражение звука с коэффициентом отражения а по интенсивности а (5cs/cs)2. Отметим возможность создания систем акустических неоднородностей (полос, пятен, периодических систем) с помощью светового луча сложного профиля. Например, пространственно, периодическая «вырубка» интенсивности света гребенчатой системой ширм, полос может создать сильное когерентное рассеяние звука. Использование ламп вспышек с большим энерговыделением порядка десятков кДж позволит осуществить такие импульсные системы в достаточно больших объемах, удобных для исследования и использования.
Литература
Г.А. Аскарьян, А.М.Прохоров, Г.Ф. Чантурия, Г.П.Шипуло. ЖЭТФ, 44, 2180, 1963.
Г.А. Аскарьян. ЖЭТФ, 45, 810, 1963.
А.А. Частое, О.Л. Лебедев. ЖЭТФ, 58, 848, 1970.
Б.Я. Коган, В.Л. Чуркин. Оптика и спектроскопия, 27, 530, 1969.
Подводная акустика. Перевод под ред. Л.М. Бреховских, «Мир», 1970.
Физические основы подводной акустики. «Советское радио», 1955.
W.P. Mason, H.J. McSkimin. J. Acoust. Soc. Amer., 19, 464, 1947.
(ЖЭТФ, 1971, T. 61, вып. 3(9), C. 1199-1202.)
АКУСТИЧЕСКОЕ ПРОСВЕТЛЕНИЕ СРЕД В ЛУЧАХ ЛАЗЕРА
Г.А. Аскарьян, А.В. Юркин
Поглощение ультра и гиперзвука зависит в основном (при заданной частоте) от вязкости среды, и если можно было быстро изменять вязкость, то это открыло бы возможности управления распространением звука.
В данной работе показано, что нагрев среды в луче света может существенно уменьшить вязкость и вызвать акустическое просветление сред.
Схема первого модельного эксперимента дана на рис. 1, а. Луч лазера 1 на ГСГГ — кристалле с длиной волны 1 мкм в режиме частой посылки импульсов (25 Гц) с немо- дулированной добротностью со средней мощностью 1 Вт направлялся зеркалом 2 на торец вертикальной кюветы 5, заполненной жидкостью (глицерин), проходил через призму ^, которая весьма слабо смещала световой луч из-за близости показателей преломления жидкости и стекла призмы. Толщина слоя жидкости подбиралась соизмеримой с глубиной поглощения света лазера 1а ~ 6 см. Сбоку ультразвуковой излучатель посылал звуковой луч на грань призмы, отражающей звук по направлению луча 8 к приемнику звука 6 через защитную металлизованную лавсановую пленку 7, защищающую приемник от световых импульсов.
Кювета объемом 400 см3 была заполнена глицерином. Охлажденная кювета ставилась на подставку, через отверстие которой проходил луч лазера. Температура глицерина повышалась либо за счет поглощения энергии лазерного луча, либо за счет
167
Рис. 1. Схема эксперимента. 1 — луч лазера, 2 — зеркало, 3 — кювета с жидкостью, 4 — призма, 5 — излучатель ультразвука, 6 — приемник ультразвука, 7 — снегозащитная ме- таллизованная лавсановая пленка, 8 — лучи света и ультразвука, 9 — термометр. А — к генератору. В — к осциллографу
теплообмена с окружающей средой. Температура жидкости измерялась термометром Р, помещенным на расстоянии 2 см от оси кюветы.
Начальный радиус луча лазера сщ — 2 мм, радиус зоны, прогретой через 4 мин, а ~ 10 мм. Начальный радиус звукового луча после отражения от призмы aso ~ 5 мм. Радиус приемника звука 7 мм. Резонансная частота звука 1,26 МГц, расстояние от середины грани призмы до приемника Z = 7 см.
Измерялось увеличение прохождения звука. На рис. 2, а дана зависимость сигнала приемника от времени: верхняя кривая — усиление прохождения до 13 раз при действии лазера в течение 4 мин и дальнейший спад после выключения лазера. Нижняя пологая кривая дает просветление при квазиоднородном нагреве жидкости за счет обычного теплообмена с окружающей средой без действия лазера.
Нагрев среды без лазера дает усиление в 1,5 раза за 4 мин, при этом температура меняется с 1 до 2,5° и в 7 раз за 20 мин, когда температура повышается до 5°С .
При включении лазера за 4 мин термометр показывает 3°С , но это температура на расстоянии 2 см от луча.
Поглощение звука в вязкой среде происходит по закону ехр(—аг), где а ^ ту/2 (например, по формуле Релея для газов а ~ 16тг2ту/2/Зрс|, где ту — вязкость, cs — скорость, / — частота звука).
В нашем случае / = 1, 26 4-106 Гц, сильное просветление (al < 0,3) на базе Z ~ 7 см наступает при ту < 6 из, т.е. при Т > 30°, однако в диапазоне температур 14-5° величина ту в 10 — 20 раз больше, что дает al Е 4 4- 2.
Более подробную информацию можно получить, используя известную экспериментальную зависимость ту (Г) (см. рис. 3) и известный экспериментально полученный показатель поглощения для звука в глицерине [1-2] а30 = 27 30/2/1017 при Т = 30°. Для
168
Рис. 2. Увеличение прохождения звука во времени, а — в случае периодически действующего лазера. Верхняя кривая — при действии лазера. Нижняя — при постепенном нагреве за счет теплообмена с окружающей средой; б — просветление при импульсе свободной генерации — осциллограмма развертка 50 мс/делРис. 2. Увеличение прохождения звука во времени, а — в случае периодически действующего лазера. Верхняя кривая — при действии лазера. Нижняя — при постепенном нагреве за счет теплообмена с окружающей средой; б — просветление при импульсе свободной генерации — осциллограмма развертка 50 мс/дел
Рис. 2. Увеличение прохождения звука во времени, а — в случае периодически действующего лазера. Верхняя кривая — при действии лазера. Нижняя — при постепенном нагреве за счет теплообмена с окружающей средой; б — просветление при импульсе свободной генерации — осциллограмма развертка 50 мс/дел
Рис. 2. Увеличение прохождения звука во времени, а — в случае периодически действующего лазера. Верхняя кривая — при действии лазера. Нижняя — при постепенном нагреве за счет теплообмена с окружающей средой; б — просветление при импульсе свободной генерации — осциллограмма развертка 50 мс/дел
любой другой температуры в нашем диапазоне температур а(Т) = «зо ту (Г)/ту (30°) или ат1 — 5,1 • 10-2цт для используемых нами частот.
На рис. 3 дано прохождение звука e-al в зависимости от температуры (кривая справа).
Можно оценить эффективную температуру нагрева в зоне луча из данных по усилению звука е5-6~ж = 13 = е2,57, т.е. ах1 ~ 3, или цж ~ 60 из и Тх > 6° . Это — средняя температура по каналу пропускания.
Оценить среднюю температуру можно также и в предположении, что основной уход тепла — на теплопроводность по радиусу от луча.
Из уравнения для диффузии тепла получим для квадрата радиуса прогретого цилиндра а2 = Пд + 4xt^ в котором выделилась энергия Q = РД, таким образом Т ~ PntfCpiv^a^ + 4xt\ т.е. сначала температура нарастает, а потом ее рост замедляется и после выключения лазера начинается спад 1 ft при t ^ а^ /4х.
Схема второго модельного эксперимента дана на рис. 1, б. Луч неодимового лазера в режиме свободной генерации (энергия 400 Дж с длительностью ^мс) поджимался телескопом до диаметра 1,7 см и направлялся горизонтально в кювету с охлажденным глицерином. В кювете были помещены две призмы с показателем преломления, весьма близким к данным глицерина. Призмы пропускали свет почти прямо без преломления, но сильно отражали ультразвуковой луч, шедший от излучателя к приемнику. Импульсный нагрев глицерина приводил к увеличению прохождения звука ~ в 7 раз при начальной температуре 1°С и длине звуковой трассы 7 см. На рис. 2, б дана осциллограмма усиления прохождения звука (развертка 50 мс/дел). Виден также импульс термозвука в момент вспышки лазера.
Отметим, что увеличение интенсивности проходящего звука связано именно с просветлением, так как оценки показывают, что заметного вклада подфокусировка звука тепловым следом светового луча [3] в нашем случае не дает. Об этом свидетельствуют не только прямые оценки рефракции, но и контрольные опыты по светофокусировке звука, подтвердившие отсутствие усиления звука при различных начальных температурах лазерного нагрева, для которых роль просветления мала.
Рис. 3. Зависимость вязкости глицерина в пуазах (кривая слева) и прохождения звука (кривая справа) при изменении температуры (расчет по экспериментальным данным [1"2])Рис. 3. Зависимость вязкости глицерина в пуазах (кривая слева) и прохождения звука (кривая справа) при изменении температуры (расчет по экспериментальным данным [1"2])Описанные выше эксперименты следует принять модельными по отношению к любым средам, так как сильная зависимость al от частоты звука и длины пути al ^ vf^^ позволяет всегда указать диапазон частот и длину трассы, при которых эффекты просветления заметно проявятся даже при небольших изменениях ту. Например, для воды ту ~ 102 из и на частотах / > 102 МГц будет заметно просветление на пути Z ~ 10 см даже при малых изменениях ту (Ату 0,Зту в диапазоне Г 6 От 10°).
Рис. 3. Зависимость вязкости глицерина в пуазах (кривая слева) и прохождения звука (кривая справа) при изменении температуры (расчет по экспериментальным данным [1"2])
Рис. 3. Зависимость вязкости глицерина в пуазах (кривая слева) и прохождения звука (кривая справа) при изменении температуры (расчет по экспериментальным данным [1"2])
Одно из наиболее действенных проявлений акустического просветления светом может быть связано с вынужденным манделштам-бриллюэновским рассеянием. Пространственные и временные инкремен-
ты нарастания рассеяния зависят от поглощения гиперзвука [4]. Например, нарастание в пространстве происходит по закону exp{g/Z}, где д 1/а8. При этом заметный нагрев среды обеспечивается даже при ма
лых коэффициентах поглощения света из-за больших плотностей светового потока АТ ~ It/Cpla. Например, при It Q/tvo^ ~ ~ 3 • 103 Дж/см2 при характерных Q ~ 0,3 Дж, Ср ~ 4 Дж/см3, радиусе фокусного пятна cij — 10 2 см получим At > 10° даже при la > 102 см.
Поэтому оценки порогов и инкрементов ВРМБ следует проводить с учетом подо
грева среды в фокусе и измененной вязкости среды. Уменьшение поглощения звука в луче приведет и к большему пробегу звука, остающегося после светового импульса.
Отметим, что интенсивность звука была в наших экспериментах столь мала, что можно было заведомо пренебречь эффектами самопросветления [5-6]. Не было даже замечено никакого различия в протекании процессов при непрерывно действующем звуковом источнике и при включаемом время от времени. Главная энергетика нагрева обеспечивалась световым лучом. Отметим, что такое управление более быстрое и в ряде случаев более удобно реализуется подбором поглощения света на малых тол
щинах слоя поглощения.
Рассмотренные эффекты усиления прохождения звука при световом воздействии противоположны эффектам прерывания прохождения звука через границы сред при воздействии на них световой вспышки [7-9]. Светоуправление прохождением звука может быть использовано, например, в оптоакустике и акустике объемных и поверхностных волн для быстрого включения и выключения звука, переключения, ячеек памяти и т.п., в акустической микроскопии, направленном распространении звука с
меньшим поглощением и т.п.
Литература
Ультразвук. Энциклопедия / Под ред. Голяминой И.П. М.: Сов. энциклопедия, 1979. 259 с.
Таблицы физических величин / Под ред. Кикоина И.К. М.: Атомиздат, 1976. 282 с.
Аскаръян Г.А., Юркин А.В. Новые исследования по свето-термоакустике // Письма в ЖЭТФ. 1986. Т. 43. № 4. С. 175-178.
Старинов В.С., Фабелинский И.Л. Вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна // УФН. 1969. Т. 98. № 3. С. 441-491.
Ассман В.А., Бункин Ф.В., Ляхов Г.А., Шипилов К.Ф. Наблюдение теплового самовоздействия звукового пучка в жидкости // Письма в ЖЭТФ. 1985. Т. 41. № 4. С. 148-150.
Ассман В.А., Бункин Ф.В., Верник А.В., Ляхов Г.А., Шипилов К.Ф. Тепловое самовоздействие звуковых пучков в вязких жидкостях — самофокусовка и самопросветление // Акуст. журн. 1986. Т. 32. № 6. С. 754-761.
Аскаръян Г. А., Рахманина Т.Г. Рассеяние, преломление и отражение звука при действии мощного света на среду // ЖЭТФ. 1971. Т. 61. № 3(9). С. 1199-1202.
Аскаръян Г. А., Гольц Э.Я., Рахманина Т.Г. Изменение прохождения и отражения ультразвука при воздействии мощного света на поверхность тела в жидкости // ЖЭТФ. 1972. Т. 62. № 3. С. 1072-1074.
Аскаръян Г. А., Большаков Е.Ф., Гольц Э.Я., Логвиненко В.П. Тонкие слои в акустике и оптике. Изменение прохождения и отражения звука и света при создании тонкого газового слоя на поверхности тела в жидкости // ЖЭТФ. 1973. Т. 64. № 4. С. 1154-1159.
(Акустический журнал, 1987, Т. XXXIII, вып. 6, С. 1121-1123.)
УМЕНЬШЕНИЕ ПРОНИКАЮЩЕЙ СПОСОБНОСТИИНТЕНСИВНОГО СВЕТА ИЗ-ЗА РАССЕЯНИЯ НАПРЕЛОМЛЯЮЩИХ ОРЕОЛАХ ОПТИЧЕСКОГО ВОЗМУЩЕНИЯСРЕДЫ ВБЛИЗИ НЕОДНОРОДНОСТЕЙ
Г.А. Аскаръян
Рассеяние очень интенсивного света в среде с неоднородностями может существенно отличаться от рассеяния света малой интенсивности. Так, например, недавно [1] было установлено резкое усиление рассеяния луча лазера в жидкости, связанное с рождением пузырьков на малых неоднородностях, присутствующих в жидкости и нагреваемых световым лучом. Усиление рассеяния за счет изменений среды вблизи неоднородностей характерно не только для вскипающих жидкостей, но и вообще для любых сред, газообразных, жидких и твердых.
Действительно, если неоднородности обладают большим коэффициентом поглощения, то они в любой среде будут производить вокруг себя локальный нагрев и возмущение оптических свойств среды как из-за локального теплового расширения среды, так и из-за объемных волн, возникающих от центра импульсного нагрева. Создание такого преломляющего ореола может быть связано также с диффузионным или газокинетическим распространением испаренного вещества от неоднородностей.
Даже небольшое изменение показателя преломления N среды (например, при тепловом нагреве воздуха ДУ ^ 10 3 вблизи неоднородностей), приводящее к изгибанию на угол Д^ ДУ лучей, попавших в преломляющий ореол, достаточно для вывода их из параллельности, особенно при требовании высокой параллельности светового потока при удаленном приеме. (Мнимые или действительные фокусы расположены на расстоянии / r/AN, где г — размер ореола и ДУ — разностный коэффициент преломления, поэтому и при |ДУ| <С 1 из-за малого г не слишком велико будет |/|).
Если создание ореола связано с диффузией тепла или вещества от неоднородностей, вызывающих квазистатическое тепловое расширение или изменение состава, то размер ореола изменяется по известному диффузионному закону г VDt. Если ореол
171
связан с быстрым объемным расширением среды и объемными волнами от импульсного нагрева у неоднородности, что характерно для больших интенсивностей света, то размер ореола г ^ cst, где с8 — скорость объемных волн в окружающей среде, т.е. расширение ореола может происходить с большими скоростями. Рассмотрим сначала этот случай.
Сечение рассеяния ст ^ тг{по -V cs(t — ^)}2 очень сильно зависит от времени роста ореола, начавшегося в момент 1’ прохождения фронта интенсивности, превосходящей порог рождения быстрого ореола. Для интенсивности проходящего света, отсчитываемой от этого момента времени, получим уравнение ослабления
Э2
—/(ж,т) = ~/(ж,т)пя{щ) + csr} ,
т = t — t', а п(ж) — число неоднородностей в единице объема среды. Следовательно,
ЦЬ,т) = /0(ж)(т)ехр <ЦЬ,т) = /0(ж)(т)ехр <1о(т) ехр {-пср7г£(по + csr)2} ,1о(т) ехр {-пср7г£(по + csr)2} ,
ЦЬ,т) = /0(ж)(т)ехр <
ЦЬ,т) = /0(ж)(т)ехр <
1о(т) ехр {-пср7г£(по + csr)2} ,
1о(т) ехр {-пср7г£(по + csr)2} ,
где L — глубина слоя среды. Переменная глубина рассеяния Z(r) = 1/тгп(ао-\-с8тУ. При преобладающем рассеянии на ореолах (при с8т ^ ао). Время пропускания светового потока тт ~ 1/(тгпср£)1/2с5. Это время может быть очень малым. Например, для п 102 см-3, L и 104 см получим тт 107 сек.
Следовательно, проникающая способность света большой интенсивности через среду с неоднородностями может быть гораздо хуже проникающей способности света умеренной интенсивности. В частности, возможны случаи, когда слои среды с неоднородностями, прозрачные или полупрозрачные для обычного света (пЬтга^ <С 1) становятся совершенно непрозрачными и мутными уже через очень короткое время после фронта мощной вспышки. При длительностях вспышки t < тт через слой проходит почти вся энергия, при больших длительностях — лишь небольшая часть.
Оценку пороговых мощностей, при которых возникает быстрый ореол, можно получить из условия сильного быстрого нагрева неоднородности на температуру ДТпор ^ ~ ^-^пор^т^/арС^ где а — доля энергии, переходящая в нагрев, С — теплоемкость, р — плотность вещества неоднородности, £ — доля времени создания ореола. Например, при ДТпор 100°К, а 1, а^10 3 см, ^Тт ^10 7 и рС порядка нескольких джоулей в 1 см3, получим /пор ^МВт/см2.
Хотя при меньших интенсивностях светового потока скорость увеличения размеров ореола гораздо меньше, но роль ореола может быть также существенна при увеличении длительности вспышки. В этом случае время перекрывания тт 'VJtvtiDL^ где D — коэффициент диффузии тепла или вещества от неоднородности. При медленном прогреве среды вблизи неоднородности тепловое расширение квазистатически сопровождает диффузию тепла, не порождая объемных волн, которые могли бы переносить возмущения плотности среды с гораздо большей скоростью.
В случае диффузионного ореола прошедшая интенсивность
ЦТт) Ыт) ехр {-псрЬтг(а,о + Dt)} ,
т.е. глубина рассеяния Zm(r) ~ 1/птг(пд + Вт) и время пропускания тт X/ttiBL. Например, для n 102 см-3, L ~ 104 см и В ~ 0,1 см2/сек (такого порядка коэффициент диффузии тепла в воздухе) получим тт ~ мксек.
Возможное смыкание ореолов не устранит остающейся оптической неоднородности среды ввиду продолжающегося пространственно-неоднородного выделения тепла на неоднородностях и краевых неравномерностей при наложении ореолов.
Для непродолжительных вспышек света ликвидация неоднородностей путем их испарения, выжигания или разрыва не устраняет центры рассеяния, так как после неоднородностей остаются возмущения показателя преломления среды (пары или газы вещества неоднородности, локальные нагревы от актов воздействия и т.д.), на рассасывание которых необходимо достаточно большое время.
Эти соображения подчеркивают важность учета следов и ореолов неоднородностей в проблеме рассеяния интенсивного света.
Целесообразно исследование рассмотренного эффекта не только в природных условиях (облака, туман, пыль, дым), но и в лабораторных условиях — в эмульсиях, коллоидных растворах и взвесях в жидкостях, газах и в твердых телах с поглощающими вкраплениями. Такие системы могут служить ячейками с быстропеременной рассеивающей способностью, ограничивающими или модулирующими интенсивные потоки света.
В заключение выражаю благодарность проф. М.С. Рабиновичу и чл.-корр. А.М. Прохорову за интерес к работе и ценные замечания.
Литература
Г.А. Аскарьян, А.М. Прохоров, Г.Ф. Чантурия, Г.П. Шипуло. ЖЭТФ, 44, 2180, 1963.
(ЖЭТФ, 1963, Т. 45, вып. 3(9), С. 810-812.)
ИЗЛУЧЕНИЕ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ ОТ НЕОДНОРОДНОСТЕЙ ВИНТЕНСИВНОМ СВЕТОВОМ ПОЛЕ
Г.А. Аскаръян
Рассмотрим эффекты излучения волн удвоенной частоты при помещении мелких неоднородностей изотропной среды в интенсивное электромагнитное поле ЕЦ) = = Eg sin wt. Эти эффекты связаны с квадратичной поперечной поляризацией частиц под действием силы Лоренца от взаимодействия переменного дипольного момента неоднородности с магнитным полем волны и не связаны с нелинейными свойствами среды.
Если размер неоднородности а <С А, то дипольный момент
рм fy|a3Ew
(для простоты будем считать неоднородности квазисферическими). На этот дипольный момент действует сила Лоренца F = [РН]/с в направлении поперек электрического поля. Эта сила эквивалентна напряженности поля, действующего на электроны: Еэкв ^ "E/qNa (где Na — полное число атомов в неоднородности, q — заряд электронов атома, ответственных за поляризацию), и эквивалентна внешнему полю
где xi(c<j) — коэффициент поляризуемости атома, А = с)ш. Так как в плоской волне Eq и Hq, то отношение амплитуд К = E3^/Eq и xyEQ^Xq; например, при
qe/mw^ и 1024 см3, А 105 см, Eq и 106 В/см
имеем К ^ 106. Отношение интенсивности излучения второй гармоники к интенсивности рассеянного света равно
4, == /xiM^kbV ~ /М2
1Ш PV \ ху^ Eq ) У а /
и не зависит от размера малых неоднородностей.
При наличии множества неоднородностей (капли, туман, облака, пузырьки в жидкости, флуктуации, пыль) должно наблюдаться заметное излучение удвоенной частоты, легко отделимой от интенсивного рассеянного света. Это отделение особенно легко может быть произведено, когда основная частота лежит в невидимом инфракрасном диапазоне, а вторая гармоника попадает в видимую часть спектра.
Для малых неоднородностей (а < А) интенсивность излучения второй гармоники очень сильно зависит от размера неоднородности 1^ш ^ а6, но при а ^> X это излучение ослабляется интерференционным завалом и отсутствует в случае однородной изотропной нелинейной среды, в которой, как известно, вторая гармоника не генерируется. Угловое распределение излучения второй гармоники на неоднородностях отличается от рассеянного света, так как диполь гармоники имеет направление, перпендикулярное направлению диполя, дающего рассеянный свет.
Рассмотренное явление может оказаться полезным не только для изучения дисперсионных сред, зародышей фазы, флуктуации, но и может быть использовано для выявления неоднородностей, образуемых ионизующей частицей в пузырьковой камере или камере Вильсона.
В заключение выражаю благодарность член-корр. А.М. Прохорову и проф. М.С. Рабиновичу за полезные обсуждения.
(ЖЭТФ, 1964, Т. 47, вып. 2, С. 782.)
ОСЕВАЯ УСТОЙЧИВОСТЬ И ЛОКАЛИЗАЦИЯ СГУСТКОВКВАЗИНЕЙТРАЛЬНОЙ ПЛАЗМЫ, УСКОРЯЕМЫХ
ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫМИ ПОЛЯМИ
Г. А Аскаръян
В связи с недавно предложенным Векслером [1], [2] когерентным методом ускорения плазменных сгустков представляет интерес рассмотрение устойчивости сгустков квазинейтральной плазмы относительно оси волновода, в котором канализирован поток радиации. Этому вопросу, в частности, посвящена работа [3], однако принятая в ней модель сгустка — абсолютно экранирующий сгусток — не позволяет исследовать поведение сгустка при частотах, близких к плазменно-резонансным, а также в других диапазонах частот и параметров плазмы. Поэтому автором было проведено более конкретное рассмотрение вопроса. Принятая при этом осцилляторная модель сгустка более полно описывает его поведение в электрических полях волн, а используемые
выражения для сил позволяют учесть такие специфические свойства плазменных образований, как анизотропия параметров плазмы при заложении внешних магнитных полей и тд.
Для упрощения будем считать, что радиус а сгустка, его смещение г от оси и радиус волновода R связаны соотношением а <С г <С R и что сгусток движется со сравнительно малой скоростью, т.е. исследуем устойчивость сгустка в начале ускорения и при малых, но превосходящих размеры сгустка, отклонениях.
Согласно осцилляторной модели смещение электронного облака сгустка относительно ионного остова в квазиоднородном поле волны ^внеш описывается уравнением
Ж UJ^X ^Х — -^внеш, т
где е и т — заряд и масса электрона; cjq — резонансная частота, зависящая от концентрации электронов в плазме пе и формы сгустка (ш^ = ^^пе для квазисферического сгустка); у — коэффициент, характеризующий диссипацию энергии электронного облака (например, при пренебрежении влиянием стенок волновода на излучение сгустка, что оправдано для широких волноводов, и при малых внутренних потерях в плазме 7 = | ^ ^, где с — скорость света и Q — эффективный колеблющийся заряд электронного облака).
Следовательно, проекция электрического дипольного момента сгустка на определенное направление связана с компонентом электрического волнового поля по данному направлению соотношением
Pl = a[Eol sin(vt + фр^Р
alm Z 2 2хCOS^F,/ = -^qV^O ).alm Z 2 2хCOS^F,/ = -^qV^O ).где cq — динамический коэффициент поляризуемости; Eqi — амплитуда волны в области нахождения сгустка и сррд — сдвиг фазы между проекциями векторов поляризации и поля. Например, для широких волноводов
alm Z 2 2х
COS^F,/ = -^qV^O ).
alm Z 2 2х
COS^F,/ = -^qV^O ).
и
Зависимость проекции магнитного момента сгустка от внешнего синусоидального волнового магнитного поля представится соответственно в виде Mi = PiHqi sm^wt-V ipмдУ
где Pi и <рм,ь так же как и а/ и ^р^р являются функциями параметров плазмы, волны
«о«ои внешних полей (см., например, [4]). В частности, если плазма сгустка полностью эк
«о
«о
где «о = а3 —где «о = а3 —ранирует магнитное поле волны, то будем считать <рмд = 0, и Pi = —
где «о = а3 —
где «о = а3 —
квазистатический коэффициент поляризации абсолютно проводящей сферы радиуса а.
Вычислим силы, действующие на сгусток как целое при смещении его от оси волновода. Усредненная по времени сила, действующая на переменные электрический и магнитный диполи в переменном электромагнитном поле,
(Гр)ср = V(PS)cp и (Гм)ср = V(MH)cp
Поля бегущих осесимметричных Ед-волны Яд-волны (см., например, [5]) вблизи оси волны имеют следующий вид в объединенной записи (левые компоненты в фигурных скобках относятся к электрической волне):
НД = {Еа-Н^ • (1 - sin(wt -
{Ег; Яг} = {Еа; -Яа} у cos(^ - hz\
\E<pi Н(Д — ^Еа, НД ^ cos(u£ hz^j
где x и h — поперечное и продольное волновые числа, &2 = ^2 + %2, % = д (ц — корень соответствующей функции Бесселя).
Радиальные компоненты сил, действующих на смещенный от оси сгусток в Eq- волне:
_ а ЕД
P^^+Fr^) =-£аг(-2Х +/г )«Wp
И
Цм)ср = (МДг"\ = |
Р \ ОТ /Ср 8
поэтому условие устойчивости сгустка
Дк2 — Зу2) cos фр + Зк2 cos фм < 0.
Например, для сгустка плотной плазмы (а ^ ад; /3 ^ —^; cos^p = cos^m = 1); устойчивость будет при к2 < бу2. Для широких волноводов (у —> 0, квазиоднородное переменное электрическое поле) условие устойчивости сгустка плазмы, не экранирующей магнитного поля волны (/3^0), соблюдается при и > ид.
При наложении сильного продольного магнитного поля можно пренебречь поперечными поляризуемостью и проводимостью сгустка, следовательно, основными радиально направленными силами будут действующие на переменный продольный дипольный момент сила Лоренца со стороны волнового магнитного поля и сила воздействия неоднородного (по z) радиального электрического поля волны. Поэтому (^р)ср = — ^Е2х2г cos фр, т.е. на смещенный сгусток действует возвращающая сила, если cos фр > 0 (дорезонансный диапазон частот).
Изменение режима устойчивости положения сгустка как целого при наложении постоянного магнитного поля представляет не только практический, но и феноменологический интерес, так как не является столь очевидным, как, например, замедление поперечного растекания сгустка при наложении продольного поля и т.п.
Переходя к Яд-волне, отметим попутно, что для нее достижимы гораздо большие амплитуды полей, так как ее электрическое поле не вызывает эмиссии со стенок волновода.
Радиальные компоненты усредненных сил, действующих на сгусток в Но-волне при отсутствии внешнего магнитного поля, равны:
(^р)ср == ^НУгсовфр,
\/ср
(Fm)cp = (мДЕ += ^H^r^x2 + h2)cos<pM.
Условие осевой устойчивости сгустка ак2 cos <рр + P(h2 — 2y2)cos^M < 0 для широкого волновода (у —> 0) совпадает с условием устойчивости сгустка в Eq-волне. При наложении сильного продольного магнитного поля радиальные силы практически не действуют (в рассматриваемом приближении) на смещенный сгусток вследствие подавления поперечной проводимости и поперечной поляризуемости плазмы.
Приведенные выше результаты показывают существование больших возможностей для управления осевой устойчивостью в широких пределах и различными способами.
Наряду с исследованием осевой устойчивости ускоряемых сгустков представляет интерес оценка величин пондеромоторных сил, действующих на поверхность сгустка в поле электромагнитных волн и определяющих начальную тенденцию деформации сгустков.
Рассмотрим сначала электрическое распирание поверхности сгустка с учетом ос- цилляторных свойств плазмы. При смещении электронного облака сгустка относительно ионного остова на величину ж на поверхности сгустка появляются некомпенсированные заряды с поверхностной плотностью:
а = neea;cos0£; (при х <^ а\
где ©е — угол между нормалью к поверхности сгустка и направлением внешнего электрического поля волны. Эффективное электрическое поле, действующее на эти поляризованные заряды, равно полусумме векторов полей по обе стороны границы сгустка. Используя выражения для потенциала поля вне сгустка
/Qx 4
$1=1 -Евнешт +) cos ©в (г > а)
и потенциала внутреннего поля
/Qx 4
Ф2 = -SBHein + -^ г cos 0S (r < а),\а /
получим для радиального и меридиального компонентов действующего поля
/1 Qx\
Ет — “ ^Е^т 4" Ezr) |г—>а — ( -^внеш 4" “ ^ ) COS ©Е^
/Qx 4
= ( -^внеш 4" у ) 8Ш © е •\а /
Поэтому усредненная по времени поверхностная плотность силы, действующей
177
на поляризационные заряды, при Евнеш = Ео sincj£ и х^ = ^^о sin(a>f + <^р) равна
/ „ х Зек о f1 Cl 12
(Л)ср = ё—3^0 ^СО8^Р + -— > COS 0р,
(/е)сР = ^“з-^о {-cos^p + ^}sin6scos6s,
т.е. характер и величина силы воздействия на поверхность сгустка в электрическом поле волны могут изменяться в широких пределах в зависимости от сдвига фаз между поляризацией сгустка и электрическим полем волны. В частности, радиальный компонент поверхностной силы в некотором диапазоне частот может изменить знак. Например, для широких волноводов, используя приведенные ранее выражения для cos^p и а, получим
(/©)ср — Q ^дЕд(/©)ср — Q ^дЕд(/r)cp — ^^0^0(/r)cp — ^^0^0COS2 0р,COS2 0р,sinOp cosOp,sinOp cosOp,
(/©)ср — Q ^дЕд
(/©)ср — Q ^дЕд
(/r)cp — ^^0^0
(/r)cp — ^^0^0
COS2 0р,
COS2 0р,
sinOp cosOp,
sinOp cosOp,
В этом случае радиальный компонент силы направлен внутрь при ш > а/з/Зс^о.
К полученным силам надо добавить силы взаимодействия между поверхностными токами и магнитным полем. В случае, если суммарное электромагнитное поле не проникает внутрь сгустка, полное силовое воздействие на поверхность сгустка
(/г)ср = I Eg cos2 ©Е - ^Нд sin2 ©Е
где Eq и Но — амплитуды полей волны в области, в которую вносится сгусток, а 0р и ©н — углы между направлением нормали к поверхности сферического сгустка и направлениями векторов полей волны. Если электромагнитное поле таково, что в области нахождения сгустка Eq <С Hq (например, сгусток находится на оси или вблизи оси магнитной осесимметричной волны), то преобладает магнитное сдавливание сгустка. В плоской волне суммарное давление на поверхность
р = i sin2 ©Е - cos2 ©Е1О7Г [ 4
В частности, в направлении распространения волны и в противоположном направлении (©е = ©н = iy сгусток испытывает сжимающее воздействие (рассмотрению пондеромоторных сил, действующих на сгусток плазмы в поле плоской волны, посвящены также работа [6]).
В связи с проблемой сохранения компактности летящих сгустков при помощи внешних полей, имеющей также прямое отношение к предложенным недавно новым методам получения сгустков плазмы (см., например, [7]) и их ускорения, рассмотрим один из возможных вариантов решения этой проблемы — локализацию ускоренного
178
сгустка плазмы, пролетающего через магнитный ондулятор, на оси которого пространственно распределенное магнитное поле меняется по величине и направлению.
При этом для простоты будем предполагать, что сгусток плазмы движется с нерелятивистской скоростью и имеет небольшие размеры (т.е. внешнее поле квазиоднородно в пределах размеров сгустка) и что при пролетании через неоднородное магнитное поле внутрь сгустка не проникает внешнее поле (выполнены условия экранировки, налагающие известные требования на параметры плазмы и резкость изменения магнитного поля в системе координат, связанной со сгустком).
а3 (9HZ\сра3 (9HZ\срvх8 V 9zНапример, при Hz(z) Hasm2ir^ 3/ п \ 2// 2тг \^ср = "1бЯа (т) хт.е. нерелятивистский сгусток экранирующей плазмы ний от оси осесимметричного ондулятора. При этомvх8 V 9zНапример, при Hz(z) Hasm2ir^ 3/ п \ 2// 2тг \^ср = "1бЯа (т) хт.е. нерелятивистский сгусток экранирующей плазмы ний от оси осесимметричного ондулятора. При этомДля осесимметричного ондулятора с продольной проекцией неоднородного магнитного поля Hz(z) можно легко оценить величины сил, действующих, например, на квазисферический сгусток как целое при смещении его от оси на расстояния, превышающие размеры сгустка. Действительно, из поперечных компонентов поля в системе координат сгустка основным действующим является Нт = -^-^Hz, так как при нерелятивистской скорости сгустка Е^ = ^Нт <С Нт. Поэтому усредненный во времени радиальный компонент силы, действующей на сгусток:
а3 (9HZ\
ср
а3 (9HZ\
ср
vх8 V 9z
Например, при Hz(z) Hasm2ir^ 3/ п \ 2
// 2тг \
^ср = "1бЯа (т) х
т.е. нерелятивистский сгусток экранирующей плазмы ний от оси осесимметричного ондулятора. При этом
vх8 V 9z
Например, при Hz(z) Hasm2ir^ 3/ п \ 2
// 2тг \
^ср = "1бЯа (т) х
т.е. нерелятивистский сгусток экранирующей плазмы ний от оси осесимметричного ондулятора. При этом
устойчив относительно смеще- поверхность сгустка, летящего вблизи оси такого ондулятора, испытывает неравномерное сжимающее магнитное давление, величина которого зависит от угла между направлением поля и нормалью к поверхности квазисферического сгустка.
Эта неравномерность давления во многих случаях явно нежелательна, так как приводит к деформации сгустка (сжатию в поперечном направлении и растеканию в направлении оси поля). Поэтому представляет интерес нахождение способов осуществления равномерно распределенного среднего давления на поверхность сгустка. Для этой цели можно, например, использовать «изотропный» ондулятор, на оси которого вектор магнитного поля, создаваемого системой соответственно расположенных полюсов или витков с током, меняется по величине и направлению так, чтобы в системе координат, связанной со сгустком, летящим вдоль оси ондулятора, магнитное поле в области сгустка вращалось, блуждало или возникало попеременно в разных направлениях, создавая при этом в среднем по времени квазиизотропное магнитное давление на поверхность экранирующего сгустка.
Располагая системы таких катушек вдоль траектории сгустка через определенные интервалы, можно раскачать объемные радиальные колебания плазменного сгустка и добиться еще больших кратковременных сжатий сгустка. Очевидно, что этот процесс будет происходить наиболее эффективно в том случае, когда частота модуляции усредненного давления на поверхность сгустка будет близка к квазиакустической резонансной частоте радиальных пульсаций сгустка, которая по порядку величины равна отношению скорости распространения объемных волн в плазме к размеру сгустка. Достижение кратковременных сжатий сгустка плазмы представляет интерес для 179
осуществления эффективного воздействия при импульсных режимах ускорения, для реализации и исследования кратковременных процессов, возникающих, например, при налетании сгустков на локализованные сильные поля, при выводе сгустков через диафрагмы и т.д. Возможно также исследование сжатия сгустка при резком однократном наложении магнитного давления.
Несмотря на проведенное упрощенное моделирование поведения такой эфемерной структуры, как плазменный сгусток, полученные результаты представляются плодотворными не только для изучения воздействия на квазинейтральный сгусток электромагнитными волнами и полями, но и при разработке способов ослабления кулоновского растекания электронных сгустков, используемых для когерентной генерации электромагнитного излучения. Интересна также возможность проявления рассмотренных эффектов в астрономических масштабах при пролетании космических плазменных образований через космические магнитные поля.
В заключение автор выражает благодарность проф. М.С. Рабиновичу и проф. М.Л. Левину за ряд ценных советов и за интерес к работе.
Литература
В.И. Векслер, CERN Symposium on High Energy Accelerators and PionPhisics, Proceedings 1. Geneva, 1956.
В.И. Векслер, Атомная энергия, 2, 427 (1957).
М.Л. Левин, 1957 г. (не опубликовано).
М.А. Дивилъковский, ЖТФ 9, 433 (1939).
Л. де Вройлъ, Электромагнитное волны в волноводах и полых резонаторах. Изд. ИЛ, Москва, 1948 г., стр. 32.
М.С. Рабинович, В.В.Янков, 1955 г. (не опубликовано); В.В. Янков, ЖЭТФ 32, 926 (1957).
W. Bostick, Phys. Rev. 104, 292 (1956).
(Атомная энергия, 1958, Т. 4, № 1, С. 71-74.)
О ПОВЕДЕНИИ МАЛЫХ СГУСТКОВ ПЛАЗМЫ В ВОЛНОВОДЕ ИВЗАИМОДЕЙСТВИИ ИХ С ПРОВОДЯЩИМИ СТЕНКАМИ
Г.А. Аскарьян
Выявление условий, обеспечивающих изоляцию и отталкивание сгустков квази- нейтральной плазмы от стенок волновода, представляет интерес в связи с предложенными Векслером [1] способами радиационного ускорения плазмы, сгруппированной в сгустки для повышения радиационных или иных диссипативных свойств и для обеспечения кулоновского увлечения ионов электронами. Эти условия изоляции существенны также при рассмотрении различных способов инжекции и накопления плазмы и транспортировки через трубопроводы плазменных сгустков, несущих магнитные поля. Исследованию радиальной устойчивости малых сгустков вблизи оси волновода посвящены работы М.Л. Левина и автора [2]. В статье [2] рассматриваются также осевая устойчивость и локализация сгустков плазмы, пролетающих вблизи оси распределенных магнитных полей.
В данной статье вычисляется радиальная сила, действующая на малый сгусток плазмы в полях простейших типов волн при его смещении на любые расстояния, превышающие размеры сгустка, и производится оценка силы взаимодействия сгустка с
180
проводящими стенками, а также указывается на некоторые возможные разновидности трубопроводов и рефлекторов токонесущих сгустков.
При рассмотрении поведения сгустка в волноводе следует иметь в виду, что для достаточно малых индуцируемых дипольных моментов сгустка (например, при очень малых размерах сгустка или малой динамической поляризуемости) взаимодействие сгустка со стенками мало по сравнению с воздействием волнового поля даже вблизи стенок, так как воздействие волны пропорционально первой степени, а взаимодействие со стенкой — квадрату малого дипольного момента. Для таких малых сгустков можно вычислить радиальные силы, действующие на сгусток при любом смещении его от оси.
Выражения для осесимметричных полей Но- и Ео-волны объединенной записи имеют вид (левые компоненты в фигурных скобках относятся к Но-волне):
Ez} = рр Ea}J0(xr) sin(wt - hz\
^HT;EV = (Яа;Еа}^71(хг) cos(wt - hz),к
{Нф;Еф} = {-H^Ea^-J^x^cos^wt - hz),
где На и Еа -— амплитуды волн на оси волновода, г —расстояние до оси, у и h — поперечное и продольное волновые числа (Л2 + %2 = &2), связанные с радиусом волновода R граничными условиями: Д(уЕ) = 0, (х — ^) для Hq-волны и ЛЩ?) = о, (х ~ 2,4/Е) для Eq-волны.
В Hq-волне усредненные по времени радиальные силы, действующие на электрический (Р) и магнитный (М) моменты сгустки, представляются выражениями:
(^р)ср —(^р)ср —' _ ЭЕ^ \ а к2 т .
(^р)ср —
(^р)ср —
^^д^ j = ^^«^^^i C0S<^P’
Мт л Г + Mz а ) = "^Н2 1—JiJ^-\-Jo Jq> cos <рм-отот /срJ
В этих выражениях а и ^ — коэффициенты динамических электро- и магнито-поляри- зуемостей изотропного сгустка, а фм и <^р — фазовые сдвиги между электрическим и магнитным моментами сгустка и полем (в частности, для экранирующего квазисфе- рического сгустка с радиусом а а = —2/3 = а3 и фм = фр = 0); J и J* — функция Бесселя от аргумента хт и ее производная по т (в дальнейшем используются известные соотношения: Jq = хЛ и J^ = — ^Д + х^о)
Полная радиальная сила, действующая на сгусток:
1 Г &2 z\ h? ,,11
(Jr) ср = — 2 ^^Л Jl Jl cos фр + /3 -^ J\J\ 4" Jo Jo | COS фм J ♦
Вблизи оси Jo Jo = — |x2E Ji Ji = |x2P и следовательно, условие осевой устойчивости имеет вид:
а к2 cos фр + Р(к2 — Зх2) cos фм < 0.
181
Вблизи стенок Jo Jy = X2^ol и ^iVi = —X2^ol (р = R — г) поэтому условием удаления сгустка от стенки полем волны будет
ак2 cos <рр + Р^к2 — 2у2) cos р>м < 0.
Например, в то время как сгусток плотной плазмы неустойчив относительно оси Но-волны, поле этой волны вблизи стенок волновода способствует удалению сгустка от стенки, действуя на него с силой (FT)cp = — ^H^Jq Q^- + %2) р. Анализ характера распределения сил показывает, что внутри волновода имеется равновесный радиус, на котором положение сгустка устойчиво. При этом сгусток сжимается волновым магнитным полем, вектор которого качается или вращается вследствие сдвига фаз между компонентами Нт и Нг.
Возможны также различные сочетания волновых полей и постоянных внешних магнитных полей, распределенных на пути полета сгустка так, чтобы в его системе координат магнитное поле быстро блуждало, вращалось или меняло направление, и способствовало тем самым локализации и устойчивости движущегося сгустка плазмы.
Оценим силу взаимодействия сгустка с проводящей стенкой, предполагая, что расстояние между стенкой и сгустком превосходит размеры последнего, но значительно меньше радиуса волновода. Если проводимость стенки достаточно высока, то поле поверхностных зарядов и токов, возникающих при приближении поляризованного сгустка к стенке, может быть заменено полем изображений. Продольная и поперечная составляющие магнитного изображения переменного или движущегося магнитного диполя связаны с составляющими самого магнитного момента соотношениями: М^ = Мц и М’^ = Мр^ в то время как для электрического диполя изображения Р^ = —Р\\ и Р^ = Р^. Нормальная к поверхности стенки составляющая силы взаимодействия сгустка со стенкой
F" = i^{2(Mi-Fa + ("ib;ii)},'
В Hq-волне вблизи стенки волновода отличны от нуля лишь продольный компонент Нг и продольный компонент магнитного момента, поэтому Рп = 3^4 J2 H^Jq. Эта сила отталкивания резко увеличивается при приближении сгустка к стенке. Сравнение сил воздействия волны и взаимодействия со стенкой для плотного сгустка показывает, что при р > 2/лУа2(к2/2 + %2) удаляющая сила воздействия поля превосходит силу отталкивания от стенки.
Рассмотрим поведение малого сгустка в поле Ео_в°лны. Усредненные радиальные силы, действующие на сгусток:
х8Е,_ ЭЕТ \9, h2 т , 1
(Ер)Ср =+ Рт^р) = — Еа | JoJo + ^2^1^1 J cos^p,
№оср = (м^Е\ = Ie^^j, 0
у от 2 х
Полная радиальная сила
(Ет)Ср — ^Еа ^Q(Ет)Ср — ^Еа ^Q^2/1cos^p +cos фМ > ,X2J^2/1cos^p +cos фМ > ,X2J
(Ет)Ср — ^Еа ^Q
(Ет)Ср — ^Еа ^Q
^2/1
cos^p +cos фМ > ,
X2J
^2/1
cos^p +cos фМ > ,
X2J
поэтому условие устойчивости вблизи оси имеет вид:
а^к2 — 3%2) cos фр + 0к2 cos фм < 0.
Вблизи стенок волновода JiJ^ = — ^J2 ^ J^ поэтому поле волны будет удалять сгусток от стенок при условии, что
ah2 cos фр + Зк2 cos фм > 0.
В частности, для сгустка плотной плазмы сила воздействия поля
(FT)cp = -^—E^-V)
и удаление сгустка от стенки будут происходить при к2 > 2у2. При этом величина удаляющей силы остается конечной даже при малых расстояниях до стенки.
Сила близкого взаимодействия сгустка со стенкой обусловлена наличием электрического радиального и магнитного азимутального моментов с амплитудами Рт = = aEa^J^ и M^ = (3Ea^J^. Поэтому нормальная составляющая силы взаимодействия со стенкой
т.е. отталкивание от стенки возникает при /З2^2 > 2а2Ь?. Пренебрегая разностямиквад- ратов волновых чисел для плотного сгустка, получим ^^(д)(^) • Таким образом, при р ^> а взаимодействием со стенкой можно пренебречь.
Легко предвидеть влияние на рассматриваемые процессы наложения сильного постоянного магнитного поля, «замораживающего» практически все поляризуемости сгустка, кроме продольной электрической, однако для краткости не будем останавливаться на этих и иных эффектах, связанных с неизотропностью среды или формы сгустка.
Кроме высокочастотного магнитного момента, индуцируемого полем волны, сгусток может иметь собственный, медленно меняющийся магнитный момент, обусловленный, например, остаточными или искусственно поддерживаемыми циркулирующими токами (притяжение которых ослабляет продольное растекание сгустка) или диамагнетизмом плазмы во внешнем постоянном поле. Такой собственный момент не влияет на усредненное по времени воздействие волнового поля на поляризацию сгустка, что расширяет возможности независимого осуществления локализации и поперечной устойчивости сгустка. Однако поле этого момента может существенно увеличить силу отталкивания сгустка от стенки при приближении к ней. Поэтому канал с проводящими стенками может служить «плазмопроводом» для потока плазменных сгустков, несущих магнитные поля. Приведем попутно еще один пример взаимодействия токонесущих плазменных витков или сгустков с проводящими стенками: локализацию налетающего токонесущего сгустка плазмы вогнутыми металлическими поверхностями. Возникающие на поверхности таких зеркал индукционные токи будут не только тормозить приближающийся сгусток и индуктивно усиливать ток в нем, но и будут способствовать его сжатию (или ослаблению растекания) по радиальному направлению. Из-за большей концентрации магнитных силовых линий, обтекающих идеально проводящую поверхность зеркала, отражение токонесущего сгустка от вогнутого зеркала 183
будет происходить более эффективно, чем от плоской поверхности. Подбором формы вогнутой поверхности и условий налетания сгустка можно в широких пределах изменить динамику отражения, усиления плазменного тока и фокусировки сгустка, в том числе совмещать моменты отражения и максимального сжатия. Такие концентрирующие рефлекторы могут быть использованы для импульсной локализации и разогрева налетающей плазмы.
В заключение пользуюсь случаем выразить благодарность М.Л. Левину иМ.С. Рабиновичу за интерес к работе.
Литература
В.И. Векслер. Атомная энергия 2, № 5. 427 (1957).
Г.А. Аскаръян. Атомная энергия 4, вып. 1. 71 (1958).
(Атомная энергия 1958, Т. 5, Я9 6, С. 644—646.)
ВОЗБУЖДЕНИЕ И ДИССОЦИАЦИЯ МОЛЕКУЛ В ИНТЕНСИВНОМСВЕТОВОМ ПОЛЕ
Г.А. Аскаръян
Цель данной заметки — указать возможность и условия эффективной прямой диссоциации молекул в очень интенсивном световом поле и оценить величину эффектов с помощью простых квазиклассических расчетов, так как классическая передача энергии (см., например, [1]) определяет вероятности возбуждения квантового осциллятора. Этот процесс прямой диссоциации связан с резонансным возбуждением вибрационных колебаний атомов в молекуле или с туннельным развалом молекулы при появлении пульсирующих сил взаимодействия атомов, поляризованных полем волны (этот механизм действует в случае гомеополярных молекул) или при непосредственном воздействии поля на атомы — ионные фракции молекул (в случае гетерополярных молекул или молекулярных ионов).
Рассмотрим сначала гомеополярные молекулы. Сила близкого взаимодействия атомов, поляризованных полем световой волны Е = Д) sin си/; и находящихся в молекуле на расстояниях г, соизмеримых с их размерами а, равна
1(9 ~ 4эфф(0г 2~а2Еоа 4sin2 wt и ^а2Ед(1 - cos*2wt\
где а — поляризуемость атома; а и дэффа/Е ^ е2/тпеШое ~ а3 для частот си, малых по сравнению с электронными частотами с^ое • Появление этой пульсирующей силы может привести к возбуждению вибрационных колебаний молекулы. Особенно интенсивно эта раскачка будет происходить, когда частота пульсации силы Qy = 2си —> Оа, где Qa — собственная вибрационная частота атомов в молекуле (Оа лежит в инфракрасном диапазоне). В этом случае амплитуда колебаний возрастает линейно со временем:
М*) = fot/2Mafla = ^а2Е2!4Ма^1.
Когда амплитуда колебаний станет близкой к критической (хк < а), то произойдет развал молекулы. Для этого потребуется время т и Ма£1а/аЕ^. Например, для массы атома Ма и 10-24 г, при вибрационной частоте Qa < 1015 сек-1 и при Eq 107 В/см
получим т ~ 10“10 сек, т.е. развал молекулы произойдет очень быстро при соблюдении резонансного совпадения частот Qy —> Qa.
Уход из резонанса за счет нелинейности может стать существенным, если не приняты специальные меры: набор резонансных частот, обеспечивающий прохождение через несколько уровней, изменение частоты во времени, малое время раскачки и т.д.
При не точном соблюдении резонанса будут происходить биения с частотой AQ ~ Q — Qa и вероятность возбуждения будет резко увеличиваться в моменты максимальной раскачки. В случае близости к резонансу амплитуда
~ ма^- sin(fi/"
не превышает значения
ж0таж = О? ) Ma^l?j — f^).
Вдали от резонанса амплитуда вынужденных колебаний определится таким же выражением.
При больших полях или больших возбуждениях силы взаимодействия между поляризованными атомами могут вызвать подбарьерный развал молекулы из-за туннельного эффекта с экспоненциальной зависимостью вероятности распада от поляризационной силы.
Интересно отметить различие нерезонансного и резонансного воздействий в зависимости от взаимного расположения взаимодействующих атомов и направления электрического вектора световой волны. Если взаимодействующие атомы расположены в плоскости, перпендикулярной направлению поля, то поляризованные атомы всегда отталкиваются, что способствует развалу молекулы. Но если атомы расположены по направлению поля, то в нерезонансном случае поляризованные атомы притягиваются друг к другу, в то время как вблизи резонанса все равно происходит раскачка колебаний и появляется тенденция развала молекулы.
Из-за квадратичной зависимости силы от напряженности поля существует средняя сила, отличная от нуля. Это позволяет использовать световые поля с большими частотами ш ^ Оа, модулируя их по амплитуде или вращая вектор электрического поля с частотами, раскачивающими резонансные колебания (частота изменения амплитуды поля Г2МОД ~ Qa/2). Такие модулированные или вращающиеся световые поля можно получить, используя наложение волн с близкими различными частотами, поляризациями или с нужным сдвигом фаз, обеспечивающих вращение. Для колебаний с ш ^ Юмод; ^мод/^ = ш/С1 ^ GjJuj; поэтому могут быть обеспечены резкие изменения частоты Г2МОД во времени, обеспечивающие синхронизм нелинейных колебаний и силы.
Рассмотрим теперь случай гетерополярных молекул или молекулярных ионов. В этих случаях сила воздействия на атомы /(f) ^ eSgsinOf линейно зависит от напряженности поля, поэтому условие резонанса будет ша -4- Q^ и резонансный рост амплитуды xg(f) = (eEo/2MaQa)f, что дает время резонансной раскачки
т ~ аМ(51а)cEq и 3 • 10-13 сек,
т.е. при тех же значениях величин развал гетерополярных и ионных систем должен происходить более интенсивно. Наиболее сильно проявляется диссоциирующее
действие тогда, когда атомы расположены по направлению электрического поля. Для диссоциации ионов гомеополярных молекул можно использовать световые поля более высоких частот, модулированные или вращающиеся с частотой, близкой к вибрационной резонансной.
Из изложенного выше следует возможность эффективного использования интенсивных световых полей с резонансными несущими или модуляционными частотами, имеющих большую эффективность возбуждающего и диссоциирующего действия.
Рассмотренные эффекты могут быть использованы, например, для усиления воздействия света на молекулярные среды или микрообъекты, для диссоциации пучков быстрых атомов или ионов, влетающих в ловушку [2], для получения потока атомов из потока молекул, прямого нагрева молекул среды и т. п.
Литература
В.И. Коган, В.М. Галицкий. Сб. задач по квантовой механике, гл. V и VI, ГИТТЛ, 1956.
Г.А. Аскаръян, Н.Б. Делоне, М.С. Рабинович. ЖЭТФ, 46, 2, 1964, 814-816.
(ЖЭТФ 1964, Т. 46, № 1, С. 403-405.)
ДАВЛЕНИЕ ПРИ ИСПАРЕНИИ ВЕЩЕСТВА В ЛУЧЕ РАДИАЦИИ
Г.А. Аскаръян, Е.М. Мороз
В последнее время с помощью лазеров была достигнута высокая концентрация света, способная вызвать интенсивное испарение даже термостойких материалов. Также известны и широко применяются на практике нагрев и испарение материалов под действием интенсивного луча заряженных частиц (электронная и ионная резка металлов, катодное и анодное распыление электродов и т.д.). Большие потоки энергии, сконцентрированные на малых площадях (достижимые размеры фокусного пятна луча лазера или луча электронной резки составляют всего несколько микрон), способны вызвать столь интенсивное испарение, что оказывается необходимым при оценке давления на поверхность учитывать большое давление отдачи при испарении вещества.
Оценим давление отдачи при установившемся испарении: р ^ alu^jX, где I — плотность потока энергии луча, ги — конечная скорость истечения паров, А Aq+ +1/2г^ — удельная энергия испарения и разгона паров, а — доля энергии, переходящей в испарение (при больших плотностях потока а близка к единице для поглощающих веществ). Отношение давления отдачи к давлению pi, производимому самим лучом, р/р\ и v±v^/2X для пучка частиц с нерелятивистской скоростью щ и р/р\ и cv^/X для луча света. Уже для ги > 105 см/сек, и А 103 кал/г = 4 • 10х0 эрг/г получим pfpx > 104 -г 105 для электронного или светового лучей.
Эти оценки показывают, что давление отдачи при испарении может на несколько порядков превосходить давление луча, что и было экспериментально наблюдено для сфокусированного луча рубинового лазера. Рассмотрим некоторые из возможных применений этого эффекта.
Ускорение частичек вещества в луче лазера
Частички или капельки вещества, помещенные в концентрированный луч лазера, будут испытывать одностороннее испарение. При таком испарении частички могут приобрести скорость и = ги ln(Mo/M(f)). При больших концентрациях потока световой энергии может быть сделано относительное изменение массы частички М^/М ^ 1
186
даже для малых времен ускорения (время испарения т ^ арХ/Е2с < 1 мксек при начальном размере частички а < 1 мм и напряженности поля в луче Е > 105 В/см). Кратковременность процесса ускорения способствует сильной неравномерности испарения с поверхности частицы. При помощи такого метода можно ускорять остающиеся доли частиц до скоростей и > 107 см/сек. Этот диапазон скоростей представляет интерес, например, для имитации воздействия микрометеоров на поверхность тел, для получения газовой струи с большими скоростями и т.д.
Генерация ультра- и гиперзвука
Амплитуда давления испарения может достигать больших величин, доходящих, например, до сотен тысяч атм при давлении электронного луча рх ^ mvxj/е ^ 10 атм для достигнутых плотностей тока в фокусе электронной резки j ^ 106 А/см2 и еще больших давлений, достижимых в луче лазера. При модуляции интенсивности луча будет модулироваться давление испарения и будут возбуждаться объемные колебания среды с интенсивностью Is ^ p^/2pcs. Коэффициент преобразования энергии луча в энергию объемных колебаний
I X^pcs
для акустического сопротивления среды pcs 106 г-см/сек, ги ^ 105 см/сек, А ^ ^ 103 кал/г и I ^ 3 • 1017 эрг/см2-сек (что соответствует, например, мощности луча 3 кВт и площади сечения фокусного пятна ~ 10“7 см2). При интенсивном испарении инерция колебания давления испарения не будет сказываться вплоть до высоких частот модуляции < 1 кМГц. Следовательно, модуляция луча, сфокусированного на поверхности, должна вызвать излучение интенсивных ультра-и гиперзвуковых колебаний и увеличить дробящее и режущее действие луча.
В заключение отметим возможность проявления рассмотренных эффектов в космосе при давлении на пылинки кометы, поверхности искусственных космических тел, метеоритов и т.д. Отметим, что прямое давление солнечной радиации на искусственные космические тела может заметно смещать их орбиты (вплоть до 1 км в день). Поэтому роль рассмотренных эффектов может оказаться полезной, например, для управления движением путем изменения испарения с поверхности таких тел (специальные покрытия, фокусировка солнечного света для усиления испарения, жалюзи для регулировки интенсивности испарения и т.д.).
Выражаем благодарность проф. М.С. Рабиновичу и Г.М. Страховскому за ценные советы и интерес к работе.
(ЖЭТФ 1962, Т. 43, № 6, С. 2319-2320.)
СВЕТОРЕАКТИВНОЕ УСКОРЕНИЕ МАКРОЧАСТИЦ ВЕЩЕСТВА
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, М.М. Савченко, В.К. Степанов, В.Б. Студеное
В данной работе описываются первые эксперименты по ускорению макрочастичек вещества при воздействии на них лазерного излучения. Как было показано в [1], давление отдачи при испарении может в тысячи и десятки тысяч раз превосходить 187
прямое световое давление, поэтому «светореактивный» способ ускорения частичек, предложенный в [1], более эффективен, чем ускорение световым давлением, особенно при малом пути или малом времени ускорения.
Для ускорения использовалось излучение рубинового лазера с модулированной добротностью. Излучение фокусировалось на тонкую прозрачную пленку (или тонкую фольгу), на которую были насыпаны (при воздействии луча снизу) или подклеены частицы вещества размером доли мм. Использовались металлические опилки и порошок корунда.
На расстоянии 15 см по направлению движения частиц помещался пьезорегистратор микрометеоров. По времени запаздывания импульса с пьезорегистратора можно было оценить скорости частиц, которые оказались порядка 106 см/сек. Такие скорости соответствуют не очень большому отношению начальной массы к конечной Гкон — ^истеч 1п(Мо/Мкон) ~ ^истеч, так как размеры частиц были больше размеров кратеров, оставляемых одиночными вспышками на мишени.
Для исследования воздействия ускоренных частиц на вещество на их пути ставились стеклянные или металлические пластинки, и с помощью металлографического микроскопа исследовались кратеры, образованные ударами частиц разной массы.
На рис. 1 показан с увеличением 600 кратер на стеклянной пластинке, на рис. 2 показано с увеличением 120 отверстие, пробитое другой частицей в медной фольге толщиной 20 мк.
Вид образованных кратеров напоминает разрушения, производимые крупными микрометеорами.
При оптимальных условиях использования лазерного излучения и больших изменениях массы частиц возможно достижение скоростей частиц до 107 см/сек и более. Возможно ускорение частиц не только под действием давления в струе испарения частички, но и под действием давления потока вещества от факела на поверхности или от световой искры в фокусе лазера, а также под действием так называемых «радиометрических» сил, возникающих при движении среды от нагретой поверхности частицы.
Свето-газодинамическое ускорение частиц может быть использовано для получения искусственных микрометеоров и исследования их воздействия на материалы, для разработки методов борьбы с микрометеорами и искусственно заброшенными частицами в космосе путем воздействия на них лучами лазера, а также для выведения частичек пыли и капель из мощного луча лазера и предотвращения рассеивания или
Рис. 1.Рис. 2.
перекрывания луча облаками. Существенный интерес представляют ускоренные частицы в связи с предложением [2] получения термоядерной вспышки при ударе быстрых частиц о мишень.
Литература
Г.А. Аскаръян, Е.М. Мороз. ЖЭТФ, 43, 2319, 1962.
E.R. Harrison. Phys. Rev. Lett., 11, 537, 1963.
(Письма в ЖЭТФ, 1967, Т. 5, № 8, С. 258-259.)
СВЕТОРЕАКТИВНОЕ УСКОРЕНИЕ ЧАСТИЦ И ПОЛУЧЕНИЕПЛАЗМЫ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ЛУЧА ЛАЗЕРА НА ОБЛАКОПОРОШКА
Г.А. Аскаръян, Н.М. Тарасова
Процессы, возникающие при воздействии мощного лазера на частицы, привлекают все больший интерес в физике высокотемпературных явлений. В [1] было впервые рассмотрено светоабляционное давление, показана его колоссальная величина, там же был предложен и в [2] был впервые реализован светореактивный способ ускорения частиц. Этому же вопросу были посвящены следующие статьи [3-4], однако до сих пор не была решена реализация многократного воздействия лазера на частицы любых
материалов.
В данной работе описан простой и эффективный лазерный источник ускоренных частиц и плазмы, действующий многократно. В отличие от [4], где воздействие осуществлялось на фольгу или тонкую пленку, прорывы которой не давали сформи
рованных частиц, в нашем случае осуществлялось воздействие на малые частицы,
допускающие большие трансформации масс при абляции. Это и позволило достичь больших скоростей при плотностях потока, на порядок меньших чем в [4].
Устройство источника дано на рис. 1. Луч мощного неодимового лазера (4) с энергией 12-15 Дж в импульсе длительностью 25-35 нс фокусировался линзой с фокусным
Рис. 1. Схема установки. 1 — лазер, 2 — вакуумная камера, 3 — инжектор, 4 — полуцилиндр с лампами, 5 — фольга, 6 — СФР или ФЭУ, 7 — ударный регистратор частиц, 8 — виток с токомРис. 1. Схема установки. 1 — лазер, 2 — вакуумная камера, 3 — инжектор, 4 — полуцилиндр с лампами, 5 — фольга, 6 — СФР или ФЭУ, 7 — ударный регистратор частиц, 8 — виток с токомрасстоянием F = 8 см внутрь вакуумной камеры (2). Плотность потока воздействия в фокусе не превосходила I 1012 Вт/см2. Перед вспышкой лазера в область фокуса линзы выбрасывалось облако частиц из инжектора (5), содержащего порошок. Инжектор представлял собой тонкостенный медный конус, заканчивающийся направляющей трубочкой (внутренний диаметр 0,44-0,6 мм), дно из фосфористой бронзы, по которому било магнитное поле тока через виток (5).
Рис. 1. Схема установки. 1 — лазер, 2 — вакуумная камера, 3 — инжектор, 4 — полуцилиндр с лампами, 5 — фольга, 6 — СФР или ФЭУ, 7 — ударный регистратор частиц, 8 — виток с током
Рис. 1. Схема установки. 1 — лазер, 2 — вакуумная камера, 3 — инжектор, 4 — полуцилиндр с лампами, 5 — фольга, 6 — СФР или ФЭУ, 7 — ударный регистратор частиц, 8 — виток с током
В конус насыпался порошок частиц весом от долей грамма до
нескольких граммов, что хватало на сотни и тысячи выстрелов. Использовались порошки В4С,А12О3, полистирол, порошки металлов и т.д. Размеры частиц менялись от микрона до десятков микрон путем предварительного отбора (или просеивания оплавленных частиц через две сетки с разным размером ячеек или седиментации) или использованием заводских порошков с размерами частиц меньше заданного (шлифовальные порошки В4С, AI2O3) и т.п.
Размеры облака частиц, их концентрация и даже размеры самих частиц (сепарация по подбросу) могли быть изменены в широких пределах изменением задержки между подачей импульса тока на инжектор и вспышкой лазера. Среднее время задержки составляло ~ 10 мс. Поперечные размеры облака частиц могли быть сделаны соизмеримыми с длиной каустики фокуса луча, что при радиальной коллимации луча (пропусканием через отверстие в диафрагме) обеспечивало почти однородное воздействие на частицы.
На рис. 2 дано фото траекторий частиц и свечения плазмы при воздействии. Индикатриса разлета без радиального ограничения луча была довольно широкая, что связано с неоднородностью воздействия и фрагментацией частиц (особенно больших частиц и частиц твердых металлов типа Ti). Давление в камере было или 10-5 мм рт. ст. (вакуумный режим) или 10-2 мм рт. ст. (форвакуумный режим). Ускоренные
частицы регистрировались несколькими методиками.
1. По самосвечению пролетающих частиц или1. По самосвечению пролетающих частиц илиРис. 2. Фотографии полета частиц, а — фотография воздействия луча лазера на облако частиц, б — СФР- фотография пробоя фольги частицей. Слева изображение полосы фольги в щели С ФР. Две линии — от отверстий, пробитых частицами раньше. Вторая линия снизу пробита частицей со скоростью 1,5-106 см/сРис. 2. Фотографии полета частиц, а — фотография воздействия луча лазера на облако частиц, б — СФР- фотография пробоя фольги частицей. Слева изображение полосы фольги в щели С ФР. Две линии — от отверстий, пробитых частицами раньше. Вторая линия снизу пробита частицей со скоростью 1,5-106 см/свспышке свечения при их ударе о мишень (с помощью ФЭУ).
1. По самосвечению пролетающих частиц или
1. По самосвечению пролетающих частиц или
Рис. 2. Фотографии полета частиц, а — фотография воздействия луча лазера на облако частиц, б — СФР- фотография пробоя фольги частицей. Слева изображение полосы фольги в щели С ФР. Две линии — от отверстий, пробитых частицами раньше. Вторая линия снизу пробита частицей со скоростью 1,5-106 см/с
Рис. 2. Фотографии полета частиц, а — фотография воздействия луча лазера на облако частиц, б — СФР- фотография пробоя фольги частицей. Слева изображение полосы фольги в щели С ФР. Две линии — от отверстий, пробитых частицами раньше. Вторая линия снизу пробита частицей со скоростью 1,5-106 см/с
По электроэффектам [5], возникающим при ударе частиц о металлическую мишень (7) или о пьезорегистратор (7). Хотя характерные сигналы с ФЭУ и ударных детекторов от частиц были отделены от лазерного воздействия большим запаздыванием, для устранения прямого воздействия часто перед мишенью помещалась тонкая алюминиевая фольга (6 мкм), которую легко пробивали частицы. Она также защищала и от плазменного и газодинамического воздействия.
Регистрация частиц, пробивающих фольгу, с помощью С ФР. На пути частиц помещался под углом близким к 45° полуцилиндр с импульсными лампами ИФК-30, освещающими алюминиевую фольгу толщиной 6 мкм, находящуюся на поверхности прозрачной пластины, СФР в режиме фоторегистратора регистрировал пробои фольги. На рис. 2 даны характерные снимки.
По расстоянию от полосы изображения частиц мишени при вспышке лазера до начала линии свечения пробоя определялась скорость частиц. На приведенном снимке запаздывание соответствует скорости частицы 1,5 -106 см/с (при базе 56 см — расстоянии от фокуса линзы до фольги). Отметим, что сдвиг на пленке определялся с точностью до размера изображения щели ввиду неопределенности места попадания частиц (что дает точность ±5 мкс). Для увеличения светочувствительности СФР вместо его входного объектива использовался объектив «Юпитер-3», а съемка велась на пленку «Аэрофото», тип 24, что позволило регистрировать отверстия размером ~ до 10 мкм. Хотя этот метод в данном варианте имел ограниченную эффективность из-за малой площади полосы наблюдения, он давал наглядное доказательство ударов частиц, позволял судить о размерах и положении отверстий, пробиваемых частицами. При работе в режиме фоторегистратора можно было определить одну координату удара, а в режиме покадровой съемки — две координаты, что позволяет идентифицировать найденный кратер в точке удара со скоростью и оценить массу частицы. Наиболее результативными оказались следующие методики: 1) регистрация самосвечения частиц с помощью ФЭУ (ФЭУ-84-3, находящийся на расстоянии 56 см от фокуса) и 2) ударный детектор (пластина из тантала на расстоянии 73 см от фокуса).
Были зарегистрированы максимальные скорости частиц до 4 ♦ 106 см/с. Наиболее часто регистрировались скорости > 106 см/с. На рис. 3 показаны: на верхнем луче сигналы с ФЭУ, регистрирующего свечение при пролете, на нижнем луче сигналы с электроударного регистратора. Методики использовались одновременно.
Полученные результаты показывают достаточную эффективность ускорения, о чем
свидетельствует факт получения скоростей, весьма близких к скоростям [4], полученным при плотностях потока I 1013 Вт/см2, т.е. на порядок больше, чем в нашем случае. Отметим, что регистрация ускоренных частиц на достаточно большом расстоянии позволяет более точно идентифицировать частицы, чем по тенеграммам в начальной стадии разлета, когда нельзя определить, что регистрируется — фронт плотной плазмы или поверхность фольги (в этом отношении результаты [4] представляются нам неубедительными).
Плазма регистрировалась зондами и СВЧ- диагностикой. Температура плазмы измерялась с помощью двух сцинтилляционных детекторов рентгеновского излучения методом поглощения в фольгах разной толщины. Измеренные скорости плазмы составляли и 2^ 22 (14-2)107 см/с. Температуры составляли
Рис. 3. Импульсы от регистраторов частиц. Верхний луч — сигналы с ФЭУ, регистрирующего самосвечение частиц при пролете. Нижний луч — сигналы с электроударного детектора, дающего импульс потенциала при ударе частиц о него. Первый сигнал на обоих лучах связан с воздействием излучения лазера и плазмы. Второй и третий сигналы — от летящих частиц. Сдвиг между сигналами для различных методик связан с разными базовыми расстояниями. Второй сигнал соответствует скорости частицы ~ 3,5 • 106 см/с. а третий — скорости ~ 1,8 • 106 см/сРис. 3. Импульсы от регистраторов частиц. Верхний луч — сигналы с ФЭУ, регистрирующего самосвечение частиц при пролете. Нижний луч — сигналы с электроударного детектора, дающего импульс потенциала при ударе частиц о него. Первый сигнал на обоих лучах связан с воздействием излучения лазера и плазмы. Второй и третий сигналы — от летящих частиц. Сдвиг между сигналами для различных методик связан с разными базовыми расстояниями. Второй сигнал соответствует скорости частицы ~ 3,5 • 106 см/с. а третий — скорости ~ 1,8 • 106 см/с(7 — 1) mu2(7 — 1) mu2100 4- 150 эВ (кТЕ ~100 4- 150 эВ (кТЕ ~mptl2mptl22 ^эф2 ^эф2^ 100 эВ при и 2^ 107 см/с). Было зарегистрировано практически полное перекрытие лазерного света образующейся плазмой, что показывало большую эффективность перехода лазерной энергии в энергию плазмы.
Рис. 3. Импульсы от регистраторов частиц. Верхний луч — сигналы с ФЭУ, регистрирующего самосвечение частиц при пролете. Нижний луч — сигналы с электроударного детектора, дающего импульс потенциала при ударе частиц о него. Первый сигнал на обоих лучах связан с воздействием излучения лазера и плазмы. Второй и третий сигналы — от летящих частиц. Сдвиг между сигналами для различных методик связан с разными базовыми расстояниями. Второй сигнал соответствует скорости частицы ~ 3,5 • 106 см/с. а третий — скорости ~ 1,8 • 106 см/с
Рис. 3. Импульсы от регистраторов частиц. Верхний луч — сигналы с ФЭУ, регистрирующего самосвечение частиц при пролете. Нижний луч — сигналы с электроударного детектора, дающего импульс потенциала при ударе частиц о него. Первый сигнал на обоих лучах связан с воздействием излучения лазера и плазмы. Второй и третий сигналы — от летящих частиц. Сдвиг между сигналами для различных методик связан с разными базовыми расстояниями. Второй сигнал соответствует скорости частицы ~ 3,5 • 106 см/с. а третий — скорости ~ 1,8 • 106 см/с
(7 — 1) mu2
(7 — 1) mu2
100 4- 150 эВ (кТЕ ~
100 4- 150 эВ (кТЕ ~
mptl2
mptl2
2 ^эф
2 ^эф
Лазерное воздействие на облака микрочастиц представляет интерес не только для плазменной физики (для инжекции быстрой плазмы), но и как возможность исследование поведения частиц в мощном излучении для имитации метеоров, для лучевой борьбы с микрометеорами и обеспечения безопасности полетов с помощью мощных вспышек лазерного или некогерентного света, для изучения процессов при крайне быстрых и концентрированных энерговыделениях при ударе частиц и т.п.
Литература
Г.А. Аскаръян, Е.М, Мороз. ЖЭТФ, 43, 6, 2319 (1962).
Г. А. Аскарьян, М.С. Рабинович, В.К. Степанов, М.М. Савченко, В.Б. Студенов. Письма в ЖЭТФ,
8, 258 (1967).
J.F. Asmus. JEEE ОЕ-3, N 6 (1967).
R. Decoste, S.E. Bodner, В.Н. Ripin et al. Phys. Rev. Lett., 42, 25, 1673 (1979).
Space Physics ed. D.P. Ie Galley, A. Rosen New YorK-London-Sydney (1964), перевод, «Космическая физика», под ред. Д.П. Де Гэлли и А. Розена, «Мир», М., (1966).
(Письма в ЖТФ, 1980, Т. 6, вып. 11, С. 656-661.)
ЧЕРЕПКОВСКОЕ И ПЕРЕХОДНОЕ ИЗЛУЧЕНИЯ ОТЭЛЕКТРОМАГНИТНЫХ ВОЛН
Г.А. Аскаръян
Введение
Обычно принято считать, что черенковское или переходное излучение может возникать только от пролетания быстрых частиц в среде. Поэтому нам представилось интересным исследовать возможность возникновения излучения от другого типа быстро переносимого воздействия на электроны среды — от усредненной поляризации среды фронтом или сгустком волнового поля, т.е. цугом электромагнитных колебаний, распространяющихся в виде модулированного луча с конечными поперечными размерами. Именно такие волновые сгустки реализуются в большинстве практически интересных случаев. Действительно, реальное диафрагмирование потоков радиации, а также конечное время излучения, специальная модуляция излучения по амплитуде, частоте или апертуре оправдывают рассмотрение трехмерных волновых сгустков, тем более, что большинство рассмотренных ниже эффектов отсутствует в гипотетическом случае идеальной плоской волны в среде или немодулированного луча. Эти эффекты имеют градиентную природу и связаны одновременно как с поперечной, так и с продольной неоднородностью усредненного квадрата напряженности поля луча.
Усредненная поляризация среды и перенос поляризации вместе со сгустком волнового поля
Предположим, что в реальной среде с дисперсией распространяется луч с высокой несущей частотой (ВЧ). Нас будут интересовать изменения усредненной поляризации среды при изменении амплитуды или частоты колебаний. (В дальнейшем под термином «усредненный» мы будем понимать лишь усреднение по ВЧ колебаниям несущей частоты.)
Со стороны ВЧ поля на электроны среды будет действовать усредненная сила
/cpW =2V^2U
2m (wq —) +7
где си — несущая частота, о>о — собственная частота (результат атомных связей, плазменных или ларморовых резонансов), у — коэффициент затухания осцилляций электронов. Например, при ш ^ о>о можно считать электроны свободными, и градиентная сила [1]
АР(0 = -(e2/2m^2)V(E2)cp.
Эта сила действует в основном только на электроны. Она может вызвать объемную поляризацию среды
= аЕэкв(т,0,
где Якв = //е — поле, эквивалентное усредненной силе, а — динамическая поляризуемость среды. (Поляризуемость при воздействии только на электроны, вообще говоря, может отличаться от обычной поляризуемости при воздействии электрического поля на электроны и ядра, но при быстропеременных усредненный воздействиях, когда проявляется инерция ионов, значения поляризуемостей будут близкими.
При модуляции луча сила усредненного воздействия на электроны переносится с групповой скоростью вдоль луча:
Ежв « Ф(р)Ф(< - г/Угр),
где Кр — групповая скорость сигнала, зависящая от несущей частоты ш волнового вектора к (си): Угр ^ Aw/AA; ~ £1/К. Здесь Q и К — частота и волновой вектор волны модуляции (для простоты мы будем предполагать, что модуляция не слишком резкая, т.е. что Q < ш\
Выражение для волнового поля дифракционного луча, исходящего из круглого отверстия радиуса а, при условии медленности модуляции (ffa/cf <С /)
г J±(kap / Rp) /_ Rq \ i(u)t — kR0)Ro (kap/Ro) V J’
где /(A) — функция модуляции луча. Например, для луча с двумя близкими несущими частотами
/(А) = sin(Aa>A/2 — ^kRo/2).
Из приведенного выражения для поля луча видно, что ширина зоны поперечной неоднородности поля рэфф ~ Ro/ka r^ X’Rofa. Продольный размер неоднородности поля Тэфф КРТ ~ КР/^ ^-f Кч где Г ~ ///' - характерное время модуляции. Отношение размеров сгущения поля
Рэфф /Дэфф -А^Рэфф ^kRo)ка.
Сгусток поля при движении медленно расплывается. При малых относительных изменениях расстояния Ro поперечным растеканием сгустка поля можно пренебречь. Влияние продольного растекания будет рассмотрено ниже.
193
Излучение от сгустка ВЧ поля. Эквивалентный движущийся заряд
Равномерное движение сгустка ВЧ поля, переносящего усредненную поляризацию среды, может вызвать излучение в двух случаях: если скорость переноса Кр(^) превышает фазовую скорость Гфаз(^/) распространения принимаемых воли, то должно появиться сверхсветовое излучение под черепковским углом
COS 9 — Гфаэ/^гр,
если среда неоднородна, например сгусток поля пересекает границу двух сред, то должно появиться переходное излучение.
Вызванная эквивалентным полем усредненная поляризация среды будет переноситься вместе со сгустком. Эта поляризация такова, что внутри волнового сгустка создается недостаток электронов, а на границе — слой компенсирующего отрицательного заряда. Плотность пространственного заряда q = —divP = —adiv^KB. Из характера распределения поля Еэкв следует, что положительный заряд сосредоточен в той области волнового сгустка, где поле неоднородно. Предполагая, что зона неоднородности поля соизмерима с размерами сгустка, мы можем оценить по теореме Гаусса избыточный заряд в центральной зоне:
Q ^ Ck(Q )s ЯквРэфф^эфф При £эфф > #эфф
(вытянутый сгусток) и
Q r^ cy(Q Д Рэкврэфф при £эфф < /Ъфф
(сплющенный сгусток). Для наиболее простого случая рэфф ~ £эфф ~ А'/4 (А' —длина волны принимаемого излучения) весь некомпенсированный заряд излучает когерентно. Эффективно излучаются волны, соизмеримые с размерами локализации центрального облака. При больших длинах волн интенсивность излучения резко падает, так как проявляется действие слоя компенсирующего заряда. Для оценки характера интерференционного завала можно ввести упрощенное моделирование распределения заряда. Приведем интерференционные множители для двух наиболее простых случаев:
для заряженного диска радиуса pi, окруженного противоположно заряженным кольцом с внешним радиусом р^
^(Ji(Kpism9^ jKKp2 sin#) 1 pi т
1(0) « 2 -———-7- I 22 to J2 ^psm0 при p2 - Pl < p,;
( (KpiSin#)(Kp2SHl#) J P2 - pi
для Kp \ получим завал
I^ = Д>2ЯП0)2 « 1;
для тонкого заряженного цилиндра длины 2Zp с противоположно заряженными насадками (полная длина 2Z2)
Г 8ш(К/1 cos #)sin(A72 cos#) 1 Z2<9 sin(Jn cos #)
( (Kli cos #) (Kl2 cos 9) J h — h91 (KI cos 9) P 21 ^ ’
194
для KI <С 1 получим
ЦО) « Д2^! + Z2) COS2 9 « (KI cos У)2.
Наиболее эффективно излучение в диапазоне длин волн, соизмеримых с размерами волнового сгустка. Поэтому для возможности использования в этом наиболее интересном диапазоне частот известных формул для черепковского и переходного излучений необходимо показать, что растекание электромагнитного сгустка мало за время формирования интересующего нас излучения.
Оценим продольное расплывание сгустка волн в среде с дисперсией. Скорость расплывания связана с разбросом групповых скоростей набора частот цуга:
Урасп ~ АКР ~ Д^Угр/б^ ~ У^^ш^к/Е?
так как Угр = \/(dk/dw), где к = пш/с. Если несущие частоты находятся в плазменной области е(ш\ т.е. n2 = 1 — {wp/ix?^ то (Рк/Дш^ = (п2 — 1)/сп3ш и
V -у2
Гасп - СП3 Ш '
Допустим, Угр ~ с; тогда при ((п2 — V) / тРу^ш / ш^ <^ 1 получим Урасп ^ Егр, т.е. изменения размеров волнового сгустка малы при пролетании пути в несколько длин волн А' (такой путь достаточен для формирования излучения по интенсивности и характерной асимметрии распределения, так как увеличение пути сказывается на остроте направленности, но мало изменяет потери на излучение с единицы длины пути).
Для наиболее простого и интересного случая рэфф ^ ^эфф ^ Л'/4 получим для сверхсветового излучения, используя известные формулы для излучения от заряда,
О2Г/\21
AW « -^ФФ < 1 - () I П'ДПТ,
с(V ГР / J
где L — путь, пройденный волновым сгустком. Так как
Q аг Тэквгэфф ^тш2 ^ЭФФ^ 'ср’
при рэфф ^ Л//2тг ^ Ефаз/Q и AQ ^ Q. Из формулы видна резкая зависимость интенсивности излучения от амплитуды несущего поля Eq и несущей частоты ш.
Например, при (1 — 1фаз/Угр) ^ 1 ие' ^ 1 для радарной несущей волны при Ео
30 кВ/см, ш 1010 сек-1 {Eq/ш 10 8 CGSE) получим сверхсветовые потери сгустка волн ДИДДТ ^0,3 Дж/м при плотности энергии сгустка W ~ 100 Дж/м3 (обеспечение черепковского условия возможно, например, в плазме с магнитным полем при
195
подборе частот ш > ш^ ^ < ^н и т.д.). Для луча от лазера при Eq ~ 3 • 107 В/см и ш Ю15 сек-1 ^Eq)w 10-10 CGSE) получим AW/AL 1Q эрг/см. Этим величинам энергий соответствуют мощности, заведомо достаточные для экспериментальной регистрации.
Приведем для иллюстрации оценку переходного излучения при падении сгустка радиации на поверхность среды. Проходящий в среду сгусток принесет с собой поляризацию, и излучение от него в диапазоне А' ^ рэфф будет соответствовать излучению при мгновенном ускорении до скорости Кр заряда Q3kb от границы вглубь среды. В наиболее простом случае, когда Кр(^) —^ Гфаз(^), это излучение резко направлено и его интенсивность в единице телесного угла
W^W ~ {^Q^Vr2psin20/47r2c3[l - Кр/УфазСОзУ]2}^'.
Очевидно, что, кроме рассмотренных выше примеров излучения от волнового сгустка, возможно излучение в среде от периодически модулированного луча (спектр излучения — линейный), от фронтов нарастания или спада интенсивности луча, от движения луча поперек оси и т.д. — во всех случаях движения или изменения градиента ВЧ поля в среде. Описанные эффекты могут наблюдаться в широком диапазоне волн — от радиоизлучения до рентгеновских и у-квантов. Выбранный конкретный вид нелинейности типа градиентной силы не является единственно возможным. Другие виды нелинейности (например, силы реакции рассеяния поля сгустка на электронах и т.д.) могут давать аналогичные эффекты переноса усредненной поляризации среды волновым полем и когерентного излучения от движения фокуса поляризации. Для световых, рентгеновских и у-квантов возможны сильные градиенты и большие амплитуды полей вблизи излучающих ядер и атомов. Изменение градиентного воздействия поля на соседние электронные оболочки при нарастании или спаде поля кванта может вызвать всплески длинноволнового излучения.
Усиление поляризуемости среды усредненным полем ВЧ следует ожидать при совпадении частоты модуляции ВЧ луча с собственной частотой электронов. Такой режим (ш ^ шр1 Q —> шр) может быть использован, в частности, для объемного прогрева электронов плазмы проникающим ВЧ лучом.
В заключение выражаю благодарность проф. М.С. Рабиновичу за поддержку и интерес к работе и Л.П. Питаевскому за полезные советы.
Литература
А.В. Гапонов, М.А. Миллер. ЖЭТФ, 34, 242, 751, 1958.
(ЖЭТФ, 1962. Т. 42, Вып. 5, С. 1360-1364.)
ГИДРОДИНАМИЧЕСКОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ ОТ ТРЕКОВИОНИЗИРУЮЩИХ ЧАСТИЦ В СТАБИЛЬНЫХ ЖИДКОСТЯХ
Г.А. Аскаръян
Прохождение ионизирующих частиц в жидкостях сопровождается увлечением молекул среды расталкивающимися скоплениями одноименно заряженных ионов и микровзрывами при локальных нагревах, создаваемых вблизи треков частиц. Эти процессы могут привести к образованию локальных пустот и зародышей паро-газовой фазы.
196
(Превращение этих зародышевых полостей в пузырьки видимых размеров, происходящее при достаточной неустойчивости состояния жидкости, используется в новых приборах для изучения ионизирующего излучения — «паровых» и «газовых» пузырьковых камерах [1] - [3]).
Резкое движение ионных комплексов, микровзрывное возникновение зародышевых полостей, их пульсация и исчезновение или дальнейший быстрый рост (в зависимости от начальных локальных факторов инициирования, свойств и состояния среды) должны сопровождаться интенсивным локальным импульсным излучением ультра- и гиперзвуковых волн, имеющих в начальной стадии характер квазимикросферических ударных волн. Интенсивность этого излучения должна зависеть от свойств среды, определяющих эффективность инициирующих рывков и динамику развития полостей, в том числе от поверхностного натяжения, стабильности состояния жидкости и т.д. Следует отметить, что аналогичное излучение будет иметь место в твердых телах и в сжатых газах, но его интенсивность будет, очевидно, значительно меньше, чем в жидкостях.
При прохождении ионизирующей частицы практически мгновенно создается система импульсных источников волн сжатия, расположенных вдоль трека частицы в местах наибольших плотностей образования ионов (многочисленные сильно ионизирующие малоэнергетичные 5-лучи), в областях прямых кулоновских соударений частицы с ядрами и т.д.
Для частиц с не очень большой удельной ионизацией (достаточно большим пробегом) число областей, в которых локализована потерянная энергия, пропорционально числу эффективных 5-электронов, которое, так же как и число эффективных кулоновских ядерных соударений, пропорционально Z2/^2 (здесь Z и ^ — относительные заряд и скорость ионизирующей частицы). Обозначим через п(С) среднее число зародышевых пузырьков определенного типа, образованных на единице длины трека ионизирующей частицы, и через С — совокупность начальных параметров создания ионных рывков или образования полостей (например, начальные характеристики ионных скоплений или локальных нагревов), однозначно характеризующую процесс излучения. Тогда в широком интервале скоростей частиц
dn = n(Z,0,C)dC ~ -^m^dC,
где dC = П^г — общий дифференциал параметров образования; иДС) — функция, зависящая только от параметров образования, а также свойств и состояния среды.
Рассмотрим поле ультразвукового излучения вдали от излучающих центров. Допустим, что задана определенная мгновенно созданная система таких виртуальных импульсно излучающих центров. Окружим каждый центр вспомогательной сферой, радиус которой заведомо превышает амплитуду пульсации излучающей полости. (Для определенности рассмотрим случай возникшей и исчезнувшей полости или начальную стадию произвольного процесса роста). Величину радиуса т^ вспомогательной сферы для к-го источника выберем такой, чтобы вне этой сферы амплитуда поля излучения к-го источника изменялась обратно пропорционально расстоянию от источника и излучение распространялось с постоянной скоростью. Тогда в точке приема Р амплитуда излучения к-го источника равна
= Р^к G - —) ,
\ /
где Rk — расстояние от точки Р до излучающего центра; г — скорость распространения гидродинамического излучения; <рк^) — функция излучения, определяемая совокупностью начальных параметров С к и радиусом г к вспомогательной сферы и равная произведению радиуса вспомогательной сферы и амплитуды волны на поверхности вспомогательной сферы; t — время. Компонент Фурье поля излучения равен
гшНк
Акш^Р^) —Фкш (Ск Тк) в U у
где ш — частота излучения.
Для суммарного поля излучения системы центров
к
Если проекции размеров области локализации источников излучения на направление приема значительно меньше принимаемой длины волны излучения, то ^^P)! = = Е1АУР)|, т.е. излучение этих источников когерентно. Когерентное усиление из- к
лучения особенно заметно проявляется у сильно ионизирующих короткопробежных частиц, например у протонов отдачи, а-частиц (в их треках происходит, кроме того, слияние излучающих центров).
При рассмотрении квазилинейного хаотического распределения излучающих центров различаются два случая:
Если принимаемая длина волны достаточно велика, например, значительно превосходит проекцию среднего расстояния между соседними излучающими центрами на направление приема, то для квазиоднородного трека длиной L
гшН^гшг cos О
А^Р)//nycwcyу dzdC ~
.. Г ш cos 9L 1
ъшКоsin <>
IlqJI Ш COS и I
где n^C^dC — среднее число центров излучения, образованных с начальными параметрами от С до С + dC на единице длины трека ионизирующей частицы. В этом случае радиация излучается преимущественно перпендикулярно треку.
Если принимаемая длина волны значительно меньше проекции среднего расстояния между соседними центрами интенсивного излучения на направление приема, тогда
|2 ~ А £ иу ~ А И n^cb^cy^dcdz,
т.е. в этом случае происходит суммирование угловых распределений интенсивностей излучения центров.
Поле излучения вблизи трека и особенно вблизи импульсно излучающих центров представляет наибольший интерес с точки зрения эффективности воздействия, так как и амплитуда и частота волны в этой области наиболее велики.
198
Резкость процессов образования полостей в жидкостях, а также большая плотность жидкостей приводит к тому, что излучаемая энергия может быть сравнима с энергией, затраченной непосредственно на образование зародышевых полостей, т.е. может составлять заметную часть энергетических потерь частицы.
Для рассматриваемого явления характерно, что зона сильного поля излучения и, следовательно, зона эффективного воздействия значительно превосходят размеры области, непосредственно охваченные ионизацией. Действительно, даже на расстояниях от излучающего центра порядка долей микрона амплитуда волны сжатия все еще значительна.
Возможно, что это локальное гидродинамическое излучение является причиной сильного деструктивного воздействия ионизирующего излучения на ткани организмов, клетки и микроорганизмы и вызывает ряд других эффектов, аналогичных эффектам, возникающим при облучении мощным ультразвуком. Если это так, то эффективность лучевого воздействия должна зависеть от физических параметров и условий, определяющих эффективность излучения гидродинамических волн, динамику формирования и роста зародышевых полостей, а именно: от поверхностного натяжения жидкости, зависящего от температуры, концентрации растворенного газа, близости к критическим условиям и т.д. Изучение этой зависимости помогло бы подобрать оптимальные условия, при которых усиливается или уменьшается определенное лучевое воздействие.
Имея в распоряжении мощные импульсные или непрерывные источники ионизирующей радиации (радиоактивные препараты, ускорители заряженных частиц или специальные рентгеновские трубки) и подбирая выгодные условия состояния жидкости, можно выделить участки спектра гиперзвукового и ультразвукового излучений из сравнительно интенсивного фона гидродинамического излучения, сопровождающего прохождение потоков частиц через плотные среды.
Рассмотренное явление может быть также использовано для регистрации измерения интенсивности ионизирующего излучения в плотных средах, а также для других практических целей.
Литература
D. Glaser, Suppl. Nuovo Cim. 11, сер. 9, № 2, 361 (1954).
Г.А. Аскаръян, ЖЭТФ, 31, 897 (1956).
Р. Argan, A. Gigli, Nuovo Cim. 8, 5, 1171 (1956).
(Атомная энергия, 1957, Т. 3, № 8, С. 152-153.)
АКУСТИЧЕСКАЯ РЕГИСТРАЦИЯ НЕЙТРИНО ВЫСОКИХЭНЕРГИЙ
Г.А. Аскаръян, Б.А. Долгошеин
Регистрация нейтрино высоких энергий (> 1013 эв) из-за редкости событий требует детекторов очень большой массы (109 4- 1011 т). Использование черепковского света для регистрации адронных ливней от таких нейтрино на большой глубине в океане [1] трудно реализуемо из-за необходимого большого числа ФЭУ ввиду небольших длин поглощения света (^ 20 м).
Предложенная нами [2] акустическая регистрация таких нейтрино более эффективна из-за большой длины поглощения звука (сотни метров и более) и позволяет значительно увеличить объем регистрации и удешевить установку. В работе [3] было впервые рассмотрено излучение ультра- и гиперзвука от заряженных частиц в плотных средах из-за локальных нагревов и рождения микрополостей у треков частиц и предложено использование этого звука для регистрации частиц. Излучение звука связано с импульсным расширением среды при нагреве и рождением полостей в местах с большой удельной ионизацией — в треках (5-электронов, ядерных частиц, звезд, ядер отдачи и т.п. Излучение звука от усредненного расширения объема адронного ливня У ^ та^Ь^ где а — радиус ~ 2 4 3 см и длина L ^ 5 м для энергий 1016 эв можно оценить в ближней волновой зоне (L <С R <С L2/A = R*) в случае А > 2а давление Рэфф — ршш 4^з/2 и v^R* ~ ^^, гДе а — объемное расширение при ядерно- ионизующем воздействии, основная частота ш и тс8(а ^ 3-105 рад/сек, Q — энерговыделение. Например, при а > ат ~ 10 4 град-1 (терморасширение морской воды при 4°С) и теплоемкости С ^кал/г-град получим рэфф > (Q(3b)/1016)(1/V5iO дин/cm2, что достаточно для приема на R ^ 100 м. Возможно, что а ^ ат из-за растворенных газов и специфики ионизующего действия. Звуковое давление от каждой полости объема г и времени т жизни рш > рй^е^/2, где й^ = гссшт/2тг; при шт > 1, и й^ = —ш^т^т/2т при шт < 1. Излучение от полостей может быть в сотни раз больше, чем термоакустическое, особенно при небольших гидростатических давлениях.
После доклада [2] были проведены эксперименты [5] в Брукхавене и измерен звуковой импульс от протонного пучка в воде р и 3 ♦ 10-14 (дин/см2)/(эв/см) на расстоянии 1 м. (В ранней работе [4] по звуку от радиации в жидкости абсолютная величина сигнала не приводилась).
Это показывает осуществимость регистрации нейтрино на глубине моря или озера (типа Байкал) системой 105 гидрофонов (на массу 1011 т). Поскольку излучение звука распространяется в диске с осью, совпадающей с осью ливня (различие Д^ ^ As/L) можно определять угол прихода нейтрино. Малый уровень шумов на большой глубине и возможность отбора импульсов их обработкой облегчают регистрацию редких событий.
С помощью такой установки можно не только регистрировать нейтрино с энергией > 1015 эв, образованных в галактическом и межзвездном пространстве (> 103 событий в год в массе ^ 1011 т), но и измерить сечение взаимодействия таких нейтрино, используя непрозрачность земного шара [6] (сравнением потоков вертикальных и горизонтальных нейтрино); осуществить поиск ТУ-бозона [7] в резонансной реакции й + е -A W при Ev 1016 эв.
Литература
Н. Blood, Т. Lerded, F. Heines, A. Roberts. DUMAND The ocean as a neutrino detector Preprint FERMILAB-Pub. 76/51/Exp 1976.
Г.А. Аскар-ъян, Б.А. Долгошеин. Report on the 1976 DUMAND Summer Workshop Hawaii, Sept., 1976; Препринт ФИАН № 160, 1976.
Г.А. Аскаръян. АЭ, 3, 152, 1957.
В.Д. Воловик, Т.Ф.Попов. Письма в ЖТФ, 1, 601, 1975.
L. Sulak et al. Report on FERMILAB DUMAND meeting 20 november. 1976.
V.S. Berezinskii, G.T. Zatsepin. Proceed of the 1976 DUMAND Summer Workshop Hawaii, Sept., 1976.
B.C. Березинский, А.З. Газизов. Письма в ЖЭТФ, данный номер.
(Письма в ЖЭТФ, 1977, Т. 25, вып. 5. С. 232-233.)
ACOUSTIC DETECTION OF HIGH ENERGY PARTICLE SHOWERS INWATER
G.A. Askaryan, B.A. Dolgoshein, A.N. Kalinovsky
Introduction
The idea of using the ocean as a detector of high-energy neutrinosi) has been widespread. The program of neutrino investigations and methods of neutrino detection at large depths in the ocean are now being intensively discussed [2-4]. Of great interest is a very promising acoustical method of charged particle detection [5-8] in connection with its possible use in deep underwater neutrino experiments (the DUMAND project), as well as in massive (104 t) detectors for neutrino experiments to be performed at accelerators.
The basic characteristics of acoustic radiation, calculated in ref. 6 from the thermo-acoustic mechanism of sound generation in liquid by charged particles, were confirmed experimentally [9]. Good agreement of experiment with theory [6] provides a basis for a more elaborate development of theory and methods of calculation of an acoustic signal.
Calculations of the acoustic effects from ionizing radiation, which have been made quite recently [10, 11], do not represent, unfortunately, sufficiently rigorous solutions of a wide range of real problems. So they can claim only to provide a semi-quantitative description of processes while concrete results: an accurate spatial distribution of radiation, the shape, spectrum and amplitude of an acoustic signal, i.e., a comprehensive quantitative description of the field of acoustic radiation, cannot be obtained without simplifying assumptions and incorporation of free parameters.
In the present paper, which is a further development of the studies of refs. 6 and 12, we consider the thermo-acoustic mechanism of sound generation and the procedure for calculation of an acoustic signal on the basis of the known solutions by Kirchhoff and Poisson of wave equations (see, for example, ref. 13) and their spectral decompositions with allowance for sound absorption. The calculated characteristics of an acoustic signal are compared with the experimental data and calculation is made of the hadronic-electromagnetic cascade (HEC) and a resulting ultrasonic pulse.
The thermo-acoustic mechanism of sound generation and calculation of a sonic signal
Let us consider the process of transfer of the energy deposited on the tracks of charged particles in matter. It was shown in ref. 14 that the possible mechanisms of energy dissipation are characterized by a time that is much longer than the time of energy deposition on a track, i.e., energy on a track is deposited instantaneously. Among the possible energy dissipation mechanisms, the hydrodynamic mechanism is characterized by the shortest time thd Vcs (^s the transverse track size and cs is the velocity of sound, cs = 1,5 x 105 cm/s for water). The temperature conductivity mechanism, for example, is characterized by the time ttc — £2/x (x is the coefficient of temperature conductivity, x = 1,4 x 10 3 cm2/s for water). Therefore, thd < ttc even at I > 108 cm whereas the track size is I 106 cm). On account of the short characteristic time the hydrodynamic mechanism turns out to be the most efficient mechanism of energy transfer to matter. Its applicability is determined by the fact that the characteristic linear dimensions of the perturbation region are greater than intermolecular distances [14].
A hydrodynamic pulse on the particle track contains frequencies up to fmax = cs/l (at high ionization densities — alpha particles, nuclear fragments — even conditions for the production of shock waves arise [14]). In this case the greatest fraction of energy falls within the region of maximum frequencies [6] which are absorbed at distances of about 1 ^m in the vicinity of the track. Thus, thin heated filaments serve as radiators of sound in the hadronic- electromagnetic cascades in matter, which are of principal interest as regards the acoustical methods of detection. Obviously, the ’’fine structure”of an acoustic antenna, which the HEC is in matter, is important only in radiation of sound oscillation with wavelength X ^ 5 (5 is the mean distance between heated filaments). As calculations [6] suggest and as will be demonstrated below, detection of the HEC in water is feasible at energies Eq > 1014 eV). At these energies the number of particles in a shower is sufficiently large so that 5 <C d^ where d is the effective transverse dimension of the HEC (e.g. 5<2xl0-2 cm < d 5 cm for Eq > 1014 eV). Here, on account of interference between the various points across the HEC the effective range of radiation frequencies feff = oj^d = 15 kHz [6] (see also below). It is this frequency range that is interesting in practice from the standpoint of sound absorption in water (the length of sound absorption at these frequencies is of the order of one kilometer). It thus appears that the structure of heated filaments may affect only the high-frequency (/ ~ cs/8) part of the acoustic radiation detectable within the region of the HEC. As regards the region outside the HEC, the relatively low-frequency acoustic radiation, which is only slightly absorbed in liquid and detectable at large distances, may be considered to be due to the averaged space-continuous energy deposition from the HEC. The simplest mechanism of generation of this radiation — the thermo-acoustic one — consists in the production of a sonic wave as a result of rapid expansion of liquid in the energy deposition region. It should be noted that expansion of liquid depends upon the total energy deposition Q but not on its distribution over the region of the HEC: AV = aVM? = aVQ/VCp = aQ/Cp, where a is the thermal expansion coefficient, Cp is the specific heat capacity of the medium and p is the density of the medium.
The equation describing propagation of sound in water due to the thermoacoustic mechanism aphears as
ap_ L^E = _£дзМc2 at2 cp dt2 '' ;
Here P(r,t) is the acoustic pressure, q(r,t) is the energy deposition density. The solution to this equation is given by the Kirchhoff integral
, a f dW 8M , It - t'l1 4-кСр J |r - r'| dt2 9 V ’ cs
Now consider the generation of a sonic signal by irradiation of liquid with a beam of charged particles or from the development of the HEC initiated by a high energy particle. The development of the HEC in space occurs in a time t^ Ю8 s, which is much shorter than the sonic signal duration ts 105 s. In the case of a particle beam usually ть t81 where ть is the beam spill time and ts = d/cs, d being the beam diameter. It may thus be assumed that energy is deposited instantaneously:
(3)(3)q^.t) = q^S^t)
(3)
(3)
Using this relation, we can significantly simplify expression (2) for the signal pressure by202
writing it as
(4)
Here the integration is over the spherical surface of the radius R = cst with its centre at a detection point r.
Solution (4) (Poisson formula) does not involve the frequency dependence explicitly and so it does not permit one to take accurate account of sound absorption, which is a function of frequency, or the frequency characteristics of a transducer. Thus, solution (4) holds when (a) sufficiently wide-band transducers are used and (b) distances to the HEC R <^ T(/), where L^ is the length of sound absorption at frequency f. As has been stated above, the effective range of radiation frequencies is ^10 20 kHz. This leads to real limitations R < 100 m. The results obtained by the Poisson formula (neglecting absorption for the whole frequency range) were compared with those including sound absorption [see below, expression (8)] in the frequency range < 50 kHz at a point R = 100 m. The results obtained with both methods agree within 20-30% (see also figs. 17a and 17b).
When calculating a sonic signal at large distances from the source one should take account of sound absorption which is significantly dependent on frequency. Applying the Fourier transform to the left and right sides of expression (2 with allowance for relation (3)] and incorporating a function x, which accounts for sound absorption, for the frequency component of the pressure we have
The numerical integration in the region of the HEC energy deposition involves technical difficulties due to the rapidly oscillating function expz[z(cj/cs)|r — r'|] occurring in the integrand. The multiplicity of integral (5) can be reduced using the axial symmetry of the energy deposition distribution and the fact that the spatial distribution of energy in the HEC is approximated by the expression
N
q(Z,p) = -^-^MZVxpV-p/M^V(6)
27Г z'
г=1
whereby
2тг oo ooJ dp J dZ J pdpq^Z^p) = Eq.000
In the case of large distances from the detection point (R ^ Ae//, where Xe/f is the effective transverse dimension of the HEC energy deposition region) we may write
p-=p-=exp г—RVD (1 —cospA q^Z^ p)p dp dp dZ,cs V RD /J
p-=
p-=
where D = 1 + (Z — г)2/Д2; Z, R are the coordinates of the detection point, and г, p are the coordinates of the point at which the energy deposition occurs: dQ = q(z, p)pdpd^pdZ.
Using expression (6) as q(z^p) and integrating over p and Ц) we get
P^ = -zcjP^ = -zcja 1 "Cp^Ra 1 "Cp^RAiWUZ)(1 + F)3/2AiWUZ)(1 + F)3/2x(Fe c«x(Fe c«Wi— RVDWi— RVD(7)(7)
P^ = -zcj
P^ = -zcj
a 1 "Cp^R
a 1 "Cp^R
AiWUZ)
(1 + F)3/2
AiWUZ)
(1 + F)3/2
x(Fe c«
x(Fe c«
W
i— RVD
W
i— RVD
(7)
(7)
where 3t = кш1сзУ^ч1В.
In order to determine the time dependence of the sonic signal we make use of the inverse Fourier transform
(8)(8)Рш"с"р 4^r J VdJ шАш x^ § TiT^FF2" ^^(^ -
(8)
(8)
00
where Tq = Ra/D fcs.
The basis regularities involved in the formation of a field of acoustic radiation of the HEC can be obtained by representing the HEC energy deposition region as a thin cylindrical antenna. On the assumption that the HEC energy deposition is uniformly distributed in volume V = tvo?L (where a and L are the effective transverse and longitudinal dimension of the HEC, respectively), an expression was derived in ref. 6 for the frequency component of the sound pressure. In the near wave field (L <C R <C L2/X = R*) at an optimum angle LcosO/X < 1 the frequency component of the sound pressure is given by
lp-l -l9)
where E the HEC energy deposited within the volume V. In the far field (R R*)
. ш a EsinX ,4
1-^1 = T^7^"r^^' where X = X!^ < cos0(10)
47Г Cvp
In the approximation of the cylindrical antenna the acoustic radiation has the following characteristic features:
The radiation is substantially coherent (Peff ^ Црш\ ^ E) in the frequency range / < fcr = cs/2ттА, where 2тгА 2a is the diameter of the HEC energy deposition region. At a = 2 — 3 cm, /cr = 25 kHz.
In the near field the radiation is quasi-cylindrical (Peff ^ 1/VR) and exists in the region of a thin disc of diameter D of the order of the sound absorption length (^ 1 km at the frequency of ~ 25 kHz in sea water), the disc plane being perpendicular to the HEC axis.
The duration of a sonic pulse is т 2a]cs 10-5 s. As will be shown below, the basic characteristics of the acoustic radiation obtained with, allowance for the real spatial energy deposition of the HEC are close to the corresponding characteristics of radiation of the cylindrical acoustic antenna.
Comparison of calculations with the results of experiments on particle beams
To verify the validity of the theory of ultrasonic radiation based on the thermoacoustic mechanism, the characteristics of a sonic signal were calculated under the conditions of proton beam experiments [9]. Calculations were made using the Poisson formula through numerical integration. The energy deposition region was simulated by a cylinder whose diameter and length were chosen to suit the experimental situation. At proton beam energies of 158 and 200 MeV the dependence of linear energy loss on the depth of particle penetration into the medium was taken into consideration. The thermal expansion coefficient was taken to be a = 2,3 x 10-4/°C (water at 20°C) and the heat capacity, Cp = 4 x 107 erg/g^C.
Fig. 1 shows the signal amplitude as a function of the energy deposition in water for absorption of a 200 MeV proton beam of 4,5 cm diameter (the path length being 30 cm). The signal was calculated at a point positioned 1 m off the beam axis and moving along the beam from Z = 0 (entrance of the beam) to Z = 0 cm (end of the range). The differences between curves 1 and 3 are due to a build-up in the proton energy loss at the end of the range (the Bragg peak, see fig. 2) and to the influence of the final dimensions of the energy deposition region on the signal value.
Fig. 2 presents the pressure signal amplitude as a function of the location of the detector along the Z axis parallel to the axis of the cylindrical region of the energy deposition of a 158 MeV proton beam, as well as the linear density of the energy deposition as a function of the beam penetration depth. The distance between the beam axis and the Z axis was R = 8 cm. One can observe good agreement with the experimental data [9] given in the same figure. The spatial distribution of the sonic signal is significantly affected by nonuniformity of the linear energy loss (signal maximum in the region of the Bragg peak) and by the final dimensions of the energy deposition region (signal attenuation near the boundaries of the energy deposition region).
Fig. 1. Sonic signal amplitude as a function of the total energy depositon Eq. Circles denote the experimental data [9]Fig. 1. Sonic signal amplitude as a function of the total energy depositon Eq. Circles denote the experimental data [9]Fig. 2. Signal amplitude as a function of detector location (position). Circles denote the experimental data [9]Fig. 2. Signal amplitude as a function of detector location (position). Circles denote the experimental data [9]
Fig. 1. Sonic signal amplitude as a function of the total energy depositon Eq. Circles denote the experimental data [9]
Fig. 1. Sonic signal amplitude as a function of the total energy depositon Eq. Circles denote the experimental data [9]
Fig. 2. Signal amplitude as a function of detector location (position). Circles denote the experimental data [9]
Fig. 2. Signal amplitude as a function of detector location (position). Circles denote the experimental data [9]
The dependence of the sonic signal on the distance between the detector and the energy deposition region for various positions of the detector along the axis of a 200 MeV proton beam is shown in fig. 4.
A good agreement obtained between experiment and calculation based on the thermoacoustic mechanism of sonic radiation indicates that such mechanisms of sound generation as microbubbles, cavitation and other mechanisms do not seem to make significant contribution to the effect, in any case for water and for particles whose specific ionization is not substantially different from the minimum one. This statement is in disagreement with the experimental work of ref. 16 in which it has been concluded that the microbubble mechanism of sound generation is predominating.
The strongest argument in favour of the thermoacoustic mechanism of sonic radiation is the dependence of the sonic signal on the water temperature which is similar to that of the thermal expansion coefficient [9, 17]. Experiments [9] revealed the fact that a sonic signal produced by charged particles in water becomes zero at t = 5,7°C rather than at t = 4°C (q = 0). This fact cannot be explained by the microbubble mechanism of sound generation as in this case a sonic signal has to become zero at temperatures lower than 4°C or does not have to become zero at all. Such a phenomenon may be attributed to electrostriction on the charged particle track, i.e., compression of the medium volume due to an electrostatic field arising from ionization. We shall estimate this effect.
A moving charged particle creates TVq pairs of ions per unit length. This number of ion pairs decreases with the time because of recombination:
V(t) = 7V0/(l + M^
where тц = 4V(t)/7rZ2 is the concentration of ions on the track with transverse dimension which equals l\l = 0,5 x 10-6 cm for water [15]]. The recombination coefficient 3 = 1/n^-
Fig. 3. Signal amplitude as a function of proton beam diameter. Circles denote the experimental data [9]Fig. 3. Signal amplitude as a function of proton beam diameter. Circles denote the experimental data [9]Fig. 4. Signal amplitude as a function of distance between the detector and beam axis. Circles denote the experimental data [9]Fig. 4. Signal amplitude as a function of distance between the detector and beam axis. Circles denote the experimental data [9]
Fig. 3. Signal amplitude as a function of proton beam diameter. Circles denote the experimental data [9]
Fig. 3. Signal amplitude as a function of proton beam diameter. Circles denote the experimental data [9]
Fig. 4. Signal amplitude as a function of distance between the detector and beam axis. Circles denote the experimental data [9]
Fig. 4. Signal amplitude as a function of distance between the detector and beam axis. Circles denote the experimental data [9]
Here т is the time needed to bring two ions together:
т = J dx/kE = J J^^x = d^/^keni,dd
where d cm n-1/3 is the initial distance between two neighbouring ions, к is the ion mobility (k м 1 CGSE). E^ = е/гж2 is the electrostatic field of an ion and s is the dielectric coefficient (s = 80 for water). Then we obtain ,3 = h/o ^2 x 10-11.
At small distances from ions the interaction energy between ions and molecules becomes greater than the kinetic energy of a molecule, so a group of molecules is formed around each ion, i.e., local compression of the medium occurs. If the density of the medium is p, the concentration of molecules is n and their molecular weight is TH, the volume of the medium per molecule is Vi = l/n = MJpNa^ where Na is Avogadro’s number. If a group consists of v molecules, the change in volume of medium per ion will be NVi = i/(Vi — Vo), where Vo is molecular volume. Usually Vi Vo and AU — ^U.
In the conditions of the proton beam experiment [9] [spill time is 50 ps, the proton energy is 158 MeV, the radius of the beam is 0,5 cm, the mean value of the number of ions is 5 x 105 (pair of ions)/cm] the changes in the volume of the medium due to the thermoacoustic mechanism and electrostriction will be, respectively
ДИг ~ ^NtW,
Op e
^VES -AVt-Nmwt,
e
where j is the proton beam current, W is the energy needed for ion pair creation (W = = 30 eV). Assuming the amplitude of sonic signal P ^ (AV) [6], in an effective frequency range Jeff — csj2a (teff м 2a/cs) we shall obtain
PtPtCp e tefi ’Cp e tefi ’
Pt
Pt
Cp e tefi ’
Cp e tefi ’
PesPesteff 3 e pN0t2eff /3 e"teff 3 e pN0t2eff /3 e"2Д VES ^Z2 j _ 2vM ttZ2 j
Pes
Pes
teff 3 e pN0t2eff /3 e"
teff 3 e pN0t2eff /3 e"
The minus sign indicates the rarefaction signal.
Thus we obtain:
PesPtPesPt(assuming v = 10).(assuming v = 10).vMCpid2 ~ IO”52aW NAtef fN^Pcy
PesPt
PesPt
(assuming v = 10).
(assuming v = 10).
That is, the compression impulse amplitude becomes equal to the rarefaction one at a ex cm 10-5. That means that the sonic signal produced by the beam of charged particles in fresh water has to become zero at t м 6°C.
We note that the temperature curve of the sonic signal produced by absorption of a laser beam in water [17], when electrostriction is absent, crosses the temperature axis exactly at t = 4°C.
The electrostriction correction to the sonic signal produced by charged particles under the ordinary conditions is not significant (^ 10% at a cm 10-4). This allows one to rely on the calculation procedure described above and based on the thermoacoustic mechanism of sound radiation for the prediction of pulsed acoustic fields arising from the development of hadronic-electromagnetic cascades in water.
Calculation of the HEC
When a high energy particle traverses a medium, a hadronic-electromagnetic cascade (HEC) arises. The appropriate field of the energy deposition, set up in a time L)c ~ ^ 10-8 s (where L is the effective cascade length and c is the velocity of light) determines an ultrasonic pulse. In the present paper we consider the HEC initiated in water by protons with energies from 400 to 107 GeV. It should be noted that the distribution of energy deposition in the HEC at high energies (Eo > 103 GeV) is practically independent of the kind of primary particle since at these energies the shape of the HEC is determined by the electromagnetic shower (EMS) initiated by gamma quanta of 7r°-decay (see below). The calculation was made by Monte Carlo method with the use of the inclusive approach according to the MARS program [18].
Calculations involved elastic and inelastic interactions between hadrons and hydrogen nuclei, inelastic interactions with oxygen nuclei, decays: тг° —> 2y, /z± —> v^v^Y energy loss of charged hadrons due to ionization and excitation of atoms, bremsstranlung and pair
production. To simulate hadron-nucleus interactions, use was made of phenomenological formulas [19] describing the inclusive spectra of secondary hadrons. These formulas were verified up to energies of 2000 GeV by accelerator data and at higher energies by the data obtained in cosmic-ray experiments [20].
In calculating the density distributions of the energy deposition, we took into account
the contributions from the electromagnetic interactions of hadrons, the contributions of electromagnetic showers with allowance for their lateral and longitudinal development1 and
approximately the contributions from neutrons of energy E < 10 MeV, recoil nuclei and nuclear splitting. When calculating the EMS, we simulated the production of a тг-meson,
its decay into two gamma quanta and then simulated the gamma quantum range till the production of an electron pair. From this point the EMS was described by semiempirical
Fig. 5. Density of the energy depositon in the region of the maximum of the HEC initiated by protons and electrons (smooth curves: the calculation of ref. 21)Fig. 5. Density of the energy depositon in the region of the maximum of the HEC initiated by protons and electrons (smooth curves: the calculation of ref. 21)formulas and the contribution of the energy deposition to the corresponding spatial cells was calculated.
Fig. 5. Density of the energy depositon in the region of the maximum of the HEC initiated by protons and electrons (smooth curves: the calculation of ref. 21)
Fig. 5. Density of the energy depositon in the region of the maximum of the HEC initiated by protons and electrons (smooth curves: the calculation of ref. 21)
The reliability of calculations in the range 20 MeV-400 GeV was verified by comparing them with numerous experimental data obtained at accelerators.
Since at high energies the main mechanism of energy deposition is the EMS, the radial distributions of the energy deposition at the maximum of cascades initiated by a hadron and an electron must, in practice, be very similar. This is confirmed by fig. 5 which shows, for two energies, the radial distributions of the energy deposited at the maximum of the cascade initiated by a proton (our calculation) and an electron (calculation of ref 21).
Figs. 6-8 display some results of calculations of the HEC in water for primary energies of 400 and 107 GeV. The radial density distributions of the energy deposition have a shape representative of shower theory. Figs. 7 and 8 illustrate the contributions of various energy deposition mechanisms to the radial and longitudinal distributions. One can observe the dominant role of the EMS at high energies.
'in ref. 12 the contribution of the EMS to the total energy deposition was calculated in the approximation of its straightforward development, which overestimated the radial density gradient of the energy deposition near the axis of the HEC.
Fig. 6. Radial distributions of the energy deposition at various depths of the HEC development
Fig. 7. Contribution of various mechanisms to the radial distributions of the energy deposition of the HECFig. 7. Contribution of various mechanisms to the radial distributions of the energy deposition of the HECFig. 8. Contribution of various mechanisms to the longitudinal distributions of the energy deposition of the HECFig. 8. Contribution of various mechanisms to the longitudinal distributions of the energy deposition of the HEC
Fig. 7. Contribution of various mechanisms to the radial distributions of the energy deposition of the HEC
Fig. 7. Contribution of various mechanisms to the radial distributions of the energy deposition of the HEC
Fig. 8. Contribution of various mechanisms to the longitudinal distributions of the energy deposition of the HEC
Fig. 8. Contribution of various mechanisms to the longitudinal distributions of the energy deposition of the HEC
Fig. 9. Energy dependence of the position and value of the maximum separately for the radial and for the radius-integrated density of the energy depositionFig. 9. Energy dependence of the position and value of the maximum separately for the radial and for the radius-integrated density of the energy deposition
Fig. 9. Energy dependence of the position and value of the maximum separately for the radial and for the radius-integrated density of the energy deposition
Fig. 9. Energy dependence of the position and value of the maximum separately for the radial and for the radius-integrated density of the energy deposition
The energy dependence of the basic characteristics of the HEC — position and value of the maximum separately for the energy deposition density and for the radius-integrated distributions — are presented in fig. 9. It can be seen that with increasing energy the maximum continuously shifts in the direction of primary particle motion and the energy deposition values at the maximum, divided by the primary energy, are practically independent of energy, starting from 104 GeV.
Calculation of a sonic signal from the HEC
In order to explore the potentialities of applying the acoustic method to detection of neutrinos in the deep ocean and using this method in massive detectors at accelerators, we have calculated the characteristics of a sonic signal generated by thft development of the HEC in water. The spatial density of the energy distribution in the HEC was approximated by expression (6) in which the first three terms were retained. In this case agreement with the distributions calculated by the Monte Carlo method was not worse than 30%. Special investigations have shown that the 30% uncertainty in the energy deposition density may lead, in the frequency range / < 100 kHz and at distances Я > 50 m, to an uncertainty in the sonic signal value, which does not exceed 30% either. In the calculation of a sonic signal near the axis of the HEC (R < 3reff, where reff is the effective radius of the HEC) the uncertainty in the acoustic signal value increases.
As has already been indicated, when calculating a sonic signal at large distances from the sound source one should take account of sound absorption by the medium. The following expression was used as a function x(w) including absorption of a sonic signal [22]:
= exp(—0,115^S), T] = 0,036(cj/27f)3/ dB/km,
where S = |r — r'| is the distance from the detection point to the element of the volume duf in which energy q(rf)dvf is deposited.
The thermal expansion coefficient for sea water at 5 km depth was taken to be o = = 2,1 x 10-4°C-1 and the heat capacity of water, Cp = 3,6 x 107 erg/g-°C [23]1.
Figs. 10a and 10b display the frequency spectra of the sonic signal from the HEC with an energy of 107 GeV for different locations of the detector. As is evident from the figures, the position of the maximum slightly shifts from a frequency of 20 kHz towards lower frequencies as the detector approaches the HEC. Softening of the sonic signal spectrum is also observed when the detector is moved along the axis of the HEC, which is due to broadening of the cascade at large depths of its development. It is also seen from fig. 10a that frequencies of > 50 kHz contribute but little to the sonic signal2.
*As was pointed out in ref. 23, the value of ajCp for sea water at 5 km depth coincides with the value of a!Cp for fresh water at t = 20° C.
f, KHZf, KHZf, kHZf, kHZFig. 10. (a) Frequency spectrum of the sonic signal for different distances between the detector and HEC axis without (solid curves) and with sound absorption (broken curves), (b) Frequency spectrum of the signal for various positions of the detector along the HEC axis without sound absorptionFig. 10. (a) Frequency spectrum of the sonic signal for different distances between the detector and HEC axis without (solid curves) and with sound absorption (broken curves), (b) Frequency spectrum of the signal for various positions of the detector along the HEC axis without sound absorptionFig. 11. Pressure signal shape with (broken curves) and without sound absorption (solid curves)Fig. 11. Pressure signal shape with (broken curves) and without sound absorption (solid curves)
f, KHZ
f, KHZ
f, kHZ
f, kHZ
Fig. 10. (a) Frequency spectrum of the sonic signal for different distances between the detector and HEC axis without (solid curves) and with sound absorption (broken curves), (b) Frequency spectrum of the signal for various positions of the detector along the HEC axis without sound absorption
Fig. 10. (a) Frequency spectrum of the sonic signal for different distances between the detector and HEC axis without (solid curves) and with sound absorption (broken curves), (b) Frequency spectrum of the signal for various positions of the detector along the HEC axis without sound absorption
Fig. 11. Pressure signal shape with (broken curves) and without sound absorption (solid curves)
Fig. 11. Pressure signal shape with (broken curves) and without sound absorption (solid curves)
Fig. 11 presents the shape of the sonic signal in time for / < 50 kHz. The pressure signal represents two successive compression and rarefaction signals, each with an effective duration т ^ 10 — 20 p,s. The position of the compression and rarefaction signals on the time scale (t — R/cs) and their duration indicate that the efficient source of sound in the HEC is a region near the axis with a radius of about 2 cm.
It is worth noting an interesting feature in the behaviour of the shape of the pressure signal with a change in the distance between the detector and the HEC. Namely, the ratio of the amplitude of the rarefaction signal to the compression signal, which is less than unity at small distances, increases with distance (see fig. 12). This phenomenon can be used to determine the distance from the detector to the HEC, which enables one, given the dependence of the sonic signal value on distance, to determine the HEC energy.
It is evident from figs. 10 and 11 that up to distances of 1000 m the sound absorption little affects the signal amplitude. Fig. 13 shows isobaric lines of equal amplitude of the signal pressure for the HEC with an energy of 107 GeV without allowance for sound absorption in water. The specific shape of isobaric lines, when information is extracted sufficiently comprehensively, may enable one to determine the direction of the HEC development [12] and may also provide a more reliable extraction of a useful signal against the background of random noise. The dependence of the signal amplitude on distance R in a transverse direction about the HEC axis for three values of Z is given in fig. 14.
Fig. 13. Isobaric lines of the same signal amplitude. Curve 1 corresponds to a pressure of 6,2 x xlO-4 dyn/cm2, each subsequent curve corresponds to a pressure which is half as great as that of the preceding curveFig. 13. Isobaric lines of the same signal amplitude. Curve 1 corresponds to a pressure of 6,2 x xlO-4 dyn/cm2, each subsequent curve corresponds to a pressure which is half as great as that of the preceding curveR,mR,mFig. 14. Signal amplitude as a function of distance for various positions of the detector along the HEC axis. Solid curves, without sound absorption; broken curves, with sound absorptionFig. 14. Signal amplitude as a function of distance for various positions of the detector along the HEC axis. Solid curves, without sound absorption; broken curves, with sound absorptionFig. 15. Sonic signal amplitude as a function of energy of the HECFig. 15. Sonic signal amplitude as a function of energy of the HECFig. 12. Amplitude ratio of the rarefaction signal to the compression one as a function of distance between the detector and the HEC
Fig. 13. Isobaric lines of the same signal amplitude. Curve 1 corresponds to a pressure of 6,2 x xlO-4 dyn/cm2, each subsequent curve corresponds to a pressure which is half as great as that of the preceding curve
Fig. 13. Isobaric lines of the same signal amplitude. Curve 1 corresponds to a pressure of 6,2 x xlO-4 dyn/cm2, each subsequent curve corresponds to a pressure which is half as great as that of the preceding curve
R,m
R,m
Fig. 14. Signal amplitude as a function of distance for various positions of the detector along the HEC axis. Solid curves, without sound absorption; broken curves, with sound absorption
Fig. 14. Signal amplitude as a function of distance for various positions of the detector along the HEC axis. Solid curves, without sound absorption; broken curves, with sound absorption
Fig. 15. Sonic signal amplitude as a function of energy of the HEC
Fig. 15. Sonic signal amplitude as a function of energy of the HEC
The dependence of the signal on the HEC energy is shown in fig. 15. As the data presented suggest, this dependence is nearly linear (^ S1’07) in a wide range of HEC energies. A slight deviation from the linear increase of the signal may be explained by the fact that with increasing HEC energy the value of the energy deposition density gradient rises and so the contribution of high frequencies relatively increases.
Calculations were also made of the acoustic field for the HEC with an energy of 400 GeV, which are interesting when compared with experiments performed at FNAL [24]. The characteristics of sonic signals were calculated by Poisson formula (4), except for the results
Fig. 16. Signal amplitude as a function of spatial arrangement of the detector for the HEC energy So = 400 GeVFig. 16. Signal amplitude as a function of spatial arrangement of the detector for the HEC energy So = 400 GeVpresented in fig. 17a which were calculated by formula (8). The applicability of the Poisson formula in the given case is due to the fact that the acoustic field is intended to be explored at distances of ^ 1 m from the axis of the HEC [24] and sound absorption at such distances can be neglected. On the other hand, it is necessary to ensure a sufficiently wide-band reception (up to 100-200 kHz) when making measurements within the volume or the HEC, especially in the vicinity of its axis where the radial density gradient (see fig. 7a) may lead to a considerable contribution of high frequencies. The approximation of the continuous distribution of the energy deposition is also justified here since the amplitude of the signal in water from the HEC with an energy of 400 GeV (^ 10-7 dyn/cm2, see below) is far beyond the possible range of detection (^ 10-3 - 10-4 dyn/cm2).
Fig. 16. Signal amplitude as a function of spatial arrangement of the detector for the HEC energy So = 400 GeV
Fig. 16. Signal amplitude as a function of spatial arrangement of the detector for the HEC energy So = 400 GeV
33Fig. 17. (a) Pressure signal shape for different distances between the detector and the HEC with an energy of 400 GeV. (b) Pressure signal shape for various positions of the detector along the axis of the HEC with an energy of 400 GeVFig. 17. (a) Pressure signal shape for different distances between the detector and the HEC with an energy of 400 GeV. (b) Pressure signal shape for various positions of the detector along the axis of the HEC with an energy of 400 GeVTherefore, detection is possible only for the case of simultaneous interaction of a group of protons with the total energy deposition > 1014 eV. This will lead to the fulfillment of the condition Amin(~ 200 kHz) > 3, the mean distance between tracks (hot filaments).
3
3
Fig. 17. (a) Pressure signal shape for different distances between the detector and the HEC with an energy of 400 GeV. (b) Pressure signal shape for various positions of the detector along the axis of the HEC with an energy of 400 GeV
Fig. 17. (a) Pressure signal shape for different distances between the detector and the HEC with an energy of 400 GeV. (b) Pressure signal shape for various positions of the detector along the axis of the HEC with an energy of 400 GeV
Fig. 16 shows the dependence of the signal amplitude on the detector location. It is worth noting a drastic increase in the signal value as the axis of the HEC is approached. This may be explained by the fact that although the fraction of the energy deposited near the cascade axis is small compared with the total energy deposition, the efficiency of energy emission in the form of highfrequency sonic waves is high because of a large density gradient of the energy deposition. As a result of high sensitivity of the signal value on the cascade axis to the form of the radial distribution of the energy deposition near the axis, the signal amplitude value may comprise a factor 2 as an uncertainty.
The shape of the pressure signal is displayed in figs. 17a and 17b for different positions of the detector. The results presented suggest that the ratio of the amplitude of the rarefaction signal to the compression signal is 0.3-0.5, increasing with distance from the HEC. The results presented in fig. lb also imply that at distances comparable with the HEC length the shape of the pressure signal is very strongly dependent on the position of the detector along the cascade axis. More specifically, when the detector is moved in the direction of the HEC development there occurs a considerable increase in the duration of the pressure signal and the signal front becomes less steep (softening of the frequency spectrum of the signal) (see also fig. 10). This is due to a decrease in the density gradient of the energy deposition with increasing depth of the HEC development. From comparision of the shape of the pressure signal calculated by formula (8) (fig. 17a, curve 2) and by the Poisson formula (fig. 17b, curve 2) one can see that the use of a detector having a limited frequency band (/ < 50 kHz) leads to a distortion of the signal shape (the duration increases and the signal front becomes less steep) as compared with the case when all frequencies are received.
Conclusion
The described procedure for calculation of sonic signals from particle showers in water enables one to obtain the total quantitative characteristics of the sonic field in the case of a random distribution of the energy deposited.
As has been demonstrated above, measurement of the characteristics of the acoustic field of the HEC in water (amplitude of the sonic signal, its spatial and time distributions, frequency characteristics, rarefaction-to-compression amplitude ratio, etc.) can give very useful information about the HEC: energy, direction of its development, width, spatial distribution of particles and the like. The realization of such a program is wholly dependent on the potentialities of detecting sonic signals which are very small in amplitude (see fig. 14).
It is expedient to consider two fields of possible application of the acoustic method of detection [6, 9]. The first pertains to detection of cosmic neutrinos in the ocean (the DEMAND project [4]). In this case, even if the noise level of hydrophones in the deep ocean were determined only by thermal noise [23] (Ptherm = Ю1 dyn/cm2-Hz1/2 at a frequency of 20 kHz) neutrino-induced showers in water seem to be detectable only starting from energies of ~ 1015 eV (a signal of 5 x 10 5 dyn/cm2 at a distance of 100 m, the signal-to-noise ratio ~ 1 when using a group of 103 — 104 hydrophones for detection of one cascade). The set-up of this type is intended to detect neutrinos of interstellar and intergalactic origin [4] with energies > 1015 eV and is to have a volume of ~ 100 km3 [4, 6].
The other possibility is associated with the manufacture of inexpensive, massive detectors (~ 104 t) for accelerator physics [9]. As has been shown above, the signal from the cascade in water with an energy of 400 GeV will be as low as ~ 107 dyn/cm2 at a distance of 1 m; so the use of acoustic detectors in water is feasible only starting from energies ~ 1014 eV. Yet, detection of a single cascade of ~ 1012 eV is feasible if one employs, instead of water, another liquid, having a much larger value of ajCp^ as a detecting medium. For example, (a/Cp)cci4/(a/Сp)h2o — 50 and the detectable sonic signal per unit energy deposited is also farger by a factor of ~ 50 [9]. We can mention the use of a large coherent array of detectors [25] (signal-to-noise ratio ~ VN^ where TV is the number of detectors) as an additional possibility of reducing the energy threshold of detection.
All this gives good reasons to believe that the acoustical method of particle detection may find applications both at accelerators of the new generation and for detection of cosmic neutrinos in the ocean.
References
M.A. Markov, Prot. 10th Int. Conf, on High energy physics, Rochester (1960) p. 579; I.M. Zheleznykh and M.A. Markov, Physics of high energy neutrinos, D-577, Dubna (1960).
Proc. 1975 DUMAND Summer Workshop, Bellingham, Wash. (1976).
Proc. 1976 DUMAND Summer Workshop, Hawaii (1976).
V.S. Berezinsky and G.T. Zatsepin, Uspekhi Piz. Nauk 5 (1977).
G.A. Askarian, Atomnaya Energiya 3 (1957) 152.
G.A. Askarian and B.A. Dolgoshein, Preprint no. 160, Lebedev Physical Institute of the USSR Academy of Sciences, Moscow (1976); G.A. Askarian and B.A. Dolgoshein. ZhETF pys’ma 25 (1977) 5; B. Dolgoshein, Proc. 1976 DUMAND Workshop, Hawaii (1976).
T. Bowen, Proc. 1976 DUMAND Workshop, Hawaii (1976).
L. Sulak, Proc. 1976 DUMAND Workshop, Hawaii (1976).
L.R. Sulak, Proc. Int. Conf, on Neutrino physics and neutrino astrophysics, vol. 2, Baksan Valley. (1977); L.R. Sulak et al., Nucl. Instr, and Meth. 161 (1979) 203.
J. Learned, Prot. La Jolla Workshop on Acoustic detection of neutrinos, San Diego (1977); J.G. Learned, UCI Physics preprint, 7744 (1977).
T. Bowen, Proc. La Jolla Workshop on Acoustic detection of neutrinos, San Diego (1977).
G.A. Askarian, B.A. Dolgoshein, A.N. Kalinovsky and N.V. Mokhov, Preprint no. 140, Lebedev Physical Institute, Moscow (1977); G.A. Askarian, B.A. Dolgoshein, A.N. Kalinovsky and N.V. Mokhov, Proc. Int. Conf, on Neutrino physics and neutrino astrophysics, vol. 2, Baksan Valley (1977).
E. Skudrzyk, Die Grundiagen der Akustik (Wien, 1954).
V.I. Goldansky, E. Ya. Lantsburg and P.A. Yampolsky, ZhETF pys’ma 21 (1975) 6.
E. Kobetich and R. Katz, Phys. Rev. 170 (1968) 391.
V.D. Volovik, V.V. Petrenko and G.F. Popov, ZhTP pys’ma 3 (1977) 10.
P.I. Golubniehiy, G.S. Kalyuzhnyi and V.I. Yakovlev, Preprint 167, Lebedev Physical Institute, Moscow (1978).
N. V. Mokhov, Preprint 76--64, IHEP, Serpukhov (1976). I.S. Baishev, S.L. Kuchinin and N.V. Mokhov, Preprint 78-2, IHEP (1978).
L.R. Kimel and N.V. Mokhov, Izv. Vuzov (fizika) 10 (1974); N.V. Mokhov and Yu.P. Nikitin, in Problems of nuclear and cosmic-ray physics, vol. 6 (Kharkov, 1977).
E.A. Mamidzhanyan et al., Preprint 238 (31)-77, Erevan Physical Institute, Erevan (1977).
K. Kamata and J. Nishimura, Progr. Theor. Phys. Suppl. 6 (1958) 93.
G.N. Sverdlin, Applied hydroacoustics (Sudostroycniye, Leningrad, 1976) (in Russian).
H. Bradner, Proc. La Jolla Workshop on Acoustic deleclion of neuirinos, San Diego (1977).
T. Bowen et al., Proposal for detector development study of acoustic calorimetry at Fermilab energies, PHAL (1977).
L. Sulak et al., Proc. La Jolla Workshop on Acoustic detection of neutrinos, San Diego (1977).
(NUCLEAR INSTRUMENTS AND METHODS 164 (1979) 267-278.)
ИЗБЫТОЧНЫЙ ОТРИЦАТЕЛЬНЫЙ ЗАРЯДЭЛЕКТРОННО-ФОТОННОГО ЛИВНЯ И КОГЕРЕНТНОЕРАДИОИЗЛУЧЕНИЕ ОТ НЕГО
Г.А. Аскаръян
Избыточный отрицательный заряд электронно-фотонного ливня
Три процесса способствуют образованию избытка электронов в лавине: аннигиляция позитронов на лету и вовлечение комптоновских и 5-электронов в ливневую лавину. Оценим этот избыток зарядов.
Запишем уравнения для среднего числа электронов п_ и позитронов п+ интересующих нас энергий в виде
п- = Ф(<) - п_/т_ + п5>к, п+ = Ф(£) - п+/т+,
где Ф(£, п±,п7) — функция парного воспроизведения электронов и позитронов частицами ливня и у-лучами, ng^ — число комптон- и 5-электронов интересующих нас энергий, образуемых в единицу времени квантами и частицами ливня, т± — время жизни заряженных частиц до потери энергии на образование у-квантов. Положим 1/т+ = 1/т_ + 1/та, где та — время жизни позитрона до аннигиляции.
Вычитая уравнение для п^. из уравнения для п_, получим для избытка частиц v = п_ — п^ уравнение
V + и/т- = п+/та + п5,к м п+/та.
Значение v можно оценить, полагая п+)та м АеНт*, где Т+ — характерное время нарастания числа аннигилирующих позитронов. Для этого случая получим
6+ 1/Т+ + 1/т_ * та(1/Т+ + 1/т_) при #•
Легко видеть, что Т+т_, поэтому v ~ п+т/та. Так как т и lrad/c и та ^ 1/^сгас,
где сечение аннигиляции
о-а тгГо(тс2/^+) ln(2S+/mc2), и радиационная длина
Ud = 137/4Z^r2 1n(183/Z1/3),
то отношение
т 137 / тс2\ 1п(2Е/тс) В
7 4Z ) ln(183/ZV3) ~ ZE^
Оно не зависит от плотности среды, а зависит только от ее атомного номера Z и энергии частиц. Например, для Z ^ 10, при средней энергии частиц, в максимуме развития ливня Е ^ 108 эВ получим т/та ~ 0.1, т.е. число движущихся электронов в ливне может на десяток процентов превосходить число позитронов.
Когерентное радиоизлучение от ливня
Наличие движущегося некомпенсированного заряда в ливне может на много порядков повысить всплеск черенковского, тормозного или переходного излучения в области радиоволн. Неоднократно обсуждались различные возможности регистрации космических ливней по всплескам радиоизлучения (см., например, [1]). Когерентное усиление радиоизлучения от избыточного заряда повышает шансы радиорегистрации ливней. Действительно, в диапазоне длин волн, превосходящих размеры сгустка, интенсивность излучения пропорциональна v2. Эта величина тем больше, чем больше число частиц в ливне, что делает предпочтительней радиорегистрацию мощных электронно-фотонных ливней.
Плотность среды определяет размеры локализации частиц ливня и волновой диапазон, в котором излучение когерентно. Вспышка когерентного излучения возникает, когда в ливне родилось много частиц с такой энергией, при которой аннигиляция позитронов становится уже заметной, но пробег которых еще не слишком мал. В воздухе размеры ливня и длины излучаемых волн порядка сотен метров. В плотных средах когерентное радиоизлучение лежит в диапазоне длин волн ~ 14-100 см. Представляет интерес регистрация всплеска радиоизлучения от ливня, рожденного в блоке плотного вещества частицей высокой энергии (из космоса или от ускорителя), так как по интенсивности всплеска можно оценить число частиц в ливне и энергию первичной частицы. Мощность излучения резко зависит от энергии Eq первичной частицы:
(e2v2(с^ш/Хш и 3(lO_|6So)2 мВт при До; ~ 0,1cj ~ 2 • 109 (А ~ 10 см);
например, при Eq и 1018 эВ мощность излучения AJ^ ~ 30 Вт. Очевидна выгода использования сред, в которых ливень имеет минимальные размеры, так как это позволит продвинуться в диапазон больших частот, где черенковское излучение более интенсивно.
Отметим, что возможны иные механизмы разделения зарядов в ливне. Например, В.И. Гольданский указал (частное сообщение), что поляризация ливня земным магнитным полем может привести к появлению когерентного радиоизлучения. В.И. Голь- данскому принадлежит также идея регистрации такого ливня по переходному излучению, возникающему при налетании на поверхность земли.
Повышение эффективности регистрации космических частиц и ливней сверхбольших энергий может дать ценные сведения о редких процессах гигантских энергий, происходящих в космосе. Ниже мы рассмотрим возможный способ дистанционной регистрации проникающих частиц по всплескам радиоизлучения в глубине грунта Земли и Луны.
Регистрация проникающих частиц и ливней под землей и на Луне
Недавно было обнаружено наличие обширных подземных зон, в которых могут распространяться радиоволны [2]. Было установлено, что поверхностный слой земли полностью экранирует внутренние зоны от внешних электромагнитных помех. Малое затухание радиоволн (особенно в породах типа каменной соли, мрамора, гранита и т.д.), большая диэлектрическая проницаемость пород и отсутствие радиопомех в глубине позволяют надеяться на эффективную регистрацию космических частиц высокой проникающей способности, например /z-мезонов, по черенковскому излучению радиоволн, испускаемых при проникании частиц вглубь грунта или развитии там ливня от этих частиц.
Оценим эффективный сигнал от ливня: излучаемая мощность от движения избыточного заряда ливня ^Зш ~ (е2у2/с)шДш ^ 10 мкВт при v ~ Щ7 и До; ~ ~ 0,1си ~ 2 • 108 (А ~ 1 м). Оценки пути поглощения Z для не слишком коротких радиоволн, Z ^ ^с^тт (см. [3]), по данным о проводимости а чистых пород типа каменной соли, мрамора, гранита (см., например, [4]) показывают, что пути поглощения в чистых породах превышают интересующее нас расстояние R порядка километра до точки приема. Напряженность поля сигнала, эквивалентного излучаемой мощности s и ^ev)сН^ш/Хш и 30 мкВ/м), что во много раз превышает уровень собственных шумов обычного приемника (еШум ~ 0,1 мкВ/м — см., например, [3], стр. 88).
Следует отметить, что размеры объема пород, в которых могут быть зарегистрированы акты взаимодействия, соизмеримы с радиационной длиной для ц-мезона в плотной среде (порядка километров), что повышает эффективность регистрации /z-мезонов по рождаемым ими электронно-фотонным ливням. Отсутствие внешних радиопомех позволит использовать усилители с низкими уровнями собственных шумов и регистрировать всплески радиоизлучения от групп мезонов ливня, рожденного в атмосфере, или от отдельных мезонов.
Отметим, что генерация радиоволн космическими частицами и ливнями в грунте должна быть более интенсивна на Луне, не имеющей магнитного поля и атмосферы и допускающей к своей поверхности любые космические частицы любых энергий, причем поглощение радиоволн в лунном грунте должно быть мало даже вблизи поверхности. Это облегчит регистрацию вспышек грунтового радиоизлучения ливней при помощи соответствующей аппаратуры, заброшенной на Луну.
Вообще, значение грунтовой радиосвязи на Луне будет, по-видимому, велико из-за отсутствия слоя Хевисайда и большой кривизны лунной поверхности, делающих невозможной внешнюю радиосвязь между двумя удаленными объектами на лунной поверхности.
Литература
Дэю. Дэюелли. Черепковское излучение, ИИЛ, I960, гл. 11, и. 5.
Radio-Electronics, 31, 10, 6, 1960.
Я.А. Альперт, В.Л.Гинзбург, Е.Л. Фейнберг. Распространение радиоволн, Гостехиздат, 1953.
Сб. физических констант, ОНТИ, 1937, стр. 202.
(ЖЭТФ, 1961, Т. 41. Вып. 2(8), С. 616-618.)
КОГЕРЕНТНОЕ РАДИОИЗЛУЧЕНИЕ ОТ КОСМИЧЕСКИХ ЛИВНЕЙВ ВОЗДУХЕ И В ПЛОТНЫХ СРЕДАХ
Г. А. Аскаръян
В статье автора [1] было показано наличие движущегося избыточного отрицательного заряда у электронно-фотонного ливня и когерентного радиоизлучения от него. В данной статье приведены расчеты такого когерентного радиоизлучения, из которых следуют некоторые новые возможности регистрации ливней по всплескам радиоизлучения. Будет показано, в частности, что при малых черен-ковских углах (например, ливень в воздухе) условия когерентности соблюдаются даже для длин волн, гораздо меньших размера сгустка частиц ливня. Отмечена также роль стволов ливней в доведении энергии до рабочего слоя при регистрации радиоизлучения в плотных средах.
Рассмотрим условия когерентности излучения избыточного заряда ливня в среде. Этот заряд
Q и e(Ne - Np) м 0,leNe
в максимуме развития ливня распределен пропорционально плотности частиц в ливне [1]. (Сгусток частиц ливня после прохождения пути L в среде имеет продольный размер г, гораздо меньший, чем поперечный р*, действительно,
р L6S; г и LAvz/c L(1 - cos#s) ^^/2,
т.е. zj р to Оs < 1.) Поэтому можно считать сгусток тонким, учитывая лишь распределение плотности заряда сг(р) по радиусу. Интерференционный множитель Ф, возникающий от интегрирования запаздывания по площади сечения сгустка (с' — скорость излучения в среде),
Ф =/ е%шрп1с ^ ^ cr^p dp dp.
Легко видеть, что
2тг
рп = psin#cos(<^ — фу —- /etxsmtpdp = Jo($y
о
оопоэтому
о
о
^psin#) <т(рА р dp. с /
Уже отсюда видно, что при (си/с')рэфф sin О < 1 распределенный заряд излучает как точечный, т.е. излучение пропорционально квадрату его заряда. Так как мощность черенковского излучения возрастает с увеличением частоты, то наиболее интересными являются максимальные когерентно излучаемые частоты штах to с'/рэфф sin#, т.е. ^min ^ Рэфф sin#. Для черенковского угла (обозначим его #о) — sin#0 to а/1 — 1/п2/32. Например, для атмосферы sin#o to V^2 — 1 ~ ЗЛО-2. Задавая радиус пятна атмосферного ливня в максимуме рэфф ^ 30 м, получим Хт^п ^ 6 м, т. е. наиболее эффективен поиск в диапазоне метровых волн. Мощность излучения
I to ^^ Ф2 sin2 #0C(jAc(j to 10 2^|-^2 sin2 #0сДДсД2,TC2c2
если длительность принятого сигнала определяется полосой пропускания г ~ 1/Дси. При пути формирования излучения в атмосфере L 1 км; /Хш(ш to 10“2 и числе частиц в максимуме ливня N > 1010 (энергия первичной частицы г о > Ю18 эВ) мощность импульса I > 103 Вт, что вполне достаточно для приема; если пятно радиоизлучения, приходящего на Землю с высоты h to 10 км, имеет радиус R в несколько сот метров
(Д#о A7Lsin#0 to #о to 3 ♦ IO”2; R - hO^ to 3 • 102 m),
то напряженность поля сигнала E to R-1 ^/TJc to 103 мкВ/м, что во много раз превышает амплитуду шумов помех: ^помех 30 мкВ/м.
Приемные антенны не обязательно должны быть направлены вверх. Возможен также прием рассеянного от поверхности Земли или отраженного радиоизлучения под косыми лучами, что облегчает дистанционный сбор сигналов с большой площади. Прием рассеянного излучения позволяет производить регистрацию сбоку даже при очень малых пятнах радиоизлучения (малые черенковские углы, малые высоты максимума развития очень мощных ливней).
Отметим, что зависимость от частоты интерференционного множителя можно вычислить более подробно, используя конкретную формулу распределения плотности 219
частиц в ливне. Часто приводят эмпирическую формулу ctn(А/р)е р^а. Ей соот
ветствует плотность избыточного заряда /2ттар)е~рА и
В этом случае уменьшение интерференционного множителя ослабляется и даже преодолевается возрастанием интенсивности сигнала с частотой, т.е. возможен переход к более коротким волнам. Для более резкой локализации, например, для гауссова распределения плотности
Л/^) ~ (<Э/тга2)ехр{-(р/а)2}, интерференционный множитель
Ф = ехр{ —(а^зт^о/^с')2}
очень сильно зависит от частоты, и уменьшение частоты приема приводит к резкому уменьшению мощности излучения.
При выполнении условий когерентности отношение интенсивностей когерентного и некогерентного [2] радиоизлучений в одном и том же диапазоне частот Дог/Деког ~ £3 102^ > 107 при числе частиц в ливне N > 109, что делает когерентное излучение предпочтительным для регистрации очень редких ливней от частиц очень больших энергий. Повышению эффективности способствует также сильная квадратичная зависимость интенсивности сигнала от числа частиц в ливне, т.е. от энергии первичной частицы.
В некоторых случаях представляет интерес регистрация ливней в плотных средах. Существенную роль в генерации радиоизлучения в плотных средах могут играть стволы атмосферных ливней, обеспечивающие проведение концентрированной энергии к рабочему слою, в котором возникает ливень, вызывающий радиоизлучение. В качестве рабочего слоя могут быть использованы: при внутреннем радиоприеме — вещества, слабо поглощающие или слабо рассеивающие радиоволны (слои льда, вечной мерзлоты, очень сухие породы и т.д.); при внешнем приеме — вещества, обеспечивающие выход излучения наружу за счет рассеяния в среде (в этом случае ввиду малого пути радиоизлучения в среде допустимо использование сред даже с плохими диэлектрическими свойствами). Интересно отметить, что с увеличением энергии первичной частицы максимум развития ливня все более приближается к земной поверхности, что также повышает интерес к регистрации ливней в плотных средах. Некоторые вопросы регистрации частиц с очень большой проникающей способностью по радиоизлучению от рождаемых ими ливней в плотных подземных слоях и на Луне рассмотрены в [1].
В заключение выражаю благодарность проф. Е.Л. Фейнбергу и Г.Т.Зацепину за ряд ценных советов и обсуждение результатов.
Литература
Г.А. Аскаръян. ЖЭТФ, 41, 616, 1961.
Дэю. Дэюелли. Черепковское излучение, ИИЛ, 1960, гл. 11, § 5.
(ЖЭТФ, 1965, Т. 48, № 3, С. 988-990.)
ГИГАНТСКИЕ РАДИОДЕТЕКТОРЫ ПРОНИКАЮЩИХ ЧАСТИЦВЫСОКИХ ЭНЕРГИЙ — ТОЛЩИ ЛЬДА С РАДИОМОДУЛЯМИ.ПЕРЕДВИЖЕНИЕ МОДУЛЕЙ ВО ЛЬДАХ В МОЩНЫХ СВЧ ЛУЧАХ
Г.А. Аскаръян
Создание гигантских детекторов редких проникающих частиц высоких энергий (мю-мезоны, нейтрино и т.д.) в больших объемах природных сред крайне желательно для развития физики элементарных частиц, астрофизики, ядерной физики и теории относительности.
В работах [1-2] был предложен способ регистрации таких частиц по радиоизлучению от каскадов, создаваемых этими частицами: в каскадах был выявлен [1] избыточный движущийся отрицательный заряд, связанный с избытком электронов из-за комптон эффекта, дельта-электронов и аннигиляции позитронов на лету. Избыток частиц одного знака порождает когерентное усиление радиоизлучения черенковского или переходного типа.
В качестве подходящих слоев рабочих сред больших объемов были предложены [1, 2] такие природные среды, как лед, горные породы, сухой песок и т.д., обладающие малым поглощением радиоволн.
Высокая радиопрозрачность льда при пониженных температурах была известна еще с конца 40-х годов. В работе Дж. Лэмба [3] были измерены тангенсы потерь tg J £3 101 4- 10 5 при температурах Т < —50°С С даже для частот 1010 Гц. Так как длина поглощения La м Xf / tg J, то можно было одним модулем прослушивать объем до км3. Отметим, что такие условия характерны как для антарктических, так и для некоторых арктических областей [4].
Ввиду того, что наибольший интерес представляют частицы, идущие в направле-
£-1£-1ниях, близко к вертикали, а черенковские углы не малы sin 6 = J е^21
£-1
£-1
и 0,84, т.к. диэлектрическая проницаемость льда £ ^ 3, то желательно иметь приемнопередающие модули не только на поверхности слоя льда, но и в его объеме.
Рассмотрим возможности движения модуля в толще льда в лучах мощного СВЧ радиоизлучения.
Движение тела внутри льда в лучах мощных СВЧ радиоволн. Если на поверхности слоя находится генератор СВЧ излучения средней мощностью Р ^ 100 кВт с размерами излучающей зоны D ^ Юми длиной волны излучения А, то на глубине L можно получить пятно сфокусированного луча размером ар — LX) D ^ 30 см при L £3 3-Ю2 м и А £3 1 см. При этом в фокальном пятне плотность мощности I см Р/ра2 см 102 Вт/см2.
Если часть боковой поверхности модуля имеет пластины, поглощающие СВЧ излучения, то они будут нагреваться и плавить лед вблизи себя. Например, пластина сверху, имеющая тепловой контакт с дном может обеспечить плавление льда под и над модулем. Такое плавление приведет к послойному вытеснению жидкости и опусканию модуля (если его средняя плотность больше плотности льда) или к поднятию модуля (если его плотность меньше плотности льда). Скорость вертикального движения и можно оценить, полагая I м рАщ где р — плотность, А — удельная теплота нагрева и плавления льда. Например при А ^ 100 кал/г, г ^ 3 мм/cw 3 ♦ 102 м/день. Горизонтальное движение может быть обеспечено наклонными крыльями, выдвигаемыми по кодированному сигналу или несимметричным воздействием.
Отметим, что можно просто изолировать внутренние радиоприемные и передающие устройства от мощного излучения, используя запредельные волноводы (не впускающие мощное излучение внутрь) или резонансные поглотители, поглощающие только на частоте мощного генератора.
Отметим также, что возможны движения, связанные с несимметричным нагревом, с перегревами, создающими давление, связанное не только с плавлением льда, но и с вскипанием воды и образованием пара, особенно при импульсно-периодическом воздействии.
По нашему мнению, предлагаемый метод может облегчить и упростить создание гигантских регистраторов, особенно ввиду тяжелых условий работ при низких температурах.
Движение объектов в толще льда в лучах СВЧ можно использовать также в геофизических экспериментах, для взятия проб реликтового льда и донного грунта, собрания метеоров в глубине и т.д.
Укажем попутно, что в последние годы появились статьи Железных И.М. с соавторами (см., например, [5] и ссылки), посвященные регистрации мюонов в нейтрино по радиовсплескам от каскадов, в которых утверждается, что мы предложили регистрировать ливни, а не частицы, их вызывающие. Также утверждается, что впервые в [5] (стр. 569) предложен в качестве рабочей среды лед. В действительности мы предложили именно регистрацию проникающих частиц (см. [1] с. 617) и прямо указали лед в качестве рабочей среды (см. [2], с. 990). Причем задолго до этого была известна радиопрозрачность льда при пониженных температурах.
Литература
Аскаръян Г.А. ЖЭТФ, 1961, 41, 616.
Аскаръян Г.А. ЖЭТФ, 1965, 48, 988.
J. Lamb. Trans. Faraday Soc. 1946, Vol. XLII A, Dielectrics, p. 238.
Богородский В.В. и др. Радиогляциология. Л.: Гидрометеоиздат, 1983.
Zhelesuykh I.M. et at. Proc. XI Intern. Confer, on Neutrino Phys, and Astrophysics, June 1984, Dortmund. Ed. K. Kleinknecht, p. 568.
(Письма в ЖЭТФ, 1989, T. 50, вып. 11, С. 446—44 7.)
РАДИОИЗЛУЧЕНИЕ И ТОКИ ОТ ЛИВНЕЙ И ц-МЕЗОНОВ,СОЗДАВАЕМЫХ В СРЕДЕ ПУЧКОМ НЕЙТРИНО ВЫСОКИХЭНЕРГИЙ
Г.А. Аскаръян
В последнее время большое внимание уделяется получению и использованию пучка нейтрино высоких энергий для исследования Земли, поиска полезных ископаемых (см., например, [1]). Это становится реальным, так как от ускорителей следующего поколения могут быть получены посылки N^ се 3 • 1013 ц-мезонных нейтрино на импульс ускорителя с энергиями нейтрино sv ^ТэВ (1012 эВ) с малой угловой расходимостью 6 ~ 10 5 (пучок радиусом 10 м на расстоянии 103 км).
Такие нейтрино при взаимодействии с ядрами вещества образуют электронно- адронно-фотонные ливни и /z-мезоны высоких энергий е^ с±ТэВ, что и предполагается 222
использовать для исследования Земли: по излучению звука [2-4] при энерговыделении от пучков частиц можно определить скорость звука и другие свойства пород, по поглощению и рассеянию ц-мезонов — свойства пород под поверхностью Земли и т.п.
В данной работе мы рассмотрим токи и радиоизлучение от ливней и ц-мезонов, образованных нейтринным пучком и возможности их использования для детектирования нейтринного пучка, для радиоинтроскопии, исследования свойств и распределения пород внутри Земли.
Мезонные заряды и токи в пучке нейтрино
Обычно из-за условий фокусировки пионов в распадном канале летят пионы определенного знака заряда. Поэтому при их распаде получаются или ц-мезонные нейтрино (от тг^), или ц-мезонные антинейтрино (от тг_). Такие пучки нейтрино дают мюонные пучки определенных знаков заряда: д — от нейтрино или ц+ от антинейтрино.
v + р -» р_ + ... ; (avpp,_ ~ 0,17 отн. ед.);
v + п -> р_ + ... ; (,<7vpfl_ ~ 0,3);
^ + р р+ + • • • ; ^vpp,^ - 0,13);
v + п -> р+ + ... ; (оррр,+ 0,09).
Отметим, что даже в пучке смеси v и v образуется избыток мюонов определенного знака заряда из-за различия величин сечения рождения мезонов аи/л_ см ‘Idp^ в среднем на нуклон (см., например, [6]).
Если задана мощность потока нейтрино Nv (^ NV)T^ где Т время сброса пучка ускорителя, которое может быть изменено в широких пределах), то квазиравновесный ток, создаваемый мезонами J^ см eNpL^J LV1 где Lp — пробег ц-мезонов (L^ ~ 1 км) и Lp — пробег нейтрино (для интересующих нас энергий Lv см 3 • 104 км).
Мезонный движущийся сгусток Q^ см eNv ^- содержит много частиц и даст сильное когерентное излучение в области длин волн, превосходящих размеры сгустка I ~ сТ. Например, для Т см 10 6 с и Nv см 3 • 1013 и при L^/Lp см 3 • 105 получим см 0,3 мА и см 1/eQ^ см 3 х Ю"5^ ~ 109.
Движение избыточного заряда ливней в пучке нейтрино
Из-за вовлечения 5 и комптон электронов в лавину, каждый ливень дает избыточный движущийся отрицательный заряд [7, 8] пизб — 0,2пс см 0,2(в^/102 МэВ) см 0,2-104 зарядов. Средний избыточный заряд N^ ~ n^LcNp / Lp^ где Lc — длина каскада (Lc < 5 м). Сравним величины избыточных зарядов Ne/Nfl cm Tte^LclL^ см — ^с избб • Ю3 см 10, т.е. избыточный заряд ливней может превосходить мезонный.
Излучение от движения зарядов
Движение заряда может вызвать всплеск радиоизлучения. Если это движение происходит в горных породах с хорошими диэлектрическими свойствами с е см 10 (с малой проводимостью ст см 107 4-106 абс), то обратный ток не успевает заметно ослабить направленное движение заряда (время компенсации т е/^а) и от его сверхсветового движения должно возникнуть черенковское или переходное излучение.
223
Рис. 1. Излучение ЭМ волн от движущегося сгустка заряда, создаваемого пучком нейтрино: 1 — ускоритель — источник пучка нейтрино, ^ — сгусток движущегося заряда, создаваемого потоком нейтрино, 3 — конус черенковского ЭМ излучения, 4 — неоднородности горных пород, 5 — датчики — приемники ЭМ поля
Используя выражение для погонных потерь энергии для черенковского излучения
Q2 г h 1 L л
С2 J L р2П2(ш)\ с2
оценим нижний предел для мощности излучения:
W Sic cz N2e2w4Aw/c с£ (2тг)2 N2 е2 / сТ2
при N 1010; и Г - 1 мкс получим W 3 мВт. Это нижняя оценка для очень размытого конуса излучения (при четком конусе напряженность поля излучения гораздо больше на фронте конуса с углом ср ~ arccos ^). Большие допустимые размеры сгустка (из условия когерентности Д' = Х/п > /ц и 1^. для частот < МГц I 2^ 102 м) и большая мощность импульса позволяет использовать нейтринные пучки больших диаметров и ускорители меньших энергий.
Эти оценки показывают возможность создания глубинного источника радиоизлучения, по искажению которого можно обнаружить зоны повышенной проводимости или повышенного поглощения (пласты нефтеносные, с водяным заполнением, металлические руды и т.п.).
Отметим, что радиоинтроскопия горных пород [9] осуществляется как раз в диапазоне 104 —106 Гц. Повторяемость и модуляция импульсов облегчает прием и выделение от помех. Возможно применение и иных, более мощных (^ ~ 1018) транспортабельных источников нейтрино (см., например, [5]) с меньшей энергией и направленностью (6 < 0,3) на меньших расстояниях.
Неоднородности токов и электрического поля
Возникновение тока J^ и тока от избыточного заряда каскадов Jc может вызвать образование электрических зарядов в случае продольной неоднородности токов (dJ/dz) = Qi + ^Qi, где Qi — погонный заряд. Для хороших диэлектриков (Тег < 1) заряд Qi дает на расстоянии R < I поле Е ~ 2Q1/R. При размере неоднородности тока I < 1 км получим Е с^ (2eNv/IR)(L^/Lv) с^мкВ/см только от мезонного тока.
Из вышеизложенного видно, что электромагнитные поля, возникающие от нейтринного пучка вполне детектируемы и могут быть использованы для регистрации и исследования распределения пород. По изменению распределения сигнала и по изменению его запаздывания (при смещении пучка, натыкающегося на неоднородность) можно оценить свойства и размеры неоднородности.
Отметим, что предложенный в работах [7, 8] способ радиорегистрации редких частиц в больших объемах природных сред с малым поглощением радиоволн был повторен недавно в статье [10].
В заключение выражаю глубокую благодарность Е.Л.Фейнбергу за стимулирующее воздействие и весьма ценные обсуждения.
Литература
De Rujula A., Glashow S.L., Wilson R., Charpak G. Preprint CERN (Switz) — Harvard (USA) 1983. 2. Аскарьян Г.А. АЭ, 1957,3, 152.
Аскаръян Г.А., Долгошеин Б.А. Письма в ЖЭТФ, 1977, 25, 232.
Askarjan G.A., Dolgoshein В.A., Kalinovsky A.N., Mokhov A.V. Nucl. Instr, and Meth, 1979, 164, 267.
Аскаръян ГА., УФН, 1974, 128, 727; Письма в ЖЭТФ, 1978, 28, 322.
Окунъ Л.Б. Лептоны и кварки, М.: Наука, 1981, стр. 142.
Аскаръян Г.А. ЖЭТФ, 1961, 41, 616.
Аскаръян Г.А. ЖЭТФ, 1965, 48, 988.
Ржевский В.В., Коренберг Е.Б. Рудничная радиоинтроскопия и радиосвязь. М.: Недра, 1978. 10. Гусев ГА., Железных И.М. Письма в ЖЭТФ, 1983, 38, 505.
(Письма в ЖЭТФ, 1984, Т. 39, вып. 7. С. 334-336.)
РАСПАД ПУЧКА ПИОНОВ ВЫСОКОЙ ЭНЕРГИИ В СРЕДЕ:ФОРМИРОВАНИЕ РАСПАДНОГО КАНАЛА
Г.А. Аскаръян
В последнее время усиленно обсуждаются возможности создания направленных пучков нейтрино высокой энергии с помощью протонных кольцевых [1] или пионных линейных [2] ускорителей, дающих пучки пионов с энергиями с^ ТэВ (106 МэВ). При распаде таких пионов в распадных каналах возникает интенсивный остронаправленный пучок нейтрино с угловой расходимостью 10-5 рад [1], который можно использовать, например, для исследования Земли [1, 3] или геологических поисков. Регистрацию пучка нейтрино и оценку свойств пород предполагается вести по акустическим импульсам [1, 4-7] или электромагнитным полям [4, 8, 9], возникающим от рождаемых ливней и мюонов, а также по самим мюонам [1].
Однако, ввиду больших энергий пионов их распадные длины L ~ т^с)y^l — /З2 ~ ~ Тосе^/еотг порядка нескольких десятков км при периоде полураспада пиона в покое то — 3-10-8 с, Sqtt — 150 МэВ, с±ТэВ . Даже если ограничиться распадными вакуумными каналами несколько км, то сооружение перемещающихся по вертикали и горизонтали каналов таких размеров практически трудно реализуемо, что представляется сейчас основной трудностью реализации этого проекта нейтринных исследований.
В то же время обойтись без распадных каналов, казалось бы, невозможно, так как известно, что в средах до распада пионы быстро теряют энергию и направленность в ядерных взаимодействиях.
В данной работе отмечается, что энергии протонного и пионного пучков таких ускорителей (Np > 1015, ер 2^ 30 ТэВ, ~ 3-1015, >ТэВ [1] достаточно для проявления нелинейных процессов в средах — уменьшения плотности, уменьшения потерь энергии, уменьшения рассеяния пучков, т.е. для формирования распадного канала, обеспечивающего высокую направленность пучка нейтрино при распаде пионов.
При интересующих нас энергиях пионов е^ > 1 ТэВ главным механизмом потери энергии и направленности частиц являются ядерные взаимодействия, приводящие к образованию адроно-электроно-фотонных каскадов, ионизационные потери и многократное рассеяние.
Характерная длина ядерного взаимодействия Ln с^ 102 г/см2р ~ км в воздухе и ~ м в воде. При этих энергиях в актах ядерных взаимодействий рождается ~ 10 пионов. Длины каскадов составляют несколько ядерных длин Lc с^ 3Ln с^ 3 • 103 г/см2р, а поперечные размеры а 2^ 6эффЬс 22 г/см2р, где #эфф ~ ^Отг/З^тг- Объем каскада, рожденного пучком Vc 22 тха^Ьс 22 104 (г/см2)3/р3 определит среднюю плотность энерговыделения (qc) 22 Q/Vc и плотность энерговыделения на оси gc(0) 22 3{qc) ~ 3Q/VC 22 22 зло3 (эРг/см3)« Сильные изменения свойств среды следует ожидать, когда энерговыделение q станет сопоставимо с плотностью внутренней энергии среды q* с^ рс^ где р — плотность и cs — скорость звука в среде. Видно, что отношение а = (qc(9))/q* с^ ~ (3*10-4Qp2)c2 весьма сильно зависит от плотности среды и энергии пучка. Например, для протонного пучка при Q 22 N^e 22 5 • 1016 эрг [1] и с2 22 109 см2/с2 (воздух) ас с^ 10“1 при нормальных давлениях, в то время как для воды ас > 103. Для пион- ного пучка ас с^ 10“2 и ас с^ 102 для воздуха и воды соответственно.
Из приведенных оценок видно, что плотная среда допускает тысячекратное поэтапное формирование канала, каждый раз по длине Lc, т.е. на полную длину L с^ 103Lc > 3 км. При скорости поперечного разлета и^ л/рТр — Ю3 см/с получим скорость прорастания канала и Lc/t^ ~ Lcu^/a^ ~ 3 • 105 см/с и время формирования всего канала Т L/и Lap) Lcuv 22 1 с. Отметим, что достаточно испарить малую часть жидкости в объеме пучка и ее пар вытеснит остальную. Характерно, что при разлете жидкости внутри полости могут резко снижаться давление газа (инерция жидкости противостоит внешнему давлению), что особенно важно для части канала на больших глубинах.
Существенно, что в жидкости могут образовываться цилиндрические разрывы и при малых q <С рс^ когда отрицательное давление в фазе разрежения в термозвуковой волне ps -Tq > Рразр, где Г — коэффициент Грюнайзена среды (Г ~ 1). Из-за наличия растворенного газа и взвесей в жидкости рразр — Арвнеш < рВНеш ^ рс^. Например, при нормальном внешнем давлении различие рразр и q от рс2 — четыре порядка.
Рассмотрим более подробно формирование канала в газовых средах или в паре внутри канала в жидкости или твердой среде.
Изменение плотности в газе при заданной плотности энерговыделения в случае последующего адиабатического или изобарического расширения {р/рр) = {1 + (у— — 1)д/ро}-\ где к Е 1 -У ^; у — показатель адиабаты. Мы видели, что из-за сильного уширения объема энерговыделения в газе нормальных плотностей, qc <^ q*.
Однако, можно показать, что в средах малой плотности на длинах, малых по сравнению с Lc до начала делокализации энергии гораздо большую плотность энерговыделения могут дать ионизующие потери первичного пучка.
Задавая погонные потери энергии пучка N частиц с сечением sq
n dEi N dEi
Qion —2—2 3 Pt
sq dx тгад dxm
qtjnq*qtjnq*где удельные потери энергии каждой частицы ^г 22 2 МэВ-см2/г, и сопоставляя с q* 22 рс2, получим
qtjnq*
qtjnq*
= Д-З • 10"15 ~ 3 • КГ 1!Л
при Sq — 1 см2 т.е. начало нелинейных эффектов следует ожидать при N 22 3-1014 частиц. При полном числе частиц ^ 22 3•1015(c учетом десятикратной множественности
226
рождения мезонов) это позволяет сформировать канал длиной L > 10L1 — 3 км за время Т с^ 10a/cs с^ 0,3 мс. При повышенных плотностях газа и пара увеличиваются плотности энерговыделения, что важно на больших глубинах.
Отметим, что при прохождении мезонных пучков в газовой среде возможны магнитное самосжатие и газовая подфокусировка, возникающая из-за скопления избыточных ионов на оси и ухода электронов.
Увеличение числа частиц в пучке и его поджатие сделает рассмотренные процессы еще более эффективными. В частности, возможен выпуск и первичного протонного пучка в среду (среда в качестве мишени).
Уменьшение плотности среды на трассе мезонного пучка резко уменьшит его рассеяние из-за ядерных взаимодействий и многократных рассеяний. Угол многократного рассеяния 6S 2^ [(20 МэВ)/e\y/L/Lrad — 2 • 10-5 рад на длине Lx Lrad (^0,3 км в воздухе при нормальных условиях и ~ 30 см в воде).
Все это позволит сохранить энергию и направленность мезонов и нейтрино.
Литература
De Rujula A., Glachow S.L., Wilson R., Charpak G. Phys. Rev., 1983, 9, 341.
Балакин B.E., Скринский A.H. Линейные встречные пучки — перспективы развития. М.: Изд. МИФИ, 1984.
Волкова Л.В., Зацепин Г.Т. Изв. АН СССР, сер. физ., 1974, 38, 1060.
Аскаръян Г.А. УФН, 1984, 144, 523.
Аскаръян Г.А. АЭ, 1957, 3, 152.
Аскаръян Г.А., Долгошеин Б.А. Письма в ЖЭТФ, 1977, 25, 232.
Ascar’jan G.A., Dolgoshein В.A., Kalinovsky A.N., Mokhov A.V. Nucl. Instr, and Meth., 1979, 164, 267.
Аскаръян Г.А. ЖЭТФ, 1961, 42, 616; 1965, 48, 988.
Аскаръян Г.А. Письма в ЖЭТФ, 1984, 39, 334.
(Письма в ЖЭТФ, 1985, Т. 41, вып. 12, С. 533-535.)
ОПРЕДЕЛЕНИЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ЭНЕРГОВЫДЕЛЕНИЯ ОТМОЩНЫХ ПУЧКОВ ПО ИМПУЛЬСНОМУ ВЗДРАГИВАНИЮСРЕДЫ И УМЕНЬШЕНИЮ ПЛОТНОСТИ ГАЗА ПРИПРОХОЖДЕНИИ РЭП
Г.А. Аскаръян, Г.П. Мхеидзе, А.А. Савин
В последнее время заметно возрос интерес к исследованию теплового воздействия релятивистского электронного пучка (РЭП) на газовую среду. В появившейся недавно работе [1] были представлены первые результаты экспериментального исследования динамики изменения плотности воздуха после импульса РЭП, а в работе [2] проведен численный расчет разлета среды при таком осесимметричном энерговыделении в азоте.
Дополнительные данные о характеристиках пучка, полученные в условиях экспериментов, описанных в работе [1], и проведенный нами простой теоретический анализ результатов указанных работ [1, 2] позволили выявить связь изменения плотности газа с распределением энерговыделенйя и дать простые предельные соотношения между плотностью газа на оси пучка и начальной плотностью энерговыделенйя.
227
Исследования изменения плотности газа 5р под действием РЭП проводились на экспериментальном стенде ускорителя «Терек 1Р» [3] с током от 4 до 15 кА при энергии электронов е м 1-1,2 МэВ и длительности импульса тока т с± 60 нс.
dEtett)) . х 7 ахdEtett)) . х 7 ахВысокоскоростная интерферометрическая методика, применявшаяся для исследования динамики плотности газа после импульса РЭП, описана в работе [1]. Объемная плотность энерговклада пучка в газ j(r,£) определялась по плотности тока j(r,t^ измеряемой секционным вакуумным приемником.
dEtett)) . х 7 ах
dEtett)) . х 7 ах
(1)
где dE / dx — ионизационные потери релятивистского электрона. Низкая степень токовой компенсации (jO6p ~ fjoi где / — 0,1) позволяла в большинстве случаев пренебречь энерговкладом обратного тока
9обР -~ YdE/dx^r
О"
при ст м 10й с-1.
Определение распределения энерговыделения по начальному вздрагиванию среды.
Ниже предложено простое соотношение между экспериментальными распределениями плотности газа после импульса РЭП и профилем энерговклада.
Это соотношение справедливо для моментов времени наблюдения tH меньших, чем т.н. звуковые времена ts м a/cs (а — эффективный радиус пучка, cs — скорость звука). В случае tH <С ts движение среды имеет инерциальный характер, а смещением среды и противодавлением можно пренебречь.
Если задано ^(r, t\ то начальное поле давления можно определить как р м Vq^t^ где Г — аналог т.н. коэффициента Грюнайзена Г ~ а<?8(С^ где а — коэффициент теплового расширения, cs, — скорость звука, С — удельная теплоемкость (для газа Г у — 1). Зависимость р м Гд(г, t) справедлива, если под q понимать только тепловую энергию, а энергию, запасенную в колебательных степенях свободы считать за источник пополнения q. Поле сил F = VE = —Wq задает начальное вздрагивание среды pdu/dt = Г.
Из уравнения сохранения массы 8p/8t = — podiv ^, гДе ^ — скорость движения элемента объема среды. Объединяя оба уравнения, получим
t t'
d^p/dt1 = ГАд(г, t) илиd^p/dt1 = ГАд(г, t) или(2)(2)5p(vr1t^=V J J Aq(r,t) dtdtf^о о
d^p/dt1 = ГАд(г, t) или
d^p/dt1 = ГАд(г, t) или
(2)
(2)
где A — оператор Лапласа. В случае мгновенного осесимметричного энерговыделения
5р(гД) см5р(гД) смП2 1 82 г 8тП2 1 82 г 8т(3)(3)
5р(гД) см
5р(гД) см
П2 1 8
2 г 8т
П2 1 8
2 г 8т
(3)
(3)
Так, в случае гипергауссова распределения плотности энерговыделения q(r) = = q0 exp[-(r/a)n]
5p=о(1-r /MexPHr/M ],5p=о(1-r /MexPHr/M ],(4)(4)
5p=о(1-r /MexPHr/M ],
5p=о(1-r /MexPHr/M ],
(4)
(4)
a 8p = 0 при г = аг для любого п. Аналогично для распределения Беннета q = — 9о/(1 + ^2/«б)2>
5р = -5р = -(5)(5)П2 8q0 (1 - 2г2/а|)2 «2 (l-r^/a2)^
5р = -
5р = -
(5)
(5)
Здесь 5р = О при г = а-в/V^- Для решения обратной задачи определения g(r) по 8p(r^t) несложно получить
q^) =q^) =(6)(6)
q^) =
q^) =
(6)
(6)
для быстрого энерговыделения.
На рис. 1, а приведен типичный вид распределения 6р^ в момент времени тн = = 34 мкс < ts ^ 102 мкс. На рис. 1, б построено распределение q(r^ соответствующее профилю плотности 8р^ по соотношению (6). Распределение энерговыделения близко к измеренному и хорошо апроксимируется распределением Беннета с а в — 3,4 см. Заметим, что экспериментально наблюдаемый профиль плотности Jp(r) (рис. 1, а) можно хорошо описать соотношением (5) с ав — 3,4 см. На рис. 2 изображена зависимость 5р(т = 0) от времени при q^ 2^ 0,022 Дж/см3 и ав — 3,4 см. Видно, что экспериментальные точки хорошо соответствуют зависимости (5). Заметим, что описанная методика может быть использована и для меньших радиусов пучка при регистрации распределений 8р(г) в моменты времени Д <С ts. При малых временах tH можно зафиксировать дополнительный вклад в нагрев газа энергии, запасенной в колебательных степенях свободы.
Предельное уменьшение плотности газа вблизи оси пучка.
Предельное уменьшение плотности бр^г = 0) устанавливается достаточно быстро при t > ts. Для зоны вблизи оси, которая вследствие осевой симметрии не сдвигается
Рис. 1. а Радиальное распределение плотности газа после импульса РЭП, Д = 34 мкс. б Радиальное распределение энерговыделения пучка в газ. Сплошная линия — расчет по формуле (6), 1 — экспериментРис. 1. а Радиальное распределение плотности газа после импульса РЭП, Д = 34 мкс. б Радиальное распределение энерговыделения пучка в газ. Сплошная линия — расчет по формуле (6), 1 — экспериментРис. 2. Зависимость изменения плотности газа на оси от времени. Сплошная линия — расчет по формуле (5), точки — эксперимент [1]Рис. 2. Зависимость изменения плотности газа на оси от времени. Сплошная линия — расчет по формуле (5), точки — эксперимент [1]
Рис. 1. а Радиальное распределение плотности газа после импульса РЭП, Д = 34 мкс. б Радиальное распределение энерговыделения пучка в газ. Сплошная линия — расчет по формуле (6), 1 — эксперимент
Рис. 1. а Радиальное распределение плотности газа после импульса РЭП, Д = 34 мкс. б Радиальное распределение энерговыделения пучка в газ. Сплошная линия — расчет по формуле (6), 1 — эксперимент
Рис. 2. Зависимость изменения плотности газа на оси от времени. Сплошная линия — расчет по формуле (5), точки — эксперимент [1]
Рис. 2. Зависимость изменения плотности газа на оси от времени. Сплошная линия — расчет по формуле (5), точки — эксперимент [1]
Рис. 3. Зависимость плотности энерговыделения на оси пучка от изменения плотности газа при tn ^> ts. Сплошная линия — расчет по формуле (7), точки 1 — результат расчета работы [2], точки 2 — эксперимент [1] P^t^/po ~ q"1^.Рис. 3. Зависимость плотности энерговыделения на оси пучка от изменения плотности газа при tn ^> ts. Сплошная линия — расчет по формуле (7), точки 1 — результат расчета работы [2], точки 2 — эксперимент [1] P^t^/po ~ q"1^.при расширении, можно использовать простое соотношение адиабаты р ^ р\ которое не нарушается при начальном монотонно спадающем объемно распределенном энерговыделении, т.к. оно не может вызвать ударных волн вблизи оси пучка. В этой области, пользуясь соотношением адиабаты р ~ р7 и начальным Pi = Pg + (7 — 1)^о? Pi = Ри и конечными условиями — Р2 = Ро, р2 = Ри можно получить соотношениепри расширении, можно использовать простое соотношение адиабаты р ^ р\ которое не нарушается при начальном монотонно спадающем объемно распределенном энерговыделении, т.к. оно не может вызвать ударных волн вблизи оси пучка. В этой области, пользуясь соотношением адиабаты р ~ р7 и начальным Pi = Pg + (7 — 1)^о? Pi = Ри и конечными условиями — Р2 = Ро, р2 = Ри можно получить соотношениеP(t^ts)l Ра —P(t^ts)l Ра —1 +1 +(7-1)Ра(7-1)Ра- -1/7qo- -1/7qo(7)(7)Зависимость g от р/ро, полученная из (7), изображена на рис. 3. Мы видим хорошее согласие теоретической кривой как с экспериментальными точками для малых (7 — 1)q/Pq, так и с результатом численного расчета [2] для (7 — 1)q/Pq ^> 1. При этом для малых (7 — 1)^/Ро <С 1 справедливо соотношение 6р/ро ~ -(7 - РАД, т.е. 8р ~ -(7 - pg/c^. Аналогично для больших (7 — 1)q/Pq ^ 1 справедливоЗависимость g от р/ро, полученная из (7), изображена на рис. 3. Мы видим хорошее согласие теоретической кривой как с экспериментальными точками для малых (7 — 1)q/Pq, так и с результатом численного расчета [2] для (7 — 1)q/Pq ^> 1. При этом для малых (7 — 1)^/Ро <С 1 справедливо соотношение 6р/ро ~ -(7 - РАД, т.е. 8р ~ -(7 - pg/c^. Аналогично для больших (7 — 1)q/Pq ^ 1 справедливоКроме самостоятельного интереса, приведенные результаты могут быть применены для диагностики РЭП в газе в ряде тех случаев, когда прямое измерение параметров РЭП может дать неоднозначные результаты или исказить распределениеКроме самостоятельного интереса, приведенные результаты могут быть применены для диагностики РЭП в газе в ряде тех случаев, когда прямое измерение параметров РЭП может дать неоднозначные результаты или исказить распределение
Рис. 3. Зависимость плотности энерговыделения на оси пучка от изменения плотности газа при tn ^> ts. Сплошная линия — расчет по формуле (7), точки 1 — результат расчета работы [2], точки 2 — эксперимент [1] P^t^/po ~ q"1^.
Рис. 3. Зависимость плотности энерговыделения на оси пучка от изменения плотности газа при tn ^> ts. Сплошная линия — расчет по формуле (7), точки 1 — результат расчета работы [2], точки 2 — эксперимент [1] P^t^/po ~ q"1^.
при расширении, можно использовать простое соотношение адиабаты р ^ р\ которое не нарушается при начальном монотонно спадающем объемно распределенном энерговыделении, т.к. оно не может вызвать ударных волн вблизи оси пучка. В этой области, пользуясь соотношением адиабаты р ~ р7 и начальным Pi = Pg + (7 — 1)^о? Pi = Ри и конечными условиями — Р2 = Ро, р2 = Ри можно получить соотношение
при расширении, можно использовать простое соотношение адиабаты р ^ р\ которое не нарушается при начальном монотонно спадающем объемно распределенном энерговыделении, т.к. оно не может вызвать ударных волн вблизи оси пучка. В этой области, пользуясь соотношением адиабаты р ~ р7 и начальным Pi = Pg + (7 — 1)^о? Pi = Ри и конечными условиями — Р2 = Ро, р2 = Ри можно получить соотношение
P(t^ts)l Ра —
P(t^ts)l Ра —
1 +
1 +
(7-1)Ра
(7-1)Ра
- -1/7
qo
- -1/7
qo
(7)
(7)
Зависимость g от р/ро, полученная из (7), изображена на рис. 3. Мы видим хорошее согласие теоретической кривой как с экспериментальными точками для малых (7 — 1)q/Pq, так и с результатом численного расчета [2] для (7 — 1)q/Pq ^> 1. При этом для малых (7 — 1)^/Ро <С 1 справедливо соотношение 6р/ро ~ -(7 - РАД, т.е. 8р ~ -(7 - pg/c^. Аналогично для больших (7 — 1)q/Pq ^ 1 справедливо
Зависимость g от р/ро, полученная из (7), изображена на рис. 3. Мы видим хорошее согласие теоретической кривой как с экспериментальными точками для малых (7 — 1)q/Pq, так и с результатом численного расчета [2] для (7 — 1)q/Pq ^> 1. При этом для малых (7 — 1)^/Ро <С 1 справедливо соотношение 6р/ро ~ -(7 - РАД, т.е. 8р ~ -(7 - pg/c^. Аналогично для больших (7 — 1)q/Pq ^ 1 справедливо
Кроме самостоятельного интереса, приведенные результаты могут быть применены для диагностики РЭП в газе в ряде тех случаев, когда прямое измерение параметров РЭП может дать неоднозначные результаты или исказить распределение
Кроме самостоятельного интереса, приведенные результаты могут быть применены для диагностики РЭП в газе в ряде тех случаев, когда прямое измерение параметров РЭП может дать неоднозначные результаты или исказить распределение
индуцированных токов и полей.
Литература
Ипатов А.Л., Кабанов С.Н., Королев А.А. и др. — Письма в ЖТФ, 1984, т. 10, вып. 3, с. 162.
Гасилов В.А., Карпов В.Я., Круковский А.Ю. и др. Расчет развития осесимметричного теплового взрыва в молекулярном газе. — Препринт ИВТАН № 5-138, М., 1984.
Арутюнян С.Г, Богданкевич О.В., Бондарь Ю.Ф. и др. — Квантовая электроника, 1982, т. 9, № 2, с. 234.
(Письма в ЖЭТФ, 1984, Т. 10, вып. 23 С. 1465-1468.)
ПРОХОЖДЕНИЕ УСКОРЕННЫХ ЧАСТИЦ И КВАНТОВ ЧЕРЕЗСРЕДУ ПО КАНАЛУ ПОНИЖЕННОЙ ПЛОТНОСТИ, СОЗДАННОМУ
ЛУЧОМ ЛАЗЕРА
Г.А Аскаръян, Н.М. Тарасова
Прохождение заряженных частиц и пучков через среды сопровождается сильным рассеянием (угол многократного рассеяния 68 се (21 /€мэв) У^Т^рад)) и потерями энергии на возбуждение и ионизацию среды (de/dx)ion ^ (МэВ/г)//32, что значительно ухудшает их направленное распространение. Например, в случае нерелятивистских частиц пробег Lmax се Ю—6е^в/р, где sKB — энергия электронов в кэв и р — плотность среды. Для мощных пучков добавляется кулоновское растекание. Для макрочастиц
230
давление сопротивления движению со скоростью и равно р ^ ри2. Для квантов поглощение зависит от плотности.
В данной работе показано, что ионизация и нагрев среды в луче лазера могут создать в среде канал пониженной плотности, по которому ускоренные частицы и кванты пройдут гораздо дальше, чем по невозмущенной среде.
При сильной, быстрой ионизации среды в столбе начального радиуса Го давление повышается на величину р ^ псо ^ 16 4- 50 атм при eq % 1 ^ 3 эв ип% 1019 см3 и при выравнивании давления, в столбе радиуса Тх ~ ^о^е/^о)1/27 плотность будет понижена в (ri/го)2 (Ре/ро)1^ 10 4- 20 раз для у 1,2 для воздуха. В этом случае после образования электроны до рекомбинации и прилипания передают тепловую энергию ионам и атомам газа, что передоверяет им роль в повышении давления. Для этого режима образования канала необходимы погонные энергозатраты qx и тгг^тге1 ^Дж/см для го ~ 0,1 см, при ne ^ 1019 см3 и энергии, приходящейся на образование пары ионов / £3 10 эв.
Например, при остаточной температуре в канале 6i с^ 1 эв при выравнивании давления плотность частиц п с^ р0/ех 3 • 10-2nHOpM.
Газодинамические процессы при и после энерговыделения описываются в интересующем нас случае теорией так называемого линейного взрыва. В этом случае радиус ударной волны ry(£) ~ (qi/PoV^t1^ причем для малых расстояний до оси, плотность среды р(г) ^ Ру^/^уод)2^7-1^ Когда ударная волна ослабляется, т.е. при Ту ~ гкр ~ (qi/irp0y/2 через время t ~ r^/cs такое распределение плотности сохраняется, так как «температурный след» от энерговыделения живет достаточно долго, пока теплопроводность и излучение не охладят нагретый столб среды.
Оценки показывают, что для создания канала пониженной плотности достаточны погонные энерговыделения qx и 0,1 4- 1 Дж/см при радиусах tq ^ 0,1 см, при этом канал формируется за время порядка £ф ^ ^о/с^ мксек, устанавливается за время £уст и г^/с^ ~ 10 мксек, а живет в течение времени £ж ^ £уст из-за малого отвода энергии.
Энерговыделение может обеспечиваться пробойным, светодетонационным, факельным или иным энерговыделением света, а также многофотонной или простой фотоионизацией. В настоящее время получены световые искры длиной до десятков метров.
Был поставлен эксперимент по исследованию прохождения пучка ускоренных частиц через среду с каналом пониженной плотности, созданному лазерным пробоем.
Схема эксперимента дана на рис. 1. Луч неодимового лазера 1 с модулированной добротностью (длительность импульса 30 нсек, энергия до 3 Дж) фокусировался линзой 2 с фокусным расстоянием 8 см внутрь вакуумной камеры 5, в которую
Рис. 2.Рис. 2.быстродействующий клапан 4 напускал за £3100 мксек облачко газа в область камеры вблизи фокуса линзы.
Рис. 2.
Рис. 2.
По оси камеры через диафрагмы 5 пропускался импульсный электронный луч от ускорителя с острийным катодом 6, на который подавался короткий импульс напряжения (—50 кВ) длительностью до 100 мсек от пятикаскадного генератора Маркса, запускаемого от лазера. Ближайшая к острию диафрагма, расположенная на расстоянии 10 мм от острия, служила анодом.
Соосность электронного и лазерного лучей подбиралась с использованием обычных методов визуализации (люминофор, юстирующее излучение и т.д.) при вакууме в камере. Регистрация прошедшего электронного луча осуществлялась по рентгеновскому излучению от свинцовой мишени Р, на которую попадали электроны, отклоняемые поперечным магнитным полем. Рентгеновское излучение регистрировалось с помощью сцинтиллятора 8 из POP ОР’а и фотоумножителя 7 типа
ФЭУ-30, от которого импульс поступал на осциллограф 10 (двухлучевой осциллограф с памятью С8-2). Сцинтиллятор покрыт глухим защитным экраном с амбразурой, допускающей кванты только со стороны мишени 9. Амбразура покрыта слоем-фильтром, пропускающим кванты с энергией > 30 кэВ. Давление газа в облачке, выпускаемом клапаном близко к атмосферному. Давление газа над клапаном составляло 84-12 атм.
Для оценки эффективности работы электронной пушки и степени прохождения
электронного пучка через облачко газа вместо линзы ставился цилиндр Фарадея, измеряющий прошедший заряд, или люминофор. Давление газа и размеры облачка были подобраны так, чтобы газ вызывал полное перекрытие (рассеяние) электронного пучка. Длина световой искры была близка к толщине облачка в месте пересечения ее
пучком.
Было обнаружено резкое увеличение прохождения электронного пучка через газ после создания лазерной искры. На рис. 2 дано: а — осциллограмма сигнала от электронного луча в вакууме без срабатывания клапана, б — исчезание сигнала при импульсном напуске, в — сигнал от электронного луча, прошедшего через канал световой искры от лазерного импульса, вспыхнувшего за 1 мсек до электронного пучка. Метки времени 0,1 мксек/деление. Угол рассеяния пучка уменьшился не менее чем на порядок величины, а плотность уменьшилась в сотни раз. Было обнаружено хорошее прохождение электронов через канал даже через 200 мксек после образования искры, и в это время без искры электронный луч еще сильно перекрывался струёй газа. Учитывая, что движение струи газа может только уменьшить время жизни канала, мы можем утверждать, что канал пропускает электроны в течение времени не меньше нескольких сотен микросекунд.
Отметим, что при прохождении очень мощных пучков направленность распространения несколько улучшается из-за самоиндукционного утяжеления электронов: с учетом индукционного подстегивания продольная масса электрона тэфф ^ то(1+ +7У1ГоЬ1), где TVi — погонное число электронов, Lx — погонная индуктивность и tq — классический радиус электрона. Однако диссипация движения в среде все равно имеет место и она уменьшается при образовании канала. Отметим, что плазма канала может ослабить кулоновское растекание электронного пучка и вызвать обратный са- 232
моиндукционный ток. Укажем отличие проведенных экспериментов по зондированию канала ускоренными электронами от работ по пропусканию омического или пробойного тока через плазму лазерной искры, например, с целью замыкания разрядника, в которых существенна лишь проводимость возникшей плазмы, возмущающей внешнее электрическое поле или проводящий ток.
Большой интерес представляет образование канала лучом лазера в жидкости или плотном теле. В этом случае может быть получено уменьшение плотности среды в канале в тысячи раз, а размер сформированного канала может в десятки раз превосходить начальные поперечные размеры г ^ т^^р^Тр^). Время жизни такого канала может достигать долей секунды.
Укажем, что прочерк энерговыделяющего воздействия может быть осуществлен также движущимся фокусом лазерного луча. Например, в случае самофокусировки движение фокуса определяется соотношением Келли Ькелли(^) ~ ^/V^X-^ — -^пор)» а концентрация воздействия становится рекордной, поскольку размеры фокуса могут быть крайне малыми (порядка нескольких длин волн). Это приводит к очень малым необходимым затратам погонной энергии на образование тонкого канала qx и и ^^f^eJ-эфф Ю — 10 Дж/см (тье1цон ^а-^испар)•
Создание канала пониженной плотности может увеличить пробег и нейтральных частиц (нейтроны, макроны), а также ультрафиолетовых и рентгеновских квантов. Для макрочастиц пробег L и M/sp, где M/s — масса на единицу сечения частицы, т.е. уменьшение р увеличивает пробег и уменьшает потерю скорости частицы.
Очевидно, что вместо лазерного луча могут быть использованы для создания канала пониженной плотности в среде и лучи мм и СВЧ диапазона, но их направленная концентрация хуже, чем у световых лучей.
(Письма в ЖЭТФ, 1974, Т. 20, вып. 4, С. 277-280.)
ИНДУКЦИОННОЕ САМОУСКОРЕНИЕ ПОТОКА ЗАРЯЖЕННЫХЧАСТИЦ
Г.А. Ас^арьян
Попытки получения мощного газового разряда обычно приводят к созданию плазменного тока, электроны которого имеют сравнительно небольшие упорядоченные скорости движения, но обладают большим запасом энергии собственного магнитного поля. В данной заметке мы кратко рассмотрим некоторые процессы, позволяющие использовать эту энергию для ускорения части заряженных частиц в таком разряде или для достижения больших импульсных плотностей тока.
Предположим, что происходит резкое уменьшение направленных скоростей или числа электронов мощного тока в результате каких-либо диссипативных процессов (упругие и неупругие соударения с молекулами и ионами, захват электронов, изменение проводимости из-за локального изменения температуры электронов или наложения магнитных полей и т.д.). Это вызовет появление индукционного поля, ускоряющего остальные частицы плазмы. Быстрое уменьшение скоростей краевых электронов может происходить, например, при контактном взаимодействии налетающего кольцевого разряда с поверхностью вещества или с резким фронтом холодного и тяжелого
газа. Такое взаимодействие с поверхностью сопровождается прониканием вглубь плазмы фронта паров вещества. Для уменьшения количества паров вещества, попадающих в зону остающегося разряда, можно сообщить току, кроме лобовой скорости, составляющую скорости вдоль поверхности (например, лобовое налетание сжимающегося или расширяющегося витка). При быстром скользящем движении витка его остающаяся часть уходит от области взметнувшихся паров вещества, что позволит подбором скоростей изменять динамику уменьшения тока и поступления новых молекул в определенную зону разряда.
Ионизация молекул фронта паров вещества не сможет привести к шунтированию тока при малой толщине переходного слоя, в котором может происходить размножение электронов вследствие малых скоростей образующихся электронов и повышенной плотности газа, затрудняющей увеличение энергии электронов в этой части разряда. Кроме того, для ускорения вновь образованных или рассеявшихся электронов необходимо индукционное поле, которое ускоряет и остальные частицы. Возникновение этого индукционного поля обусловлено тем, что каждое «микроослабление» тока, вызванное потерей электроном скорости в среднем на акт ионизации, не компенсируется образованным и оставшимся электронами, движущимися с меньшими скоростями.
В процессе индукционного переноса энергии магнитного поля существенную роль играет число носителей тока N на единицу его длины и погонная индуктивность L остающегося тока. Из выражения для полной энергии движущихся зарядов с «классическим радиусом» го
w = Ж™ + WMarH = Жин(1 + NroL)
легко видеть, что при NtqL ^ 1 основная энергия движения частиц заключена в магнитном поле.
Если плазма остающегося витка имеет достаточно большое число электронов и полный магнитный поток через контур можно считать на данной стадии не сильно меняющимся, то процесс краевого уменьшения проводимости будет сопровождаться увеличением плотности тока в остающейся части разряда и возрастанием концентрации выделяемой энергии. Резкое увеличение плотности тока приведет к возрастанию краевой напряженности магнитного поля, охватывающего ток, к усилению «пинчево- го» сжатия тока и сильному нагреву остающейся плазмы. Из-за быстроты протекания процесса сжатия достижимые импульсные величины давления и температур могут превосходить равновесные квазистатические (РСтат ^/^ч гДе a(t) — эффективный размер сечения остающейся части витка и I — сила тока в нем). При очень больших плотностях тока, создающего краевое поле Н > 3 • 106 Э, возможно проявление самоизоляции тока, отталкивающего собственным магнитным полем диамагнитные молекулы окружающей среды.
Если проводимость плазмы не слишком велика, то при уменьшении тока может возникнуть индукционное поле с напряженностью, достаточной для проведения оставшейся части зарядов через область сильных потерь импульса и энергии в область малых потерь, становящихся все более несущественными при дальнейшем ускорении. В таком газовом бетатроне с собственным переменным магнитным потоком удержание электронов на круговых орбитах и «вертикальная» устойчивость могут быть обеспечены или кулоновскими силами, возникающими при нарушении квазинейтральности
остающегося витка, или комбинацией этих сил и собственного или внешнего магнитного поля. Возможное «скиновое» распределение тока может лишь улучшить условия разделения сбрасываемого и остающегося потоков частиц. Кроме того, если в некоторой части разряда уже произошло начальное ускорение электронов, то проникание молекул вещества будет действовать на них в гораздо меньшей мере, чем на неус- корившиеся электроны, вследствие резкого уменьшения сечения их взаимодействия. Оба эти обстоятельства смягчают требования на допустимые градиенты плотности паров вещества, вызывающего уменьшение тока.
Легко показать, что резкое уменьшение тока может обеспечить соответствующую величину напряженности поля. Действительно, ^инд ^ £эфф1о/т, где т — время резкого изменения тока в контуре. Например, при £эфф ~ 5 ♦ 10“9 гн/см, 1^ ^ 30 кА и т < 10-6 сек получим ^инд > 100 в/см, что превосходит критическое поле, необходимое для направленного ускорения электронов в плазме при типичных начальных энергиях электронов порядка нескольких электроновольт и плотностях ионов n < 1014 ион/см3.
Приведенные грубые оценки показывают, что при резком изменении тока могут создаваться условия, обеспечивающие сквозное ускорение части электронов. Предельная энергия, набираемая каждым из остающихся электронов, емакс ^ j^o^o- Например, при указанных значениях тока и индуктивности получим емакс ^ 5 Мэв, т.е. следует ожидать появления жесткого излучения.
Рассмотренные индукционные процессы ускорения могут происходить также при радиальных пульсациях мощного разряда, приводящих к охлаждению плазмы и уменьшению ее проводимости при расширении или при соприкосновении со стенками. Появление сильных осевых полей (порядка десятков кв/см при наблюдаемых на осциллограммах скоростях срыва тока порядка 1012 а/сек) допускает сквозное ускорение электронов и ионов плазмы и появление наблюдаемого излучения нейтронов и д-квантов [5]. Вероятность сквозного ускорения ионов повышается вследствие того, что эти процессы развиваются при уменьшенной плотности плазмы в стадии расширения (в отличие от процессов, связанных с неустойчивостями типа перетяжек или с индукционным перераспределением тока при подавлении краевой проводимости собственным токовым магнитным полем, усиливающимся при сжатии). Образование перетяжек сопровождается появлением вспучиваний, что также может облегчить соприкосновение тока со стенками. Отметим попутно, что вторичное появление тока вблизи оси разряда может быть обусловлено индукционной переброской тока, а не вторичным сжатием всей плазмы.
Представляет интерес изучение космических вариантов рассмотренных процессов индукционного эстафетного ускорения в токах, циркулирующих в плазме звезд и плазменных струях, выбрасываемых звездами в космическое пространство. Эти эффекты, по-видимому, могут быть причиной появления потоков ускоренных космических частиц.
Литература
R. Giovanelli. Philos. Mag., 40, 206 (1949).
Г.И. Будкер и А.А. Наумов. Proc. CERN Symposium, Vol. 1, 76 (1957).
В.И. Векслер. Докл. АН СССР, 118, К9 2, 263 (1958).
Н. Dreicer. On the theory of run-away electrons. Доклад № 2292, представленный США на Вторую международную конференцию по мирному использованию атомной энергии (Женева, 1958).
И.В. Курчатов. Атомная энергия, № 3, 65 (1956).
(Атомная энергия, 1959, Т. 6, С. 658-660.)
УСКОРЕНИЕ ЧАСТИЦ КРАЕВЫМ ПОЛЕМ ДВИЖУЩЕГОСЯПЛАЗМЕННОГО ОСТРИЯ, УСИЛИВАЮЩЕГО ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ
ПОЛЕ
Г.А. Аскаръян
Обычно полагают, что квазистатические электрические поля не способны обеспечить ускорение частиц до энергий, превышающих используемые потенциалы. В данной работе показано, что с помощью движущейся неоднородности, усиливающей квазистатическое электрическое поле, при определенных условиях можно произвести ускорение, эквивалентное потенциалам, во много раз превосходящим используемую разность потенциалов.
Рассмотрим простейший пример усиления электрического поля специально создаваемой неоднородностью сред. Допустим, что два плоских электрода, между которыми приложена разность потенциалов Uq, создают поле напряженностью Eq. Если на одном из электродов появляется проводящий выступ в виде половины вытянутого сфероида, направленного по полю, то напряженность поля достигает максимального значения в области максимальной кривизны на площадке радиуса р ~ Ь2 (а на вершине сфероида
(1 - е2) fin |Д - 2е)
где е = ^ А. — ^ — эксцентриситет сфероида, а — большая и b — малая полуоси и п^ — коэффициент деполяризации. В случае очень вытянутого эллипсоида (а ^ b; е —> 1)
__ а2/п\2
ЕтEq, ^( Т ) Eq
62(lnf-l)\Ъ/
(что прямо следует из условия набора потенциала Етр ~ Eq а).
Это краевое усиление поля острием, известное еще со времен появления теорий громоотвода, распространения стримера и т.п., может быть эффективно использовано для ускорения частиц или вещества лишь в случае, когда фронт образования или распространения вершины неоднородности («острие») будем двигаться вместе с ускоряемыми частицами. Это может быть в тех случаях, когда сами ускоряемые частицы являются частью неоднородности или создают ее, или когда сами ускоряемые частицы являются инициирующим началом создания неоднородностей самим полем.
Разберем более подробно эти случаи.
Ускорение самих частиц края неоднородности. Сама неоднородность может быть создана тонкой струёй плазмы, вырывающейся от одного из электродов (выстрел плазменной пушки, искровой источник, факел от луча лазера, сфокусированного на электроде, и т.п.). С вершины струи будет происходить срыв и ускорение слоев вещества, причем последующий слой будет усиливать поле, действующее на впереди летящий слой. Эффективный ускоряемый заряд слоя
^5эфЕтр .
Эквивалентный потенциал частиц на пути Z, на котором еще не происходит отрыв лидера неоднородности от основной ее массы, Um ~ Eml ^> Eqq при I ^> р.
Ускорение частиц, создающих плазменный шлейф. Допустим, от одного из электродов движется частица вещества, оставляющая за собой плазменный шлейф (например, под действием нагрева частицы лучом лазера или ионизации остаточного воздуха при быстром движении частицы). Такая частица будет находиться все время в вершине плазменного острия, если поле на частице будет во много раз превосходить поле вблизи ее и обгон частицы плазмой не будет сильно экранировать поле в области нахождения частицы (это будет соблюдаться в случае, если частица будет двигаться достаточно быстро, или в случае, когда плазма, обгоняющая частицу, будет быстро растягиваться и снова допускать максимальное поле к поверхности частицы), то сила, ускоряющая частицу, F Е^р2, где р — радиус частицы. Если радиус плазменной струи ненамного больше радиуса частицы, то энергия частицы W ~ Е^(15/Ъ2рУ где I — путь ускорения. Электрическое давление на частицу
m эл ,4тг 4тг Ь4 4тг
это давление может достигать многих тысяч атмосфер (например, при допустимых значениях Е ~ Ю5 В/см и a/b ^ 102 получим Рт ^ 106 атм), что может превосходить давление отдачи реакции испарения, световое давление. Затрата массы частицы на создание шлейфа плазмы может быть мала ввиду большого различия плотностей шлейфа и частицы (различие возможно в десятки и сотни миллионов раз), что делает этот метод более предпочтительным по сравнению с реактивным ускорением частиц [1].
Ускорение частиц в лидере пробоя. Можно осуществить ускорение частиц при направленном пробое в газе. Допустим, что группа быстрых заряженных частиц, пролетая через газ с электрическим полем, близким к пробойному, создает ионизованный канал, по которому начинается пробой среды. Можно осуществить такие условия, при которых частицы, инициирующие пробой, будут длительное время находиться в краевом поле лидера лавины пробоя. Такой способ ускорения в устройствах, аналогичных искровым камерам, по-видимому, может оказаться эффективным для частиц, предварительно ускоренных до скоростей, при которых малы диссипации направленных скоростей, но которые не сильно отличаются от скорости распространения пробоя по ионизованному каналу.
Квадратичная зависимость ускоряющей силы от напряженности поля в двух первых рассмотренных вариантах и возможность изменения острийного поля свойствами газа в третьем варианте позволяют многократно использовать чередующиеся электроды одного источника высокого напряжения для сквозного ускорения. Режим ускорения по природе своей импульсный, так как использует нестационарные процессы.
Отметим, что описанный механизм ускорения может проявиться при использовании электрических полей для отсасывания ионов из концентрированной импульсно создаваемой плазмы. Вполне возможно, что рассмотренный механизм играет существенную роль в наблюденном [2, 3] эффекте появления быстрых ионов при наложении электрического поля на плазму горячей вакуумной искры. Эффективность проявления ускорения может сильно зависеть от начальных геометрических условий — размера и растекания струи плазмы, ее сжатия, ограничения плазмы искры диэлектрической трубкой, магнитными полями и т.п.
Следует также иметь в виду, что появление группы быстрых частиц при наложении электрического поля на плазменную неоднородность не является свидетельством начальной высокой температуры плазмы, а может явиться результатом электростатического давления большого краевого поля (это будет при Е^ ^ 4ттекТеу
237
В заключение выражаю благодарность проф. М.С. Рабиновичу за обсуждение и интерес к работе.
Литература
Г.А. Аскаръян, Е.М. Мороз, ЖЭТФ, 43, 2319, 1962.
А.А. Плюто. ЖЭТФ, 39, 1589, 1960.
А.А. Плюто, К.Н. Карвалидзе, И.Ф. Кварцхава. Атомная энергия, 3, 153, 1957.
(Письма в ЖЭТФ, 1965, Т. 1, № 2, С. 44-49.)
САМОУСКОРЕНИЕ ИОНИЗУЮЩИХ ЧАСТИЦ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМПОЛЕ ПОЛЯРИЗУЮЩЕГОСЯ ШЛЕЙФА ИОНИЗАЦИИ
Г.А. Аскарьян
Ионизующая частица или группа частиц, пролетая в среде, создают за собой- ионизационный след. Поляризация этого следа во внешнем электрическом поле может создать более сильное краевое поле, способное ускорить частицы, инициирующие ионизацию [1]. В данной работе рассмотрены условия ускорения частиц таким полем «шлейфа» ионизации как при наличии пробоя, так и без пробоя.
Рассмотрим сначала случай непробойной поляризации, когда за время вытеснения сильного краевого поля лавина не успевает развиться. Допустим, что группа TV-частиц пролетает в среде, оставляя за собой шлейф ионизации радиуса р с объемной концентрацией электронов пс ^ (У/тгp^^dn^/dx), где dn±/dx — удельная ионизация, производимая каждой частицей на единице пути в среде (например, для газов при давлении р получим dn^/dx ~ 102р//32 см-1, где 0 = v/c — относительная скорость ионизующих частиц, которые мы будем считать для простоты однозарядными).
Для усиления внешнего поля за сгустком необходимо, чтобы плазма шлейфа ионизации быстро и сильно исказила внешнее поле. Условие вытеснения (т.е. сильного искажения) поля: поляризация Р = neex = neekEt 22 Е/Атг, где к = e/mv — подвижность и v -— частота столкновения электронов. Время t вытеснения внешнего поля образованной плазмой в этом случае t 22 1/а при t > 1/v, где проводимость ст = nee2/mv. (В случае «диэлектрической» экранировки t ~ 1/шр, где шр — плазменная частота). В интересующем нас случае экранировки токами проводимости t ~ mviv р2 ) N е2 ^dri\) dx) и не зависит от давления, так как v р и dn±/dx р, причем t р2 /N.
Введем допустимое расстояние Xq от группы ионизующих частиц до фронта усиления внешнего поля плазменным следом, такое, что при Xq < р напряженность поля у сгустка близка к напряженности поля Е у конца вытянутого плазменного следа длины I, и может во много раз превосходить напряженность Eq внешнего поля: Е/Eq 22 l/p ^ 1 при I ^> р для сферического закругления конца цилиндрического следа и Е/Eq 22 (a/b)2 для сфероидального следа с полуосями а и Ь. Тогда для обеспечения сильного возмущения поля за время t ~ Xq/v необходимо, чтобы mvivр2/Nе2 (dn\/dx) 22 Xq^c. Это соотношение может быть обеспечено подбором числа частиц N 22 (Зтсулр2/XQe2{dn±/dx). Например, при Xq С2 р ~ 3 см получим при v 22 10й сек-1 (давление р ~ 1 атм) и 0 < 1, необходимое число частиц в ионизующем ускоряемом сгустке N Ю12. Интересно отметить, что N /З3 и почти не зависит от давления, если не учитывать расширение конца плазменного следа под действием поперечной компоненты электрического поля. Уже из этих оценок видна, по крайней
мере, принципиальная возможность ускорения ионизующих сгустков частиц в среде с электрическим полем без использования пробойного роста концентрации ионизации в следе.
Рассмотрим теперь, насколько эффективно можно использовать пробойное увеличение концентрации плазменного следа для уменьшения необходимого числа частиц в ускоряемом сгустке. В случае лавинных пробойных процессов при t^>Ajv поляризация
Р = пе(0)ж + У(ж-Щп(£) = У n(£)d£;оо
но тг^ = п(0)е°^, где а = еЕ/1 — линейный коэффициент размножения и I — энергия, приходящаяся на пару образованных ионов. Интегрируя, получим
Р(х) ~ епе^а"\еах " 1),
откуда из тех же условий F ^ S/4тг и ж 2; kEt получим соотношение для необходимого значения пе(0):
пе^ ^еекЕЧ<1 - 1} ~ 52/4тг1 (t ~ Х^.
Легко обеспечить условие ах ^> 1, т.е. еаж ^> ах, особенно с учетом больших краевых полей Е ^> Eq, что показывает возможность уменьшения необходимого числа частиц пе(0) и N на несколько порядков.
Большие достижимые краевые ускоряющие поля (Е > Мв/см), большие скорости ускоряемых частиц позволяют пренебречь многократным рассеянием частиц на пути ускорения даже при давлениях siml атм. При малых изменениях поперечных размеров сгустка набор потенциала ускоряемых частиц
LL
и ~ У Edi ~ Е0/р У Idl ~ Е^^р
Оо
для поля у закругленного конца цилиндрического плазменного следа. Например, при Eq 2^ 30 кв/см, р 3 см и длине секции L 2 Зм получим U 2^ 500 Мв. Преимуществом предлагаемого метода ускорения является непотенциальность процесса, допускающая сквозное ускорение через электроды чередующейся полярности от одного и того же источника не очень высокого напряжения, ввиду возможности управления краевым полем в широких пределах путем подбора свойств газа в отдельных ускоряющих секциях.
Очевидно, что для максимальной эффективности таких устройств, использующих импульсные нестационарные процессы, целесообразно их использовать в сочетании с ускорителями, выбрасывающими компактные сгустки предварительно ускоренных частиц в секции искровых камер [1].
Литература
Г.А. Аскаръян, Письма ЖЭТФ, 1, вып. 3, 44, 1965.
(Письма в ЖЭТФ, 1965, Т. 2, № 4, С. 179-182.)
УСКОРЕНИЕ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ УЛЬТРАКОРОТКИМИСВЕТОВЫМИ ИМПУЛЬСАМИ, СОЗДАЮЩИМИ ФРОНТ
ПРОСТРАНСТВЕННОГО ЗАРЯДА НА ОСИ В КАНАЛЕ СРЕДЫ
Г.А. Аскаръян
В последнее время обсуждаются и достигнуты большие успехи [1-2] в получении высоких напряженностей световых полей в ультракоротких (т to 10-14 А 10-11 с) импульсах, уже позволяющих достичь релятивистских скоростей осцилляции свободных электронов ие to еЕ/тш и с^ например, при Ес > тшс/е = т? (еХ = е/r^X to to 108 4- 107 абс при приведенных длинах волн X = cjш и 10-5 А 10-4 см). Это соответствует плотностям потока 1С и сЕ^Атс и 3 • 1016 А 3 • 1018 Вт/см2 соответственно. (Здесь е — заряд, т — масса, го — классический радиус электрона, ш — частота, Е — амплитуда световой волны).
Появление таких мощных коротких импульсов сделало возможным эффективную реализацию на высоком уровне выходной мощности таких новых нелинейных эффектов, как черенковское излучение от световых сгустков [3, 4], сильное преобразование частот, ускорение частиц бегущими градиентами поля или плазменными волнами [5], новые виды фотоэлектронной ионизации [6], получение ультракоротких вспышек квантов и фотоядерных реакций [7] и т.п.
В данной статье рассмотрим эффекты, связанные с образованием релятивистской заряженной плазмы при налетании такого светового импульса на канал в среде, и возможности ускорения заряженных частиц. Для простоты будем полагать, что поля таковы, что скорости осцилляции электронов, образуемых при фотоэффекте с поверхности канала, близки (но не очень) к скорости света.
Роль стенок канала сводится в основном к поставке большого количества фотоэлектронов, выдираемых светом из среды с релятивистскими скоростями. Из-за высоких напряженностей полей эффективность такого фотоэффекта, по-видимому, весьма высока и число образованных электронов определяется отношением энергии поглощенной к энергии осцилляции Nei Е?т?. Однако за время Ti < п/^ пока ионы не поспевают за электронами, ограничение поступлению электронов внутрь канала определяется кулоновским потенциалом. Если задать радиус канала а to 30 мкм, то электронное время те и а/с и 10-13 с, а ионное время Ti и a/vi и 10-11 с, т.к. Di to ^CefMi и 3 • 108 см/с. За время t < т^ концентрация электронов в канале определится из условия соизмеримости кулоновского потенциала релятивистской энергии:
V to 2yln(a/ri) to 2mc2/e,
где у — погонный заряд электронного облака в канале, ri — эффективный радиус электронного облака. Если разброс импульсов электронов велик, то можно для оценок полагать 1п(п/г) to 1 и напряженность радиального поля Er = Vfa to 2m? / ае to to 106 абс to 0,3 ГВ/см, такой же величины будет продольное поле Ez to 7 J(dz/z2) на Ту
оси канала на фронте электронной плазмы.
Кроме осцилляции, электроны приобретают направленную скорость, зависящую от фазы входа в поле (от момента времени отрыва электрона и входа в режим осцилляции). Для больших полей и небольших энергий связи фаза входа такова, что направленная составляющая скорости соизмерима с осциллирующей и электроны улетают к оси канала.
Например, в поле Е = Ес$тш! получим (при нулевых начальных условиях электрона в момент ti влета) скорость ж ис^ео^шЕ — cos cut) ^ vc(±l — cos cut), т.к. для больших полей и малых энергий связи электронов фаза входа с направленными скоростями шЕ —^ 0; тг, 2тг и т.д.
Нестационарный набор направленной скорости возможен не только при освобождении электрона от связи в нужный стартовый момент, но и для свободных электронов при резких изменениях амплитуды светового импульса, например, на фронте или конце импульса, при резком входе электрона в скин слой и т.п.
В случае близости стартовых условий вырывания электронов и их осцилляции с учетом магнитного поля световой волны могут возникнуть сгущения заряда вблизи оси на малых радиусах стержневой или трубчатой формы с радиусом щ < 0,1а. В этом случае могут возникнуть гораздо большие поля Ez ~ Er ~ 2mc2/rie ln(a/ri) > ГВ/см.
Энергия света £i ^ ^тс?/е и Дж/см будет тратиться при сверхсильных полях в основном на образование релятивистских электронов, остальная будет отражаться, продлевая каустику в канале. Подбор расходимости света в канале (соотношением радиуса и длины фокального пятна с радиусом и длиной канала) позволит осуществить длины ускорения до несколько см и получить энергии ускоренных электронов до нескольких ГэВ.
Возможно управление динамикой ускорения изменением радиуса канала а(г), которое сильнее изменяет образование фронта ускорения, происходящее с запаздыванием а^ ( ссо^б относительно фронта импульса.
Большие ускоряющие поля и малые пути ускорения упрощают вход в режим ускорения и его поддержание из-за малых различий длин путей частиц и ускоряющего фронта.
Действительно, в случае наличия отражения от стенок канала групповая скорость импульса
Угр = с^/Г^АЩ^ «= (1 - 1/2 • IO’5) с,
т.е. весьма близка, к скорости света в вакууме для наших условий, когда критическая длина волны Акр ^ 3,4а ^ 102 мкм, а А % 0,3 мкм.
Путь, пройденный ускоряемыми частицами z(t) получим, интегрируя дважды изменение импульса (d/dt)(l3 /а/1 — /З2) = {F/mc\ т.е. для нулевых стартовых скоростей
z = (me2/F} { V1 + ^Ftfmcy — 1}.
Полагая время ускорения Т = L/wrp, получим различие путей, пройденных электронами и импульсом
А = Щ) — L = (mc^/F) (уГТЦгТтсЧР - 1} - Ь « Ц1/( - 1) - (тс2/Г) < п
для наших условий, когда FL/mc? и 103 А> 1.
Число ускоренных частиц можно оценить по соизмеримости ускоренного заряда с зарядом фронта, осуществляющего ускорение дфр ^ дщ ~ 1 абс, что соответствует числу частиц NycK ~ <7фР/е ~ 109 част. При этом кольцевая структура фронта может обеспечить радиальную устойчивость ускорения. По-видимому, возможно ускорение и на многих фронтах, образующихся при наличии пульсаций импульса или в каждом периоде.
С помощью такого ускорителя можно ускорять не только электроны, но и мюоны и пионы, причем можно реализовать не только толкающий, но и тянущий варианты, например, на заднем фронте импульса у фронта исчезновения сгущения заряда, т.е. осуществить ускорение частиц разных знаков.
Литература
Bover К., Rhodes С.Н. Phys. Rev. Lett., 1985, 54, 1490.
Rhodes C.H. Science, 1985, 229, 1345.
Аскаръян Г.А. ЖЭТФ, 1962, 42, 1360; 1963, 45, 643; Phys. Rev. Lett, 1986, 57, 2470.
Auston D.H. Appl. Phys. Lett., 1983, 43, 713; Auston D.H., Valdmanis LA., Kleinman D.A. Phys. Rev. Lett., 1984, 53, 1555.
Tajima T., Dawson I.M. Phys. Rev. Lett., 1979, 43, 267.
Бейгман И.Л., Чирков Б.Н. Письма в ЖЭТФ. 1987, 46, 314.
Аскарьян Г.А. Письма в ЖЭТФ, 1988, 48, 179.
(Письма в ЖЭТФ, 1990, Т. 52, вып. 6, С. 943—945.)
ВСПЫШКИ ФОТОЯДЕРНЫХ РЕАКЦИЙ ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИМОЩНЫХ УЛЬТРАКОРОТКИХ СВЕТОВЫХ ИМПУЛЬСОВ НАВЕЩЕСТВО
Г.А. Аскаръян
Недавно начала быстро развиваться новая область оптики субпикосекундных и фемтосекундных импульсов сверхбольшой плотности мощности за 1018 Вт/см2 и обсуждаться до 1021 Вт/см2 и выше (см., например, [1-4]) в ряде крупнейших научных центров США (Университеты Рочестера, Иллинойса), ФРГ (Институт М. Планка), СССР (МГУ, ФИЛИ) и др.
Было отмечено [1], что в таких сильных полях электроны наружных оболочек атомов сразу отрываются от атомных остовов, так как напряженности светового попя Е > Sb to е/п^ ^ Ю7 а$с (Ю17 Вт/см2), в то время как остовы атомов (особенно электроны внутренних оболочек) остаются мало возмущенными, так как поля внутренних оболочек Е^п to Ze/aL и Z3EB, так как радиус орбиты a to a^jZ поэтому Sin ^ Sb (например, при заряде ядра Z > 50 получим Е^ > 105Sb) (индекс Б — для Боровского радиуса водорода).
Но при Е to тшс/е to тс? jeX to 2 • 108 абс (1019 Вт/см2) при длине волны А ~ ^ 10-5 см скорости выброшенных электронов становятся релятивистскими. В работе [1] отмечено, что такие электроны могут возбудить внутренние оболочки атомов, причем с гораздо большей вероятностью, чем в многофотонном процессе от самого светового поля. В работе [4] было рассчитано возбуждение внутренних оболочек атомов такими электронами.
Мы хотим обратить внимание на возможность наблюдения вспышки фото-электроноядерных реакций, вызванных появлением таких электронов при воздействии световых импульсов.
Действительно, в области энергии квантов и электронов порядка нескольких МэВ лежат пороги фотоядерных и электронно-фотоядерных реакций, причем их эффективность резко возрастает с увеличением энергии до десятков МэВ.
242
Для оценки вспышки реакции от появления таких электронов в среде можно прямо использовать суммарный выход реакций при налетании электронного пучка на мишень, при этом мы получим также и результаты, произведенные квантами, порожденными этими электронами. Во многих случаях фотоядерные реакции имеют гораздо большие сечения, чем электроноядерные (например, cr^j и 102сгеу, однако с учетом многократности столкновений электронов это различие может быть ослаблено). Например, известен суммарный выход нейтронов от реакций (упДу/ДепДе/) [5] при прямом воздействии электронного пучка на вещество, причем выход Nn/Ne МэВ от энергии электронов ее нарастает почти линейно, нарастая от Nn/Ne и 2 • 10-3 при энергии ее 10 МэВ до Nn/Ne 10 2 при энергии ее 40 МэВ.
Такие энергии электроны получат, резко входя в режим свободных осцилляции, причем их энергия ее ^ еХЕ, требует напряженностей полей Е ^ 2 • 109 4-1010 абс (т.е. при плотностях I ^с и 1021 4- 3 ♦ 1022 Вт/см2).
Если задана энергия Q лазерного импульса, то число таких образованных электронов Ne и Q/ce ^ 1013 при се ^ 10 МэВ и Q ^ 10 Дж, что даст выход 3 • 1010 нейтронов за время т > 10”12 с. Уже при этих условиях внутренние энерговыделения могут составлять заметную часть падающей энергии. Такие воздействия могут быть использованы для создания коротких вспышек нейтронов, гамма-излучения, релятивистских электронов. Большие концентрации нейтронов позволят проводить эксперименты с нейтронами, с преобразованием ядер, получением изотопов.
Такие воздействия должны сопровождаться появлением больших кулоновских полей Е ~ ee/eaj ^ 30 ГВ/см, при ее ^ 30 МэВ, радиусе фокусного пятна aj ^ 10 мкм, и рывком ускорения ионов большим электронным давлением до скоростей и^ ^ V^M ~ 3 • 109 А 3 • 108 см/с при (2 4- 300)Afp.
Использование трубчатых лучей или полых тел позволит осуществить кумуляцию таких ионных потоков и получить большие концентрации энерговыделений за счет процессов, идущих при больших плотностях и высоких температурах.
Отметим, что приведенные оценки даны для сильных вспышек ядерных реакций при плотностях I и 1021 Т1022 Вт/см2, а наблюдаемое начало таких процессов должно иметь место при гораздо меньших плотностях потока — при I 1019 4- 1020 Вт/см2, что связано с медленной зависимостью релятивистской энергии электронов от плотности потока се V^, конверсией электронов в кванты и низкой пороговой энергией фотоядерных процессов (несколько МэВ).
Данная работа доложена на общемосковском семинаре акад. В.Л. Гинзбурга (ФИ- АН) 6.01.88 г.
Литература
Boyer К., Rhodes С.Н. PRL, 1985, 54, 1490.
Rhodes С.Н. Science, 1985, 229, 1345.
Краюшкин С.В. Автореферат диссерт., физфак МГУ, 1987 (см; сводную таблицу по таким лазерам).
Бейтман И.Л., Чирков Б.Н. Письма в ЖЭТФ, 1987, 46, 314.
Бекурц К., Вирта К. Нейтронная физика, М.: Атомиздат, 1968.
(Письма в ЖЭТФ, 1988, Т. 48, вып. 4, С. 179-180.)
БЫСТРОЕ ПЕРЕКРЫТИЕ СВЧ-ИЗЛУЧЕНИЯ ОРЕОЛОМИОНИЗАЦИИ СВЕТОВОЙ ИСКРЫ В ЛУЧЕ ЛАЗЕРА
Г.А. Аскарьян, М.С. Рабинович, М.М. Савченко, В.К. Степанов
В данной статье приводятся эксперименты по СВЧ-исследованию быстрого ореола фотоионизации от световой искры в луче лазера. Это исследование проведено в диапазоне десятков и сотен наносекунд, в отличие от [1] обычных случаев СВЧ-диагностик, когда исследовались гораздо большие времена. В [1] была исследована ионизация за ударной волной. В данной статье исследуется ионизация от вспышки ионизующего излучения, опережающего ударную волну от искры.
Искра от сфокусированного луча лазера с модулированной добротностью вспыхивала перед излучающей антенной, питаемой от магнетрона, генерирущего радиацию на волне 8 мм. Приемная антенна помещалась или за искрой (при исследовании перекрытия), или под разными углами (при исследовании отражения).
На рис. 1 приведены типичные осциллограммы (длительность развертки 500 нсек) сигнала перекрытия с временем нарастания 30 нсек (верхний луч) и сигнала отражения под углом 45° назад (нижний луч) искрой в воздухе. Величина сигнала перекрытия позволила оценить (по сравнению с изменением тока на приемный детектор при внесении тел, моделирующих плазму) размеры ореола. Его радиус оказался а ~ 1,5ч2 см. Исследования размера площади перекрытия СВЧ-излучения ореолом от искры производились также путем сравнения величин сигнала от перекрытия на разных расстояниях искры от оси антенны. Расстояния, на которых сигнал перекрытия
изменяется в несколько раз, согласуются с приведенными выше размерами площади перекрытия, полученными из сопоставления с моделями. Величины сигналов отражения под различными большими углами, в том числе и при отражении назад, были
соизмеримы с сигналом перекрытия.
Это, по-видимому, показывает, что рассеянная радиация объясняется не только дифракцией от поглощения, но и высокими отражающими свойствами плазмы ореола. Это позволяет предположить, что концентрация плазмы быстрого ореола от световой искры пе > 1013 см-3, что на два порядка величины сильнее неравенства пе > 101°Ч1011 см-3, полученного из времени возмущения внешнего электрического поля поляризацией ореола световой искры [2].
Для различных газов получаются различные искры с различными ореолами ионизации. На рис. 2 приведены при разных усилениях К сигналы перекрытия от све
товой искры в разных газах: воздухе, кислороде, аргоне, азоте, гелии, водороде на
Рис. 1.Рис. 1.развертках длительностью 4 и 0,5 мксек. В ряде газов видно разделение вспышки ионизации быстрого ореола от медленно нарастающей ионизации за ударной волной. Спад перекрытия после создания быстрого ореола связан как с уменьшением концентрации электронов из-за их «прилипания», так и из-за уменьшения частоты столкновений и рекомбинаций. Отметим, что время жизни электрона до «прилипания» в воздухе и время сброса энергии на упругие столкновения соизмеримы с временем жизни быстрого ореола.
Рис. 1.
Рис. 1.
Рис. 2.Рис. 2.
Рис. 2.
Рис. 2.
В аргоне наблюдается мощная световая искра и более концентрированный ореол ионизации больших размеров. Спада перекрытия не замечено, что по-видимому, связано с отсутствием «прилипания» электронов. В кислороде величина и длительность импульса быстрого перекрытия малы, что можно объяснить сильным «прилипанием». Условия и динамика «прилипания» в быстром ореоле могут отличаться от случая невозмущенного газа ввиду наличия метаста- бильных атомов (так, например, наличие метастабильного состояния азота может усилить процесс «прилипания»).
Важным полученным фактом
является большая скорость сильного перекрытия излучения быстрым ореолом за времена ^ 10 нсек и большие площади перекрытия. Эти данные позволяют надеяться на возможное применение быстрого ореола для резкого перекрытия, модуляции или переброски потока СВЧ-излучения.
В заключение выражаем благодарность Д.К.Акулиной и А.Д. Смирновой за ценные советы и Л. Коломейцеву за помощь в работе.
Литература
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, М.М. Савченко, А.Д. Смирнова, В.Б. Студенов. Письма ЖЭТФ, 1, вып. 6, 18, 1965.
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, А.Д. Смирнова, В.Б. Студенов. Письма ЖЭТФ, 2, 503, 1965.
(Письма в ЖЭТФ 1966, Т. 3, № 12, С. 465-468.)
СВЕТОВАЯ ИСКРА В МАГНИТНОМ ПОЛЕ
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, М.М. Савченко, А.Д. Смирнова
Недавно было экспериментально [1-3] и теоретически [4-7] исследовано явление «световой искры» — бурной ионизации газов под действием вспышки интенсивного света. В данной статье описываются первые результаты исследования искры при наличии внешнего магнитного поля, которое может быть использовано как для изучения развития плазменного сгустка искры по диамагнитным индукционным сигналам [7], так и для изучения взаимодействия плазмы искры с магнитными полями с целью удержания от растекания, ускорения в неоднородных полях, выброса для заполнения магнитных ловушек [8] и т.д.
Для экспериментов использовался обычный оптический квантовый генератор с модулированной добротностью, устройство которого аналогично описанному в [9]. Внешнее продольное постоянное магнитное поле в описываемой серии экспериментов достигало 10 кэ. Приемная индукционная катушка окружала область фокуса линзы с
245
фокусным расстоянием / ~ 4 см. Использовались различные катушки с числом витков N ~ 2 4- 20 витков и диаметром 2R = 14-3 см.
Типичный диамагнитный сигнал изображен на рисунке (длительность всей развертки 5 мксек). Первый импульс соответствует появлению диамагнитного момента плазменного сгустка (знак импульса соответствует уменьшению потока в катушке), второй — исчезанию токов в нем. Сразу бросается в глаза существование длительного интервала, порядка нескольких мксек, между гораздо более короткими импульсами появления и исчезания возмущения. Эта фаза, по-видимому, соответствует существованию диамагнитных или индукционных токов в плазме, созданной выделением энергии и ударной волной. Интересно отметить, что свечение плазмы искры продолжается во время существования этого магнитного момента и, возможно, играет роль в создании проводимости среды или характеризует ее существование.
Индукционный сигнал, связанный с изменением магнитного момента,
х 4тгЛГ
E(t) -^1?
с
где Mi — магнитный момент, приходящийся на единицу длины диаметра катушки — в случае, когда продольный размер магнитного момента меньше диаметра катушки, или на единицу длины области магнитного момента — для квазицилиндрического магнитного момента. По величине индукционные сигналы достигают десятков и сотен милливольт и легко наблюдаемы.
При использованных полях Н < 10 кэ диамагнитный сигнал и интеграл от него (определяющий момент М) были пропорциональны магнитному полю ^Етах/Н
10-5 в/э для N ^ 10 и 2R « 1 см). Длительность интервала между фронтами двух импульсов почти не зависит от магнитного поля, но заметно уменьшается при увеличении первого импульса (т.е. энергии искры) и уменьшается при уменьшении радиуса приемной катушки.
Магнитный момент
t
м^ ~[ Ewt=
Ч7Г IN JО
достигает своей величины
Мэф ~ 7~К7~ 10”6 См3 Н°
4 ТПУ
уже за время первого импульса ti 0,3 мксек.
246
Механизм образования долгоживущего магнитного момента пока не выяснен. Если предположить, что индукционные токи связаны с движением проводящего вещества в квазицилиндрической ударной волне или при расширении, т.е.
1 1 ч с с2
то приходится допустить высокие значения проводимости и скорости движения вещества г (так как М 1О-6Но^ то ava? с210-6 1015 CGSE и даже при объеме области а3 < 3•10-2 см3 это приводит к ш;^ 3 • 1016 см/сек2). При этом приходится допустить, что полный магнитный момент плазмы слабо меняется в некотором большом диапазоне изменения размеров (сггг3 ^ const). Если предположить, что создается плазменное равновесное образование с временем жизни порядка нескольких мксек с циркулирующими диамагнитными или индукционными токами, то для объяснения такого большого времени затухания индукционных токов придется предположить слишком высокую долгоживущую проводимость среды. Диамагнетизм более продолжителен, причем его не ослабляет тройная рекомбинация, оставляющая энергию в электронной плазме.
Отметим, что сигналы последующего «звона» от акустических колебаний каркаса катушки под действием волны сжатия от ослабевшей ударной волны искры исчезали при введении мягкой амортизирующей прокладки, но при этом диамагнитный импульс не менялся. Диамагнитные импульсы исчезали при введении трубки из проводника, которая удерживала неизменным магнитный поток через нее, в то время как «звон» от удара волны от искры в трубке регистрировался внешней катушкой. Введение поверхностей на небольшом расстоянии от искры приближает второй импульс к первому, что можно, по-видимому, объяснить тормозящим или охлаждающим действием поверхности на плазму.
Данные о величине и длительности существования магнитного момента плазмы искры позволяют произвести оценку воздействия неоднородных магнитных полей на плазму искры: полная сила
, .ЭН2
Fz to M(t) — to a(t)——oz dz
определяет скорость «сгребания» или выброса плазмы — для получения быстрых струй чистой плотной плазмы, заполнения ловушек, быстрого собирания вещества, ионизованного светом в один ком для большей концентрации выделившейся энергии и т.д.
Обнаруженное долговременное существование диамагнитной плазмы позволит попытаться вложить дополнительную энергию в плазму искры с помощью быстропеременных внешних полей или более длительно излучающих оптических генераторов с большим световым энерговкладом.
Отметим попутно, что системы индукционных катушек во внешнем магнитном поле, укрепленные на диэлектрических телах или окружающие их металлические тела, могут быть эффективно использованы для исследования объемных колебаний, возникающих в телах под действием локального нагрева от вспышек интенсивного света.
В заключение выражаем благодарность проф. А.М. Прохорову и П.П. Пашинину за помощь в создании генератора.
Литература
R.G. Meyerand, A.F.Haught. Phys. Rev. Lett., 11, 401, 1963.
R. W. Minck. J. Appl. Phys., 35, 252, 1964.
С.Л. Мандельштам, П.П. Пашинин, А.В. Прохиндеев, A.M. Прохоров, H.K. Суходрев. ЖЭТФ, 47, 2003, 1964.
I.K. Wright. Proc. Phys. Soc., 84, 41, 1964.
Я.Б. Зельдович, Ю.П. Райзер. ЖЭТФ, 47, 1150, 1964.
Д.Д. Рютов. ЖЭТФ, 47, 2194, 1964.
Г.А. Ас-карьян, М.С. Рабинович. ЖЭТФ, 48, 290, 1965.
Г.А. Аскарьян, Н.Б. Делоне, М.С. Рабинович. ЖЭТФ, 46, 814, 1964.
Т.В. Гваладзе, И.К. Красюк, П.П. Пашинин, А.В. Прохиндеев, А.М. Прохоров. ЖЭТФ, 48, 106,
1965.
(Письма в ЖЭТФ, 1965, Т. 1, № 1, С. 9-15.)
ПОЛЯРИЗАЦИЯ ОРЕОЛА ИОНИЗАЦИИ СВЕТОВОЙ ИСКРЫ ВПОСТОЯННОМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ
Г.А. Аскарьян, М.С. Рабинович, А.Д. Смирнова, В.Б. Студеное
В данной работе исследована поляризация быстро возникающего ореола ионизации световой искры в фокусе лазера под действием внешнего электрического поля. Такие измерения для обычных разрядных искр практически невозможны ввиду наличия быстропеременных пробойных полей, создающих разряд, близости электродов и слабого ионизующего излучения от обычных искр. Световая искра в этом отношении представляет идеальный объект, так как она сочетает безэлектродность с быстрым временем развития и сильным ионизующим излучением, порожденным высокими начальными температурами.
Световая искра в воздухе создавалась обычным лазером с добротностью, модулированной вращением призмы. В области фокуса линзы с помощью удаленных плоских электродов с отверстиями для пропуска света лазера создавалось постоянное электрическое поле с напряженностью Eq = 10 в/см 4- 1 кв/см.
В первой серии экспериментов быстропеременные возмущения этого поля при создании ореола ионизации регистрировались тонким зондом, на который был надет диэлектрический кожух для уменьшения фотоэффекта с поверхности. Зонд помещался перпендикулярно электрическому полю на расстоянии % 1 см от искры над ней. Сигналы с зонда в двух положениях зонда — до и после искры — имели разный знак, что подтверждало регистрацию поля поляризационных зарядов при поляризации ореола ионизации, а не действие фотоэффекта от искры, который должен был бы дать
сигналы одного знака.
Рис. 1.Рис. 1.Типичный сигнал с зонда в присутствии поля изображен на рис. 1 при развертке 300 нсек. Длительность импульса близка к длительности вспышки лазера и составляет 30 4- 50 нсек. Величина импульса sm возрастает линейно с увеличением ПОЛЯ Eq И Етп/Е0 ~ 0,5 • 10"3 см.
Рис. 1.
Рис. 1.
Сопоставим сигнал с характеристиками ореола ионизации. Возмущение внешнего поля определяется дипольным моментом ореола Р = att^E^ где a(t) — коэффициент поляризуемости ореола. Нас будет интересовать область сильного и быстрого возмущения поля, когда a(t) ее a^^t)^ где пэф — размеры области вытеснения поля ореолом.
Регистрируемый сигнал отражает изменение потенциала на зонде, определяемое током через сопротивление в цепи зонда. На зонде индуцируется заряд q ~ Е’р5эф/4тг, где Ер — поле диполя ореола (Ер ~ аЕ^т^ и 5эф — эффективная площадь зонда по перехвату силовых линий. Ток на зонд I ~ q ее s^^dajdt^E^ ( 4^тг создаст на волновом сопротивлении R регистрируемый сигнал E(t) = IR = 5эфR^da^dt^E^-nT3. Для экспериментально полученного Emj Е^ 0,5Т0-3 см и времени нарастания т с± 30 нсек при г 1 см, R ~ 75 ом = 8 ♦ 10-11 CGSE и 5эф ~ 0,3 см2 получим пэф ~ 1 см.
В другой серии экспериментов для исследования поляризации ореола ионизации была использована более простая система без вспомогательного зонда. Искра от ла
зера вспыхивала между двумя удаленными плоскими электродами, между которыми задавалась разность потенциалов V. Измерялся ток, протекающий к электроду, подключенному к земле через небольшое сопротивление R ^ 75 Ом. Для исключения фотоэлектрических эффектов с электродов их расстояние до искры было выбрано достаточно большим. Кроме того, вклад фотоэлектрических эффектов с электродов
неоднократно проверялся: сравнивались импульсы при наличии диэлектрических на
кладок на электроды, при изменении полярности потенциала на электродах при расположении искры ближе к одному электроду (фотоэлектрический эффект должен был бы быть гораздо больше с ближайшего электрода при отрицательном потенциале на нем). Отсутствие заметного различия сигнала во всех контрольных опытах позволило сделать вывод о возможности пренебрежения фотоэлектрическими эффектами с поверхности электродов и прямой связи сигнала с поляризованной ионизацией воздуха искрой.
Ток I на электрод, возникаю
I ее (PE)/V = P/d,I ее (PE)/V = P/d,Рис. 2.Рис. 2.щий при создании дипольного момента Р(Ё) между электродами, можно оценить по обобщению теоремы Рамо:
I ее (PE)/V = P/d,
I ее (PE)/V = P/d,
Рис. 2.
Рис. 2.
где d — расстояние между электродами. Сигнал £ = РЁ = ЁЕ^^
Q>Uj аТ
также позволяет оценить измене
ние поляризуемости во времени. На рис. 2 приведена осциллограмма с разверткой 300 нсек. Эксперимент дает также отношение Ет)Е^ ее 1,3 • 10-3 см. Для d ее 6,7 см, R ее 75 Ом и времени нарастания т ее 30 нсек получим пэф 2 1 см в согласии с ранее
полученным результатом.
Быстрое изменение поляризации ореола было зафиксировано также специальными
индукционными датчиками, заэкранированными заземленными разрезанными кожухами от емкостных наводок.
Таким образом, подтверждено наличие быстро возникающего ореола ионизации, опережающего фронт ионизации, за ударной волной, которая за короткое время возникновения ореола проходит очень малый путь, гораздо меньший размеров ореола. (Исследование ореола ионизации с помощью СВЧ проведено ранее [1]).
249
Можно оценить нижний предел эффективной проводимости ионизации в ореоле, используя только время т изменения дипольного момента. Известно, что время вытеснения внешнего электрического поля из объема среды с проводимостью а равно t ~ 1/сг. Так как t < т, то а > 1/т, но ст = nee2/mvso, где rso — частота столкновений электронов с нейтронами (в газе rso — 3 • 1010 сек-1 при нормальном давлении). Отсюда получаем ne > 1010 эл/см3 при т ее 10-8 сек. Ионизация газа может быть вызвана или многоступенчатым поглощением ультрафиолетовых квантов или поглощением рентгеновских киловольтных квантов, излученных горячей плазмой искры. (Например, число рентгеновских киловольтных квантов, имеющих пробег в воздухе, соизмеримый с размерами ореола 7VKB ~ NeEe~e^kT vsTr^/Kc пеп31г/г; при полном числе электронов в центральной плазме искры Ne ~ 1017, частоте столкновений us(kTe) ~ 1015 сек-1 и отношении энергии кванта е к тепловой Е/кТе ее 20.)
Интересным результатом эксперимента является также обнаружение быстро возникающего собственного дипольного момента искры, направленного против светового потока (положительный заряд — со стороны фронта искры) и связанного, по- видимому, со световым давлением или термоэлектрическими эффектами.
Поляризация быстрого ореола ионизации во внешних полях и быстрые изменения собственного дипольного момента световой искры могут явиться источниками всплесков радиоизлучения метрового диапазона, интенсивность которых довольно велика ввиду большой резкости изменения и величины дипольного момента.
Литература
Г.А. Аскарьян, М.С. Рабинович. М.М. Савченко, А.Д. Смирнова. Письма ЖЭТФ, 1, вып. 6, 18, 1965.
(Письма в ЖЭТФ, 1965. Т. 2, № 11, с. 503-506.)
ТОКИ, СОЗДАВАЕМЫЕ СВЕТОВЫМ ДАВЛЕНИЕМ ПРИВОЗДЕЙСТВИИ ЛУЧА ЛАЗЕРА НА ВЕЩЕСТВО
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, А.Д. Смирнова, В.Б. Студеное
Поглощение света в проводящей среде может вызвать токи проводимости под действием светового давления. Напряженность поля ^экв эквивалентная действию светового давления ЕЭКВ ее (Jki)(cnee) ее (еЕ^и) /\т(ш2 + z/2)c], где е и т — заряд и масса электрона, Е^ и ш — амплитуда и частота светового поля, v — частота столкновения электронов, кх — линейный коэффициент поглощения света, I — плотность потока световой радиации. Поле ^Экв — непотенциально, и его действие эквивалентно действию электродвижушей силы, перекачивающей электроны через объем локализации светового давления и создающей систему замкнутых токов.
В данной работе были зарегистрированы токи, создаваемые световым давлением на поверхности металла и в плазме факела, возникающего при воздействии луча лазера на поверхность.
Использовался обычный лазер на рубине с добротностью, модулированною вращением призмы. Луч лазера подфокусировался на поверхности небольшой мишени, которая могла быть повернута под любым углом к оси луча. У края мишени была прикреплена индукционная катушка, регистрирующая поле токов. Ось катушки совпадала с осью поворота мишени. При некоторых измерениях использовался такой
250
режим работы лазера, при котором лазер давал последовательно два импульса света, что позволяло исследовать эффекты от воздействия света на плазму или газ факела, созданного светом первого импульса.
Поверхностные токи, возникающие при падении света на поглощающую поверхность
Если на поверхность проводника падает световой поток мощностью W под углом 6 к нормали, то действующая на электроны тангенциальная сила FT = 1/саЕ sin 6 с^ ~ 1/сРЕпогл sin 0 и эквивалентная ей напряженность поля Еэкв ~ FT / S8nee, где а — коэффициент поглощения и 5 — глубина проникания света, S — площадь пятна светового луча. Величины а и 5 могут очень сильно зависеть от плотности потока, угла падения и динамики процесса нагрева поверхности лучом. (В частности, при достаточно большой плотности потока луча может быть 1).
Возникновение токов вдоль поверхности вызовет индукционную экранировку их поля — противоположно направленные токи — внутри проводника. Сопротивление среды приводит к увеличению площади сечения обтекаемого токами, изменению магнитного момента токов, а затем и к затуханию токов. Поле магнитного момента этих токов регистрировалось индукционной катушкой, расположенной у торца мишени.
Параметры катушки были таковы, что сигнал с нее был пропорционален производной от магнитного потока.
На рис. 1 (а и б) показаны сигналы с катушки (верхние лучи) в сопоставлении с сигналом от регистратора мощности луча лазера (нижний луч) на развертке 0,5 мксек. Снимок 1 (а) сделан при наклоне мишени относительно луча света на угол 45°, снимок 1 (б) — при изменении угла на 90°. При таком повороте меняется полярность сигнала, так как меняется направление закручивания токов и, следовательно, направление магнитного момента.
Токи, создаваемые лучом лазера в плазме факела
Если плазма, создается самим лучом лазера, то в ней могут циркулировать токи, созданные давлением света при поглощении в плазме.
5
Рис. 1.Рис. 2.
Для усиления эффекта и разделения во времени процесса создания плазмы и процесса возбуждения в ней токов лазер использовался в режиме, при котором получались два световых импульса примерно равной энергии с интервалом 240 нсек. Первый импульс создавал факел на мишени (в этот момент времени токовый сигнал был мал), а второй импульс рождал в факеле токи, регистрируемые близко расположенной индукционной катушкой. Токовый сигнал от второго импульса был гораздо больше (примерно на порядок), чем от первого, что, по-видимому, связано с большими объемами, обтекаемыми токами.
Оказалось, что магнитный момент таких токов меняет знак при измерении направления вращения призмы, модулирующей добротность лазера. Это можно объяснить, по-видимому, разным наклоном луча (генерация вспыхивает тогда, когда призма еще не встала строго перпендикулярно оси лазера) и попаданием луча на разные стороны факела. На рис. 2 (а и б) на развертке 1 мксек показан сигнал, регистрирующий момент токов (верхние лучи) в сравнении с регистрацией вспышки лазера (нижний луч) для двух направлений вращений призмы модулятора.
Появление токов в плазме при воздействии света аналогично наблюденному недавно В. Коробкиным с сотрудниками [1] появлению магнитного момента искры в фокусе лазера (так называемый «эффект Коробкина»). В нашем случае плазма создавалась факелом от мишени, и может быть поэтому не было замечено сильного изменения направления момента от сдвига луча от оси линзы.
Эффект возникновения тока под действием давления электромагнитной радиации может проявляться в самых различных условиях. Например, мощные радиолучи в ионосфере или лабораторной плазме могут вызвать циркуляцию токов, неравномерная освещенность проводящей среды светом большой интенсивности может вызвать появление токов, магнитных моментов, электрической поляризации и т.п. Аналогичные эффекты можно ожидать и в полупроводниках, например, в инжекционных лазерах, в полупроводниковых лазерах с интенсивной световой накачкой и т.п.
В заключение выражаем благодарность В.В. Коробкину за обсуждение статьи и студентке-дипломнице И.И. Короткевич, принимавшей участие в измерениях.
Литература
1. В.В. Коробкин, Р.В. Серов. Письма ЖЭТФ, 4, 103, 1966.
(Письма ЖЭТФ, 1967, Т. 5, № 4, с. 116-118.)
ИМПУЛЬС ТОКА ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРА НАМИШЕНЬ В ГАЗЕ
Г. У. Арифов, Г.А. Аскаръян, И.М. Раевский, Н.М. Тарасова
Эксперименты по изучению воздействия сфокусированного гигантского импульса лазера на твердую мишень [1-4] показали, что мишень может служить источником электронного тока значительной величины. Например, при наличии ускоряющего напряжения порядка нескольких киловольт ток в импульсе достигает 103п при длительности токового импульса ~ 1 мксек. В работе Намба и др. [3] отмечалось наличие импульса большого электронного тока из мишени в вакууме и без внешнего ускоряющего напряжения. Все эти опыты выполнялись в вакууме порядка 10-6 4- 10“10 мм рт. ст., кроме работы Айзенора [5], где давление доходило до 10-3 тор.
Данная работа является продолжением исследования [5] явления давления газа в камере на величину электронного тока, возникающего при воздействии лазерного излучения на мишень без приложения внешнего электрического поля. Было обнаружено, что при увеличении давления электрический ток из мишени резко возрастает до тех пор, пока давление не превышает некоторого критического значения.
Схема установки показана на рис. 1. Внутри камеры 1 помещалась мишень £, на которую фокусировался луч лазера 3. В эксперименте регистрировался ток, протекающий по стержню, к которому
Рис. 1. Схема экспериментальной установкиРис. 1. Схема экспериментальной установкибыла прикреплена мишень. Величина тока определялась по падению напряжения набыла прикреплена мишень. Величина тока определялась по падению напряжения насопротивлении /. Камера была изготовлена из нержавеющей стали и имела диаметр 10 см и длину 20 см. Лазерный луч фокусировался линзой с фокусным расстоянием 14 см. Часть света отводилась плоскопараллельными кварцевыми пластинками на ФЭУ и на калориметр с целью контроля мощности и энергии лазера. Для создания гигантского импульса использовался лазер на рубине длиной 122 см и диаметром 1,2 см с модуляцией добротности вращающейся призмой. Длительность импульса составляла ~ 60 нсек, энергия в импульсе ~ 1,5 Дж. Давление газа в камере регулировалось натекателем в пределах 3-10—6Ч-5-10—1 мм рт. ст.
Рис. 1. Схема экспериментальной установки
Рис. 1. Схема экспериментальной установки
была прикреплена мишень. Величина тока определялась по падению напряжения на
была прикреплена мишень. Величина тока определялась по падению напряжения на
На рис. 2 представлена зависимость тока эмиссии из мишени от давления газа в камере. Осциллограммы импульсов тока при разных давлениях приведены на рис. 3.
При р = 4 • 10-6 мм рт. ст. ток эмиссии электронов составляет 3 А. Изменение давления газа в камере до величины 10- 2 см рт. ст. приводит к росту импульса тока до 80 А. В интервале 3*10-6Ч10-3 мм рт. ст. эта зависимость довольно хорошо аппроксимируется формулой I = кра, где а = 0,5 Ч 0,7. Дальнейшее увеличение давления
газа приводит к снижению амплитуды импульса тока.
Рис. 2. Зависимость тока эмиссии электронов от давленияРис. 2. Зависимость тока эмиссии электронов от давленияДля изучения динамики и свойств плазмы использовались СВЧ диагностика (см. 5 на рис. 1) и плазменные зонды. По времени задержки отсечки СВЧ (А = 8 мм) и по запаздыванию сигнала на зонде по отношению к импульсу лазера была оценена скорость движения плазмы г = 5 • 106 см/сек с достаточно большой плотностью. Сравнение времени пролета плазмы до стенок камеры с длительностью электронного тока показывает, что фронт плазмы касается стенок камеры позднее, чем электронный ток достигает максимума. Это обстоятельство наряду с зависимостью тока от давления нейтрального газа в камере свидетельствует о том, что плазма, компенсирующая пространственный объемный заряд, образуется в объеме камеры раньше прихода основной массы плазмы. Мы назовем такую плазму форплазмой. Возникновение форплаз- мы может быть связано с ионизацией остаточного газа ультрафиолетом от плазмы мишени. (Можно также допустить, что эта ионизация создается выбросом
Рис. 2. Зависимость тока эмиссии электронов от давления
Рис. 2. Зависимость тока эмиссии электронов от давления
Рис. 3. Осциллограммы тока эмиссии электронов (I) и сигнала СВЧ отсечки (II) при разных давлениях. Верхняя осциллограмма — импульс от света лазера на фоторегистраторе: а — р = 10-3 мм рт. ст.; б — р = 2 • 10-2 рт. ст.; в — р = 10”1 мм рт. ст.Рис. 3. Осциллограммы тока эмиссии электронов (I) и сигнала СВЧ отсечки (II) при разных давлениях. Верхняя осциллограмма — импульс от света лазера на фоторегистраторе: а — р = 10-3 мм рт. ст.; б — р = 2 • 10-2 рт. ст.; в — р = 10”1 мм рт. ст.быстрой порции плазмы, опережающей основную массу плазмы.) Образование форплазмы подтверждается осциллограммами запирания СВЧ сигнала.
Рис. 3. Осциллограммы тока эмиссии электронов (I) и сигнала СВЧ отсечки (II) при разных давлениях. Верхняя осциллограмма — импульс от света лазера на фоторегистраторе: а — р = 10-3 мм рт. ст.; б — р = 2 • 10-2 рт. ст.; в — р = 10”1 мм рт. ст.
Рис. 3. Осциллограммы тока эмиссии электронов (I) и сигнала СВЧ отсечки (II) при разных давлениях. Верхняя осциллограмма — импульс от света лазера на фоторегистраторе: а — р = 10-3 мм рт. ст.; б — р = 2 • 10-2 рт. ст.; в — р = 10”1 мм рт. ст.
Осциллограммы на рис. 3 показывают, что увеличение давления приводит к перекрытию СВЧ излучения, предшествующего отсечке основной массой плазмы, что говорит о возникновении форплазмы. Сильное перекрытие СВЧ форплазмой для р Ю-1 мм рт. ст. позволяет оценить в этом случае пе ^ 1013 см-3. Образование плазмы может обеспечить компенсацию поля кулоновского заряда за время ti ^ 1/4тгст, если ti > 1/z/ (здесь ст = пее2/ти — проводимость плазмы, v — частота столкновений), или за время ^2 ~ 1Дф) если ^2 < 1/^ (здесь шр — плазменная частота). Плотность форплазмы достаточна для того, чтобы эти времена были малыми.
Измерения с помощью СВЧ были проконтролированы независимыми измерениями магнитным зондом, который регистрирует диамагнитное изменение магнитного поля. В этих экспериментах слабое магнитное поле (10-20 Э) прикладывалось параллельно оси камеры, а зонд регистрировал продольное изменение магнитного поля. При р > 101 мм рт. ст. наблюдается дополнительный сигнал от форплазмы, предшествующий диамагнитному сигналу от основной плазмы. Отметим, что ток с мишени не очень сильно зависел от мощности лазера, и даже в режиме без модуляции добротности токовый импульс достигал нескольких ампер.
Наблюденное нами возникновение больших токов от облучаемой сфокусированным светом мишени в газе можно объяснить термо- и фотоэмиссией с мишени (фотоэмиссия создается излучением плазмы), причем компенсация пространственного заряда обеспечивается форплазмой, созданной на остаточном газе; поэтому наличие газа может во много раз увеличить ток с мишени, облучаемой лазером. Этот эффект может иметь место также при различных геофизичес
ких процессах, при высокотемпературных вспышках ионизующей радиации вблизи проводящих поверхностей, он может быть использован в лазерных термоэлектронных преобразователях.
В заключение авторы выражают благодарность М.С. Рабиновичу за интерес к работе и полезные обсуждения.
Литература
W.L. Knecht. Appl. Phys. Lett., 6, 99, 1965.
R.E. Honig. Appl. Phys. Lett., 3, 8, 1963.
S. Namba, P.H. Kim, A.Mitsuyama. J. Appl. Phys., 37, 3330, 1966.
O.B. Богданкевич, В.Ю. Судзиловский, А.А. Ложников. Препринт ФИАН A-17, 1965 г.; ЖТФ, 25, 2052, 1965.
N.R. Isenor. J. Appl. Phys., 36, 316, 1965.
(ЖЭТФ, 1968, T. 55. № 2, C. 384-388.)
ДЛИННЫЕ СПЛОШНЫЕ СВЕТОВЫЕ РАЗРЯДЫ
Г.А. Аскарьян, Б.М. Манзон
Создание длинных плазменных образований представляет значительный интерес для многих задач прикладной физики — от создания волноводов и каналов пониженной плотности для проведения излучения и частиц [1, 2] до создания плазменных электродов и замыкателей и плазменных отражателей и антенн радиоволн [3].
Известно создание длинных световых искр [4] в мощных коротких гигантских импульсах твердотельных [5-7] и газовых [8-9] лазеров. Хотя эти искры имели длины до десятков метров, они были очень неравномерны, имели характерную сеточную структуру: области пробоя прерывались большими областями холодного газа, что связано с возникновением пробоев в разных частях каустики линзы. Такая прерывистая структура разрядов является крайне нежелательной для большинства практических применений, так как области холодного плотного газа препятствуют созданию каналов и плазменных систем.
Создание лазера, дающего гигантские длительные и сверхдлительные импульсы [10, 11], позволило по новому подойти к решению этой проблемы — протяженные световые разряды были получены в светодетонационном режиме при умеренных плотностях потока I 2^ 109 4-1010 Вт/см2. Уже из соотношения для скорости светодетонационной волны dd — (Ц/>о)1/3, где ро — плотность газа, можно было оценить ожидаемые зависимости длины L светового разряда L = vdT 2^ {I/р^^Т 2^ (Q/БфРоТ^^Т ~ Т2/3 от длительности Т лазерного импульса даже для одной и той же энергии Q лазерного импульса. В случае конической геометрии луча I с^ PItv^^G^ где 6 — угол схождения луча L5/3 2^ |(Р/тгро tg2 в^^Т^ т.е. L ~ Т^^ при Q = PT = const. Все эти соотношения справедливы при выполнении условия поддержания светодетонационной волны I > /под ~ 108 Вт/см2, в противном случае длина разряда определится моментом срыва 1^ = /ПоД-
Следовательно, при Q = const следует ожидать зависимости L(T) Та, где а ~ — | 4- | в зависимости от соотношения длины разряда и длины каустики линзы.
Эксперимент был проведен на неодимовом лазере, работающем в режиме волны генерации [10], созданном на базе ГОС-1000.
Лазер давал длительные импульсы (до 10 мкс) с энергией Q 2^ 160 Дж. Луч фокусировался линзой с фокусным расстоянием F = 1 м в пятно диаметром 1 мм на поверхности металла, инициирующего разряд (рисунок, а). Фотографировался вид и измерялась длина разряда для различных длительностей импульсов.
Для сравнения исследовалась также световая искра, получаемая обычным гигантским импульсом длительностью 70 нс (I ~ 10й Вт/см2). Такой импульс осуществлялся с помощью ячейки с красителем.
На рисунке (б-г) даны фото световых разрядов: б — световая искра от обычного гигантского импульса. Видна неточная структура с резко неоднородным прерывистым распределением энерговыделения, в — световой разряд от импульса длительностью 3,5 мкс. Длина разряда 10 см, г — световой разряд от импульса длительностью 10 мкс. Длина разряда ^ 18 см. Полагая L ~ Т°^ получим а 2^ 0,55 в согласии с предсказанием. На фото видна непрерывность световых разрядов от длительных импульсов при больших длинах и достаточно больших концентрациях энерговыделения (погонная энергия Е\ — 5 4- 10 Дж/см), вполне достаточных для создания высокотемпературного плазменного следа, оставляющего после себя длительно существующий плазменный канал пониженной плотности [1] (например, задавая давление в ударной волне 255
Рис. 1. Фото световых разрядов, а — схема воздействия луча; б — световой разряд от импульса длительностью 70 нс. Видна неравномерность энерговыделения; в — световой разряд от импульса длительностью 3,5 мкс: г — световой разряд от импульса 10 мкс. Видна непрерывность и большая концентрация энерговыделения. Толщина светящегося канала с 1 мм во много раз меньше длины разряда. Энергия лазерного импульса для всех разрядов одна и та же (с± 160 Дж)
Ру = Е\/ттГу ~ Ю2Рд и полагая далее расширение плазмы адиабатическим, получим радиус нагретого канала малой плотности а ~ 1 см).
Можно оценить предельные длины таких искр, полагая I 2^ /ПОд-
L ~ (1под/р0у/3Т ~ (106 см/с) Т.
Например, при Т 2/ 101 с L 2/ 102 см, для этого нужна мощность лазера Р 2/ — Дод7г&2 — -^под7г(Р^)2 и Q — РТ. Для расходимости ф = 104 рад и F ~ 10 м получим Р ~ 108 • 3 • (103 • 10~4)2 ~ 3 МВт и Q 2 3 - 108 • 101 ~ 300 Дж, что соизмеримо с энергетическим выходом установок типа ГОС-1000. Сравнительно большое время формирования такого плазменного столба не препятствует его использованию, так как плазма и нагрев существуют очень долго (более сотни мкс [1,3]).
Отметим, что при создании поверхности плазмы, отражающей радиоволны [3, 12] в случае ограничения длины разряда длительностью импульса (когда L QX/3T2/3), выгодно дробить энергию на несколько лучей ввиду слабой зависимости L(Q), так как
256
отражение от п разрядов с энергией Q/n^ каждом может оказаться выше, чем от одного с энергией Q. В случае необходимости изогнутые разряды и разрядные поверхности могут быть созданы боковой подпиткой разряда движущимся световым лучом [12].
Малое сечение каналов в полученных длинных разрядах делает их более предпочтительными при использовании для направленного пробоя и т.п., чем, например, лазерную плазму в режиме светового горения [13], имеющую малое поглощение света, малую концентрацию плазмы и энерговыделения и большие поперечные размеры.
Литература
Г.А. Аскаръян, Н.М. Тарасова. Письма в ЖЭТФ, 20, 277 (1974).
G.P. Agrawal, Optics and Laser Technology, 13, 141 (1981).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон, И.М. Раевский. Письма в ЖТФ, 4, 24, 1466 (1978).
Ю.П. Райзер. УФН, 132, 549 (1980).
Н.Г. Басов, В.А. Бойко, О.Н. Крохин, Г.В. Склизков. ДАН СССР, 173, 538 (1980).
W.F. Hagen. J. Appl. Phys., 40, 511 (1969).
В.Н. Парфенов, В.Ю. Петрунькин, В.А. Подлевский. Письма в ЖТФ, 2, 731 (1976).
В.Д. Зворыкин, Ф.А. Николаев, Н.В. Холин, А.Ю. Чугунов, А.В. Шелободин. Физика плазмы, 5, 1140 (1979).
J.P. Caressa, М. Autric, D. Dufranse, Р. Bournot. J. Appl. Phys., 50, 6822 (1979).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон. Письма в ЖЭТФ, 27, 2, 113 (1978).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон. ЖТФ, 49, 10, 2202 (1979).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон. Письма в ЖЭТФ, 33. 10, 528 (1981).
Н.А. Буфетов, А.М. Прохоров, В.Б. Федоров, В.К. Фомин. Квантовая электроника, 8. 4, 751 (1981).
(Письма в ЖТФ, 1982, Т. 8, вып. 20, С. 1256-1260.)
ГЕНЕРАЦИЯ МОЩНЫХ ТОКОВ И ПОТЕНЦИАЛОВ ПРИВОЗДЕЙСТВИИ РАДИОВОЛН НА СТЕРЖЕНЬ. ПРЯМОЕПРЕОБРАЗОВАНИЕ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОЙ ЭНЕРГИИ В
ЭНЕРГИЮ ТОКА
Г.А. Аскаръян, Г.М. Батанов, Н.К. Береэюеукая, С. И. Гриуинин, И.А. Коссый,И.М. Раевский
Генерация токов и магнитных полей в плазме под действием мощного электромагнитного излучения представляет большой научный и прикладной интерес. Однако эффективность преобразования энергии волн в энергию тока была крайне низкой. В работе [1] было получено без внешнего потенциала резкое увеличение тока с мишени при воздействии на нее луча импульсного рубинового (А = 0,7 мкм) лазера до 100 А при оптимальном давлении окружающего газа ~ 10“2 мм рт. ст и было предложено использовать это явление для лазерного эмиссионного преобразования световой энергии в энергию тока (при мощности лазера Р ~ 30 МВт была получена мощность тока wj ~ 10 кВт, т.е. КПД ^3 • 102%. В последующих работах [2, 3] были повторены эти результаты и предложения [1]. В частности, в [3] была исследована генерация тока под действием луча С О 2 -лазера (А = 10 мкм) и получены потенциалы 700 В и токи 14 А с КПД ~ 10“1 % Большой интерес представляло исследование этого эффекта при больших длинах волн, включая радиоволны.
Рис. 1. Схема установки: 1 — металлическая камера, 2 — зонд — металлический штырь в диэлектрической оболочке, 3 — нагрузочное сопротивлениеРис. 1. Схема установки: 1 — металлическая камера, 2 — зонд — металлический штырь в диэлектрической оболочке, 3 — нагрузочное сопротивлениеВ данной работе исследованы потенциалы и токи с зонда при воздействии радиоволн сантиметрового диапазона и были получены эффективности преобразования в тысячи раз больше. На рис. 1 дана схема установки. Радиоизлучение проходило через окно в металлическую камеру (7) и с импульсной плотностью потока до ~ 100 кВт/см2 падало на металлический зонд (2) в диэлектрической оболочке, облегчающей пробой. Плазма у стержня создавалась в результате пробоя на поверхности, от искры или от воздейст
Рис. 1. Схема установки: 1 — металлическая камера, 2 — зонд — металлический штырь в диэлектрической оболочке, 3 — нагрузочное сопротивление
Рис. 1. Схема установки: 1 — металлическая камера, 2 — зонд — металлический штырь в диэлектрической оболочке, 3 — нагрузочное сопротивление
вия луча вспомогательного импульсного лазера, сфокусированного на поверхность. Зонд был соединен с камерой через нагрузочное сопротивление (5), с которого напряжение подавалось на осциллограф. Длительность импульсов СВЧ излучения могла варьироваться в пределах от 10 до 70 мксек. Давление в камере до пробоя могло изменяться от 105 до 101 мм. рт. ст. Были получены импульсы напряжения до 1,5 кВ (при больших сопротивлениях нагрузки R > 100 Ом) и токи до 200 А при малых нагрузках (R ~ 1 Ом). На рис. 2 даны осциллограммы импульса радиоизлучения а) и импульсов напряжения б) при разных сопротивлениях нагрузки. Виден нестационарный режим нарастания напряжения, особенно на малых сопротивлениях.
На рис. 3 даны зависимости напряжения U = RJ от плотности радиоволн /о для сопротивлений R и на рис. 4 даны зависимости U, J,w = JU от сопротивления нагрузки.
Рис. 2. Осциллограммы импульса радиоизлучения (а) и импульса напряжения (б) при различных сопротивлениях нагрузкиРис. 2. Осциллограммы импульса радиоизлучения (а) и импульса напряжения (б) при различных сопротивлениях нагрузкиРис. 3. Зависимость напряжения U = RJ от плотности мощностиРис. 3. Зависимость напряжения U = RJ от плотности мощностиИз результатов экспериментов следует возможность достижения больших токовых мощностей и КПД порядка десятков процентов, что представляет больший интерес, чем лазерный вариант преобразования. КПД преобразования энергии электромагнитной волны в энергию тока в цепи зонда максимально в области малых фоновых давлений. При давлении, превышающем 101 мм рт. ст., наблюдается быстрый спад тока J.
Рис. 2. Осциллограммы импульса радиоизлучения (а) и импульса напряжения (б) при различных сопротивлениях нагрузки
Рис. 2. Осциллограммы импульса радиоизлучения (а) и импульса напряжения (б) при различных сопротивлениях нагрузки
Рис. 3. Зависимость напряжения U = RJ от плотности мощности
Рис. 3. Зависимость напряжения U = RJ от плотности мощности
Возможными механизмами, обеспечивающими выброс электронов и создание ЭДС могут быть: резонансное ускорение электронов из зоны плазменного резонанса (ш = шр) из плазмы под действием составляющей поля, нормальной к поверхности слоя плазменного резонанса (отметим, что поверхность этого слоя в нашем случае может иметь кривизну, и поэтому нормальная составляющая поля может быть весьма значительной). Возможно также, что эта эмиссия электронов связана с хвостом температурного или квазитемпера- турного распределения электронов в резуль-Возможными механизмами, обеспечивающими выброс электронов и создание ЭДС могут быть: резонансное ускорение электронов из зоны плазменного резонанса (ш = шр) из плазмы под действием составляющей поля, нормальной к поверхности слоя плазменного резонанса (отметим, что поверхность этого слоя в нашем случае может иметь кривизну, и поэтому нормальная составляющая поля может быть весьма значительной). Возможно также, что эта эмиссия электронов связана с хвостом температурного или квазитемпера- турного распределения электронов в резуль-Рис. 4. Зависимость напряжения U, тока J, токовой мощности w и КПД от сопротивления нагрузки RРис. 4. Зависимость напряжения U, тока J, токовой мощности w и КПД от сопротивления нагрузки Rтате нагрева плазмы радиоволнами или приускорении электронов в модуляционной неустойчивости. Отметим, что энергии электронов, образующих потенциалы во много раз превосходят энергии осцилляциитате нагрева плазмы радиоволнами или приускорении электронов в модуляционной неустойчивости. Отметим, что энергии электронов, образующих потенциалы во много раз превосходят энергии осцилляциие<е<2тш?2тш?2тге2! mew22тге2! mew2< 10 эВ.< 10 эВ.
Возможными механизмами, обеспечивающими выброс электронов и создание ЭДС могут быть: резонансное ускорение электронов из зоны плазменного резонанса (ш = шр) из плазмы под действием составляющей поля, нормальной к поверхности слоя плазменного резонанса (отметим, что поверхность этого слоя в нашем случае может иметь кривизну, и поэтому нормальная составляющая поля может быть весьма значительной). Возможно также, что эта эмиссия электронов связана с хвостом температурного или квазитемпера- турного распределения электронов в резуль-
Возможными механизмами, обеспечивающими выброс электронов и создание ЭДС могут быть: резонансное ускорение электронов из зоны плазменного резонанса (ш = шр) из плазмы под действием составляющей поля, нормальной к поверхности слоя плазменного резонанса (отметим, что поверхность этого слоя в нашем случае может иметь кривизну, и поэтому нормальная составляющая поля может быть весьма значительной). Возможно также, что эта эмиссия электронов связана с хвостом температурного или квазитемпера- турного распределения электронов в резуль-
Рис. 4. Зависимость напряжения U, тока J, токовой мощности w и КПД от сопротивления нагрузки R
Рис. 4. Зависимость напряжения U, тока J, токовой мощности w и КПД от сопротивления нагрузки R
тате нагрева плазмы радиоволнами или при
ускорении электронов в модуляционной неустойчивости. Отметим, что энергии электронов, образующих потенциалы во много раз превосходят энергии осцилляции
тате нагрева плазмы радиоволнами или при
ускорении электронов в модуляционной неустойчивости. Отметим, что энергии электронов, образующих потенциалы во много раз превосходят энергии осцилляции
е<
е<
2тш?
2тш?
2тге2! mew2
2тге2! mew2
< 10 эВ.
< 10 эВ.
Интересно отметить также, что магнитное поле тока может заметно влиять на процессы переноса электронов в нашем случае.
До сих пор мы имели в виду внешние токи и поля, выходящие из плазмы, однако эти процессы усиливают и внутренние поля и токи в плазме с мишени, и возникающие под действием излучения, наблюденные впервые в [4] на несколько лет раньше последующих работ [5].
Полученные результаты позволяют надеяться на возможность эффективной трансформации многомодовых потоков ЭМ волн в токовую энергию [6-9] при большой плотности потока, при которой известные способы [7-9] трансформации неприменимы.
Для демонстрации практического применения в цепь тока была включена осветительная 30 Вт лампа с подключенным конденсатором, которая горела непрерывно при частоте посылок 30 Гц.
В заключение авторы выражают благодарность профессору М.С. Рабиновичу, академику П.Л. Капице и академику А.В. Гапонову за поддержку работы и обсуждение результатов.
Литература
Т.У. Арифов, Г.А. Аскарьян, И.М. Раевский, Н.М. Тарасова. ЖЭТФ, 55, 2,385, 1968; Sov. Phys. JETP., 28, 201, 1969.
M.G. Drouet et al. Appl. Phys. Lett., 28, 426, 1976; 29, 469, 1976; 31, 647, 1977.
W.T. Selfvast, L.H. Szeto. Appl. Phys. Lett., 31, 726, 1977; «Природа», № 10, 133, 1978.
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, А.Д. Смирнова, В.Б. Студенов. Письма в ЖЭТФ, 5, 116. 1967; JETP Letters, 5, 93, 1967.
J.A. Stamper et al. Phys. Rev. Lett., 26, 1012, 1971.
П.Л. Капица. Электроника больших мощностей, М., АН СССР, 1962.
«Microwave Power Engineering». Ed. E. Okress. Acad. Press, N.Y. 1968. (Русск. пер. «СВЧ энергетика» под ред. Э. Окресса, М., изд. Мир, 1971.)
В.А. Банке, В.А. Лопухин, В.Л. Саввин. Обзор «Проблемы солнечных космических электростанций», УФН. 123, 633, 1977.
E.J. Nalos. Proc. IEEE, 66. 276, 1978; «New developments in Electromagnetic Energy Beaming» (Русск. пер. обзора ТИИ ЭР К5 3, 1978).
(Письма в ЖЭТФ, 1979, Т. 29. вып. 11. С. 706-709.)
ИСЧЕЗАЮЩИЕ ЗЕРКАЛА
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон
В лазерной технике широко используются металлизованные полимерные пленки для укорочения фронта [1] проходящего гигантского импульса, для модуляции добротности при световом или электрическом взрыве металлизации [2], для осуществления волны генерации [3], для лазерного открывания окон пропускания СВЧ [4], в качестве неразрушающихся лазерных зеркал [5, 6] при умеренных плотностях потоков и т.п.
В данной работе исследованы новые возможности использования таких пленок
в динамическом режиме исчезающих зеркал при плотностях потока, вызывающих
испарение металла.
Отражение мои^ного излучения от металлизо ванных пленочных зеркал. Ис
следовалось отражение мощных гигантских импульсов модулированного красителем
неодимового лазера ГОС-1000 от обычной коммерческой лавсановой пленки со слоем алюминия толщиной 200 — 600 А, натянутой на кольцо надеванием другого кольца (типа «пяльцы»). Угол падения от нормали к пленке составлял 10 и 45°. Под углом зеркального отражения регистрировался отраженный свет с помощью ФЭКа (во времени) и калориметра (по энергии).
Рис. 1. Зависимость энергетических коэффициентов отражения от плотности падающего светового потока; пленка с толщиной металлизации (А) и углом падения (град.). 1 — (600, 45); 2 — (600, 10); 3 - (200, 10)Рис. 1. Зависимость энергетических коэффициентов отражения от плотности падающего светового потока; пленка с толщиной металлизации (А) и углом падения (град.). 1 — (600, 45); 2 — (600, 10); 3 - (200, 10)На рис. 1 даны коэффициенты отражения по энергии гигантских импульсов длительностью 50 нс в зависимости от плотности падающего светового потока. Видно, что при /о — 5 ♦ 107 Вт/см2 начинается снижение эффективности отражения, что связано с укорочением импульса. На рис. 2 даны осциллограммы падающего (2d) и отраженного (25) гигантских импульсов большей плотности.
Рис. 1. Зависимость энергетических коэффициентов отражения от плотности падающего светового потока; пленка с толщиной металлизации (А) и углом падения (град.). 1 — (600, 45); 2 — (600, 10); 3 - (200, 10)
Рис. 1. Зависимость энергетических коэффициентов отражения от плотности падающего светового потока; пленка с толщиной металлизации (А) и углом падения (град.). 1 — (600, 45); 2 — (600, 10); 3 - (200, 10)
Укорочение импульса за счет обрезания заднего фронта тем сильнее, чем больше плотность мощности. Сочетание укорочения при отражении с укорочением при прохождении позволяет обрезать импульс с обеих сторон, доведя длительность до нескольких нс.
Наблюдалось укорочение импульса и в режиме немо- дулированной добротности. При /о — Ю5 Вт/см2 отражалось лишь 10% от всей энергии 2^ 103 Дж. Импульс укорачивался до 50 мкс и содержал всего несколько пич- ков.
Отметим, что при малых поглощенных энергиях, не вызывающих существенное нагревание металлизации, коэффициент отражения достигает 95%, поэтому умень
шение отраженной энергии всегда приводит к укорочению импульсов с малым начальным изменением мощности. Возможен режим модуляции отражения от поверхности металла, использующий неразрушающий нагрев на сотни градусов, при котором в
несколько раз ухудшается отражение из-за нагрева.
Применение импульсных зеркал в резонаторах. При использовании в лазере ГОС-1000 с модуляцией добротности кра
сителем в качестве выходного зеркала резо-g
натора лавсановой пленки с металлизацией,
испаряющейся под действием накапливав-"
мого внутри резонатора излучения, нами Рис. 2. Осциллограммы падающего (а) были получены короткие и мощные импуль- и отраженного (6) гигантских импульсов, сы генерации. Этот способ гораздо проще вся развертка 300 нс описанного в [7], кроме того он позволяет
работать при больших мощностях и апертурах. Отметим, что прогорание золотого
покрытия на стеклянной подложке использовалось ранее лишь для выделения пикосекундного импульса из цуга [8].
На рис. 3, а изображена осциллограмма импульса генерации. Малая длительность импульса (порядка двойного прохода резонатора) по сравнению со случаем, когда в
качестве выходного зеркала применены две плоскопараллельные стеклянные пластинки (рис. 3, б), обеспечивается быстрым выводом излучения при исчезании выходного зеркала. Были получены мощность импульса ~ 800 МВт и энергия ~ 10 Дж, эти цифры, по-видимому, могут быть увеличены при оптимизации режима.
При установке в качестве глухого зеркала резонатора ГОС-1000 прогораемой пленки в режиме модуляции добротности красителем нами было обнаружено устранение повторных гигантских импульсов при накачке значительно выше пороговой, а в режиме модуляции добротности испаряющейся пленкой в резонаторе [9] устранение следующей за гигантским импульсом свободной генерации, которая с обычным зеркалом в 2-3 раза превосходила энергию гигантского импульса.
Исчезающие пленочные зеркала гораздо практичнее импульсных зеркал, напы
ленных на стеклянные пластинки, ввиду легкости заменяемости и дешевизны пленок (особенно существенной при больших апертурах).
Получение релятивистских скоростей фронта металл — диэлектрик. Укажем еще одну возможную область применения исчезающих зеркал — получение очень больших скоростей исчезания при воздействии мощного света по нормали или почти по нормали к пленке. В этом случае возможны любые (даже сверхсветовые) скорости про
дольного исчезания пленки, что можно использовать для допплеровского изменения частот (если такая пленка запирает волновод с излучением, частоту которого нужно изменить), для наблюдения различных черепковских эффектов или ускорения частиц
66Рис. 3. Импульс генерации лазера с модуляцией добротности красителем: а — при использовании в качестве выходного зеркала пленки с металлизацией; б - при использовании в качестве выходного зеркала двух плоскопараллельных пластинок. Синусоида 100 МГцРис. 3. Импульс генерации лазера с модуляцией добротности красителем: а — при использовании в качестве выходного зеркала пленки с металлизацией; б - при использовании в качестве выходного зеркала двух плоскопараллельных пластинок. Синусоида 100 МГцкраевым полем при подсоединении пленки к электрическому потенциалу и т.п. Более подробно эта возможность будет опубликована позже. Отметим, что экспериментально были зарегистрированы скорости продольного исчезания пленки ~ 4-109 см/с при нормальном падении мощного света.
6
6
Рис. 3. Импульс генерации лазера с модуляцией добротности красителем: а — при использовании в качестве выходного зеркала пленки с металлизацией; б - при использовании в качестве выходного зеркала двух плоскопараллельных пластинок. Синусоида 100 МГц
Рис. 3. Импульс генерации лазера с модуляцией добротности красителем: а — при использовании в качестве выходного зеркала пленки с металлизацией; б - при использовании в качестве выходного зеркала двух плоскопараллельных пластинок. Синусоида 100 МГц
Применение прозрачных пленок в качестве зеркал. Исследования отражения от пленок привели нас к выводу о возможности использования и прозрачных пленок (без металлизации) вместо зеркал — стеклянных пластинок.
От лавсановой пленки толщиной 10 мкм были получены коэффициенты отражения 2^ 10% при нормальном падении. Такая натянутая настроенная пленка была использована в качестве выходного зеркала резонатора, были получены свободная генерация и гигантский импульс (при модуляции добротности красителем) при пороговых энергиях накачки, несколько меньших, чем в случае выходного зеркала — плоскопараллельной стеклянной пластинки.
Возможность использования большого числа пленок, легкая заменяемость, большая лучевая прочность (в [6] даны допустимые мощности в десятки Дж/см2) и боль
шие допустимые размеры — все это делает перспективным применение таких зеркал. Отметим, что сильные нелинейные свойства полимеров (большая керровская константа, большая тепловая нелинейность) позволят создать зеркала с быстроменяющимся коэффициентом отражения из-за изменения фаз амплитуд отражений от обеих поверхностей. Изменение оптического пути (2nZ, где п — показатель преломления пленки толщиной Z) приводит к максимумам отражения при 2nZ ~ Aq(7V + 1/2) (где N — число длин волн, укладывающихся на толщине пленки) и «исчезанию» зеркал при 2nZ 2^ 7VA0.
Литература
М.П. Ванюков, В.И. Исаенко, П.П. Пашинин, В.А. Серебряков, В.Н. Сизов, А.Д. Стариков. Квантовая электроника, № 1, 35 (1971).
А.В. Горланов, В.В. Любимов, В.Ф. Петров. ПТЭ, Я5 6, 176 (1969).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон. Письма в ЖЭТФ, 27, 2, 113 (1978).
Г.А. Аскаръян, Н.М. Тарасова. Письма в ЖЭТФ, 18, 1, 8 (1973).
Т.Б. Воляк, Н.С. Галкина, И.Н. Красюк, П.П. Пашинин, А.А. Трофимова, Д.И. Шарафутдинова. ЖТФ, 49, 12, 26 (1979).
Т.Б. Воляк, Н.С. Галкина, Е.К. Карлова, И.Н. Красюк, П.П. Пашинин, А.А. Трофимова, Д.И. Шарафутдинова. Физика и химия обработки материалов, № 2, 3 (1980).
A.A. Vuylsteke. J. Appl. Phys., 34, 1615 (1963).
А.П. Ведута и др. Квантовая электроника, 1, 2, 408 (1974).
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон. ЖЭТФ, 49, Я5 10 (1979).
(Письма в ЖТФ, 1980, Т. б. вып. 8, С. 467-471.)
УПРАВЛЕНИЕ ВОЛНОЙ ЛАЗЕРНОЙ ГЕНЕРАЦИИ:ЭЛЕКТРОИНИЦИИРОВАНИЕ ВОЛНЫ, МАСКИ ДЛЯ ИЗМЕНЕНИЯПУТИ И АМПЛИТУДЫ ВОЛНЫ, ГЕНЕРАЦИЯ СЕРИИ ИМПУЛЬСОВ
Г.А Аскаръян, Б.М. Манзон
Недавно авторами был предложен и осуществлен [1] новый режим генерации лазера при поперечном открывании резонатора в волне испарения металлизованной пленки лучом локально вспыхнувшей генерации: такое лучевое сжигание металлизации, происходящее со скоростью 106 + 107 см/с, открывает резонатор за времена от долей до десятков микросекунд. Были показаны применения такой волны для получения длительных импульсов [1-3], движущихся лучей, осуществления движения фокуса луча [2] и т.п. Во всех случаях инициирование волны генерации осуществлялось либо локальным самопрожиганием пленки в месте наиболее сильной фоновой генерации (что трудно управляемо и плохо повторяемо), либо прожиганием пленки лучом вспомогательного лазера (что требует дополнительного лазера). В то же время желательно было бы иметь простой и легко управляемый электрически способ инициирования 262
Рис. 1. Схема электрического просветления металлизованной пленки в заданной точке для инициирования волны генерации лазера. 1 — глухое зеркало резонатора, £ — пленка с металлизацией, 3,4 — внешнее и внутреннее кольца пялец, 5 — активный элемент, 2 — сопротивление (100 кОм), С — конденсатор (20 мкф), ДУ — управляемый диод Т-100/5, D — диод КД206Б. Стрелка указывает место инициирования (контакт пленки с тонкой стальной проволочкой диаметром ~ 0,1 мм)Рис. 1. Схема электрического просветления металлизованной пленки в заданной точке для инициирования волны генерации лазера. 1 — глухое зеркало резонатора, £ — пленка с металлизацией, 3,4 — внешнее и внутреннее кольца пялец, 5 — активный элемент, 2 — сопротивление (100 кОм), С — конденсатор (20 мкф), ДУ — управляемый диод Т-100/5, D — диод КД206Б. Стрелка указывает место инициирования (контакт пленки с тонкой стальной проволочкой диаметром ~ 0,1 мм)Рис. 2. Схема электроинициирования волны генерации от заданной линии. 1 — электроды одной полярности импульсов, 2 — электрод-земля противоположной полярности, 3 — внешнее кольцо пялец, 4 — пленка, 5 — кружок просветления от одного электрода, 6 — стрелки указывают направление волны генерацииРис. 2. Схема электроинициирования волны генерации от заданной линии. 1 — электроды одной полярности импульсов, 2 — электрод-земля противоположной полярности, 3 — внешнее кольцо пялец, 4 — пленка, 5 — кружок просветления от одного электрода, 6 — стрелки указывают направление волны генерации
Рис. 1. Схема электрического просветления металлизованной пленки в заданной точке для инициирования волны генерации лазера. 1 — глухое зеркало резонатора, £ — пленка с металлизацией, 3,4 — внешнее и внутреннее кольца пялец, 5 — активный элемент, 2 — сопротивление (100 кОм), С — конденсатор (20 мкф), ДУ — управляемый диод Т-100/5, D — диод КД206Б. Стрелка указывает место инициирования (контакт пленки с тонкой стальной проволочкой диаметром ~ 0,1 мм)
Рис. 1. Схема электрического просветления металлизованной пленки в заданной точке для инициирования волны генерации лазера. 1 — глухое зеркало резонатора, £ — пленка с металлизацией, 3,4 — внешнее и внутреннее кольца пялец, 5 — активный элемент, 2 — сопротивление (100 кОм), С — конденсатор (20 мкф), ДУ — управляемый диод Т-100/5, D — диод КД206Б. Стрелка указывает место инициирования (контакт пленки с тонкой стальной проволочкой диаметром ~ 0,1 мм)
Рис. 2. Схема электроинициирования волны генерации от заданной линии. 1 — электроды одной полярности импульсов, 2 — электрод-земля противоположной полярности, 3 — внешнее кольцо пялец, 4 — пленка, 5 — кружок просветления от одного электрода, 6 — стрелки указывают направление волны генерации
Рис. 2. Схема электроинициирования волны генерации от заданной линии. 1 — электроды одной полярности импульсов, 2 — электрод-земля противоположной полярности, 3 — внешнее кольцо пялец, 4 — пленка, 5 — кружок просветления от одного электрода, 6 — стрелки указывают направление волны генерации
прожигания, позволяющий осуществлять прожог по любой начальной области, например по окружности, линии и т.п. В данной работе описан такой инициатор. В отличие от известного [5] одновременного электропрожига всей пленки в резонаторе в нашем случае прожиг производится локально в небольшой области, от которой начинает движение волна самопрожигания. Рассмотрены также маски, изменяющие путь и амплитуду волны генерации. В основе работы инициатора лежит испарение металлизации пленки при нагреве и взрыве током от электрода, находящегося в контакте с металлизацией (рис. 1). На электрод — проволоку радиусом ~ 0,1 — 0,3 мм подавался короткий импульс напряжения (амплитудой 2^ 2 кВ и длительностью 2^ 1 мкс) от импульсной схемы, запускаемой от задающего импульса. Слой металлизации был заземлен, и весь потенциал распределялся на сопротивлении слоя. Вокруг электрода выжигалось пятно диаметром 3-4 мм, которое инициировало волну генерации. Оценим размеры выжигаемого пятна в наиболее простом случае круглого электрода. Плотность j = J/ЪягД
„,, f dr Щ-кстк
где полный ток J = U R = U = ——;—г, где h — толщина слоя, ст — прово-
27ГСГГП ln(a/ao)
димость, ng — радиус электрода, а — радиус заземления слоя. Т.е. j = сгН/rln [ — ) \^o / и не зависит от толщины слоя.
Плотность энерговыделения в течение импульса длительностью т, равная q =Плотность энерговыделения в течение импульса длительностью т, равная q =1 2= -3 =1 2= -3 =стст<jU2tг2 In2 f—\«0/<jU2tг2 In2 f—\«0/, определит нагрев слоя металла, если можно пренебречь уходом, определит нагрев слоя металла, если можно пренебречь уходомтепла в подложку (толщина слоя прогрева подложки 5 = V^" — 0,3 мкм соизмериматепла в подложку (толщина слоя прогрева подложки 5 = V^" — 0,3 мкм соизмерима
Плотность энерговыделения в течение импульса длительностью т, равная q =
Плотность энерговыделения в течение импульса длительностью т, равная q =
1 2
= -3 =
1 2
= -3 =
ст
ст
<jU2t
г2 In2 f—
\«0/
<jU2t
г2 In2 f—
\«0/
, определит нагрев слоя металла, если можно пренебречь уходом
, определит нагрев слоя металла, если можно пренебречь уходом
тепла в подложку (толщина слоя прогрева подложки 5 = V^" — 0,3 мкм соизмерима
тепла в подложку (толщина слоя прогрева подложки 5 = V^" — 0,3 мкм соизмерима
с толщиной слоя металлизации и уход тепла не намного уменьшит размеры выжигаемого пятна). Полагая q = дисп = р(СТисп + Л) ~ 1011 эрг/г, где С, Др — удельная теплоемкость, удельная теплота, сублимация и плотность А1 соответственно, получим
A-AJLLl*-i 10 мксA-AJLLl*-i 10 мкс•-1 5мкс•-1 5мкс1-10.25мкс1-10.25мкс
A-AJLLl
*-i 10 мкс
A-AJLLl
*-i 10 мкс
•-1 5мкс
•-1 5мкс
1-10.25мкс
1-10.25мкс
Рис. 3. Маски для изменения пути волны, а — многодорожковая маска с отдельным инициированием на каждой дорожке, б — маска со спиральным вырезом, в — маска с извилистым вырезом. Стрелкой указан ход волны генерации. Под каждой маской приведены типичные осциллограммы соответствующих лазерных импульсов
для размера испаренного слоя металлизации
1/2
^исп — U I2 а
\4исп1п —
Подставляя численные значения ст с^ 1017 с 1 (среднее для диапазона температур), т 1 мкс, дисп ~ 10й эрг/г, — ~ СМ ~ 500, получим г^|°р — 0,5 см.
ао 0,01 мм
Эксперимент дал гисп с^ 0,5 см в достаточно хорошем согласии с теоретической оценкой. Отметим, что область г < гисп испаряется раньше и перекрывается поверхностным пробоем по парам металла или по сохранившемуся метастабильному слою перегретого металла. Металлизация может также частично выжигаться расширяющейся горячей плазмой, образуемой разрядом.
Использование одиночного электрода удобно для инициирования волны из центра во все стороны и сбоку в одну сторону. Однако основная ценность предлагаемого способа состоит в том, что, используя несколько электродов, можно задать начальную произвольную область генерации и направление распространения волны, например отрезок прямой, окружность (для инициирования сходящейся от периферии к оси волны генерации) и т.п. При этом оказалось практичным использовать системы электродов с чередующимися полярностями потенциалов, например заземленные через один, а на остальные подан потенциал (рис. 2). При этом получаются большие размеры смыкающихся выжигаемых пятен около электродов обеих полярностей, достаточные для инициирования волны практически по всей линии расположения электродов.
Были осуществлены изменения пути движения волны генерации при использовании масок с вырезами (рис. 3, а, б. в).
Инициирование сверхдлинного импульса.
Около пленки помещалась маска, обеспечивающая длинный (спиральный или извивающийся) путь волны генерации. Ширина выреза змейки составляла 5 мм (см рис. 3, 5, в).
За счет такого извилистого пути были получены сверхдлинные импульсы, длительность которых может быть доведена до десятков мкс.
264
Инициирование нескольких импульсов.
Была испробована многодорожковая маска (рис. 3, а) с отдельными контактами электроинициирования. Подача электроимпульсов с разными задержками позволила получить последовательность гигантских импульсов, соответствующих разным волнам на разных дорожках.
Оказалось возможным и от одной волны генерации получить серию импульсов (рис. 3, в). Для этого в определенных местах пути распространения волны уменьшалась ширина дорожки в маске, что приводило к сильному уменьшению амплитуды импульса каждый раз, когда волна подходила к месту сужения. Так была просто получена последовательность из 5 и более импульсов (например, длительности импульсов составляли 0,1 мкс при расстоянии между импульсами ~ 0,1 мкс).
Излучение, состоящее из последовательности гигантских импульсов, представляет интерес для исследования воздействия на вещество, т.к. в этом случае существенно меняется режим экранировки поверхности, образуемой плазмой. Возможна также термоакустическая и абляционная [4] генерация ультразвука очень большой амплитуды.
Литература
Г.А.Аскаръян, Б.М.Манзон.Письма в ЖЭТФ, 27, 2, 113 (1978).
Г.А.Аскаръян, Б.М.Манзон.ЖТФ, 49, 10, 2202 (1979).
Г.А.Аскаръян, Б.М.Манзон.Физика плазмы, 6, 1, 59 (1980).
Г.А.Аскаръян, Е.М.Мороз. ЖЭТФ, 43, 6, 2319 (1962).
Б.Р. Белостоцкий, Ю.В. Любавский, Б.М. Овчинников. Основы лазерной техники. Сов. радио, М. (1972).
(Письма в ЖТФ, 1981, Т, 7, вып. 12, С. 754-758.)
ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОХОЖДЕНИЯ СВЧ ИЗЛУЧЕНИЯ И ТОКАЧЕРЕЗ МЕТАЛЛИЗОВАННУЮ ПЛЕНКУ, ИСПАРЯЕМУЮВСПЫШКОЙ ЛАЗЕРА (ИМПУЛЬСНОЕ ОКНО ДЛЯ СВЧ).ПОЛУЧЕНИЕ И ПРИМЕНЕНИЕ РЕЗКИХ ФРОНТОВ СВЧ
ИЗЛУЧЕНИЯ
Г.А. Аскаръян, Н.М. Тарасова,
В работе описаны эксперименты по быстрому лазерному отпиранию СВЧ излучения и прерыванию тока и дается обзор возможных применений СВЧ излучения с крутым фронтом нарастания или спада.
Прохождение СВЧ излучения и тока через металлизованную пленку, испаряемую лазером.
Известно, что лазерное излучение может вызвать быстрое испарение металлического слоя. Это явление используют, в частности, для укорочения переднего фронта лазерного импульса, помещая на пути нефокусированного мощного лазерного луча пленку с тонким металлическим покрытием, которое испаряется за время порядка десяти наносекунд. (Время испарения, по крайней мере, не превосходит времени прогрева 1т d? ( х и 14-10 нсек при начальной толщине слоя d < 0,1 4- 0,3 мкм и температуропроводности х 0,1 см2/сек).
В данной работе исследовано пропускание СВЧ излучения через металлизованную пленку при ее испарении лазерным импульсом. Запаздывание и фронт пропускания могли оказаться достаточно длительными вследствие большого времени жизни
Рис. 1.Рис. 1.неплотной, но действующей на СВЧ термической плазмы, образованной при нагреве металла пленки и поверхностного пробоя, но эксперимент показал, что пропускание получается достаточно коротким за время порядка времени испарения пленки.
Рис. 1.
Рис. 1.
На рис. 1, а дана схема установки. Был использован неодимовый лазер (1) с модулированной добротностью, дающий импульс с полушириной 20 нсек и энергией до 5 дж. Луч лазера проходил через металли- зованную полимерную пленку (3), помещенную под углом 45° к лазерному лучу. По нормали к пленке направ
лялся луч СВЧ излучения от генератора (4) с длиной волны А = 1 см, по другую сторону пленки помещался приемный детектор (5), сигнал от которого регистрировался быстрым осциллографом (б). Луч лазера расфокусировался рассеивающей линзой (2), передвижение которой позволяло менять размер пятна луча на пленке от 1,5 до 5 см. После вспышки лазера металлизация отсутствовала на всем пятне луча и образованное «окно» очищенной полимерной пленки было прозрачно для СВЧ.
На рис. 2 дан импульс с детектора, регистрирующего появление СВЧ при лазерном испарении пленки на развертке 10 нсек/дел для плотности лазерной энергии ^ 0,3 дж/см2. Видно, что фронт возрастания до половинной амплитуды не превышает 10 нсек. Возможно, что поверхностное поглощение затягивает быстрое включение СВЧ, которое можно убыстрить, уменьшая крутизну и длительность лазерного импульса, уменьшая толщину пленки и подбирая оптимальной мощность лазерного импульса. Такая пленка может быть использована как стенка высокодобротного резонатора, в котором накапливается излучение и быстро выпускается при испарении
металлизации пленки.
Были исследованы (см. рис. 1, б) индукционные перенапряжения, возникающие при испарении пленки, по которой проходил ток. Резкое прерывание тока при лазер
ном испарении пленки, создавало импульсы напряжения, связанные с самоиндукцией U и LI или с перекачкой энергии индуктивной в емкостную s и LP и CU^ в случае ударного возбуждения
Рис. 2.Рис. 2.контура, через который протекал ток, т.е. U и LIq/t и ^L/CU./R,
Рис. 2.
Рис. 2.
Были получены при L/C = = 107 гн/ф и начальном токе Iq ^ 1 А перенапряжения U/Uo 103.
Возможно создание импульсных «штор» для СВЧ, включаемых при поверхностном лазерном пробое.
Импульсные окна, выпускающие СВЧ из волноводов и резонаторов, могут создать волновые поля с резкими фронтами, которые обладают рядом специфических свойств в отношении взаимодействия с частицами.
Применение СВЧ излучения с резкими фронтами. Градиентное ускорение частиц. Генерация постоянных токов СВЧ полями.
Волновые поля с резким фронтом могут быть использованы, например, для градиентного ускорения частиц бегущим ЭМ полем, при котором сила зависит от градиента поля
Резкое нарастание или спад СВЧ поля позволяет осуществить направленное движение электронов в плазме. Например, для нарастающего поля
E(t) = Ео(1 — е l^T) smcut при t > О
получим при ж(0) = О ДЛЯ t ^> Т скорость Ж = — WoCOSWf: + 77о/[1 + (с^Т)2], где т?о = еЕ/mw — амплитуда скорости осцилляции. Видно, что при шТ ^ 1 постоянная слагающая скорости vc < Уд, в то время как при шТ < 1, т.е. для неплавных фронтов нарастания рс %i*q.
Для резкого включения и экспоненциального спада поля E(t) = Е$е~1/Т sincj£ при t > 0; получим при ж(0) = 0 для t ^> Т остаточную скорость
yc = -W 1+(-1;
Создание направленного тока и квазистационарного магнитного поля может проявиться при падении мощных крутых СВЧ или световых импульсов на плазму (в частности, рассмотренный эффект может быть одной из причин возникновения спонтанных магнитных полей, наряду со световым давлением и термоэлектронным движением) [1-2].
Литература
В.В. Коробкин, Р.В. Серов. Письма в ЖЭТФ, 4, 103, 1966.
Г.А. Аскаръян, М.С. Рабинович, А.Д. Смирнова. В.Б. Студенов. Письма в ЖЭТФ, 5, 116. 1967.
(Письма в ЖЭТФ, 1973, Т. 18, вып. 1, С. 8-10.)
О ВОЗМОЖНОСТЯХ ПОЛУЧЕНИЯ РЕЛЯТИВИСТСКИХСКОРОСТЕЙ ФРОНТА МЕТАЛЛ-ДИЭЛЕКТРИК ПРИ ИСПАРЕНИИПЛЕНКИ МОЩНЫМ СВЕТОМ
Г.А. Аскаръян, Б.М. Манзон
Лучевое испарение металлизованной пленки широко используется в настоящее время для модуляции добротности [1, 2], для укорочения фронтов импульсов [2], для создания импульсных окон для СВЧ [3] и т.п. В данной работе отмечается возможность осуществления релятивистских (и даже сверхсветовых) скоростей фронта испарения
пленки при поперечном воздействии мощным светом, описываются предварительные эксперименты по достижению больших скоростей и указываются возможности использования таких фронтов для допплеровских преобразований, сверхсветовых излучений и ускорений частиц.
Предположим, что на тонкую металлическую пленку (например, слой металлизации толщиной в сотни ангстрем на полимерной пленке) действует мощный световой импульс, падающий по нормали к пленке. При заданной плотности потока 1^ t) (z — координата вдоль пленки) получим момент времени испарения пленки t из условия
t
J al(z,t)dt Apoh, to
где a — коэффициент поглощения, Л — удельное тепло, необходимое для испарения, ро — плотность и h — толщина пленки, to — момент времени начала испарения. Отсюда получим Zф^ — координату фронта перехода металл-диэлектрик. Например, если I после включения не зависит от времени, то t ^ ХрН/аэфф1^ ^ В/I(z) и при задании I = 1о — ^-z получим ^Ф £3 рг^. Если I = Iq , получим
2 = ^^10/ву/к^к-1^
и
Например, при к = 1; 2ф = const, при к = 1/2; 2ф = const и т.п. При этом волна фронта всегда движется в сторону уменьшения интенсивности.
Второй возможный способ реализации быстрого движения фронта — испарение пленки под действием наклонно падающего светового импульса. В случае малого разброса величины интенсивности и толщины пленки запаздывание определит движение фронта £ф = d j sin#, где # — угол падения фронта света (гф > d\
Возможно создание движения фронта при перемещении или сканировании мощного
луча по поверхности пленки.
Рис. 1. Схема лазерной установки: 1 — лазер, £ — отрицательная цилиндрическая линза, 3 — металлизованная лавсановая пленка, 4 — экран с двумя отверстиями, 5 — зеркала, 6 — ФЭК, 7 — осциллографРис. 1. Схема лазерной установки: 1 — лазер, £ — отрицательная цилиндрическая линза, 3 — металлизованная лавсановая пленка, 4 — экран с двумя отверстиями, 5 — зеркала, 6 — ФЭК, 7 — осциллографВ рассмотренных случаях достижима реализация любых, даже сверхсветовых скоростей движения фронта, причем точное выдерживание скорости зависит от интенсивности света и точности задания толщины и свойств пленки.
Рис. 1. Схема лазерной установки: 1 — лазер, £ — отрицательная цилиндрическая линза, 3 — металлизованная лавсановая пленка, 4 — экран с двумя отверстиями, 5 — зеркала, 6 — ФЭК, 7 — осциллограф
Рис. 1. Схема лазерной установки: 1 — лазер, £ — отрицательная цилиндрическая линза, 3 — металлизованная лавсановая пленка, 4 — экран с двумя отверстиями, 5 — зеркала, 6 — ФЭК, 7 — осциллограф
Отметим, что время перехода металлдиэлектрик гораздо меньше времени нагрева, так как сам переход совершается резко уже после достижения температур сильного испарения (типа взрывного разлета из метастабильного перегретого состояния).
Отметим также, что обычные скорости фронта испарения металла вдаль луча лазера обычно лежат в диапазоне 10 — 10 СМ /Сек (^ РкрКистеч/^О) где ркр — критическая плотность паров, ро — начальная плотность металла, УиСТеч — скорость истечения паров), т.е. поперечные скорости фронта намного превосходят эти скорости.
Был поставлен эксперимент по демонстрации достижения больших скоростей фронта испарения пленки. Схема опыта дана на рис. 1. Луч лазера (1) расширялся цилиндрической линзой (£) с фокусным расстоянием F = 5 см. Обычный луч давал на расстоянии 3,5 м полоску света длиной 3,5 м и шириной 5 см. Ширина полоски могла быть уменьшена подфокусировкой обычной линзой с F = 3 м до 1-2 мм или цилиндрическими линзами, помещаемыми у пленки (5), на которую действовал луч.
Лазер (1) работал в режиме волны генерации [4], распространяющейся по торцу стержня в направлении хорды кривой поверхности цилиндрической линзы. Инициирование волны производилось локальным просветлением пленки в резонаторе лазера с помощью искрового разрядника — микропробой вызывал локальный прожиг металлизации, открывающий резонатор. От этого места шла волна генерации от края по торцу активного
Рис. 2. Осциллограмма импульсов с ФЭК’а: а — открыты оба отверстия в экране; б — закрыто первое отверстие, в — закрыто второе отверстие. Развертка 100 нсек/делРис. 2. Осциллограмма импульсов с ФЭК’а: а — открыты оба отверстия в экране; б — закрыто первое отверстие, в — закрыто второе отверстие. Развертка 100 нсек/делэлемента за счет расширения луча, выгрызающего пленку в резонаторе со скоростью 3 • 107 см/сек. Линза (2) трансформировала эту скорость, увеличивая ее в сотни раз. Луч, пробегая по пленке (5), прожигал ее, так как плотность мощности его была высока. При прожигании луч попадал в отверстие пластины (^) и направлялся зеркалами (5) на фотоприемник ФЭК-04 (б). На рис. 2 даны осциллограммы импульсов. По запаздыванию одного импульса от другого определялась скорость фронта испарения. Уже при базе — расстоянии до пленки 3,5 м эта скорость превысила 4 ♦ 109 см/сек,
Рис. 2. Осциллограмма импульсов с ФЭК’а: а — открыты оба отверстия в экране; б — закрыто первое отверстие, в — закрыто второе отверстие. Развертка 100 нсек/дел
Рис. 2. Осциллограмма импульсов с ФЭК’а: а — открыты оба отверстия в экране; б — закрыто первое отверстие, в — закрыто второе отверстие. Развертка 100 нсек/дел
Рис. 3. Схема получения допплеровского сдвига частоты при отражении от исчезающей металлической пленки: 1 — волновод; 2 — падающая волна; 3 — отраженная волна измененной частоты; 4 — лазерное излучение, испаряющее пленку; 5 — металлическая пленка, запирающая волноводРис. 3. Схема получения допплеровского сдвига частоты при отражении от исчезающей металлической пленки: 1 — волновод; 2 — падающая волна; 3 — отраженная волна измененной частоты; 4 — лазерное излучение, испаряющее пленку; 5 — металлическая пленка, запирающая волноводчто продемонстрировало возможность достижения очень больших скоростей фронтов металл-диэлектрик.
Рис. 3. Схема получения допплеровского сдвига частоты при отражении от исчезающей металлической пленки: 1 — волновод; 2 — падающая волна; 3 — отраженная волна измененной частоты; 4 — лазерное излучение, испаряющее пленку; 5 — металлическая пленка, запирающая волновод
Рис. 3. Схема получения допплеровского сдвига частоты при отражении от исчезающей металлической пленки: 1 — волновод; 2 — падающая волна; 3 — отраженная волна измененной частоты; 4 — лазерное излучение, испаряющее пленку; 5 — металлическая пленка, запирающая волновод
На пленке выжигалась полоска шириной 2 4-3 мм. При длине хода луча 3,5 м и энергии импульса лазера ~ 100 Дж можно определить необходимую для испарения пленки плотность энергии порядка долей Дж/см2, в согласии с [1-3] и проведенными нами исследованиями по использованию таких натянутых пленок в качестве исчезающих зеркал для импульсного отражения и укорочения длительности мощных световых импульсов и в качестве исчезающих зеркал оптических резонаторов, выпускающих мощный импульс и срывающих дальнейшую ге
нерацию.
Быстро движущиеся фронты металлической поверхности могут быть использованы для наблюдения допплеровских сдвигов и уширений частот световых и радиоволн, например, в случае, изображенном на рис. 3: допустим, что металлическая пленка (5) находится в волноводе (1) преграждая распространение по нему волны (2). Тогда исчезновение пленки под действием лазерного луча (4) вызовет допплеровское изменение частоты о/ = уф^-с^о; ф’ = и/с'} у отраженной волны ф\
При этом сильное отражение от пленки может быть обеспечено не только подбором
ориентации пленки вдоль электрического поля волны, но и расположением пленки в определенных местах волновода, вызывающим его запирание.
Возможно также наблюдение черепковских эффектов от поляризации или токов в пленке при сверхсветовых скоростях фронта испарения.
Большие скорости движения краевых полей в пленке из-за ее поляризации при подключении к электрическому потенциалу для нагрева плазмы могут быть использованы и для ускорения частиц.
Рассмотренное явление высокоскоростных фронтов испарения металла вызывает большой интерес не только возможностью наблюдения релятивистских явлений, но и большими коэффициентами перепада свойств на фронте, вызывающими гораздо более сильные отражения и возмущения полей, чем другие возможные нелинейные объекты (движущиеся лучи и фокусы в нелинейных средах [5]).
Литература
Б.Р. Белостоцкий, Ю.В. Любавский, В.М. Овчинников. Основы лазерной техники, 1972.
М.П. Ванюков, В.И. Исаенко, П.П. Пашинин, В.А. Серебряков, В.Н. Сизов, А.Д. Стариков. Квантовая электроника. № 1. стр. 35, 1971.
Г.А. Аскаръян, Н.М.Тарасова. Письма в ЖЭТФ, 18, 8, 1973.
Г.А. Аскаръян, Б.М.Манзон. Письма в ЖЭТФ, 27, 113, 1978.
Г.А. Аскаръян. УФН, 111, 249, 1973.
(Письма в ЖЭТФ, 1980, Т. 31, вып. 5, С. 283-287.)
ГЕНЕРАЦИЯ МОЩНЫХ УЛЬТРАЗВУКОВЫХ ИМПУЛЬСОВПЛОСКОЙ ИЛИ ФОКУСИРУЮЩЕЙ ВОГНУТОЙ ПОВЕРХНОСТЬЮ,ВЗРЫВАЕМОЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИМ ИЛИ СВЕТОВЫМ
ВОЗДЕЙСТВИЕМ
Г.А. Аскаръян, М.Г. Королев, А.В. Юркин
Генерация мощных звуковых ударных импульсов — одна из основных задач, решение которой позволит продвинуть исследование нелинейных свойств веществ, нелинейную акустику, физику изменения свойств сред (изменение структуры, фазы, упрочения, разрушения и т.п.) и др.
Известные локальные электро- [1, 2] и лазерно- [3, 4] взрывные методы генерации рождают сильную ударно-звуковую волну вблизи зоны локального энерговыделения, что не допустимо для ряда исследований, а с увеличением расстояния импульс быстро расходится, затухает и теряет ударные свойства. Фокусировка такой расходящейся волны линзами или зеркалами слишком удаляет источник звука от объекта воздействия, что приводит не только к поглощению ударных импульсов при распространении, но и уширению пятна фокусировки, и, как следствие, ослаблению ударного воздействия.
Мы исследовали излучение звука взрывающимися поверхностями, — изогнутыми, одновременно генерирующими и фокусирующими звуковой импульс кривизной поверхности [5, 6] или плоскими — в непосредственном контакте с линзой.
Электровзрывные поверхности, излучающие звук.
В качестве взрывающейся поверхности использовалась металлизованная лавсановая пленка или поверхность с закрепленной насыпкой металлических опилок. Схема установки дана на рис. 1. Зарядное устройство через сопротивление R = 1 МОм заряжало емкость С = 0,5 мкФ до напряжения U = 10 кВ. Затем ключ (1) разряжал емкость на металлизацию пленки (2), помещаемой под дном (5) стакана (5), заполненного водой. Дно было изготовлено из листа триацетата целлюлозы (основа фототехнической пленки) толщиной 0,15 мм. Вогнутость дна (5), заданная термопрессованием, совпадала с вогнутостью поддона (7), изготовленного из плексигласа. Пленка (2) зажималась между дном и поддоном, был обеспечен хороший контакт металлизации с электродами (4Y Оказалось, что тонкие слои жидкости (вода, спирт, масло) в зазорах между пленкой, дном и поддоном существенно увеличивали величину импульса звука. При этом отметим важность ударного контакта, а не акустического согласования, т.к. толщины слоев гораздо меньше эффективной длины волны звука. Фокус зеркала находился на расстоянии 6,5 см. Фотографирование в режиме открытого затвора с плотными фильтрами показало, что энерговыделение охватывает всю поверхность зеркала.
Регистрация звука производилась датчиками из пьезокерамики, приклеенными или прижатыми к акустически согласованным латунным стержням. Были использованы два датчика: один (I) площадью 2 мм, толщиной 1,25 мм и чувствительностью К = 0,05 В/атм и предназначенный для измерения больших давлений датчик (II) площадью 3 мм2, толщиной 0,5 мм, чувствительностью К = 0,001 В/атм. Чтобы избежать разрушения и отрыва датчика (II) при больших амплитудах (> 103 атм) на него
Рис. 1. Схема установки для генерации ударных импульсов электровзрывом поверхности: а — вогнутая поверхность в режиме активного зеркала; б — взрываемая плоская поверхность у линзы; 1 — замыкатель для зарядки конденсатора и разряда его на взрываемую поверхность, 2 — металлизованная лавсановая пленка (или слой металлических частиц), 3 — дно (термоштампованное из листа триацетата целлюлозы), прижатое или приклеенное к сосуду 5, с водой, 4 — электроды, подводящие ток к взрываемой поверхности, 6 — калиброванный пьезодатчик, 7 — поддон из плексигласа, 8 — акустическая линза из полистирола, фокусирующая звук в воде на расстоянии 6,8 см. Тонкие слои жидкости (вода, спирт, конденсаторное масло) между пленкой 2, дном 3 и поддоном 7 сильно повышали эффективность генерации. В случае лазерного воздействия использовалась не только металлизованная пленка, но и слой поглощающей краски между дном 3 и поддоном 7. В части экспериментов дно из тонкой титановой фольги покрывалось снаружи слоем поглощающей краски, поверх которой вместо поддона использовались несколько лавсановых пленок, клей, гель и т.п.
надевалась накладка из латуни, прижимающая датчик к стержню. Датчик (I), градуировался квазистатически в цепи с истоковым повторителем, имеющим очень большое входное сопротивление, предотвращающее отекание заряда с датчика во время действия давления калибровки. Датчик II градуировался также по показаниям датчиков I и II при воздействии одного и того же импульса звука. Проверялась квазистатическая линейность показаний датчиков в рабочем диапазоне давлений.
На рис. 2 а, б даны осциллограммы импульсов с датчика II в фокусе (б) ив случае плоской волны (а) на расстоянии, близком к фокусному для случая (б). При амплитуде плоской волны ро ^ 300 атм получалось усиление в фокусе ^ 4 раза, и давление достигало 1100 атм. Импульс имеет крутой фронт нарастания — меньше десятых долей мкс, длительность импульса 2 4-4 мкс в фокусированном и 1 мкс — в плоской волне. Как мы покажем ниже, не очень большие усиления связаны с большими начальными амплитудами в плоской волне.
На рис. 3 дана кривая обмера датчиком II области фокуса, которая выявила ширину пятна на полуспаде давления А £з 10 мм при диаметре начального пятна d ^ 50 мм (отношение ps фокМо (//А5).
Было исследовано разрушение различных материалов в фокусе. На рис. 4 приведено воздействие импульса на среды, помещаемые в фокусе пластинки толщиной 1 мм: а — стекло на поверхности жидкости, б — то же с пластинкой плексигласа, в — пластинка канифоли (фокус в объеме жидкости). Видна достаточно высокая локальность 272
Рис. 2. Осциллограммы регистрации импульсов от электрического (а и б) и лазерного (ей г) взрывов металлизованной пленки, а — импульсы в плоской волне без фокусировки, б — импульсы в фокусе для электровзрыва, 6 и г — то же для лазерного воздействияРис. 2. Осциллограммы регистрации импульсов от электрического (а и б) и лазерного (ей г) взрывов металлизованной пленки, а — импульсы в плоской волне без фокусировки, б — импульсы в фокусе для электровзрыва, 6 и г — то же для лазерного воздействия
Рис. 2. Осциллограммы регистрации импульсов от электрического (а и б) и лазерного (ей г) взрывов металлизованной пленки, а — импульсы в плоской волне без фокусировки, б — импульсы в фокусе для электровзрыва, 6 и г — то же для лазерного воздействия
Рис. 2. Осциллограммы регистрации импульсов от электрического (а и б) и лазерного (ей г) взрывов металлизованной пленки, а — импульсы в плоской волне без фокусировки, б — импульсы в фокусе для электровзрыва, 6 и г — то же для лазерного воздействия
воздействия (зона разрушения размером 3 мм). Наблюдалось разрушение камней, кусков кирпича, керамики и т.п.
Использование электровзрывных излучателей отличалось высокой эффективностью. Отметим возможность частого повторения импульсов (возможна даже зарядка несколькими ме- таллизованными пленками с последовательными подачами взрывающих напряжений).
Были проведены оценки влияния быстрой нелинейности на фокусировку одиночных мощных импульсов.
Приближенное безаберрационное уравнение для эффективного радиуса звукового луча получается из уравнения рефракции 9'2 = -^n'r и ^ ^, где п — аналог показателя преломления п = с5о/с5.Для быстрой нелинейности скорость звука cs = csq + бп, где б — параметр нелинейности (б = |(Г + 1), где Г — постоянная адиабаты: для воды Г^7+8)ип^ р) рс8 — скорость среды в волне, получим п = 1/(1 +Ар) и An = п —1 = Ар/(1 + Ар); поэтому ^^Ар/а, где
А = с/рс^, при этом уравнение нелинейной рефракции примет вид а^ = др ^ ^у0 т.к. р = р^а^сц а 9 = a/z. Умножая обе части на a’z и интегрируя, получим связь ^о — ^ = ЗАро&о Q — ~У В фокусной перетяжке 9 = 0, поэтому 9^ = 2A(pj — ро), т.е. амплитуда в фокусе сильно зависит от угла фокусировки 9^ ^ а/F. Зная pj можем оценить и размеры фокальной перетяжки а^ и a^po/pf. Эти соотношения не учитывают ни поглощения, ни дифракции звука, поскольку ими можно пренебречь в интересующем нас диапазоне условий.
В нашем случае 9^ и 0,3, А и 2 • 10“ абс, таким образом р/ — ро ^ 0,3 • 10 атм. или pf и 0,5 • 103 атм в достаточно хорошем согласии с опытом. Учет дифракции дает 9^ и 2А(ру — ро) + j^2 ( р- — 1 ь где А — эффективная длина волны импульса А и 0,1 см.
JL__1111JL__1111-8-6-30368 i,mm-8-6-30368 i,mmРис. 3. Распределение давления в фокальной плоскости в случае электровзрыва выявило увеличение давления в фокусе в несколько раз с шириной пятна <1 смРис. 3. Распределение давления в фокальной плоскости в случае электровзрыва выявило увеличение давления в фокусе в несколько раз с шириной пятна <1 смМежду ними помещалась металлизованная лавсановая пленка или слой гуаши (туши), нанесенной кистью или налитой и сдавленной прижимом поддона.
JL__1111
JL__1111
-8-6-30368 i,mm
-8-6-30368 i,mm
Рис. 3. Распределение давления в фокальной плоскости в случае электровзрыва выявило увеличение давления в фокусе в несколько раз с шириной пятна <1 см
Рис. 3. Распределение давления в фокальной плоскости в случае электровзрыва выявило увеличение давления в фокусе в несколько раз с шириной пятна <1 см
Во второй серии лазерных экспериментов вместо дна (3) использовалась штампованная сферой титановая фольга, покрытая снаружи слоем гуаши или нитрокраски, а вместо поддона (7) — прозрачные слои, увеличивающие отдачу: несколько слоев неметаллизованной лавсановой пленки, слой клея, вязкой среды (геля, желе), нанесенные на дно поверх поглотителя (в этой серии экспериментов принимал участие Л.Д. Клебанов).
Насадки с покрытием гуашью и краской оказались удобней, чем с пленкой, т.к. выдерживали много импульсов.
В качестве лазерного воздействия использовались нефокусированные гигантские импульсы
неодимового лазера на базе ГО С-1001 с модуляцией добротности самопросветляю- щимся затвором на LiF. Энергия каждого импульса была порядка 10 Дж, длительность 40-50 нс. Были зарегистрированы импульсы звука с амплитудой 300-500 атм в фокусе размером 1-2 мм при фокусном расстоянии 3,4 см. Наблюдались локализованные разрушения пластин канифоля, датчиков из керамики и т.п. Были испробованы фокусные расстояния 6,5 и 3 см.
На малых фокусных расстояниях следы разрушений были более локализованы.
Отметим, что лазерный вариант требует гораздо большей питающей батареи и энергии ввиду малого КПД лазера в режиме модуляции добротности (< 10-3).
Измеренные в фокусе давления близки к предельным для наших углов схождения. Хотя увеличение угла схождения позволяет усилить давления в фокусе, однако теряется главное — дистанционность сильного воздействия. Выбор фокусной длины F ^ 6,5 см именно обусловлен практически интересными случаями применения данного способа [10].
Рис. 4. Воздействие сфокусированного импульса от электровзрыва пленки на среды (пластины толщиной 1,5 мм): а — пробитое и треснувшее стекло; б — то же для плексигласа; в — пробит слой канифоли на подложке из кальки; г — то же для сравнения от импульса от лазерного взрыва. Видно, что воздействие от электровзрыва более сильное и масссированное. Все — для фокусного расстояния F = 6,5 смРис. 4. Воздействие сфокусированного импульса от электровзрыва пленки на среды (пластины толщиной 1,5 мм): а — пробитое и треснувшее стекло; б — то же для плексигласа; в — пробит слой канифоли на подложке из кальки; г — то же для сравнения от импульса от лазерного взрыва. Видно, что воздействие от электровзрыва более сильное и масссированное. Все — для фокусного расстояния F = 6,5 смКакие физические исследования можно осуществить, используя такие мощные импульсы?
Рис. 4. Воздействие сфокусированного импульса от электровзрыва пленки на среды (пластины толщиной 1,5 мм): а — пробитое и треснувшее стекло; б — то же для плексигласа; в — пробит слой канифоли на подложке из кальки; г — то же для сравнения от импульса от лазерного взрыва. Видно, что воздействие от электровзрыва более сильное и масссированное. Все — для фокусного расстояния F = 6,5 см
Рис. 4. Воздействие сфокусированного импульса от электровзрыва пленки на среды (пластины толщиной 1,5 мм): а — пробитое и треснувшее стекло; б — то же для плексигласа; в — пробит слой канифоли на подложке из кальки; г — то же для сравнения от импульса от лазерного взрыва. Видно, что воздействие от электровзрыва более сильное и масссированное. Все — для фокусного расстояния F = 6,5 см
Прежде всего исследование мгновенных нелинейностей, связанных с рывком среды в звуковом импульсе (даже одиночном!), что существенно отличается от нелинейностей, связанных с накоплением нагрева при линейном или нелинейном поглощении длительного цуга. Эта область быстрой нелинейности мало исследована. Из эволюции импульса можно получить эффективные показатели адиабаты жидкости и ее значения для разных диапазонов давлений.
Существенны также уникальные исследования по поведению компактных одиночных сверхмощных импульсов в жидкостях и возможность наблюдения черенковских волн от них (напомним, что их скорость распространения превышает скорость звука в среде).
Широкие возможности использования таких мощных импульсов для стерильного инициирования реакций, дистанционного воздействия на структурообразование или наоборот деструкцию сред [10] и т.п.
Широкое применение такие импульсы могут получить в биологии, в медицине — от средства маломасштабного дистанционного воздействия до дробления инородных тел [10].
Литература
Наугольных К.А., Рой Н.А. Электрические разряды в воде. М.: Наука, 1971.
Юткин Л.А. Электрогидравлический эффект. М.: Машгиз. 1955.
Аскарьян Г.А. и др. ЖЭТФ, 1963. 44, 2180.
Bell С.Е., Landt J.A. Appl. Phys. Lett., 1967, 10, 46.
Аскаръян Г.А. ЖТФ, 1959. 29, 277.
Бооюкоб А.И., Бункин Ф.В. Акуст. журнал, 1978, 24, 982.
Галстян А.М. и др. Акуст. журнал, 1979,25,926.
Аскарьян ГА., Клебанов Л.Д. КЭ, 1988, 15, 2167.
Зарембо П.К., Красильников В.А. Введение в нелинейную акустику. М.: Наука, 1966.
Priciples of Extrocorporeal Shock Wave Lithotripsy. Ed. R.A. Riehle Jr. 1987, Churchill Livingston, N.Y., Edinburgh, London.
(Письма в ЖЭТФ, 1990, T. 51, вып. 11, С. 586-590.)
УВЕЛИЧЕНИЕ ПРОХОЖДЕНИЯ ЛАЗЕРНОГО И ДРУГОГОИЗЛУЧЕНИЯ ЧЕРЕЗ МЯГКИЕ МУТНЫЕ ФИЗИЧЕСКИЕ И
БИОЛОГИЧЕСКИЕ СРЕДЫ
Г.А. Аскаръян
Введение
Прохождение лазерного излучения через мутные и рассеивающие среды встречается во многих прикладных задачах — от аэро- и гидрозольной оптики в геофизике до биологии и медицины. Одно из интересных применений лазерного излучения в медицине и биологии основано на его стимулирующем действии на регенеративные и иммунные процессы в клетках и тканях организма, особенно ввиду резонансного характера поглощения и стимуляции (одна из областей поглощения близка к линии генерации He-Ne-лазера с длиной волны 0,63 мкм, см [1-3]). Именно с этими процессами связано применение таких лазеров для лечения трофических язв, незаживающих
Рис. 1. Схема эксперимента: а — нажим со стороны луча и б — с противоположной стороныРис. 1. Схема эксперимента: а — нажим со стороны луча и б — с противоположной стороныРис. 2. Усиление интенсивности рассеянного света (а) и фотографии пятна рассеянного света (б): а — измеренное с помощью ФЭУ увеличение интенсивности в центре пятна рассеянного света; б — фотография пятна рассеянного света при различных толщинах сжатого слоя. Диаметр малого яркого пятна 15 мм. Сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 ммРис. 2. Усиление интенсивности рассеянного света (а) и фотографии пятна рассеянного света (б): а — измеренное с помощью ФЭУ увеличение интенсивности в центре пятна рассеянного света; б — фотография пятна рассеянного света при различных толщинах сжатого слоя. Диаметр малого яркого пятна 15 мм. Сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 мм
Рис. 1. Схема эксперимента: а — нажим со стороны луча и б — с противоположной стороны
Рис. 1. Схема эксперимента: а — нажим со стороны луча и б — с противоположной стороны
Рис. 2. Усиление интенсивности рассеянного света (а) и фотографии пятна рассеянного света (б): а — измеренное с помощью ФЭУ увеличение интенсивности в центре пятна рассеянного света; б — фотография пятна рассеянного света при различных толщинах сжатого слоя. Диаметр малого яркого пятна 15 мм. Сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 мм
Рис. 2. Усиление интенсивности рассеянного света (а) и фотографии пятна рассеянного света (б): а — измеренное с помощью ФЭУ увеличение интенсивности в центре пятна рассеянного света; б — фотография пятна рассеянного света при различных толщинах сжатого слоя. Диаметр малого яркого пятна 15 мм. Сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 мм
ран, стоматитов, полиневритов и других патологических процессов, происходящих в наружных слоях. Существенно также действие ультрафиолетовых лучей (например, азотного лазера, гармоник лазерных лучей и т.п.), обладающих сильным бактерицидным действием. Однако эти виды излучения обладают малой глубиной проникания из-за сильного рассеяния и поглощения в биотканях, что не позволяет использовать их для глубинного облучения.
Цель данной работы — исследование возможностей усиления глубинного проникания излучения и его лечебного воздействия на глубины тканей и сред, во много раз большие глубин ослабления (обычно для биоткани приводят глубины ослабления zs ^ 1 — 2 мм).
Нами исследовано проникание лазерного света на большие глубины (г ^ z^ и увеличение проникания при сдавливании, вминании или проколе слоя мягкой деформируемой среды.
Усиление проникания света при надавливании на мягкий рассеивающий слой
В качестве слоя среды использовался слой поролона, моделирующего сильно рассеивающую среду. Вминание производилось прозрачным цилиндром (палочка из плексигласа или стекла), трубкой или концом световода. Экспериментальная установка показана на рис. 1. В качестве источника 1 использовался непрерывно действующий He-Ne-лазер ЛГ-75 мощностью 15-20 мВт. Его луч падал на исследуемый слой £,
276
Рис. 3. Фотография усиления прохождения света через руку: а — ладонь с нажатием стеклянной палочкой; луч с наружной стороны; видно резкое усиление прохождения света в области надавливания; б — наружная сторона; ладонь без нажима, свет не проходит: в — наружная сторона: ладонь прижата к плексигласовому цилиндру, по которому проходит луч, видно сильное увеличение интенсивности проходящего света
вминаемый цилиндром или трубкой 3. Слой находился на закрепленной стеклянной пластинке 4 и сжимался между ней и цилиндром 3. Измерялась толщина локально сжатого слоя — расстояние между внедренным торцом цилиндра и стеклянной пластинкой 4.
Пятно рассеянного света на выходе из рассеивающего слоя регистрировалось фотоаппаратом 7. Интенсивность в центре пятна измерялась фотоумножителем 6 ФЭУ-79, на фотокатод которого излучение поступало по световоду 5 с внутренним диаметром 2 мм или через отверстие диаметром 1 см в торце кожуха ФЭУ при его контакте с пластинкой 4- Чувствительность ФЭУ могла меняться подбором напряжения питания в широких пределах (от 1 до 2 кВ). Сравнительные измерения проводились при одном и том же напряжении. В случае необходимости оценки абсолютных ослаблений использовался набор фильтров. Перед фотокатодом ФЭУ в кожухе все время находился фильтр с 10%-ным пропусканием.
На рис. 2, а дана зависимость тока ФЭУ от толщины сжатого слоя при начальной толщине го = 22 мм при регистрации света в центре пятна. Видно резкое увеличение сигнала, (полагая I ~ г-а, получим а и 1; 2). Измеренная интенсивность в центре пятна возрастала более чем в 30 раз. На рис. 2, б приведены фотографии пятна рассеянного света на выходе из слоя (фото с экспозицией 1/500 с на пленку с чувствительностью 65 ед.).
Уменьшение пятна рассеянного света при сжатии среды перед лучом можно качественно объяснить так: если для угла рассеяния 9^ г/г5 (длина рассеяния г5 l/ncrs; п — концентрация рассеивающих центров; о^ — сечение рассеяния), то, полагая для не очень больших углов рассеяния сечение пятна s = (г#5)2 ^ г3/г5 ~ пг3 ~ г2, так как пг ^ const, получим I p/s 1/г2, что близко к полученной зависимости. Однако эта оценка весьма приближенная, так как не учитывает ни поглощения света, ни изменения сечения рассеяния центров при сжатии, ни возможного отклонения геометрии от плоской.
Усиление проникания гнета при надавливании на слой биологического тела
Было исследовано изменение проникания света через ткани человеческого тела. В качестве рассеивающего слоя использовалась ладонь, на центр которой падал луч гелий-неонового лазера. Толщина ладони в центральной части была 2,7 см, при слабом
277
Рис. 4. «Световой» шприц: а — транспортировка света при отраженииРис. 4. «Световой» шприц: а — транспортировка света при отраженииболевом сжатии — 2 см. При падении луча на тыльную сторону ладони правой руки и при нажатии стеклянной палочки на мякоть ладони с противоположной стороны (рис. 1,5) наблюдалось резкое усиление прохождения света (см. рис. 3, а; фото с экспозицией 30 с).При нажиме ладони левой руки на плексигласовый цилиндр, по которому проходил свет (рис. 1, а), наблюдалось усиленное прохождение света с противоположной стороны (см. рис. 3, в — фото с экспозицией 30 с).Было количественно оценено усиление прохождения света через ладонь с помощью ФЭУ, чувствительность которого повышалась увеличением напряжения питания до 2,1 кВ. Ладонь левой руки закрывала тыльной стороной отверстие в торце кожуха перед фотокатодом ФЭУ. Вдавливание плексового цилиндра в мякоть ладони (до слабого болевого ощущения) увеличивало ток ФЭУ с 1 до 40 мкА. Такое усиление наблюдалось уже при сжатии отболевом сжатии — 2 см. При падении луча на тыльную сторону ладони правой руки и при нажатии стеклянной палочки на мякоть ладони с противоположной стороны (рис. 1,5) наблюдалось резкое усиление прохождения света (см. рис. 3, а; фото с экспозицией 30 с).При нажиме ладони левой руки на плексигласовый цилиндр, по которому проходил свет (рис. 1, а), наблюдалось усиленное прохождение света с противоположной стороны (см. рис. 3, в — фото с экспозицией 30 с).Было количественно оценено усиление прохождения света через ладонь с помощью ФЭУ, чувствительность которого повышалась увеличением напряжения питания до 2,1 кВ. Ладонь левой руки закрывала тыльной стороной отверстие в торце кожуха перед фотокатодом ФЭУ. Вдавливание плексового цилиндра в мякоть ладони (до слабого болевого ощущения) увеличивало ток ФЭУ с 1 до 40 мкА. Такое усиление наблюдалось уже при сжатии отсвета стенками канала иглы; б — игла с инъекциейсвета стенками канала иглы; б — игла с инъекциейжидкости, ткани отв — иглажидкости, ткани отв — иглаотодвигающей торца канала; со световодомотодвигающей торца канала; со световодомв канале и с инъекцией жидкостив канале и с инъекцией жидкости2,7 до 2 см, т.е. эффект просветления при надавливании ладони гораздо сильнее, чем при использовании поролона. Это может быть связано с вытеснением крови и ткани в стороны.По сопоставлению ослабления света ладонью и подобранной стопкой фильтров при фиксированном напряжении питания ФЭУ было измерено абсолютное ослабление2,7 до 2 см, т.е. эффект просветления при надавливании ладони гораздо сильнее, чем при использовании поролона. Это может быть связано с вытеснением крови и ткани в стороны.По сопоставлению ослабления света ладонью и подобранной стопкой фильтров при фиксированном напряжении питания ФЭУ было измерено абсолютное ослаблениесвета при прохождении ладони: проходило > 10-6 от падающей мощности. При толщине ладони го = 2,7 см ослабление > 10-6 ^ е-14,4 ~ ехр(—г/г5) соответствует длине рассеяния г5 ^ 2 мм для средней плотности тканей всвета при прохождении ладони: проходило > 10-6 от падающей мощности. При толщине ладони го = 2,7 см ослабление > 10-6 ^ е-14,4 ~ ехр(—г/г5) соответствует длине рассеяния г5 ^ 2 мм для средней плотности тканей вэтой части ладони. Отметим, что даже более толстые части ладони — мякоть с краю,этой части ладони. Отметим, что даже более толстые части ладони — мякоть с краю,
Рис. 4. «Световой» шприц: а — транспортировка света при отражении
Рис. 4. «Световой» шприц: а — транспортировка света при отражении
болевом сжатии — 2 см. При падении луча на тыльную сторону ладони правой руки и при нажатии стеклянной палочки на мякоть ладони с противоположной стороны (рис. 1,5) наблюдалось резкое усиление прохождения света (см. рис. 3, а; фото с экспозицией 30 с).
При нажиме ладони левой руки на плексигласовый цилиндр, по которому проходил свет (рис. 1, а), наблюдалось усиленное прохождение света с противоположной стороны (см. рис. 3, в — фото с экспозицией 30 с).
Было количественно оценено усиление прохождения света через ладонь с помощью ФЭУ, чувствительность которого повышалась увеличением напряжения питания до 2,1 кВ. Ладонь левой руки закрывала тыльной стороной отверстие в торце кожуха перед фотокатодом ФЭУ. Вдавливание плексового цилиндра в мякоть ладони (до слабого болевого ощущения) увеличивало ток ФЭУ с 1 до 40 мкА. Такое усиление наблюдалось уже при сжатии от
болевом сжатии — 2 см. При падении луча на тыльную сторону ладони правой руки и при нажатии стеклянной палочки на мякоть ладони с противоположной стороны (рис. 1,5) наблюдалось резкое усиление прохождения света (см. рис. 3, а; фото с экспозицией 30 с).
При нажиме ладони левой руки на плексигласовый цилиндр, по которому проходил свет (рис. 1, а), наблюдалось усиленное прохождение света с противоположной стороны (см. рис. 3, в — фото с экспозицией 30 с).
Было количественно оценено усиление прохождения света через ладонь с помощью ФЭУ, чувствительность которого повышалась увеличением напряжения питания до 2,1 кВ. Ладонь левой руки закрывала тыльной стороной отверстие в торце кожуха перед фотокатодом ФЭУ. Вдавливание плексового цилиндра в мякоть ладони (до слабого болевого ощущения) увеличивало ток ФЭУ с 1 до 40 мкА. Такое усиление наблюдалось уже при сжатии от
света стенками канала иглы; б — игла с инъекцией
света стенками канала иглы; б — игла с инъекцией
жидкости, ткани от
в — игла
жидкости, ткани от
в — игла
отодвигающей торца канала; со световодом
отодвигающей торца канала; со световодом
в канале и с инъекцией жидкости
в канале и с инъекцией жидкости
2,7 до 2 см, т.е. эффект просветления при надавливании ладони гораздо сильнее, чем при использовании поролона. Это может быть связано с вытеснением крови и ткани в стороны.
По сопоставлению ослабления света ладонью и подобранной стопкой фильтров при фиксированном напряжении питания ФЭУ было измерено абсолютное ослабление
2,7 до 2 см, т.е. эффект просветления при надавливании ладони гораздо сильнее, чем при использовании поролона. Это может быть связано с вытеснением крови и ткани в стороны.
По сопоставлению ослабления света ладонью и подобранной стопкой фильтров при фиксированном напряжении питания ФЭУ было измерено абсолютное ослабление
света при прохождении ладони: проходило > 10-6 от падающей мощности. При толщине ладони го = 2,7 см ослабление > 10-6 ^ е-14,4 ~ ехр(—г/г5) соответствует длине рассеяния г5 ^ 2 мм для средней плотности тканей в
света при прохождении ладони: проходило > 10-6 от падающей мощности. При толщине ладони го = 2,7 см ослабление > 10-6 ^ е-14,4 ~ ехр(—г/г5) соответствует длине рассеяния г5 ^ 2 мм для средней плотности тканей в
этой части ладони. Отметим, что даже более толстые части ладони — мякоть с краю,
этой части ладони. Отметим, что даже более толстые части ладони — мякоть с краю,
область у фаланг пальцев более проницаемы светом и более подвержены просветлению
сжатием, чем ее центральная часть.
Интересно отметить релаксацию просветления: при устранении надавливания просветление исчезает не сразу — след надавливания пропускает свет еще 1-3 с.
Из этих результатов следует возможность проведения лазерного излучения с лечебной целью в ткань на глубину ~ 2 см, (пропускание < е-10 ~ 2 • 10-4); такое увеличение позволяет получить применяемые терапевтические дозы при допустимом увеличении экспозиции в сотни раз (часовые экспозиции вместо минутных, используемых при наружном облучении). Модуляция надавливания — чередование надавливания со снятием давления — позволит сочетать усиление прохождения с функционированием тканей.
Проведение света через рассеивающий слой при проколе. Световой шприц
При необходимости проведения света через толстый слой рассеивающей среды возможно прокалывание слоя иглой с каналом, по которому проводится свет («световой шприц»). На рис. 4 изображены возможные типы игл для такого светового шприца.
На рис. 4, а показан вариант транспортировки света в результате отражений от внутренней поверхности канала иглы. Канал может быть заполнен прозрачным диэлектриком (твердым, жидким или газообразным), цель которого — выдавить ткань
278
тела из канала (или не допустить в него), а также отодвинуть границу ткани от среза иглы. Последнее достигается инъекцией жидкости через канал. Такая предварительная инъекция, отодвигающая ткань от среза иглы, ослабляет термоэффекты при больших интенсивностях света, давая свету разойтись после выхода из канала.
Экспериментально исследовалось прохождение света через иглы для шприца. Световод совмещался с трехмиллиметровым вводом в иглу толщиной 0,5 мм и с помощью экрана (визуально) или с помощью ФЭУ регистрировался свет, прошедший через иглу. С учетом различий сечений световода и канала, по каналу проходила значительная часть попавшей в него энергии, если стенки канала были блестящими, а игла не слишком длинной. Доля вводимой в канал энергии могла быть значительно увеличена фокусировкой излучения на торце канала. Быстрая расходимость света после выхода из канала (6 ^ 0,1 —0,2 рад) показывала, что существенно многократное отражение от стенок (число отражений порядка L0 / а и 20, поэтому добротность отражения весьма важна). Для обычной поверхности канала (долгое хранение после употребления) была получена хорошая транспортировка лишь при £ ^ 3 — 5 см при радиусе канала а и 0,1 мм.
Эффективность прохождения света может быть значительно увеличена, если в канал вмонтировать кусок световода (рис. 4, в), центральная жила которого транспортирует свет, не давая ему коснуться металлических стенок канала. В этом случае возможна транспортировка света практически без потерь. Инъекцию жидкости, отодвигающей границу ткани, можно производить через отверстие в краевой зоне световода или использовать спаренную двойную иглу — по одному из каналов пропускать свет, по другому — жидкость инъекции.
Применение
Из вышеизложенного видны большие, еще не реализованные возможности использования низкоинтенсивного лазерного излучения для глубинного лечебного воздействия.
В частности, открывается возможность применения лазерной терапии для лечения внутренних нейроинфекционных болезней спинного мозга, например, бокового амиотрофического склероза, рассеянного склероза и т.д. В нейроинфекционных болезнях, при которых происходит гибель нервных клеток, облучение лазерным светом повышает жизнеспособность, сопротивляемость и биоактивность клеток и на начальных стадиях может резко замедлить и даже остановить процесс. Это облучение может быть полезно при любых возможных (еще не раскрытых) механизмах медленных инфекций — от вирусных до контактных клеточных взаимодействий. При этом возможна не только остановка распространения глубинного патологического процесса, но и его прекращение и подавление.
Проведение в глубь тканей слабого ультрафиолетового излучения позволит воздействовать на клеточные процессы или осуществить бактерицидное воздействие на очаги патологических процессов, спинно-мозговую жидкость (например, светообра- ботка ликвора) и т.д.
Близость позвоночника к поверхности спины, наличие промежутков между позвонками (которые легко увеличиваются при сгибании спины), широкая индикатриса рассеяния света позволяют надеяться на возможность облучения спинного мозга рассеянным излучением, проведенным вглубь. Кроме оптической, возможна «биологическая» диффузия — межклеточная передача возбуждения и активности от клеток 279
к соседним клеткам, что еще более увеличит проникание и эффективность лазерного воздействия.
Возможность определения локализации очагов поражения по симптомам заболевания облегчает лазерное воздействие как при наружном облучении, так и при усилении проникания нажимом или проколом слоя предлежащих тканей (в зависимости от толщины тканей, связанной с конституцией и возрастом больного).
Проведение излучения вглубь может быть использовано и в онкологии.
Отметим, что уменьшение рассеяния и поглощения при надавливании и проколе тканей может быть использовано и для улучшения проведения радиоизлучения и ионизующего излучения — пучков заряженных частиц, жестких ультрафиолетовых рентгеновских и гамма-квантов, и т.п. Действительно, сжатие слоя уменьшит не только пятно рассеяния такого излучения, но и поглощение из-за вытеснения крови и тканей из области надавливания. Проведение ионизующего излучения по каналу иглы при проколе слоя не только избавит ткани этого слоя от излишнего воздействия, но и обеспечит доставку излучения нужной концентрации на глубину без сильного ослабления. Все это расширяет диапазон возможностей лучевого воздействия.
В заключение выражаю благодарность А.О. Набатову за помощь в подготовке и проведении эксперимента.
Литература
В.П. Въююелевский и др. Электронная промышленность, № 8-9, 72 (1979). Г.В. Боярских и др. Там же, стр. 77, И.И. Косарев и др. Там же, стр. 102.
А.П. Гуща и др. Электронная промышленность, № 5—6, 150 (1981).
Lasers in Photomedicine and Photobiology. Editors R. Pratesi and C.A. Sacchi. Springer Series in Optical Sciences № 22, 1980.
(«Квантовая электроника», 1982, T. 9, № 7, С. 1379-1383.)
ПРОСВЕТЛЕНИЕ МУТНЫХ ФИЗИЧЕСКИХ И БИОЛОГИЧЕСКИХСРЕД ПРИ ИХ СЖАТИИ
Г.А. Аскаръян
При решении различных задач физики, биологии, медицины, техники требуется пропускать какое-либо излучение, в частности свет, через мутные (т.е. рассеивающие и поглощающие) среды — например, при просвечивании, облучении человеческого тела, освещении, передаче световой энергии. При этом сильное ослабление излучения нередко становится препятствием успешного решения задачи.
Так, одним из интересных применений лазерного излучения в медицине и в биологии, которое возникло в последнее время, явилась его способность оказывать стимулирующее действие на регенеративные и иммунные процессы в клетках и тканях организма, что, по-видимому. связано с резонансным характером поглощения. Например, одна из полос поглощения в ткани близка к длине волны генерации гелий-неонового лазера 0,63 мкм. Известно применение таких лазеров для лечения ожогов, трофических язв, незаживающих ран, стоматитов, полиневритов и других патологических
Рис. 1. Схема эксперимента. Вверху — нажим со стороны введения луча, внизу — нажим со стороны выхода луча
процессов, протекающих в наружных тканях организма.
Существенно также действие ультрафиолетовых лучей (например, излучения азотного лазера, гармоник лазерных лучей и т.п.), обладающих сильным терапевтическим действием. Однако все эти виды излучения дают малую глубину проникновения (например, zs ~ 1 — 2 мм для красного света) из-за сильного рассеяния и поглощения в биологических тканях, что не позволяет использовать их для глубинного облучения.
Отметим, что если нас интересуют глубины г ^ г5, (на глубине zs излучение ослабляется в е раз), то даже малое изменение г5, может сильно изменить интенсивность прошедшего света I ввиду резкой зависимости I(zs) (например, I ~ ехр(—zjz^ или
Во всех задачах по прохождению света через мутные среды ранее не рассматривалась возможность сжатия этих сред. Между тем, как оказалось, сжатие среды очень сильно влияет на характеристики прохождения излучения.
Исследования, проведенные нами в Физическом институте им. П.Н. Лебедева АН СССР, показали, что существует возможность резкого увеличения интенсивности проходящего света и, следовательно, его лечебного воздействия на ткани и среды, лежащие гораздо глубже, чем глубина проникновения без сжатия. Нами исследовано проникновение лазерного света на большие глубины и увеличение его проникновения при равномерном или локальном сжатии (надавливании) и проколе слоя мутной сжимаемой среды.
Возрастание прозрачности при сжатии физической среды
В качестве моделей мутной среды использовались слой поролона, стопки бумаги с регулируемыми воздушными промежутками между листками. Вдавливание производилось прозрачным цилиндром (палочка из плексигласа или стекла), губкой или концом световода. В контрольном эксперименте проводилось также равномерное сжатие поролона между двумя стеклянными пластинами, поперечные размеры которых были много больше толщины слоя поролона. В качестве источника света использовался непрерывно действующий гелий-неоновый лазер ЛГ-75 световой мощностью
Рис. 2. Увеличение интенсивности лазерного излучения (тока фотоумножителя I), рассеянного слоем поролона с начальной толщиной го = 22 мм. Справа — фотографии пятна рассеянного света при различной толщине сжатого слоя. Диаметр самого малого яркого пятна 15 мм, сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 мм. Экспозиция 1/500 с при чувствительности пленки 40 ед. ГОСТРис. 2. Увеличение интенсивности лазерного излучения (тока фотоумножителя I), рассеянного слоем поролона с начальной толщиной го = 22 мм. Справа — фотографии пятна рассеянного света при различной толщине сжатого слоя. Диаметр самого малого яркого пятна 15 мм, сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 мм. Экспозиция 1/500 с при чувствительности пленки 40 ед. ГОСТZ "18ммZ "18ммZ = 4mmZ = 4mmz = 1 ммz = 1 мм15-20 мВт. Слой находился на закрепленной стеклянной пластинке и сжимался между ней и цилиндром. Измерялась толщина локально сжатого слоя — расстояние между внедренным торцом цилиндра и стеклянной пластинкой.
Рис. 2. Увеличение интенсивности лазерного излучения (тока фотоумножителя I), рассеянного слоем поролона с начальной толщиной го = 22 мм. Справа — фотографии пятна рассеянного света при различной толщине сжатого слоя. Диаметр самого малого яркого пятна 15 мм, сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 мм. Экспозиция 1/500 с при чувствительности пленки 40 ед. ГОСТ
Рис. 2. Увеличение интенсивности лазерного излучения (тока фотоумножителя I), рассеянного слоем поролона с начальной толщиной го = 22 мм. Справа — фотографии пятна рассеянного света при различной толщине сжатого слоя. Диаметр самого малого яркого пятна 15 мм, сжатие производилось плексигласовым цилиндром диаметром 10 мм. Экспозиция 1/500 с при чувствительности пленки 40 ед. ГОСТ
Z "18мм
Z "18мм
Z = 4mm
Z = 4mm
z = 1 мм
z = 1 мм
Пятно рассеянного света на выходе из рассеивающего слоя регистрировалось фотоаппаратом. Интенсивность излучения в центре пятна измерялась фотоумножителем, на фотокатод которого излучение поступало по световоду с внутренним диаметром 2 мм, или через отверстие диаметром 1 см в торце кожуха фотоумножителя, приставленного вплотную к пластинке. Абсолютная калибровка ослабления света проводилась путем сравнения с поглощением в стопке эталонных фильтров.
При сжатии поролона от начальной толщины го = 22 мм до z = 2 мм было обнару
жено резкое увеличение сигнала; измеренная в центре пятна интенсивность возросла более чем в 30 раз! От толщины слоя она зависела по закону I ~ z-aгде а = 1; 2.
Возможные механизмы эффекта просветления при сжатии физической среды
Каковы же причины просветления физических мутных сред при сжатии? Их может быть несколько. Приведем некоторые, наиболее простые и существенные для нашего случая.
Предположим сначала, что сжатие слоя рассеивающей среды — плоское, т.е. оно не меняет количества вещества в слое на пути света (соответственно остается прежним число рассеивающих центров в слое, tiz = const, где п — концентрация рассеивающих центров в веществе). Проходя сквозь слой вещества, свет испытывает многократное рассеяние. Суммарный угол рассеяния (при условии его малости) можно определить из приближенного равенства:
~ O^CTTIZ ,
где сг — сечение рассеяния на одном центре, #i — средний эффективный угол при одном акте рассеяния, zse — длина сильного (см. ниже) рассеяния. Предполагается, что рассеяние на разных центрах независимо, т.е. расстояние между ними много больше длины волны падающего излучения, что обычно имеет место. Из приведенного соотношения видно, что 6g пропорционально nz, и, следовательно, если nz постоянно, то и 6g не меняется. Но площадь пятна рассеянного света при малых углах 681 приблизительно равна (z68)2, т.е. пропорциональна квадрату толщины слоя г2. Поэтому
Рис. 3. Увеличение пропускания света при сжатии слоя рассеивающей среды происходит за счет «геометрического» эффекта: интенсивность света I на выходе из слоя обратно пропорциональна площади засвечиваемого пятна на задней поверхности слоя з. В свою очередь эта площадь определяется толщиной слоя z и суммарным углом многократного рассеяния 6Д который в обоих случаях примерно один и тот же, так как при сжатии не меняется число центров рассеяния. Таким образом, R/R ~ s-yfs^ ~ zX] zVРис. 3. Увеличение пропускания света при сжатии слоя рассеивающей среды происходит за счет «геометрического» эффекта: интенсивность света I на выходе из слоя обратно пропорциональна площади засвечиваемого пятна на задней поверхности слоя з. В свою очередь эта площадь определяется толщиной слоя z и суммарным углом многократного рассеяния 6Д который в обоих случаях примерно один и тот же, так как при сжатии не меняется число центров рассеяния. Таким образом, R/R ~ s-yfs^ ~ zX] zV
Рис. 3. Увеличение пропускания света при сжатии слоя рассеивающей среды происходит за счет «геометрического» эффекта: интенсивность света I на выходе из слоя обратно пропорциональна площади засвечиваемого пятна на задней поверхности слоя з. В свою очередь эта площадь определяется толщиной слоя z и суммарным углом многократного рассеяния 6Д который в обоих случаях примерно один и тот же, так как при сжатии не меняется число центров рассеяния. Таким образом, R/R ~ s-yfs^ ~ zX] zV
Рис. 3. Увеличение пропускания света при сжатии слоя рассеивающей среды происходит за счет «геометрического» эффекта: интенсивность света I на выходе из слоя обратно пропорциональна площади засвечиваемого пятна на задней поверхности слоя з. В свою очередь эта площадь определяется толщиной слоя z и суммарным углом многократного рассеяния 6Д который в обоих случаях примерно один и тот же, так как при сжатии не меняется число центров рассеяния. Таким образом, R/R ~ s-yfs^ ~ zX] zV
интенсивность в центре пятна — величина, обратно пропорциональная площади пятна, — должна расти по мере сжатия слоя по закону I/22.
Отметим, что даже при малых #2 и малых начальных радиусах сечения луча рассеяние может быть сильным, т.е. площадь з пятна рассеянного света будет гораздо больше площади sq начального пятна: з 22 (2^)2 ^ Sq. Это имеет место при 2 ^ (sq^s^)1/3. Рассеяние будет очень сильным, когда углы рассеяния становятся большими #2 22 z] zs$ > 1 при 2 > 2S#, т.е. происходит полная потеря направленности излучения. В этом случае распространение света будет диффузным.
Для больших углов рассеяния при z ^ zSl улучшение пропускания при сжатии можно объяснить уменьшением диффузии света в направлении, перпендикулярном его распространению; в этом случае, как можно видеть, площадь пятна рассеянного света также получается пропорциональной квадрату толщины слоя z2. Действительно, в случае установившейся диффузии плотность потока J квантов через поверхность сферы радиуса R определяется мощностью Р источника света в центре сферы — точке падения луча: J = Р/4тгД2. Отсюда прямо получаем проекцию потока на мысленно выделенную на глубине z плоскость:
( Р \ z
= Jcos# —— -.
\4тгР2 ) К
Так как R = у/ р2 + 22, где р — расстояние от оси пучка света, то при р <С z
м^ =м^ =Pz 1(р2 + ^2)3/2 ~ Д’Pz 1(р2 + ^2)3/2 ~ Д’
м^ =
м^ =
Pz 1
(р2 + ^2)3/2 ~ Д’
Pz 1
(р2 + ^2)3/2 ~ Д’
т.е. J не зависит от диффузионных свойств и определяется только толщиной слоя z. Расстояние от оси пучка, где интенсивность спадает вдвое, Ар ^ 2, а эта величина определяет разрешение изображения, т.е. с уменьшением толщины слоя четкость изображения возрастает.
В этом оценочном расчете не учитываются граничные условия на поверхности.
Возможны и другие механизмы просветления. Например, сжатие вещества может даже привести к тому, что расстояние между центрами рассеяния станет много меньше длины волны падающего света, т.е. среда будет вести себя не как рассеивающая, а как макроскопически однородная и будет лучше пропускать свет. Изменение поляризуемости и ориентации рассеивающих центров при сжатии также может повлиять на пропускание света.
Рис. 4. Увеличение прозрачности руки при нажатии. Экспозиция 30 с, лазер ЛГ-75. Слева направо: луч падает с тыльной стороны ладони, видно резкое усиление света в области надавливания стеклянной палочкой; луч падает с внутренней стороны ладони, нажатия нет, свет не проходит; внутренняя сторона ладони прижата к плексигласовому цилиндру-световоду
Следует заметить, что все приведенные здесь оценки носят весьма приближенный, качественный характер. Так, мы не учитывали ни поглощения света, ни возможного изменения сечения рассеяния центров при сжатии, ни отклонения геометрии от плоской. Тем не менее, как мы видим, они могут иллюстрировать результаты эксперимента.
Возрастание прозрачности при надавливании на слой биологической ткани
Было исследовано также изменение пропускания света через ткани человеческого тела. В качестве рассеивающего слоя использовалась ладонь, на центр которой падал луч гелий-неонового лазера. Толщина ладони в центральной части составляла 2,7 см, при слабом сжатии (до появления незначительного болевого ощущения) — 2 см. При падении луча на тыльную сторону ладони и при нажатии стеклянной палочкой на ее внутреннюю сторону наблюдалось резкое возрастание пропускания света. При нажиме ладони на плексигласовый цилиндр, по которому проходил свет, также наблюдалось сильное увеличение интенсивности прошедшего света.
Количественно эффект был оценен с помощью фотоумножителя. Ладонь закрывала тыльной стороной отверстие в торце кожуха фотоумножителя перед его фотокатодом.
Таким образом, было измерено, что без сжатия через ладонь проходило около 10 6 падающей мощности. При толщине ладони го = 2,7 см такое ослабление (10-6 ~ ^ е-14,4 ^ ехр(—г/г5) соответствует глубине проникновения zs ^ 2, мм для средней плотности тканей в этой части ладони, что совпадает с литературными данными. Отметим, что более толстые части ладони — области у края и у фаланг пальцев — более проницаемы для света и более подвержены рассматриваемому эффекту, чем ее центральная часть. Вдавливание плексигласового цилиндра во внутреннюю поверхность ладони на указанную величину 0,7 см увеличивало ток фотоумножителя, т.е. интенсивность прошедшего света в 40 раз! При уменьшении диаметра цилиндра наблюдались еще большие просветления — до сотен раз.
Рис. 5. «Световой шприц». Сверху вниз: проведение света за счет отражений от внутренних стенок канала иглы; инъекция жидкости, отодвигающей ткани от торца иглы; игла со световодом в канале и инъекцией жидкостиРис. 5. «Световой шприц». Сверху вниз: проведение света за счет отражений от внутренних стенок канала иглы; инъекция жидкости, отодвигающей ткани от торца иглы; игла со световодом в канале и инъекцией жидкости
Рис. 5. «Световой шприц». Сверху вниз: проведение света за счет отражений от внутренних стенок канала иглы; инъекция жидкости, отодвигающей ткани от торца иглы; игла со световодом в канале и инъекцией жидкости
Рис. 5. «Световой шприц». Сверху вниз: проведение света за счет отражений от внутренних стенок канала иглы; инъекция жидкости, отодвигающей ткани от торца иглы; игла со световодом в канале и инъекцией жидкости
То, что малое сжатие биологической ткани приводит к гораздо большему эффекту, чем в случае поролона, обусловлено, по-видимому, ее гетерогенностью. В ней присутствуют фракции, которые вытесняются из сжимаемого слоя — выдавливается кровь, смещаются в сторону мышцы (вспомним, как белеют ладони, нос, лоб человека, прижавшего их к стеклу). Интересно отметить релаксацию эффекта: при устранении надавливания его след пропускает свет еще 1-3 с. Следовательно, при терапевтическом использовании эффекта можно чередовать надавливание и снятие давления — это позволит сочетать увеличение прозрачности с нормальным функционированием тканей.
Из полученных результатов следует возможность проведения лазерного излучения с лечебной целью в ткань на глубину около 2 см (пропускание < е-10 ~
2 • 10-4). Это позволяет получить применяемые сейчас терапевтические дозы при разумном увеличении экспозиции в сотни раз (часовые экспозиции вместо минутных, используемых сейчас при наружном облучении) .
Проведение света через рассеивающий слой при проколе.
Световой шприц
При необходимости проведения света через толстый слой рассеивающей среды возможно прокалывание слоя иглой с каналом, по которому проводится свет («световой шприц»). Можно предложить несколько вариантов такого шприца.
Транспортировку света можно осуществить за счет отражений его от внутренней поверхности канала иглы. Прохождение света через обычные иглы для шприца было измерено экспериментально. Излучение с помощью световода подавалось на трехмиллиметровый ввод в иглу, имевшую наружный диаметр 0,5 мм, и визуально на экране или с помощью фотоумножителя регистрировался свет, прошедший через иглу. По каналу проходила значительная часть попавшей в него энергии, если стенки канала были достаточно блестящими, а игла не слишком длинной. Доля вводимой в канал энергии могла быть значительно увеличена фокусировкой излучения на торце канала. Быстрая расходимость света после выхода из канала (0 « 0,1 — 0,2 рад) показывала, что существенно многократное отражение от стенок (число отражений порядка L9/а и 20, где L — длина канала, а — его радиус, поэтому добротность отражения весьма важна). Для обычной поверхности канала (долгое хранение иглы после употребления) была получена хорошая транспортировка света лишь при L % 3 - 5 см и радиусе канала а ~ 0,1 мм.
Канал иглы может быть заполнен диэлектриком (твердым, жидким или газообразным), цель которого — предотвратить попадание ткани и жидкости тела в канал, а также отодвинуть границу ткани от среза иглы. Последнее достигается инъекцией жидкости (например, обезболивающей) через иглу. Такая предварительная инъекция, отодвигающая ткань от среза иглы, ослабляет термоэффекты при больших интенсивностях света, давая свету разойтись после выхода из канала.
285
Рис. 6. Интроскопия слоя поролона толщиной 21 мм с ножницами внутри. Вверху — без сжатия, внизу — при сжатии до толщины 7 мм. Экспозиция в свете лампы накаливания мощностью 60 Вт — 1/30 сРис. 6. Интроскопия слоя поролона толщиной 21 мм с ножницами внутри. Вверху — без сжатия, внизу — при сжатии до толщины 7 мм. Экспозиция в свете лампы накаливания мощностью 60 Вт — 1/30 сРис. 7. Интроскопия руки при нажатии ею на плексигласовый цилиндр-световод. Хорошо видны вены и надпись, сделанная шариковой ручкой на тыльной стороне ладони. Экспозиция 30 с в луче лазера мощностью 15 мВтРис. 7. Интроскопия руки при нажатии ею на плексигласовый цилиндр-световод. Хорошо видны вены и надпись, сделанная шариковой ручкой на тыльной стороне ладони. Экспозиция 30 с в луче лазера мощностью 15 мВт
Рис. 6. Интроскопия слоя поролона толщиной 21 мм с ножницами внутри. Вверху — без сжатия, внизу — при сжатии до толщины 7 мм. Экспозиция в свете лампы накаливания мощностью 60 Вт — 1/30 с
Рис. 6. Интроскопия слоя поролона толщиной 21 мм с ножницами внутри. Вверху — без сжатия, внизу — при сжатии до толщины 7 мм. Экспозиция в свете лампы накаливания мощностью 60 Вт — 1/30 с
Рис. 7. Интроскопия руки при нажатии ею на плексигласовый цилиндр-световод. Хорошо видны вены и надпись, сделанная шариковой ручкой на тыльной стороне ладони. Экспозиция 30 с в луче лазера мощностью 15 мВт
Рис. 7. Интроскопия руки при нажатии ею на плексигласовый цилиндр-световод. Хорошо видны вены и надпись, сделанная шариковой ручкой на тыльной стороне ладони. Экспозиция 30 с в луче лазера мощностью 15 мВт
Эффективность шприца может быть значительно увеличена, если в его канал вмонтировать отрезок световода, который транспортирует свет, не давая ему коснуться металлических стенок канала. В этом случае возможна передача света практически без потерь. Инъекцию жидкости, отодвигающей границу ткани, можно производить через щель в краевой зоне канала или использовать двойную иглу — по одному из каналов пропускать свет, а по другому жидкость для инъекции.
Возможные применения эффекта
Представляется, что описанные нами эффекты могут открыть большие, еще не реализованные возможности использования лазерного излучения низкой интенсивности для терапевтического воздействия на внутренние органы и ткани.
Какие потенциальные применения можно, в частности, предложить для проверки? Например, открывается возможность применения лазерной терапии для лечения нейроинфекционных болезней спинного мозга, таких как боковой амиотрофический и рассеянный склероз и др. Близость позвоночника к поверхности, наличие просветов между позвонками, которые легко увеличиваются при сгибании спины, широкая индикатриса рассеяния света позволяют надеяться на возможность облучения спинного мозга рассеянным излучением, проведенным вглубь.
В нейроинфекционных болезнях, при которых происходит отмирание нервных клеток, облучение лазерным светом может повысить их жизнеспособность, сопротивляемость и биологическую активность и на начальных стадиях способно резко замедлить
286
и даже остановить процесс. Это облучение может быть полезно при любых возможных (еще не раскрытых) механизмах медленных инфекций — от вирусных до контактных клеточных взаимодействий. Кроме оптической возможна «биологическая» диффузия — межклеточная передача возбуждения и активности от облученных к соседним клеткам, что еще более увеличит эффективность лазерного воздействия. Сильное возбуждение клеток может изменить показатель преломления и поглощение в микроструктурных неоднородностях тканей и вызвать биологический аналог эффекта просветления и самофокусировки, уменьшающего поглощение и расходимость светового луча. Возможность определения локализации очагов поражения по симптомам заболевания облегчает лазерное воздействие как при наружном облучении, так и при увеличении прозрачности путем нажима или прокола слоя предлежащих тканей (в зависимости от толщины тканей, связанной с конституцией и возрастом больного).
Целесообразно исследование влияния облучения на центры, регулирующие иммунные процессы с целью усиления, исправления или подавления их деятельности, а также возможного влияния на управление процессами старения. Возможно проведение такого воздействия в глубине при наружном облучении или при неглубоком уколе, без введения в полость зонда — например, при облучении язвы желудка, кишечника, при онкологических заболеваниях.
Проведение в глубь тканей слабого ультрафиолетового излучения позволит воздействовать на клеточные процессы или осуществить бактерицидное воздействие на очаги патологических процессов, спинномозговую жидкость (например, облучение ликвора) и т.д. Разумеется, все эти эффекты должны быть проверены и исследованы в специальных условиях. Здесь мы говорим лишь о желательности увеличения глубины лучевого лечебного воздействия.
Рассмотренный эффект увеличения прозрачности при сжатии наблюдается, естественно, и при некогерентных источниках света — лампочках и т.п. Более того, все проведенные выше оценки и рассуждения остаются в силе и эффект должен наблюдаться для любых видов излучений — радиоизлучения, рентгеновского, ультразвукового, ионизирующих частиц и т.п. Действительно, сжатие слоя уменьшит не только пятно рассеяния таких излучений, но и поглощение из-за вытеснения крови и тканей из области сдавливания. Отметим, что вытеснение крови должно особенно улучшить прохождение радиоизлучения: кровь (как и соленая вода) особенно сильно поглощает радиоволны. Проведение же излучения по каналу иглы при проколе особенно эффективно в случае ионизирующих излучений, так как избавляет ткани прокалываемого слоя от излишнего воздействия и в то же время обеспечивает доставку излучения нужной интенсивности на глубину без сильного ослабления. Все это расширяет диапазон возможностей лучевой терапии.
Однако имеется еще случай, когда увеличение прозрачности тканей при сжатии или проколе может быть использовано непосредственно. Это интроскопия — выявление внутренней структуры объектов. Мы провели исследования по применению наблюденного эффекта для интроскопии. Схема эксперимента была следующей. Источник света — гелий-неоновый лазер с расфокусированным лучом или лампа накаливания с рефлектором — освещал слой поролона, который сжимался между двумя прозрачными пластинами из плексигласа. Внутри (многослойный поролон) находился непрозрачный объект — ножницы, проволочный крест, сетка и т.п. Этот объект не был виден, если слой среды не сжимался. По мере сжатия слоя контуры объекта становились все более четкими, что фиксировалось фотоаппаратом.
Была исследована также интроскопия ткани человеческого тела. При прижатии ладони к плексигласовому цилиндру-световоду, по которому проходил луч гелийнеонового лазера, на другой стороне ладони проявлялись вены, находящиеся у наружной поверхности ладони, надписи и т.п. Без нажатия ладонь в этой части не пропускала свет (экспозиция 30 с). Таким образом возможно безрентгеновское выявление осколков, заноз, лежащих не очень глубоко.
Обнаруженное увеличение разрешения структуры объектов, находящихся внутри слоев рассеивающих сред при их сжатии, может быть использовано не только в медицине, но и в биологии, технике, криминалистике и т.п.
Таков неполный перечень возможных применений нового эффекта.
(«Природа», 1983, № 5, С. 72-78.)
ДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ЛУЧА НА ПОВЕРХНОСТЬВОДЫ С ПЛЕНКОЙ ЖИДКОСТИ: СЕЛЕКТИВНОЕ ИСПАРЕНИЕ,ВЫЖИГАНИЕ И ВЫБРЫЗГИВАНИЕ СЛОЯ, ПОКРЫВАЮЩЕГОПОВЕРХНОСТЬ ВОДЫ
Г.А. Аскаръян, Е.К. Карлова, Р.П. Петров, В.Б. Студеное
В последнее время появились мощные источники инфракрасного излучения, например, газовые и газодинамические СО2-лазеры с длиной волны А = 10 мкм. Большая достигнутая мощность, высокий КПД и сильное поглощение такого излучения позволяют осуществить сильный нагрев тонкого слоя поверхности. В данной работе исследованы новые эффекты, связанные с концентрированным нагревом гетерогенной поверхности — поверхности воды, покрытой тонким слоем другой жидкости (керосин, нефть, масло и т.д.).
Были использованы непрерывнодействующий (to 50 Вт) и импульсный (^МВт, 1 Дж в микросекундном импульсе с частотой посылок 1-2 Гц) С О 2 -лазеры, лучи которых направлялись на поверхность воды, покрытой слоем другой жидкости. Несфокусированный луч имел диаметр to 10 мм, фокусировка линзой с фокусным расстоянием F to 30 см уменьшала размер пятна луча до г to 1 мм (г = Еф, где угол расходимости ф и Х/а и 2 • 10 3 рад). Использованные плотности потока были близки к плотностям потока от мощных газодинамических лазеров при площади пятна луча ^м2 (для нашего нефокусированного луча) и to 102 см2 (для нашего фокусированного).
Теоретические оценки показали, что сравнительно нетрудно получить достаточно высокий нагрев поверхности. Действительно, температура Т и q^/Cpl, где q^ и It — поверхностная плотность энергии от поглощаемого потока плотности I, Ср — теплоемкость 1 см3 среды, Z to УД+З^ — толщина прогретого слоя, 1а — глубина поглощения, х — коэффициент температуропроводности жидкости. Например, для воды (Za to 10 мкм и х to 10 3 см2/сек) условие отсутствия ухода тепла из слоя поглощения Za > Vxi выполняется для длительности энерговыделения t < ta to Z2/x to 10 3 сек.
Оценки показывают, что в интересующем нас диапазоне плотностей световых потоков можно достичь температур, достаточных для сильного испарения и возгорания поверхностных слоев. Были наблюдены экспериментально:
Селективное испарение и возгорание тонкого слоя жидкости на поверхности воды. В фокусированном луче наблюдалось сильное испарение, дымление и выгорание слоя керосина, нефти, масла на поверхности воды. Уменьшение массы
288
слоя фиксировалось по уменьшению толщины слоя при наблюдении сбоку и по уменьшению веса кюветы с водой, покрытой слоем испаряемой жидкости (для устранения нагрева кюветы, как целого, она помещалась в большой чаше с водой, из которой кювета вынималась при взвешивании или измерении). В непрерывном режиме расход энергии на 1 г испаренной жидкости примерно на порядок превосходил энергию, необходимую на нагрев до кипения и испарения жидкости слоя, что связано с уходом тепла на нагрев воды.
В импульсном режиме на испарение шла большая часть энергии и расход энергии на массу испаренного вещества был в четыре — пять раз меньше, чем для непрерывного. Уменьшение необходимой энергии может быть связано также с процессом индуцированного сгорания.
Наблюдалось возгорание слоя на поверхности. Этот процесс облегчался добавлением различных частичек (корунд, песок и др.) или красителей в поверхностный слой.
Подбрасывание или выбрызгивание слоя жидкости на поверхности воды. При воздействии импульсного (или сканируемого) мощного излучения лазера резкое испарение воды под слоем жидкости (такие жидкости, как керосин, масло и т.д. имеют коэффициент поглощения меньше, чем у воды и пропускают к ее поверхности излучение) может привести к подбрасыванию и выбрызгиванию слоя вверх. Возможен выброс и под действием испарения самого слоя. В режиме импульсного лазера, особенно при фокусировке было наблюдено сильное выбрызгивание нефти и керосина с поверхности воды, подбрасывание на высоту 20-30 см и оседание брызг на зеркале, линзе, экране. Расход энергии на единицу массы отделенной выбрызгнутой жидкости был гораздо меньше энергии, необходимой на испарение. Такое разделение жидкостей возможно и при неровной поверхности воды, причем большая высота выброса капель делает очень простым их сбор.
Конвекционный след луча на поверхности жидкости. Было наблюдено конвекционное всплывание и растекание нагретой лучом воды изнутри — вверх — по поверхности, приводящее к вспучиванию поверхности и отталкиванию поверхностного слоя. Вследствие этого линейный след луча на поверхности жидкости может ограничить растекание и вызывать пограничное испарение пленки по периметру ограничения. Было исследовано ограничение растекания пленки вытянутым следом луча. При погонном расходе непрерывно действующего луча 10 4- 20 Вт/см при ширине следа луча см образовывалась четкая и устойчивая граница пленки нефти на поверхности воды.
Наблюденные эффекты могут быть использованы для лучевой очистки поверхностей жидкостей, например, для борьбы с загрязнениями водной поверхности морей, рек, озер нефтепродуктами. Большой интерес представляет не только выжигание пленки, но и испарение ее, поскольку теплота испарения в сотни раз меньше калорийной способности нефтепродуктов.
Лучевые очистки и разделение жидкостей применимы и в лабораторной практике. Импульсное локальное испарение или выжигание пленки (восстанавливающейся натеканием) может быть использовано для просветления, модуляции добротности, модуляции отражения и прохождения света и многих других целей.
Кроме лазерного инфракрасного излучения для воздействия на поверхность воды можно использовать мощное электромагнитное излучение сантиметровых, миллиметровых и субмиллиметровых диапазонов, поглощаемое в тонком приповерхностном слое воды.
Авторы выражают благодарность академику П.Л. Капице, который своим докладом на семинаре привлек внимание физиков к проблемам борьбы с глобальными загрязнениями среды, и профессору Н.В. Карлову предоставившему возможность проведения экспериментальной части работы.
(Письма в ЖЭТФ, 1973. Т. 18, вып. 11, С. 665-667.)
ЛАЗЕРНАЯ ОЧИСТКА АВТОДОРОЖНЫХ ПОКРЫТИЙ ОТ ПЯТЕНМАСЛА И ТОПЛИВА
Г.А. Аскаръян, Е.К. Карлова
Появление пятен масла и топлива на автодорожных и аэродромных покрытиях резко уменьшает сцепление шин с дорогой и приводит к большому числу аварий, особенно на поворотах и при больших скоростях. Известные огневые методы выжигания представляются нам неэффективными ввиду того, что пламя вынуждено работать сверху вниз. Механические способы очистки также малоэффективны ввиду сильной шершавости поверхности.
Нами был испробован способ удаления пятен масла и топлива с помощью лазерного луча, позволяющий делать это не только эффективно, но и быстро.
В качестве источника использовался непрерывный СО2-лазер мощностью 25 Вт, дававший в несфокусированном луче диаметром 1 см плотность потока I и 20 Вт/см2. Луч направлялся на поверхности образцов дорожного покрытия — асфальта, бетона, на которые были нанесены пятна масла и топлива. Выбор излучения с длиной волны 10 мкм был продиктован большим коэффициентом поглощения в веществе самой пленки (глубины поглощения соизмеримы с длиной волны), что существенно при послойном испарении пленки, хотя возможен режим испарения в результате нагрева самой поверхности покрытия, имеющей большой коэффициент поглощения и в других диапазонах длин волн.
Изменение температуры Т на поверхности среды при заданной плотности потока I энерговыделения
Т и It/(CpVX) « p/Cp)y/tpc,
где Ср — объемная теплоемкость; х — температуропроводность среды. Если задать температуру нагрева Т^, необходимую для сильного испарения пятна (разумно предположить, что она близка к температуре кипения, хотя возможен и перегрев, и взрывное испарение, и выжигание пленки при импульсном воздействии), то время нагрева
t « (ТиСр/1^х -
При этом если время нагрева больше времени выравнивания температуры по толщине h пленки (th = h? 1тхх\ то в формулу следует подставлять термодинамические величины для среды покрытия (при t < th — для среды пленки).
Эксперимент показал, что при плотностях потока I и 20 Вт/см2 за 20-25 с выжигалось пятно масла (mi ^0,1 г/см2) как на цементном, так и на асфальтовом покрытии. Пятно топлива испарялось за 2-3 с. Это различие во времени объясняется тем, что температура кипения топлива (< 100°С) значительно ниже температуры 290
кипения масла (^ 300°С). В нашем случае Д ^ 1 с, поэтому темп нагрева определялся свойствами самого покрытия: при х ^ 5 ♦ 10 3 см2/с и Ср и 3 Дж/см3 получаем Т Ю2^ т.е. t Т^ в согласии с экспериментом.
Эксперимент позволяет оценить производительность мощной установки, которая сможет даже при той же (не оптимальной) плотности потока очистить за несколько секунд площадь в несколько квадратных метров, В нашем случае непрерывного лазера КПД перехода в испарение
Ami AmiСр^Ти ~ ИAmi AmiСр^Ти ~ И4 - 40%4 - 40%
Ami Ami
Ср^Ти ~ И
Ami Ami
Ср^Ти ~ И
4 - 40%
4 - 40%
для масла и топлива соответственно, где удельная теплота испарения А ^ 300 Дж/г; mi — масса жидкости (пятна) на 1 см2 (mi ^0,1 г/см2). Подбор оптимальной плотности потока или переход к импульсному воздействию при больших плотностях позволит уменьшить уход тепла в среду покрытия, а также уменьшить энергию и время, необходимые для проведения очистки. Возможен режим не только испарения, но и сжигания пленки. При этом продукты испарения и сгорания будут развеяны ветром или поднимающимися потоками воздуха.
Отметим, что этот метод имеет дело с малыми площадями (например, вблизи поворотов) и реализация его гораздо проще, чем в случае лучевой очистки водной поверхности [1].
Возможно использование не только автономных установок, но и компактных импульсных, устанавливаемых прямо на автотранспорте и очищающих дорожное покрытие от пленок топлива, масла, воды только перед колесами при совершении поворота. Для лучевой очистки возможно также воздействие СВЧ, миллиметрового и субмиллиметрового радиоизлучений.
Авторы выражают благодарность Н.В. Карлову за поддержку и возможность проведения работы в его лаборатории.
Литература
Г.А. Аскаръян, Е.К. Карлова, Р.П. Петров, В.Б. Студенев. (Письма в ЖЭТФ, 18, 665 (1973)).
(«Квантовая электроника», 1982, 9, № 7, С. 1469-14 70.)
ГАЗОВАЯ ПУЗЫРЬКОВАЯ КАМЕРА — ВОЗМОЖНЫЙРЕГИСТРАТОР ЭЛЕМЕНТАРНОГО АКТА ВЗАИМОДЕЙСТВИЯИОНИЗУЮЩЕГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ
Г.А. Аскаръян
Экспериментально осуществленная [1-2] попытка регистрации следов ионизующих частиц в перегретой жидкости не исчерпывает всех возможностей выявления следов в жидкости по образованию пузырьков вдоль следа. Например, для регистрации следов ионизующих частиц может быть использован пересыщенный раствор газа в жидкости: мгновенное пересыщение, создаваемое быстрым падением давления газа над поверхностью жидкости, делает жидкость с растворенным в ней газом внутренне неустойчивой по отношению к образованию зародышей новой фазы — пузырьков газа.
Прохождение ионизующей частицы, приводящее к скоплению ионных центров вдоль следа, локальному нагреву жидкости и дроблению молекул, будет способствовать образованию зародышевых полостей внутри жидкости (в начальной стадии развития полости, повидимому, существенную роль играет инициирующий рывок отталкивания близко расположенных одинаково заряженных молекулярных комплексов, собранных ионами, созданными ионизующей частицей) и превращению их в пузырьки газа, создающие картину следа. Мертвое время работы и диффузионная инерция роста пузырька в «газовой» пузырьковой камере, связанные с локальным обеднением раствора, могут быть, повидимому, в значительной мере уменьшены подбором режима работы и применением компонентов смеси с большой взаимной растворимостью (физический или химический раствор газа в жидкости).
Термодинамические условия работы «газовой» пузырьковой камеры выгоднее термодинамических условий работы «паровой» пузырьковой камеры: «газовый» режим работы не требует нагрева жидкости для повышения упругости ее паров, его применение будет, повидимому, целесообразно для жидкостей с малым поверхностным натяжением в области температур, в которой жидкость имеет недостаточное для разрыва определенных зародышевых полостей давление насыщенных паров.
Температурная маневренность «газового» режима работы пузырьковой камеры и возможность независимого варьирования компонентов рабочей смеси, невидимому, облегчат переход к большим эффективным рабочим объемам и оптимальной рабочей смеси.
Техническая реализация идеи «газовой» пузырьковой камеры может способствовать созданию универсального, стабильного и простого прибора для регистрации элементарного акта взаимодействия сильнопроникающего излучения с веществом.
Литература
1. Phys. Rev., 91, 762, 1953.
D. Glaser. Nuovo Cim., Suppl., 11, cep. 9, 2, 1954.
(ЖЭТФ, 1955, T. 28, № 5, C. 636.)
ПЕРСПЕКТИВЫ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ ИМПУЛЬСНЫХМНОГОСЕТОЧНЫХ ЭЛЕКТРОННО-ОПТИЧЕСКИХ ТРУБОК ДЛЯРЕГИСТРАЦИИ СЛЕДОВ ИОНИЗУЮЩИХ ЧАСТИЦ ВЛЮМИНЕСЦИРУЮЩИХ СРЕДАХ
Г.А. Аскарьян
Успехи применения люминесцентных счетчиков в экспериментальной ядерной физике подтверждают целесообразность разработки электронно-оптического регистратора элементарного акта взаимодействия. Для оценки возможностей и специфики метода рассмотрим один из наиболее перспективных возможных вариантов осуществления регистратора данного типа.
Основной частью регистратора является снабженная магнитной фокусировкой импульсная электронно-оптическая трубка специальной конструкции, предназначенная для усиления яркости светового изображения следов частиц в люминофоре, имеющая
полупрозрачный фотокатод, несколько (~ 10) сближенных мелкосеточных умножающих эмиттеров, дополнительную сетку для управления трубкой, ускоряющий анод и флуоресцирующий экран, расположенный за анодом. Управление трубкой осуществляется модулятором — радиотехническим устройством, повышающим напряжение на управляющей сетке для пропускания лавины электронного изображения. Модулятор срабатывает от импульса счетчика, регистрирующего факт прохождения частицы через люминофор (автоматический режим работы) или вскрывает трубку синхронно с циклами пульсирующего пучка частиц (полуавтоматический режим работы).
Флуоресцирующий след ионизующей частицы в быстро гаснущем люминофоре (большой люминесцирующий кристалл, слой люминесцирующей жидкости или пластмассы) проектируется при помощи оптической системы на фотокатод электроннооптической трубки и, путем фотоэффекта «напросвет», создает электронное изображение проекции следа. Это изображение движется вдоль трубки, умножается при прохождении через систему сквозных умножающих эмиттеров (сетки или перфорированные фольги) с малыми (< 102 см) размерами ячеек решетки и пропускается управляющей сеткой, потенциал которой повышен сработавшим модулятором, в зону ускорения. Ускоренная до напряжений порядка нескольких десятков киловольт, лавина электронного изображения проходит через ускоряющий анод (изготовленный в виде сетки или пробиваемого металлослоя) и, попадая на флуоресцирующий экран, вызывает интенсивное свечение, воспроизводящее изображение проекции следа, которое регистрируется фотографически или визуально.
Возможность фоторегистрации видна из следующего подсчета: проекционная плотность заряда умноженного электронного изображения следа q = va-vo^K^ где v — число квантов флуоресценции с единицы длины следа релятивистской однозарядной частицы в люминофоре (/у ^ 3 • 104 для хороших люминофоров): оц — эффективность оптической системы, проектирующей свет флуоресценции на фотокатод трубки (примем оц и 1%, полагая при этом для простоты масштаб изображения равным единице); «2 — квантовая эффективность полупрозрачного фотокатода (примем «2 ~ 10%), К — коэффициент умножения электронной лавины. Примем К Ю6, считая, что фокусирующее магнитное поле не снижает эффективности умножения на сеточных эмиттерах. При фокусирующих полях порядка сотен гаусс это предположение справедливо для сеток с малыми размерами ячеек, например ^ 10 2 см. (В обычных сеточных умножителях применяются сетки, имеющие до 40 тыс. ячеек на 1 см2). А — ширина электронного изображения следа после умножения. Для случая покаскадной магнитной фокусировки А to 2ZA(u/Z7), где I и U — расстояние и разность потенциалов между соседними умножающими сетками, N — число сеток, и и — потенциал, соответствующий энергии эффективного спада кривой энергетического распределения вторичных электронов. При IN з см, U to 150 В и и % 5 В, Ato 0,2 см.
Для принятых значений получаем q to 1,5 • 108 электронов/см2 или 24 цц кул/см2. Такая плотность заряда вполне достаточна для контактной фотографии при потенциале ускорения электронов, бомбардирующих флуоресцирующий экран, близком к 15 кВ (например, для пленки Агфа-изохром и флуоресцирующего экрана ZnS-Ag, почернение пленки S to 0,2 при указанных значениях плотности заряда и потенциала ускорения [1]). Возможное увеличение коэффициентов трансформации позволит сравнительно легко перейти к неконтактной фотографии.
Возможность автоматического управления трубкой определяется из сопоставления инерционности модулятора с необходимым временем пропускания и временем пролета электронов от фотокатода до зоны действия управляющей сетки. При удачном 293
расположении электродов трубки можно получить, например, минимальное время пропускания ^108 сек, при требуемом времени срабатывания модулятора 3 ♦ 10-8 сек.
Эти цифры четко показывают преимущества использования электронно-оптической трубки с локализованными сеточными эмиттерами, обеспечивающей сочетание быстроты накопления электронного изображения на аноде с легко варьируемой разрешающей способностью на выходе и практически полным устранением шумовых мерцаний выходного флуоресцирующего экрана при больших коэффициентах умножения (вплоть до К ~ 109). Эти качества дадут возможность ведения сверхскоростной фоторегистрации (во время растянутого до нескольких миллисекунд импульса ускорителя), выявления редких процессов в условиях больших шумовых и радиационных загрузок и оправдают некоторые технологические трудности изготовления мелкосеточных эмиттеров больших размеров (с площадью ^ 300 см2). Сеточные трубки имеют преимущества в быстроте действия, простоте управления и отсечки шумов перед трубками с многократной трансформацией (например, с последовательно соединенными каскадами Холста [2]), в которых происходит растягивание электронного изображения за счет большой (для применяемых в вакуумных приборах люминофоров) суммарной инерции высвечивания промежуточных флуоресцирующих экранов.
К общим недостаткам электронно-оптических регистраторов следует отнести: наличие искажений, связанных с электронно-оптической трансформацией, разброс локальных параметров трансформации, необходимость постоянной локальной калибровки прибора для ведения сравнительных измерений, трудность получения стереоскопического изображения следов — все это значительно затруднит восстановление точной картины процесса взаимодействия. Однако специфические положительные свойства люминесцентно-электронного регистратора элементарного акта — большая эффективность регистрации, высокая разрешающая способность, безынерционность работы, малое мертвое время регистрации, сравнительная простота осуществления телепередачи электронных изображений следов, удобство синхронизации работы с импульсными источниками ионизующей радиации — могут сделать прибор мощным оружием в руках экспериментаторов в случае необходимости восстановления качественной картины элементарных процессов, при поиске новых типов реакций.
Примечание при корректуре. В появившейся недавно статье [3] сообщается об успешной реализации идеи использования электронно-оптических трубок для регистрации следов ионизующих частиц, однако не приводится никаких данных об использованных электронно-оптических трубках.
Литература
И.С. Стеколъников. Электронный осциллограф, ГЭИ, 1949, стр. 112 и 115.
Брюхе и Рекнагелъ. Электронные приборы, ГЭИ, 1949, стр. 447 и 458.
Е.К. Завойский и др. ДАН СССР, 100; 241, 1955.
(ЖЭТФ, 1955, Т. 28, № 5, С. 626-627.)
О НЕКОТОРЫХ ОПЫТАХ С МЕТАСТАБИЛЬНЫМИ ЖИДКОСТЯМИВ РЕНТГЕНОВСКОМ ПУЧКЕ
Г.А. Аскаръян, Л.П. Котенко, Е.П. Кузнецов, А.В. Самойлов
С целью установления факта и степени чувствительности метастабильных жидкостей к электронам малых энергий и проведения пробных опытов по регистрации при помощи метастабильных жидкостей изображений объектов в потоке проникающей
294
Рис. 1. Образование пузырьков рентгеновскими лучами при напряжении на рентгеновской трубке 10 кВ и токе 10 мА. Входное окно камеры находилось на расстоянии 30 см от антикатода трубки
Рис. 2. То же при напряжении на трубке 30 кВ и токе 1 мА при наличии ослабляющего фильтра перед входным окном камеры 9 см парафина
радиации нами была помещена пропановая пузырьковая камера объемом 0,75 л в рентгеновский пучок от установки типа УРС-70, предназначенной для рентгеноструктурного анализа. Для уменьшения поглощения мягких рентгеновских квантов в стенке пузырьковой камеры было сделано входное отверстие диаметром 5 мм, закрытое слоем гетинакса толщиной 3 мм. Вследствие пульсации напряжения на электродах трубки и малого времени чувствительности камеры (порядка нескольких миллисекунд) для каждого набора условий было произведено по несколько снимков, из которых отбирались случаи максимальной интенсивности воздействия, которые и сопоставлялись с максимальным значением тока и напряжения на трубке. Был обнаружен факт создания пузырьков при напряжениях, начиная от 10 кэВ и выше (см. рис. 1 и 2), однако резкое изменение проникающей способности и спектра рентгеновского пучка при малых напряжениях на трубке не позволяет сделать более определенные количественные выводы о пороговой энергии электронов, необходимой для инициирования вскипания.
Нами была предпринята попытка регистрации изображения объекта в потоке рентгеновских лучей, проникающем через боковое стекло камеры. Использование освещаемого слоя метастабильной (перегретой или газированной) жидкости в качестве преобразователя и регистратора изображения объектов в просвечивающем пучке проникающей радиации (рентгеновские и д-лучи, нейтроны) представляет интерес вследствие крайне высокой чувствительности таких систем к проникающей радиации. Действительно, создание ионизующих частиц в жидкости под действием проникающего потока происходит с большой вероятностью ввиду большой плотности жидкости, причем ионизующие частицы образуют центры вскипания, порождающие видимые пузырьки размерами от микрона до долей миллиметра, в зависимости от времени роста до вспышки освещения. Интенсивное рассеяние света на таких пузырьках, плотность
Рис. 3. Изображение ключа, помещенного на расстоянии 20 см перед камерой, при облучении камеры через стеклянное окно вдоль оси фотографирования. Напряжение на трубке 50 кВ, ток 10 мА. Фактическая экспозиция меньше времени чувствительности камеры (порядка миллисекунды)
числа которых зависит от локальной интенсивности прошедшего через объект проникающего потока, воспроизводит изображение объекта в отраженном или проходящем свете.
Изменяя интенсивность вскипания жидкости и время включения ламп подсветки, можно в широких пределах менять четкость изображения. Искажения изображения вследствие протяженности треков ионизующих частиц могуг быть сделаны пренебрежимо малыми при энергиях квантов до нескольких сот кэВ и энергиях нейтронов до нескольких МэВ вследствие малости величин поперечных проекций пробегов вторичных электронов и протонов отдачи.
Использование быстродействующей цикличной пузырьковой камеры (см., например, [1]) позволит производить быстро повторяемое исследование или непрерывный визуальный просмотр объектов. (При достигнутой частоте циклов более десяти циклов в секунду изображение воспринимается визуально как непрерывное).
Нами были получены первые пробные снимки ключа (см. рис. 3) при помощи той же пузырьковой камеры при напряжении 50 кВ и токе в трубке 10 мА (фактическое время экспозиции меньше времени чувствительности камеры, которое порядка нескольких миллисекунд). Несмотря на самые невыгодные условия (большая толщина камеры и ее стекол, плохая геометрия, удаленность объекта — ключ был помещен вне кожуха, внутри которого были смонтированы камера и осветительные лампы) уже на первых снимках была получена сравни- тельно удовлетворительная контрастность изображения. Интересно отметить, что в зависимости от расположения освещающих ламп и степени интенсивности рассеяния можно получать как негативное, так и позитивное изображение тени объекта.
В заключение считаем приятным долгом поблагодарить Ю.И. Сканави и А.И. Де- мешину за любезное разрешение воспользоваться рентгеновской установкой, а также выразить благодарность К.В. Филипповой, В.Н. Михаленко и А.Ф. Налгранян за полезные советы.
Литература
Е.В. Кузнецов, М.Ф. Ломанов, Г.А. Блинов, Хуан Шень-нянь. ЖЭТФ, 31, 911, 1956.
(ЖЭТФ, 1959, Т. 37, № 5, С. 1469-1470.)
нелинейная интроскопия высокого разрешения —
НОВОЕ ПРИМЕНЕНИЕ САМОФОКУСИРОВКИ
Г.А. Аскаръян, А.В. Юркин
При регистрации, обнаружении и исследовании [1] объектов с помощью светового луча обычно используется световой или звуковой отклик, рождающийся тогда, когда объект попадает в пятно луча. При этом можно оценить расстояние до объекта (по запаздыванию отклика), положение объекта (по факту попадания его в пятно луча), его размеры и скорость (по времени его прохождения пятна), структуру объекта (по регистрации изображения).
В данной работе исследованы возможности использования самофокусировки (см. обзор [2]) для увеличения разрешения и эффективности интроскопии.
Известно, что самофокусировка вызывает сжатие светового луча, а увуличение интенсивности света, действующего на объект, приведет к усилению светового и звукового отклика. Сжатие луча приведет также к увеличению разрешения положения объекта. Есть и третье, весьма существенное обстоятельство, которое может значительно улучшить транспортировку отклика назад и улучшить направленность отражения.
Дело в том, что световой луч при самофокусировке изменяет свойства среды, причем это изменение может существовать достаточно долго и быть использовано для транспортировки назад отклика.
Для керровской ориентационной нелинейности инерционность создания минимальна (< 10”11 с) и световод существует в течение длительности гигантского импульса (to 3 • 10-8 с) на длинах L to 103 см, для стрикционной нелинейности инерционность создания и длительность существования определяются так называемым звуковым временем ts > a/cs и 10-6 с для радиуса луча а > 0,1 см и скорости звука с cs to 105 см/с, т.е. на длинах для светового отклика L to 3-104 см. В случае тепловой самофокусировки световод и звуковод может жить очень долго из-за медленности процесса сброса тепла.
Независимо от времени существования волновода, обеспечивающего направленное обратное распространение, во всех случаях обратный отклик усиливается из-за увеличения интенсивности при сжатии луча. Темп сжатия для быстрой нелинейности можно оценить из безаберрационного уравнения нелинейной рефракции: а^ to А(а\ где А to (А2/2тг — п^Е^а^^ т.е. получим после двукратного интегрирования а(г) to to «о(1 —г2/Ту), где Lf to a^/VA. При этом нарастание интенсивности /(г) to Р/тга? (г) может быть значительным и привести не только к линейному увеличению отклика, но и к нелинейному, например, из-за увеличения эффективности генерации термозвука на поверхности объекта.
Было проведено экспериментальное исследование усиления отклика и увеличения эффективности интроскопии. Для лучей небольшой мощности в жидкостях существенна тепловая рефракция, которая дает самофокусировку в случае луча с приосе- вой уменьшенной интенсивностью (т.н. «банановая» самофокусировка» трубчатых лучей [3]). В этом случае расстояние до фокуса Lf to d/29HJ11 где #нл to у/п^ЛТ to to ^nrTaIt/C р, где n^ — производная показателя преломления по температуре, ДТ — изменение температуры при нагреве, а — коэффициент поглощения, It — плотность энергии света, Ср — объемная теплоемкость, d — диаметр внутреннего пятна.
Рис. 1. Схема установки. 1 —трубчатый луч лазера, 2 — кювета с водой, 3 — пьезо- или фотодатчик, 4 — металлический шарик, 5 — фотоэлемент ФК или фотоумножитель, или фотоаппарат, 6 — луч подсветкиРис. 1. Схема установки. 1 —трубчатый луч лазера, 2 — кювета с водой, 3 — пьезо- или фотодатчик, 4 — металлический шарик, 5 — фотоэлемент ФК или фотоумножитель, или фотоаппарат, 6 — луч подсветкиСхема эксперимента дана на рис. 1. Трубчатый лазерный луч (1), получаемый из обычного, пропускаемого через стеклянную пластинку с малым экраном на оси, проходил в кювету (2) длиной от 10 до 25 см, заполненную жидкостью (вода, спирт). Регистрируемое тело — шарик диаметром 1 мм (4) был помещен вблизи оси луча на расстоянии, близком к длине фокусировки. Звуковой или световой отклик регистри
Рис. 1. Схема установки. 1 —трубчатый луч лазера, 2 — кювета с водой, 3 — пьезо- или фотодатчик, 4 — металлический шарик, 5 — фотоэлемент ФК или фотоумножитель, или фотоаппарат, 6 — луч подсветки
Рис. 1. Схема установки. 1 —трубчатый луч лазера, 2 — кювета с водой, 3 — пьезо- или фотодатчик, 4 — металлический шарик, 5 — фотоэлемент ФК или фотоумножитель, или фотоаппарат, 6 — луч подсветки
ровался звуковым или световым датчиком (3) и фотоприемником или фотоаппаратом (5).
В эксперименте использовался неодимовый лазер, излучение которого заметно поглощалось водой (а to 0,15 см-1), поэтому световой отклик регистрировался по отражению и рассеянию от тела, либо основной гармоники (с помощью приемника, чувствительного к ИК излучению, ФК, ФЭУ), либо второй гармоники, либо подкрашивающего излучения (d), например, излучения непрерывного гелий-неонового лазера мощностью несколько мВт, вводимого в систему при отражении от наклонной пластинки. В случае, когда объект находился на расстоянии, гораздо большем длины поглощения основного, нагревающего излучения, это соответствовало образованию нелинейной линзы вблизи входа в жидкость или вблизи ее поверхности (при падении сверху). Эта линза не только фокусировала подкрашивающее излучение, но и выполаживала в параллельный луч рассеяние, что облегчало дистанционный прием
на расстоянии.
В эксперименте использовались лазеры двух типов.
Неодимовый лазер на базе ЛТИПЧ с кристаллом ГСГГ с частотой посылок 25 Гц давал в модулированном режиме, пачки по 20 пичков с интервалом 20 мкс между пичками с полной средней мощностью 2-3 Вт.
Внешний диаметр луча на входе в воду составлял 5 мм. Диаметр провала интенсивности — 2,5 мм. Этот лазер позволял быстро набирать сведения об отклике для разных положений объекта, но длительность цугов была ограничена временем развития конвекции (1с).
Неодимовый лазер на базе ГОС-1001 с лучом такого же малого диаметра 5 мм при четырехкратном прохождении активного элемента давал в течение 1,5 мс до 50 пичков с энергией 0,1 Дж каждый с интервалом 30 мкс между пичками и полной энергией до 5 Дж. Во время импульса этого лазера конвекционные искажения были пренебрежимо малы, однако импульсы следовали через большие интервалы (8 мин).
Усиление светового отклика. Было наблюдено усиление светового отклика — рассеяния излучения гелий-неонового лазера от тела — металлического шарика при самофокусировке излучения основного лазера типа 2. На рис. 2 а — изображение объекта без самофокусировки (луч 1 отключен или без вырубки на оси), на рис. 2 б — яркое изображение при самофокусировке основного луча. Съемка на пленку КН4 через одну секунду после выстрела, экспозиция ^ с.
Фотоаппарат (5) (рис. 1) наводился на объект. Аналогичное усиление, но меньшее по величине было наблюдено при фотографировании под углом к оси падения.
Рис. 2. Усиление светового отклика при самофокусировке. Изображение дано в луче гелийнеонового лазера, подсвечивающего след основного невидимого луча: а — слабо видимое изображение шарика (основной луч либо выключен, либо сделан сплошным для устранения самофокусировки); б — основной луч трубчатый — есть самофокусировка. Яркость изображения резко возросла. Съемка фотоаппаратом с наводкой на объект; виг — то же для изображения, нанесенного на объект. Видно проявление структуры, изображения при самофокусировке. Съемка сразу на пленку без объектива. Основной лазер — на базе ГОС 1001 (тип 2 по описанию). Съемка через 1 с после вспышки лазера. Экспозиция 1/30 с, пленка КН-4
На рис. 2 в и г показано усиление изображения креста на объекте при самофокусировке. Съемка на открытую пленку аппарата (5) со снятым объективом.
Было исследовано усиление оптического отклика во времени с помощью фотоприемников ФК и ФЭУ. Эти приемники фиксировали усиление отклика прямо для основной гармоники. Было наблюдено усиление отражения в несколько раз к моменту появления яркого пятна на объекте. Никакого нелинейного рассеяния без тела не было наблюдено.
Усиление акустического отклика. С помощью пьезоприемника зарегистрировано усиление термозвуковых импульсов, возникающих от черненого шарика при самофокусировке основного лазера. Для случая лазера 1 исследовано распределение звукового отклика для разных положений объекта относительно оси луча для различных времен, характеризующих разные стадии нелинейности.
На рис. 3 дано распределение акустического отклика. Кривая а соответствует моментам времени, при которых сформировалась тепловая самофокусировка. Кривая б соответствует начальным моментам времени, когда луч в среде еще трубчатый. Кривая в соответствует этим же начальным моментам времени для луча без вырубки и кривая г соответствует моментам времени, когда сплошной луч саморасфокусиро- вался. Видно, что самофокусировка при неизменной амплитуде падающих лазерных импульсов не только увеличивает амплитуду звуковых импульсов, но и резко увеличивает четкость выявления тела, соизмеримую с размерами (это показывает, что есть, по-видимому, запас для увеличения четкости). При этом положение фокуса, определяемое по максимальному отклику, можно было сопоставить с расстоянием, определяемым по запаздыванию прихода.
Оценим энергозатраты, необходимые для нелинейной интроскопии. Для простоты предположим, что размеры луча удерживаются на начальном уровне.
В случае стрикционной самофокусировки необходима мощность Ркр « А2тг2с/п2 (из условия ^ ~ (А/2&о)2 ~ п2ро) и она должна существовать по крайней мере звуковое время ts < ^o/cS) необходимое для установления уплотнения, поэтому энергия е ~ P^pts ~ А2тг2са/п2С5, где для стрикции П2 ~ (8п/8р)2(1/с2)(р/2тг) « 10-12 абс или для интересующих нас сред Ркр МВт и Ркр 10 Дж.
Рис. 3. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса положения тела от оси для разных случаев и стадий нелинейности: а — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); б — до формирования нелинейностей (малые времена); в — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; г — в пятне саморасфокусировав- шегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокусиРис. 3. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса положения тела от оси для разных случаев и стадий нелинейности: а — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); б — до формирования нелинейностей (малые времена); в — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; г — в пятне саморасфокусировав- шегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокусировкеровке
Рис. 3. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса положения тела от оси для разных случаев и стадий нелинейности: а — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); б — до формирования нелинейностей (малые времена); в — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; г — в пятне саморасфокусировав- шегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокуси
Рис. 3. Изменение звукового отклика в зависимости от радиуса положения тела от оси для разных случаев и стадий нелинейности: а — сигналы после формирования самофокусировки (времена 1 с); б — до формирования нелинейностей (малые времена); в — сигналы в пятне вначале однородного (без вырубки) луча, до нелинейных влияний; г — в пятне саморасфокусировав- шегося, вначале однородного (без вырубки) луча. Отклики сняты в цуге импульсов лазера 1 на базе ЛТИПЧ до развития конвекции (t < 1с). Видно резкое увеличение амплитуды и разрешающей способности при самофокуси
ровке
ровке
Для керровской нелинейности П2 ~ 10“11 абс для дистанционного керр-эффекта и П2 ~ 10“14 абс для электронного керр-эффекта, но времена могут быть гораздо меньше, т.е. необходимые ЭНерГИИ Малы (t/n2 <С ^s/^2 стрик)-
В случае средних мощностей для тепловой банановой самофокусировки ^ ^ Ап ^ ~ ^T^ifCp^ где Qi — погонное энерговыделение. Поэтому полная энергия Q ^ q^L
О^СpL/п'т 4 • 10-2 Дж/м при параметрах 9d > 10-4 рад, Ср 4 Дж/см3 град, nfT 104 град-1, L 1 м.
Для низкоэнергетических лазеров особенно интересны проявления не только в средах с гигантской нелинейностью [4], но и в обычных средах [5].
Возможно уменьшение расхода энергии путем многократного использования тепловых следов, образованных лучами достаточной мощности, лучами малой мощности. Это особенно выгодно в условиях малой конвекции — малое изменение плотности от температуры (др/дТ -4-0), например, пресная вода при температуре близкой к 4° С или соленая при 0°С , жидкость с большой вязкостью, в невесомости, твердое тело и так далее, т.к. тепловое рассасывание следа достаточно медленно.
Все это облегчает реализацию рассмотренной нелинейной интроскопии высокого разрешения.
Литература
Аскаръян Г.А., Юркин А.В. Письма в ЖЭТФ, 1986, 43, 175.
Аскаръян Г.А. Эффект самофокусировки. Обзор, УФН, 1972, 107, 507.
Аскаръян Г.А., Студенов В.Б. Письма в ЖЭТФ, 1969, 10, 103.
Зельдович Б.Я., Сухов А.В., Пилипецкий Н.Ф. Квантовая электроника, 1983, 10, 1022.
Аскаръян Г.А., Лерман А.А., Мухамаджанов М.А. Квантовая электроника, 1987, 14, 2045.
(Письма в ЖЭТФ, 1988, Т. 47, вып. 10, С. 494-497.)
ЛАЗЕРНАЯ ГЕНЕРАЦИЯ ТОКОВ И МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ
Г.А. Аскаръян
Есть особая прелесть, специфика и масштабность в рождении и усилении токов и магнитных полей в лазерной плазме.
Во-первых, эти процессы могут происходить при очень больших плотностях потока излучения (вплоть до 1016 —1017 Вт/см2 и более), что обеспечивает большие диапазоны электронных температур и электрических полей.
300
Во-вторых, масштабы размеров этих процессов могут быть очень малыми (от десятков до сотен микрометров), что позволяет создавать крайне высокие градиенты плотностей и градиенты температур и большие величины магнитных полей.
В-третьих, многие процессы происходят при очень больших плотностях плазмы и больших давлениях, что обеспечивает превосходство газокинетического давления над магнитным (пкТ > Н2/8тг), возможность достижения сверхбольших полей и затормаживает процессы теплопереноса.
В-четвертых, проявляется специфика лазерного воздействия, характеризующаяся резонансной передачей энергии электронам, светопондеромоторным механизмом передачи импульса и энергии электронам.
В-пятых, проявляются новые механизмы, связанные с большим фоном ультрафиолетового излучения (большие температуры и степени черноты плазмы), изменяющие свойства среды вблизи плазмы.
В-шестых, возможность дистанционного бесконтактного рождения процессов генерации токов, потенциалов и полей необычайно расширяет их прикладные аспекты.
В-седьмых, малые времена лазерных воздействий позволяют создавать колоссальные импульсные и периодические поля и токи малой длительности, вплоть до субсантиметрового диапазона частот.
В-восьмых, возможность дополнительного энерговыделения при лазерных воздействиях (химические процессы, ядерные и термоядерные подпитки при сверхсжатии) позволяет резко увеличить диапазон генерируемых и усиливаемых полей и токов.
В данной работе мы кратко изложим итоги результатов экспериментальных и теоретических исследований, раскрывающих возможности этих процессов.
Лазерно-эмиссионное преобразование
Эмиссия электронов из плазмы при воздействии лазерного излучения на мишень была зарегистрирована еще в начале 60-х годов. Без подачи напряжения были зарегистрированы токи, идущие от мишени на стенки камеры или металлические окружающие электроды и замыкающиеся на внешнюю цепь. Было замечено [1], что ток возрастает с увеличением давления фонового газа. Дальнейшие исследования зависимости тока от давления газа [2] выявили резкое нарастание тока при давлениях Pm ~ 3 • 102 торр и спад амплитуд тока при больших давлениях: р > рт. Фактически это первые исследования поведения лазерно-эмиссионного токового газонаполненного преобразователя. Однако КПД преобразования оказался весьма низким.
Были проведены специальные исследования возможностей увеличения эффективности преобразования.
В первую очередь была проанализирована физика процесса, прежде всего роль фонового газа. Оказалось, что существенным фактором является образование «ореола ионизации» — фотоионизации среды ультрафиолетовым и рентгеновским излучением лазерной плазмы.
Ореол ионизации был обнаружен ранее [3] в работах со световой искрой в атмосфере. Оказалось, что ореол возникает в очень короткое время, когда ударная волна еще не начинает расширяться. Быстрое перекрытие СВЧ с А ~ 0,8 см на размерах а ^ 2 4- 3 см обнаруживалось уже на наносекундных временах.
В случае генерации токов оптимальные давления были малы по сравнению с атмосферными, однако фотоионизация шла с большой вероятностью из-за большой плотности мощности ультрафиолетового излучения [4, 5]. Быстрое создание фотои- онизационной плазмы обеспечивало быстрое замыкание промежутка и способность
301
пропускания больших токов без кулоновских ограничений. Кроме того, фотоионизация сама могла давать вклад в ЭДС из-за диффузии фотоэлектронов. Так, специфика лазерного воздействия обеспечила создание условий для импульсной генерации токов.
Отметим , что в обычных термоэмиссионных ячейках-преобразователях ионизация — термическая, поэтому используют газы с низким потенциалом ионизации (например, цезий или другой щелочной элемент). В нашем случае фотоионизация осуществляется жестким ультрафиолетовым надпороговым излучением и в качестве фонового газа можно взять любой. Эффективность ионизации при этом будет зависеть от сечения фотоионизации.
Наличие ореола ионизации существенно меняет также характер распределения, формирования, конфигурации и проникания токов. При этом оказываются существенными не только кулоновские ограничения, но и скиновые процессы [б].
Вообще говоря, ультрафиолетовое излучение может вызвать и неприятные эффекты, например, так называемый обратный фотоэффект с поверхностей близко расположенных электродов. Этот ток будет идти в обратном направлении по сравнению с термоэмиссионным, что может ослабить эффективность преобразования. Все эти явления связаны со спецификой лазерного воздействия, и их следует учитывать.
Ввиду кратковременности лазерного моноимпульса и стадии нагрева плазмы были исследованы [7] малоиндуктивные цепи (L ^ 3 4- 5 нГн) и малые нагрузочные сопротивления (R ^ 10-2 4- 10“1 Ом). Оказалось, что уменьшение индуктивной и омической нагрузки приводит к повышению КПД, но не решающему. Были достигнуты токи порядка килоампера на малых нагрузках и потенциалы в сотни вольт на больших нагрузках при мощностях лазера порядка сотен мегаватт.
Была сделана [8] попытка прервать короткое замыкание токов с плазмы на мишень и обеспечить большую эффективность переброски тока на боковые электроды. Для этого мишень покрывалась тонким слоем изолятора (слюда, масло и т.п.), который выжигался в пятне вблизи каустики фокуса, но оставался в других местах мишени и не пропускал токи замыкания. Это повысило ток на боковой электрод. Оптимальные КПД по мощности оставались все еще малыми и составляли 0,03%.
Сразу возникли два вопроса. Что же можно сделать практически полезного с таким малоэффективным преобразованием и какие есть возможности увеличения эффективности?
Оказалось, что большие импульсные лазерные мощности могут дать практически интересные уровни мощностей импульсных токов.
Были исследованы импульсные возбуждения быстропеременных токов в цепях, имеющих собственные резонансы [9]. Например, при включении емкости в цепь, имеющей собственную индуктивность, при лазерной генерации токов возбуждаются быстропеременные колебания. Наиболее простая (но не самая эффективная) схема — когда лазерно-эмиссионный промежуток включен прямо в цепь резонансного контура. Такая схема обеспечивала не только стартовый ток, но и длительное замыкание промежутка лазерной плазмой.
Более эффективным оказалось подключение эмиссионного промежутка только к конденсатору с быстрым уменьшением проводимости промежутка. Тогда созданный заряд конденсатора, обладающего малым сопротивлением на больших частотах, шел только через индуктивность, которую можно было сделать и не очень малой.
При малых индуктивностях были получены [9] колебания на частотах до 100 МГц и были отмечены возможности возбуждения полосковых линий и СВЧ-устройств при переходе к более коротким и форсированным лазерным воздействиям.
302
Даже при КПД, равном 0,03%, для лазерных мощностей 300 МВт мы получим импульсную мощность порядка сотен киловатт в СВЧ- или миллиметровом диапазоне, что представляет несомненный интерес.
В ряде задач прикладного характера достаточны ЭД С и токи, гораздо меньшие, и в этом случае можно использовать лазерное излучение даже для малоэффективной генерации, так как лазерное излучение обладает рядом специфических преимуществ для дистанционного воздействия — малой расходимостью, большой импульсной мощностью.
Отметим, что лазерно-эмиссионная генерация может быть использована и при наличии сильных электрических полей [10]. В этом случае лазерное воздействие обеспечивает почти мгновенную или фазированную термо-, фото- или термофотоэлектронную эмиссию, а большой ток обеспечивается внешним электрическим полем. Такие радиоизлучающие системы были рассмотрены еще в [11].
Отметим, что при совпадении частот модуляций луча с резонансной частотой цепи можно увеличить амплитуду токов и потенциалов. В частности, цуг лазерных импульсов с резонансной частотой дал сильное возрастание токовых импульсов.
Эксперимент показал, что величина токов и напряжений возрастает с увеличением мощности лазерного излучения. Казалось бы, и КПД должен возрастать, но это предположение не подтвердилось. Более того, оказалось [12, 13], что КПД возрастает с уменьшением лазерной мощности. Так, использование мощностей смодулированных лазеров (порядка мегаватт) позволило в десятки раз увеличить КПД генерации. Это обстоятельство связано с тем, что в диапазоне средних плотностей излучения мощность тока Pj нарастает слабее, чем Рл, а КПД ц « Pj )РИ т.е. di^dP < 0. Было также обнаружено, что наблюдается резкое увеличение эффективности генерации [14-16] до оптимальной при неоптимальных давлениях газа в случае, когда перед основным импульсом лазера был форимпульс: при низких давлениях форимпульс создавал фор- плазму, при больших давлениях — разрежение и плазму, облегчающую протекание токов. В диапазоне плотностей 1012 Вт/см2 надежды на излучение длинноволновых лазеров (лазеры на СО2) [16-18] как переход к аналогу высокоэффективного СВЧ- преобразования оказались неоправданными.
Однако выяснилось, что при плотностях 1014 Вт/см2 поглощение существенно нарастает и в энергию токов и магнитного поля может перейти до 10% лазерной энергии. Так, в [19] были получены поля 0,6 МГс, создаваемые в витке радиусом 1 мм токами в 100 кА, которые генерировались СО2-лазером, дающим 100 Дж в импульсе длительностью 1 не и воздействующим на один из электродов петли. Такая система аналогична описанной ранее [20].
Лазерная генерация и усиление магнитных полей
До сих пор мы рассматривали токи, возникающие между мишенью и электродом, подключенным к внешней цепи для возможности энергосъема. Однако лазерное воздействие могут обеспечить и токи, замкнутые внутри лазерной плазмы, и так называемые спонтанные магнитные поля.
Впервые такие поля и токи были зарегистрированы в [21] в плазме лазерной искры, рожденной в фокусе лазера в воздухе при атмосферном давлении.
Специальные датчики, снабженные экранировкой и компенсацией электростатических наводок, зарегистрировали магнитные поля, зависящие от симметрии оптического облучения.
Сразу же были поставлены эксперименты по исследованию генерации магнитных полей в плазме, возникающей при воздействии лазера на мишень. Именно такие процессы на мишени оказались основными объектами исследований по так называемым спонтанным полям, которым в настоящее время посвящено большое количество работ.
Были использованы различные методики для регистрации локальных магнитных полей на малых расстояниях, в малых объемах и с хорошим разрешением во времени. Было показано [22], что величины полей могут достигать мегагаусс и существенно влиять на свойства плазмы (особенно на ее теплопроводность).
Среди возможных механизмов генерации указываются как световое давление, резонансное ускорение в неоднородной плазме (специфические световые механизмы), так и замкнутые токи, связанные с несовпадением градиентов плотности и градиентов температуры [22, 23].
Оказалось, что эти процессы могут существенно проявиться в проблеме лазерного управляемого синтеза. Например, при почти симметричном облучении магнитные поля могут рождаться при малом отклонении от симметрии и существенно влиять на электронный прогрев, роль быстрых электронов и т.п.
Более того, в последнее время появились предложения об использовании спонтанных токов для обеспечения термоизоляции высокотемпературной плазмы, в то время как инерционное удержание обеспечивается металлической оболочкой, в отверстие которой вводится луч. Были поставлены [24] предварительные эксперименты, которые показали, что при несимметричном облучении (когда спонтанные поля генерируются наиболее эффективно) время жизни нагретой плазмы гораздо больше.
Отметим еще одну существенную возможность получения гигантских и сверхгигантских магнитных полей в лазерной плазме — сжатие магнитных полей абляционным или микровзрывным давлением.
Еще в работе [25] было показано, что с помощью светоабляции можно получить сверхбольшие давления р ^ I /гист, где I — плотность светового потока, гист — скорость истекающего вещества.
Например, для I и 1014 Вт/см2 и гист ^ 108 см/с получаем р ^ 10 Мбар, что эквивалентно по давлению полям Н = V^P ~ Ю7 Э. Если использовать гидродинамическое давление микровзрыва [26, 27], можно получить астрономические поля Н Е 109 4- 1011 Э, например, при взрыве полой сжатой оболочки термоядерного или ядерного вещества. При этом возможно индукционное ускорение частиц в плазме, сжатие и нагрев плазмы, захваченной в сжимаемое лайнером магнитное поле [27]. Отметим, что индукционное ускорение в плазме может быть столь эффективным, что ионы достигнут энергий, при которых рождаются пионы, и такая плазма может стать мощным источником мюонов и нейтрино [27].
Этот краткий перечень показывает большие физические и прикладные возможности генерации магнитных полей лазерным воздействием.
Литература
Isenor N.R. Effect of Background Gas on Laser-indused Electron Emission from Metal surface // J. Appl. Phys. 1965. Vol. 36. N 2. P. 316-317.
Арифов Т.У., Аскарьян Г.А., Раевский И.М., Тарасова Н.М. Импульс тока при воздействии излучения лазера на мишень в газе // ЖЭТФ. 1968. Т. 55. С. 385-388.
Аскаръян Г.А., Рабинович М.С., Савченко М.М., Степанов В.К. Быстрое перекрытие СВЧ излучения ореолом ионизации световой искры в луче лазера // Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 3. С. 465.
Арифов Т.У., Аскарьян Г.А., Тарасова Н.М. Ионизирующее действие излучения от нагрева вещества в фокусе луча лазера и получение плазмы с высокой степенью ионизации // Письма в ЖЭТФ. 1968. Т. 8. С. 128-132.
Арифов Т.У., Аскарьян Г.А., Тарасова Н.М. Ионизация среды ультрафиолетовым излучением от вещества, нагреваемого в фокусе луча лазера // ЖЭТФ. 1969. Т. 56. С. 516-521.
Drouet M.G., Pepin Н. Parametric study of the current induced in a CO2 laser plasma/ / Appl. Phys. Lett. 1976. Vol. 28, N 8. P. 426-429.
Аскарьян Г. А., Раевский И.М. О некоторых возможностях повышения эффективности лазерной генерации тока // Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8. С. 472-476.
Аскарьян Г.А., Раевский И.М. Увеличение эффективности генерации тока при воздействии лазера на электрод с покрытием // ЖТФ. 1983. Т. 53. С. 1871-1873.
Аскарьян Г. А., Раевский И.М. Возбуждение ВЧ колебаний импульсом лазера // Письма в ЖЭТФ. 1980. Т. 32. С. 115-120.
Аскарьян Г.А., Рабинович М.С., Смирнова А.Д. и др. О возбуждении сигналов в отрицательно заряженном штыре антенны при воздействии нефокусированного лазерного луча // Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 4. С. 177-180.
Арутюнян И.Н., Аскарьян Г.А. Когерентное радиоизлучение электронами эмиссии при воздействии короткими лазерными импульсами на поверхность металла // ЖЭТФ. 1973. Т. 65. С. 2214-2216.
Аскарьян Г. А., Раевский И.М. Лазерно-плазменная генерация тока длительными лазерными импульсами // Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10. С. 201-204.
Аскарьян Г. А., Раевский И.М., Худавердян А.М. Генерация токов при воздействии длительных и серии лазерных импульсов на мишень в газе большого давления // Письма в ЖТФ. 1985. Т. 11. С. 496-500.
Аскарьян Г.А., Рабинович М.С., Смирнова А.Д., Студенов В.Б. Токи, создаваемые световым давлением при воздействии луча лазера на вещество // Письма в ЖЭТФ. 1967. Т. 5. С. 116-118.
Аскарьян Г. А., Раевский И.М. Генерация быстропеременных импульсов напряжения и тока при воздействии цуга лазерных импульсов на мишень в атмосфере // Квантовая электрон. 1986. Т. 13, № 8. С. 1701-1703.
Конов В.И., Никитин П.И., Прохоров А.М., Силенок А.С. Генерация магнитных полей и токов при оптическом разряде в рекомбинирующей плазме // Письма в ЖЭТФ. 1985. Т. 39. С. 501.
Seifast W.T., Szeto L.H. Direct conversion of CO2 Laser Energy to high voltage electrical energy using laser prodused plasma // Appl. Phys. Lett. 1977. Vol. 31, N 11. P. 726-729.
Бархударов Э.М., Гелашвили Г.В., Гумберидзе Г.Г. и др. Характеристики лазерно-эмиссионного разряда, созданного излучением импульсного СО2-лазера // Физика плазмы. 1984. Т. 11. С. 757-761.
Daido Н., Miki F., Mima К. et al. Generation of strong magnetic field by an intense CO-2 laser pulse // Phys. Rev. Lett. 1986. Vol. 56, N 8. P. 846-850.
Коробкин В.В., Мотылев Л.С. О возможности применения лазерного излучения для генерации сильных магнитных полей // Письма в ЖЭТФ. 1979. Т. 5, С. 1135-1138.
Коробкин В.В., Серов Р.В. Исследование магнитного поля искры, возникающей при фокусировке излучения лазера // Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 4. С. 103-106.
Stamper J.A., Ripin B.N. / / Faraday-Rot at ion Measurements of Megagauss Magnetic Fields in Laser- Produced Plasma // Phys. Rev. Lett. 1975. Vol. 34, N 3. P. 138-141.
Tomson J. J., Max Cl.E., Estabrock K. Magnetic Fields Due to Resonance Absorption of Laser Light // Phys. Rev. Lett. 1975. Vol. 35, N 10. P. 663-667.
Haseyama A., Daido H., Fujita M. et al. Magnetically Insulated Inertial Fusion: «А New Approach to Controlled Thermonuclear Fusion» // Phys. Rev. Lett. 1986. Vol. 56, N 2. P. 139-142; «Observation of Long Life Plasma Generated in a Cavity by CO2, Lasers» // Laser and Particle Beams. 1986. Vol. 4, pt. 1. P. 17-25.
Аскарьян Г.А., Мороз E.M. Давление при испарении вещества в луче радиации// ЖЭТФ. 1962. Т. 43. С. 2319.
Аскарьян Г.А., Намиот В.А., Рабинович М.С. Использование сверхсжатия вещества реактивным давлением для получения микрокритических масс делящегося вещества, получения сильных магнитных полей и ускорение частиц // Письма в ЖЭТФ. 1973. Т. 17. С. 597-600.
Аскарьян Г.А. Мезоны и нейтрино при сверхсжатии. Кумулятивное индукционное увеличение энергии частиц до мезонных при микровспышках энерговыделений // Письма в ЖЭТФ. 1978. Т. 28. С. 322-325; УФН. 1979. Т. 128. № 4. С. 727-728.
(Труды Института общей физики АН СССР, 1988, Т. 16, С. 11-15.)
ПОСЛЕДСТВИЯ СВЧ-РАЗРЯДОВ В СТРАТОСФЕРЕ
Г.А. Аскаръян, Г.М. Батанов, И.А. Коссый, А.Ю. Костинский
В последнее время все интенсивнее ведутся исследования возможности создания плазменного зеркала в стратосфере для ретрансляции радио- и телепередач на большие расстояния. Этому вопросу посвящены десятки статей, обзор [1] и монография [2], в которых этот вопрос исследован наиболее обстоятельно. Предлагается на высотах 30-60 км зажечь СВЧ разряд в скрещенных СВЧ лучах (рис. 1, а), поддерживая разряд, обеспечить сильное отражение волн метрового диапазона.
Однако авторы не учли, что именно на этих высотах находится существенная часть озонного слоя (см. рис. 1, б и [3]), защищающая все живое на Земле от ультрафиоле- о
тового излучения в диапазоне (2 — 3) • 103 А (так называемая полоса Хартли), которое свободно проходит через воздух, но сильно поглощается слоем озона. Достаточно сказать, что даже малые уменьшения «мощности» озонного слоя приводят к сильным увеличениям числа заболеваний рака кожи, мутациям и другим вредным биологическим эффектам.
В настоящее время защита озонного слоя является одной из глобальных задач в связи с нарастающим загрязнением от промышленности, бытовых фреонных загрязнений, ракетных двигателей лайнеров и ракет. Загрязнения в виде оксидов азота, хлора, фтора являются катализаторами процесса уничтожения молекул озона, причем на одну молекулу катализатора приходится от тысячи до сотни тысяч уничтоженных молекул озона.
Наши исследования показали, что в длительных СВЧ-разрядах происходит столь обильное производство оксидов азота NOX, что в районе ретрансляции должна образоваться зона сильного истощения озонного слоя. Во время СВЧ-разряда происходит под действием электронных ударов интенсивное возбуждение молекул азота N2 (г > 12) и диссоциация кислорода, что сразу дает образование NO в реакции N2 + О —> NO + N и др.1 Окись азота и последующие оксиды вступают в реакции с озоном,
NO + О3 NO2 + О2, NO2 + О NO + О2,
NP2 + O3 ^NO3 + O2, 2NO3 2Np2 + О2,
в которых сразу видна каталитичность действия NOX. Введем коэффициент катали- тичности ц, который мы определим как отношение (изменения) концентрации озона к (изменению) концентрации оксидов азота, существенно влияющей на озон. Для усредненных балансных условий концентрация [О3] ~ 1012 см-3; [NOX] ~ 109 см-3 и ц ^ 103 и для малых изменений Дпо3 ~ 103Дпр<ох? для больших изменений по по3 ^ А/п^Ох, где а и 1/2.
Нарастание числа оксидов N ^ ДфД, где Рср — средняя мощность энерговыделения в разряде, г — энергетическая «цена» образования одной молекулы NOX. При Рср ~ МВт и £ ~ 102 эВ получим N ^ 4 • 10 моль/час ^ 20 кг/час, что при ц ^ 103 и мощности озонного слоя А^Оз/см2 Ю12 х 106 ~ 1018 моль/см2 может создать дыру в слое радиусом R (^^/т^Оз/см2)1/2 3 км за 1 час разряда. В случае ветра со скоростью и площадь шлейфа s = 2aut и условие уничтожения озонного слоя
Рис. 1. Лучи, плазменное зеркало (а) и распределение концентрации озона и температуры (б) (1 — СВЧ лучи, создающие плазменное зеркало 2; 3 — ретранслируемое излучение)Рис. 1. Лучи, плазменное зеркало (а) и распределение концентрации озона и температуры (б) (1 — СВЧ лучи, создающие плазменное зеркало 2; 3 — ретранслируемое излучение)Рис. 2. Наработка окиси азота во времени при разных начальных давлениях воздуха (в торрах): 75 (1); 112,5 (2); 150 (3); 185 (4) и 300 (5) (излом кривых при выключении генератора; (t 103 с)Рис. 2. Наработка окиси азота во времени при разных начальных давлениях воздуха (в торрах): 75 (1); 112,5 (2); 150 (3); 185 (4) и 300 (5) (излом кривых при выключении генератора; (t 103 с)tiPcp(e и 2auNo^CM2^ что также выполняется для Рср МВт, а ~ 102 м даже при и и 102 м/с. Эти оценки исходили из условия сильного изменения мощности озонного слоя, но в ряде случаев (особенно при малых широтах) недопустимо даже его малое изменение. Отметим, что объем расширения гибели озонного слоя по вертикали обеспечивается конвекцией, вихрями и вертикальными потоками вверх и вниз, которые присутствуют в стратосфере, причем времена поперечной диффузии не меньше времени перемешивания по вертикали (так как эффективные коэффициенты диффузии DJ_ Рвертик)*
Рис. 1. Лучи, плазменное зеркало (а) и распределение концентрации озона и температуры (б) (1 — СВЧ лучи, создающие плазменное зеркало 2; 3 — ретранслируемое излучение)
Рис. 1. Лучи, плазменное зеркало (а) и распределение концентрации озона и температуры (б) (1 — СВЧ лучи, создающие плазменное зеркало 2; 3 — ретранслируемое излучение)
Рис. 2. Наработка окиси азота во времени при разных начальных давлениях воздуха (в торрах): 75 (1); 112,5 (2); 150 (3); 185 (4) и 300 (5) (излом кривых при выключении генератора; (t 103 с)
Рис. 2. Наработка окиси азота во времени при разных начальных давлениях воздуха (в торрах): 75 (1); 112,5 (2); 150 (3); 185 (4) и 300 (5) (излом кривых при выключении генератора; (t 103 с)
Были поставлены эксперименты по исследованию динамики производства оксидов азота и озона в СВЧ-разряде в широком диапазоне температур и давлений. Поток СВЧ мощностью 200 кВт в импульсе длительностью 10 мкс и частотой повторения 2 Гц фокусировался в стеклянную камеру с кварцевыми окнами, заполненную исследуемым газом и просвечиваемую светом ртутной лампы. Наработка NO2 бурого цвета измерялась по поглощению видимого излучения, наработка озона — по линии в ультрафиолете. Спектр раскладывался монохроматором, и линии фиксировались ФЭУ. На рис. 2 показана наработка NO2 при разных начальных давлениях воздуха от 75 до 760 торр. Характерно, что наработка продолжалась и после выключения СВЧ (при 1000 с) из-за продолжения реакций NO2 и О. Никаких следов озона не было замечено на уровне > 1014 см-3, хотя в кислороде сразу была замечена наработка озона. Это показывало, что в воздухе, если озон и появлялся, он
уничтожался оксидами азота, которые производились в большом количестве: вся колба заполнялась бурым газом. Эта наработка не менялась от температуры. При низких
температурах (~ 120 К), гораздо ниже, чем в стратосфере, в воздухе был после разморозки зарегистрирован озон. Само по себе появление оксидов может существенно изменить температурный режим в стратосфере и на Земле из-за перехвата солнечного света («СВЧ зима»).
Отметим, что вредные последствия связаны с длительными разрядами, необходимыми для длительной ретрансляции передач. Однако в импульсном режиме (короткие посылки, спрессованные передачи) вред от таких зеркал может быть значительно уменьшен. Интересно отметить, что для однократных коротких импульсов может повыситься наработка озона. Небольшое увеличение оксидов азота может связать хлор- и фторсодержащие соединения в стойкие, не участвующие в каталитическом цикле.
Основной вывод — необходимо с большой осторожностью относиться к СВЧ разрядам в стратосфере. Длительные мощные разряды и их пропаганду следует запретить наряду с запретом полетов лайнеров в стратосфере и запретом фреонной бытовой химии.
Литература
Гуревич А.В. // УФН. 1980. Т. 132. С. 685.
Борисов И.Д., Гуревич А.В., Милих Г.М. Искусственная ионизованная область в атмосфере. — М.: ИЗМИРАН АН СССР, 1986.
Окабе X. Фотохимия малых молекул. — М.: Мир, 1981.
Хргиан А.Х. Физика атмосферы. — М.: Изд-во Моск, ун-та, 1986.
(УФН, 1988, Т. 156. № 2, С. 370-372.)
ПРИЛИПАНИЕ ЭЛЕКТРОНОВ ВЗРЫВАЕТ МОЛЕКУЛЫ ФРЕОНА. НОВЫЕ ВОЗМОЖНОСТИ ОЧИСТКИ АТМОСФЕРЫ ОТ ФРЕОНОВ
Г.А. Аскаръян, Г.М. Батанов, А.Э. Бархударов, С.И. Грицинин, Е.Г. Корчагина, И.А.
Коссый, В.П. Силаков, Н.М. Тарасова
Появление фреонов в атмосфере — одно из самых угрожающих озонному слою явлений: в силу своей химической инертности они проходят через атмосферу в стратосферу на высоты 15-20 км, где расположен озонный слой, там разрушаются ультрафиолетом от Солнца и образуют хлорсодержащие радикалы, которые начинают уничтожать озон в многократных (до 105 циклов) реакциях типа С1 + Оз —> СЮ + О2, СЮ + О —> Cl + О2 (см. например, [1]).
Если бы этот развал произошел в тропосфере (ниже 10 км), то радикалы были бы сблокированы, выведены дождями вниз и, таким образом, не попали бы в озонный слой. Но на этих высотах развала фреонов не происходит, так как там нет ультрафиолета. Однако именно там можно использовать сильное сродство электронов к молекулам фреона, столь сильное, что энергия сродства электрона превосходит энергию диссоциации, и прилипание даже медленного электрона приводит к взрыву молекулы фреона. Эти сечения прилипания столь велики, что соизмеримы с газокинетическими сечениями [2, 3]. В некоторых случаях электрон может быть «выдран» молекулой фреона из отрицательного иона и энергии все равно хватит на диссоциацию из-за малой энергии связи большинства отрицательных ионов.
Именно поэтому можно предположить, что создание большого количества электронов и отрицательных ионов может привести к уничтожению молекул фреона в нужной части атмосферы.
Возможны различные способы создания электронов, плазмы, отрицательных ионов в различных видах разрядов, от тлеющих, кистевых, стримерных до сильноточных разрядов в постоянных, квазистационарных, импульсных, ВЧ и СВЧ полях, в лазерных разрядах, от вспышек ионизующих и сильноионизующих излучений, вспышек УФ излучения, сопровождающих такие разряды и образующих ореолы ионизации [4].
Для одиночного электрона вероятность гюер столкновения с молекулой фреона может быть мала из-за малой концентрации пр — Ю-9 см-3 фреоновых молекул и малого времени жизни электрона до прилипания к другим молекулам (прежде всего к кислороду): те ^ 10-7 с, w 2^ пр<тг)ете 2^ 10-6. Однако во многих случаях прилипание к другим молекулам не происходит из-за малой энергии сродства, делающей прилипание обратимым из-за нагрева электронов и газа в разрядах, возбуждения метастабильных состояний молекул и атомов, или из-за фотоотрыва электрона под действием излучения разряда. Поэтому электроны гибнут в основном за счет рекомбинации за времена тт 2^ (атпе)-1 2^ 10-3 с, успевая участвовать в актах диссоциативного прилипания к фреонам, сопровождающихся уничтожением последних. Следует заметить также, что в ряде разрядов времена жизни электронов оказываются больше из-за различных механизмов воспроизводства (например, из-за ассоциативной ионизации).
Рассмотрим более подробно СВЧ разряды, так как их можно реализовать достаточно просто на высотах 5-10 км и при этом они не будут причинять вред озонному слою, как разряды в стратосфере [5, 6], из-за вымывания вниз дождями окислов азота. Из-за высокого уровня развития СВЧ техники и большого КПД современных СВЧ генераторов этот вариант вполне реализуем, особенно с учетом больших возможностей начального понижения порога пробоя различными затравками, шарами-зондами, аэростатами, змеями или иными простыми средствами. Преимуществом СВЧ разрядов по сравнению с иными способами создания плазмы (в частности, с привлечением упомянутых воздухоплавательных средств) является также возможность мобильного изменения высоты и объема воздействия.
Отметим попутно, что газовые разряды могут образовывать окислы азота, однако их количество невелико по сравнению с промышленным, и вред озонному слою будет пренебрежим, так как разряды производятся в тропосфере и побочные продукты вымываются вниз, не попадая практически в озонный слой (в то время, как разряды в стратосфере, планируемые для создания плазменного зеркала [5] причиняют озонному слою прямой вред [6, 7]).
Схема формирования локализованного разряда в нужной области атмосферы представлена на рис. 1. Наземные антенны формируют один сходящийся или несколько пересекающихся друг с другом мощных импульсных микроволновых пучков, сфокусированных на заданной высоте Н. Режим воздействия заключается в облучении выделенного объема атмосферы последовательностью импульсов в течение относительно короткого времени, соответствующего характерному времени разрушения молекул фреона. В качестве примера приведем оценки для высоты 10 км. Нетрудно показать (см., например, [8]), что при одном микроволновом пучке с углом сходимости ~ 10-3 рад концентрация электронов в волне пробоя составит пе ~ 1010 см-3. Для двух пучков в зависимости от взаимной ориентации векторов их электрических полей можно получить пе ~ 1011 см-3 и больше [8].
При превышении критического поля пробоя воздуха в 1,5 Ч 2 раза длительность импульса, необходимая, чтобы достичь указанной концентрации плазмы, составит 40 Ч 150 нс, а интенсивность излучения 200 Ч 400 кВт/см2. При этом удельные энер-
309
Рис. 1. Схематическое изображение микроволнового способа очистки атмосферы от примеси фреона. 1 — наземная антенна; 2 — микроволновой разряд; 3 — пучок микроволнового излученияРис. 1. Схематическое изображение микроволнового способа очистки атмосферы от примеси фреона. 1 — наземная антенна; 2 — микроволновой разряд; 3 — пучок микроволнового излучения
Рис. 1. Схематическое изображение микроволнового способа очистки атмосферы от примеси фреона. 1 — наземная антенна; 2 — микроволновой разряд; 3 — пучок микроволнового излучения
Рис. 1. Схематическое изображение микроволнового способа очистки атмосферы от примеси фреона. 1 — наземная антенна; 2 — микроволновой разряд; 3 — пучок микроволнового излучения
говклады в газ составят ~ 10-4 Дж/см3, а необходимая импульсная мощность излучения при использовании см диапазона длин волн 20 Ч 40 ГВт.
В предположении, что пе ^> пр0 (где пр0 — начальная концентрация молекул фреона) , легко оценить относительное изменение количества молекул хлорфторуглерода, разрушаемых в актах диссоциативного прилипания в рекомбинируемой плазме:
UfItIFo (1/пе)7/(1/Пе +,
где у = ко)а-Т1 ко — константа диссоциации прилипания (порядка 3 • 10-8 см3«с-1 для CFCI3), ат — коэффициент рекомбинации. Положив ат = 10-7 см3-с-1, и пе 2^ ~ 1012 см-3, получаем, что при сохранении рекомбинационного спада около 40% от начального содержания молекул фреона будет диссоциировано уже к 200 мкс после выключения СВЧ импульса. Если воздействию подвергается CF2G2, то тот же результат будет достижим при облучении выделенного участка атмосферы последовательностью из 5-6 микроволновых импульсов.
И все-таки из-за низкой концентрации фреонов в тропосфере энергетическая цена деструкции одной молекулы фреона оказывается довольно-таки высокой — десятки кэВ на молекулу. Однако и при столь высокой цене за год в тропосфере можно разрушить несколько десятков килотонн фреонов при средней непрерывной мощности микроволн около 10 ГВт. Тем не менее при локальных аварийных выбросах большой массы фреонов, когда их концентрация повышается в 105 Ч 106 раз, по-видимому, успешно может быть использован и неравновесный СВЧ разряд в подкритических по-
лях [9] с энерговкладом ~ 0,1 Дж/см3.
Моделирование процесса очистки воздушной среды от примеси фреона свободно локализованным микроволновым разрядом проводилось нами в лабораторных условиях по схеме, изображенной на рис. 2. Микроволновое излучение (длина волны 2 см) фокусируется в металлическую бочку. Поперечный размер фокального пятна 2,5 см и максимальная интенсивность микроволнового излучения в фокусе 30 кВт/см. Длительность микроволнового импульса 10 Ч 30 мкс, частота повторения 2 Гц. Для удобства проведения эксперимента и анализа результатов газ находился в кварцевой камере объемом 1 литр. Камера откачивалась до глубокого вакуума и заполнялась смесью
Рис. 2. Схема лабораторного эксперимента, моделирующего предлагаемый способ очистки атмосферы. 1 — металлическая бочка; 2 — кварцевая линза, формирующая сходящийся микроволновой пучок; 3 — микроволновой разряд; 4 — кварцевая камераРис. 2. Схема лабораторного эксперимента, моделирующего предлагаемый способ очистки атмосферы. 1 — металлическая бочка; 2 — кварцевая линза, формирующая сходящийся микроволновой пучок; 3 — микроволновой разряд; 4 — кварцевая камеранедопустимых количествах.недопустимых количествах.Рис. 3. Зависимость концентрации молекул фреона (CF2CI2) (приведенной к начальному значению) в газовой смеси, облучаемой последовательностью микроволновых импульсов, от времени облучения. Частота посылок 2 Гц, длительность импульса 30 мксек, мощность СВЧ излучения в импульсе 325 кВт: а — фреон в воздухе; полное давление: р = 100 Торр, парциальное давление фреона: рр0 = 3,2 Торр; б — фреон в воздухе (1) и в аргоне (£) р = 250 Торр, ре0 = 1,7 ТоррРис. 3. Зависимость концентрации молекул фреона (CF2CI2) (приведенной к начальному значению) в газовой смеси, облучаемой последовательностью микроволновых импульсов, от времени облучения. Частота посылок 2 Гц, длительность импульса 30 мксек, мощность СВЧ излучения в импульсе 325 кВт: а — фреон в воздухе; полное давление: р = 100 Торр, парциальное давление фреона: рр0 = 3,2 Торр; б — фреон в воздухе (1) и в аргоне (£) р = 250 Торр, ре0 = 1,7 Торр
Рис. 2. Схема лабораторного эксперимента, моделирующего предлагаемый способ очистки атмосферы. 1 — металлическая бочка; 2 — кварцевая линза, формирующая сходящийся микроволновой пучок; 3 — микроволновой разряд; 4 — кварцевая камера
Рис. 2. Схема лабораторного эксперимента, моделирующего предлагаемый способ очистки атмосферы. 1 — металлическая бочка; 2 — кварцевая линза, формирующая сходящийся микроволновой пучок; 3 — микроволновой разряд; 4 — кварцевая камера
недопустимых количествах.
недопустимых количествах.
Рис. 3. Зависимость концентрации молекул фреона (CF2CI2) (приведенной к начальному значению) в газовой смеси, облучаемой последовательностью микроволновых импульсов, от времени облучения. Частота посылок 2 Гц, длительность импульса 30 мксек, мощность СВЧ излучения в импульсе 325 кВт: а — фреон в воздухе; полное давление: р = 100 Торр, парциальное давление фреона: рр0 = 3,2 Торр; б — фреон в воздухе (1) и в аргоне (£) р = 250 Торр, ре0 = 1,7 Торр
Рис. 3. Зависимость концентрации молекул фреона (CF2CI2) (приведенной к начальному значению) в газовой смеси, облучаемой последовательностью микроволновых импульсов, от времени облучения. Частота посылок 2 Гц, длительность импульса 30 мксек, мощность СВЧ излучения в импульсе 325 кВт: а — фреон в воздухе; полное давление: р = 100 Торр, парциальное давление фреона: рр0 = 3,2 Торр; б — фреон в воздухе (1) и в аргоне (£) р = 250 Торр, ре0 = 1,7 Торр
воздуха с фреоном-12. Интервал рабочих давлений смеси 10 4- 500 Торр. Интервал изменений парциальных давлений фреона 3 4- 150 Торр.
Измерялось содержание фреона до и после облучения газа последовательностью микроволновых импульсов. Характерная зависимость содержания фреона от времени облучения приведена на рис. 3. Экспериментальная оценка затрат энергии на разрушение фреона ~ кэВ/мол. Экспериментальные результаты можно непротиворечивым образом объяснить развитием процессов диссоциативного прилипания в послеразрядной
плазме. Однако не исключены также развал фреонов электронным ударом и под действием ультрафиолетового излучения от разряда. Основной результат рассмотрения и проведенного эксперимента — сильное воздействие СВЧ разряда на содержание фреона — делает перспективными более подробные исследования и реализацию этого метода. А очистка атмосферы необходима даже в случае полного прекращения производства фреонов, так как в атмосфере уже скопилось очень много фреона и он будет в течение долгого времени (^100 лет) продолжать поступать в озонный слой в
Литература
А.Д. Данилов, И. А. Кароль, Атмосферный озон — сенсации и реальность, Л.: Гидрометеоиз дат, 1991.
D.L. McCorke, A.A. Christodolides, L.G. Chhstophorou, J. Szamrey, J. Chem. Phys. 72, 4049 (1980).
311
L.G. Christophorou (Ed). Electron-Molecule Interactions and Treir Applications. Vols. 1 and 2 (Orlando: Academic Press, 1984).
Г.А. Аскар-ъян, M.C. Рабинович, M.M. Савченко, В.К. Степанов, Письма в ЖЭТФ 3, 465 (1966).
Н.Д. Борисов, А.В. Гуревич, Г.М. Милих, Искусственная ионизированная область в атмосфере, АН СССР. ИЗМИРАН. М.: Наука, 1966.
Г.А. Аскаръян, Г.М. Батанов, И.А. Коссый, А.Ю. Костянский ДАН 302, 566 (1988).
Г.А. Аскаръян, Г.М. Батанов, И.А. Коссый, А.Ю. Костинский, Физика плазмы 17, 85 (1991).
А.П. Вихарев, В.Б. Гильденбург, А.В. Ким и др. В кн. Высокочастотный разряд в волновых полях, ИПФАН СССР, Горький 1988, с. 41.
Г.М. Батанов, С.И. Грицинин, И.А. Коссый и др. В кн. Вопросы физики плазмы и плазменной электроники (Тр. ФИАН, Т. 160), М.: Наука, 1985.
(Письма в ЖЭТФ, 1992, Т. 55, вып. 9, С. 500-504.)
МАГНИТНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ КАНАЛОВ
САМОФОКУСИРОВКИ И ПОТОКОВ ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГОИЗЛУЧЕНИЯ: ИХ СЛИЯНИЕ И НАКОПЛЕНИЕ ЭНЕРГИИ.
ДЕЙСТВИЕ НА НИХ ВНЕШНИХ МАГНИТНЫХ ПОЛЕЙ
Г.А. Аскаръян, С.В. Буланов, Ф. Пегораро, А.М. Пухов
Последние достижения в развитии лазерной техники, позволяющие получать сверхкороткие, длительностью в несколько фемтосекунд, импульсы электромагнитного излучения с интенсивностью более 1018 Вт/см2 [1], означают переход к совершенно новым режимам взаимодействия электромагнитного излучения с плазмой.
В пределе релятивистских амплитуд одно из наиболее ярких явлений современной физики нелинейных процессов, самофокусировка электромагнитного излучения [2], приобретает новые особенности, которые в настоящее время интенсивно исследуются в теоретических работах [3] и находят экспериментальное подтверждение [4]. Другой замечательный эффект нелинейной оптики — генерация квазистатического магнитного поля при взаимодействии мощного излучения с плазмой [5]. При переходе к релятивистским значениям интенсивности следует ожидать, что влияние магнитных эффектов будет усиливаться. Настоящая работа посвящена исследованию генерации магнитного поля и его влиянию на релятивистскую самофокусировку.
Основное внимание уделяется релятивистски сильному излучению, то есть пределу
означающему, что осцилляторная энергия электрона в поле волны превышает тс2. Здесь Е — амплитуда электрического поля в волне, а со — несущая частота. Отметим, что результаты численного моделирования воздействия релятивистски сильных лазерных импульсов на плазму сверхкритической плотности [6] демонстрируют появление в плазме, лишь вблизи ее границы, сильного магнитного поля.
Основные механизмы генерации квазистатических магнитных полей в лазерной плазме таковы. Это, во-первых, термо-э.д.с., возбуждаемая из-за неколлинеарности градиентов плотности и температуры плазмы [7], однако, как отмечается в статье [8], в пределе очень больших амплитуд полей этот механизм не применим. Затем может создаваться магнитное поле, ориентированное вдоль направления распространения излучения вследствие обратного эффекта Фарадея [9]. Этот эффект имеет место для 312
Рис. 1. Релятивистская самофокусировка электромагнитного излучения в плазме и генерация магнитного поля: иЛ^к = 50. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); контуры равного значения напряженности г- компоненты квазистатического магнитного поля: сплошные линии — положительное значение напряженности, а пунктирные — отрицательное (6); распределение векторного поля плотности электрического тока (с)Рис. 1. Релятивистская самофокусировка электромагнитного излучения в плазме и генерация магнитного поля: иЛ^к = 50. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); контуры равного значения напряженности г- компоненты квазистатического магнитного поля: сплошные линии — положительное значение напряженности, а пунктирные — отрицательное (6); распределение векторного поля плотности электрического тока (с)Рис. 2. Усредненная по координате х фазовая плоскость электронов (рж,г/) (а); зависимость величины магнитного поля от координаты -у при х = 15А (6)
Рис. 1. Релятивистская самофокусировка электромагнитного излучения в плазме и генерация магнитного поля: иЛ^к = 50. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); контуры равного значения напряженности г- компоненты квазистатического магнитного поля: сплошные линии — положительное значение напряженности, а пунктирные — отрицательное (6); распределение векторного поля плотности электрического тока (с)
Рис. 1. Релятивистская самофокусировка электромагнитного излучения в плазме и генерация магнитного поля: иЛ^к = 50. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); контуры равного значения напряженности г- компоненты квазистатического магнитного поля: сплошные линии — положительное значение напряженности, а пунктирные — отрицательное (6); распределение векторного поля плотности электрического тока (с)
волн циркулярной поляризации и обусловлен электрическим током, который создается электронами, совершающими вращательное движение в волне, и течет по периферии неоднородного в поперечном направлении волнового пучка. Источником магнитных полей может быть также неоднородность и нестационарность пондеромоторной силы. Теория этого механизма развивается в статье [8] в применении к случаю генерации магнитного поля вблизи границы плазмы сверхкритической плотности. Следующий механизм связан с неустойчивостью Вейбеля [10], которая представляет собой неустойчивость электромагнитного типа и развивается в плазме с анизотропным распределением электронов по скоростям. Нелинейная стадия этой моды и ее связь с квазистатическими магнитными полями в лазерной плазме обсуждается в [11].
Чтобы идентифицировать механизм генерации магнитного поля и выяснить его влияние на динамику взаимодействия излучения с плазмой, необходимо иметь детальную информацию о пространственно-временной зависимости поля, виде функции распределения электронов, существенно нелинейной стадии этого процесса, включая предел релятивистских амплитуд излучения. Для этого в данной статье мы представляем результаты численного моделирования двумерных режимов распространения электромагнитного излучения в плазме. Используется высокоэффективный полностью релятивистский, двумерный (все величины зависят от координат х и у и времени), электромагнитный (решается полная система уравнений Максвелла) код, представляющий собой реализацию метода частиц в ячейке. В общем случае импульсы частиц и
Y 2010О300200TOOОY 2010О300200TOOО51015 ZO 25303540 X51015 ZO 25303540 XРис. 3. Развитие филаментационной неустойчивости и слияние волокон на ее нелинейной стадии для wt]^ = 50: линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); продольное распределение значения плотности электромагнитной энергии на оси канала (6)Рис. 3. Развитие филаментационной неустойчивости и слияние волокон на ее нелинейной стадии для wt]^ = 50: линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); продольное распределение значения плотности электромагнитной энергии на оси канала (6)Рис. 4. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии при отклонении канала в однородном внешнем магнитном поле для cjt/27r = 15, 30, 50 на рис. (а), (6) и (с) соответственноРис. 4. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии при отклонении канала в однородном внешнем магнитном поле для cjt/27r = 15, 30, 50 на рис. (а), (6) и (с) соответственно
Y 20
10
О
300
200
TOO
О
Y 20
10
О
300
200
TOO
О
51015 ZO 25303540 X
51015 ZO 25303540 X
Рис. 3. Развитие филаментационной неустойчивости и слияние волокон на ее нелинейной стадии для wt]^ = 50: линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); продольное распределение значения плотности электромагнитной энергии на оси канала (6)
Рис. 3. Развитие филаментационной неустойчивости и слияние волокон на ее нелинейной стадии для wt]^ = 50: линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии (а); продольное распределение значения плотности электромагнитной энергии на оси канала (6)
Рис. 4. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии при отклонении канала в однородном внешнем магнитном поле для cjt/27r = 15, 30, 50 на рис. (а), (6) и (с) соответственно
Рис. 4. Линии уровня постоянного значения плотности электромагнитной энергии при отклонении канала в однородном внешнем магнитном поле для cjt/27r = 15, 30, 50 на рис. (а), (6) и (с) соответственно
электрическое и магнитное поля имеют по три компоненты. Расчеты проводились на сетке размером 128 х 256 ячеек. Число частиц в одной ячейке было порядка 10, так что полное число частиц в расчетах достигало 200000. Граничные условия по координате ?/ — периодические, а по координате х таковы: на границе х = 0 задаются параметры падающей на плазму волны; для выходящего из расчетной области излучения на обоих границах отражение отсутствует. Пространственные размеры измеряются в длинах волны электромагнитного излучения в вакууме А, единица времени равна периоду волны 2тг/о;. В начальный момент времени плазма занимает область х > 5; ионный фон однороден и ионы неподвижны; начальное значение температуры электронов нулевое.
Результаты численного моделирования взаимодействия с плазмой полубесконеч- ного электромагнитного пучка конечной поперечной ширины показаны на рис. 1-4. В варианте, показанном на рис. 1, концентрация плазмы соответствует отношению ленгмюровской частоты без учета релятивизма к несущей частоте лазерного излучения, равному ^cjpe/cu^ =0,75. Безразмерная амплитуда электромагнитной волны равна а = 5. Начальный поперечный размер электромагнитного пучка равен 5А. Волна имеет линейную поляризацию с электрическим полем вдоль оси %. Для этих параметров порог релятивистской самофокусировки превзойден, и на расстоянии от границы плазмы порядка 10А излучение фокусируется в узкий канал с поперечным размером, соизмеримым с длиной волны (см. рис. 1, а). Квазистатическое магнитное поле (^-компонента) локализовано вблизи канала. Оно обращается в нуль на его оси и достигает максимума на краях (см. рис. 1, b и рис. 2). Структура поля соответствует электрическому току, текущему вдоль канала (см. рис. 1, с).
В пределе ультрарелятивистских интенсивностей излучения и, следовательно, релятивистских энергий частиц в плазме характерное значение напряженности магнитного поля может быть оценено следующим образом, мало чувствительным к деталям 314
конкретного механизма генерации тока в плазме. Пусть поперечный размер волнового пучка равен R. В ультрарелятивистском пределе скорость электронов ограничена величиной скорости света в вакууме с, поэтому плотность электрического тока приблизительно равна —епс^ где п — концентрация частиц в канале. Отсюда, опуская численные множители, найдем, что магнитное поле равно В ^ enR. Если поперечный размер R определяется условием каналирования излучения, то его величина должна удовлетворять неравенству R > (са/шр^ то есть размер оказывается порядка плазменной длины волны, вычисленной с учетом релятивистского утяжеления электронов. При этом принимается во внимание, что в релятивистски сильной электромагнитной волне электрон в системе отсчета, в которой он покоится до прихода волны, приобретает энергию, равную тс^а? (^ [12]. Следовательно, магнитное поле по порядку величины равно В и епса/шр или в безразмерном виде
(2)(2)еВ шр
(2)
(2)
^ а —.
тшс ш
Последнее соотношение показывает, что в плазме с докрититической концентрацией квазистатическое магнитное поле в отношение (wp/ui) меньше, чем амплитуда поля в электромагнитной волне, и возрастает с увеличением плотности плазмы пропорционально П1/2.
Как видно из рис. 2, а, электрический ток вдоль канала создается пучком быстрых частиц, ускоренных электромагнитным излучением или ленгмюровскими волнами, которые возбуждаются в этой области. Из вида распределения по продольному импульсу в зависимости от координаты ?/, показанному на рис. 2, а, следует, что канал заполнен быстрыми частицами. В силу условия квазинейтральности плазмы ток быстрых частиц должен компенсироваться электрическим током противоположного знака, который течет по периферии канала. Этот ток, ток замещения, переносится электронами холодной компоненты плазмы. Разноименные электрические токи взаимно расталкиваются, что влечет за собой поддержание модуляции плотности электрического тока в поперечном направлении и возникающей структуры магнитного поля. Обсуждаемому в данной статье случаю соответствует поле, имеющее только ^-компоненту. Его распределение по координате у приведено на рис. 2, Ь. Напряженность поля достигает значений, данных формулой (2).
Расталкивание разноименных электрических токов и рост неоднородности в распределении плотности тока в плазме есть ни что иное, как проявление вейбелевской неустойчивости [10], подробно исследованной в цитированной выше работе [11] (см. также цитированную в этой статье литературу). Характерный поперечный масштаб распределения поля найдем из условия равенства плотности магнитной энергии плотности поперечной кинетической энергии частиц, В2/8тг ^ птс^а. В линейном приближении подобным образом можно оценить порог развития этой неустойчивости. Эта оценка дает в ультрарелятивистском пределе значение размера области локализации поля порядка са/шр, величину, по порядку совпадающую с радиусом электромагнитного волокна, найденным из условия каналирования излучения. Инкремент вейбелевской неустойчивости, в нерелятивистском случае равный wpQu/c^ где г — характерная таковая скорость электронов, в пределе релятивистских энергий частиц может быть оценен как шр/а. Приведенные оценки находятся в соответствии со значениями характерных размеров неоднородности магнитного поля в направлениях поперек и вдоль электромагнитного волокна. Здесь необходимо отметить, что речь может идти о соответствии только по порядку величины, поскольку в представленных выше вариантах 315
расчетов доминирующей является сила пондеромоторного давления, которая возникает вследствие неоднородности электромагнитного излучения, тем не менее магнитное взаимодействие оказывает важное влияние на процесс распространения излучения в плазме, как это следует из приведенных далее результатов численного моделирования.
На рис. 3, а показано распределение плотности электромагнитной энергии, образующееся в результате филаментационной неустойчивости электромагнитного пучка, достаточно широкого в поперечном направлении. В данном варианте концентрация плазмы соответствует отношению ^Шре)^ = 0,75. Безразмерная амплитуда электромагнитной волны равна а = 5. Поперечный размер электромагнитного пучка равен 10А. Волна имеет линейную поляризацию с электрическим полем вдоль оси г. На расстоянии от границы плазмы порядка 15 А излучение разбивается на два хорошо разделенных волокна с поперечными размерами, соизмеримыми с длиной волны, и расстоянием между ними, превышающим их радиусы. (На этом рисунке показана стадия процесса, соответствующая ш1/2т[ = 50. Картина развития неустойчивости с течением времени будет обсуждаться в отдельной публикации). Затем волокна сливаются в один канал. В канале, по которому распространяется волна, содержится почти вся энергия излучения. Этот процесс приводит к экстремально большому накоплению энергии. Как видно из зависимости плотности электромагнитной энергии на оси канала у = 0 от координаты ж, представленной на рис. 3 6, плотность энергии увеличивается в данном варианте в 8 раз по сравнению с величиной на границе плазмы.
Слияние волокон можно объяснить их магнитным взаимодействием. Чтобы продемонстрировать важность влияния магнитного поля, было проведено моделирование воздействия однородного внешнего магнитного поля на самофокусировку излучения. На рис. 4 показано отклонение в поперечном направлении канала, в котором сфокусирован пучок с параметрами, отвечающими варианту, представленному на рис. 1. Магнитное поле направлено вдоль оси z и равно В = штс/е, то есть оно порядка характерного поля, возбуждаемого в плазме электромагнитным пучком (2). Видно отклонение канала в соответствии с знаком поля и тока быстрых электронов. Изменение знака поля приводит к отклонению в противоположном направлении. Искривление канала связано с поперечным отклонением электронов при их движении в магнитном поле. Релятивистские электроны обгоняют передний фронт волны, который перемещается с групповой скоростью, меньшей скорости света в вакууме, вследствие влияния плазмы и того, что каналированное излучение распространяется в узком эффективном волноводе. Перед фронтом импульса электроны повышают показатель преломления среды из-за их релятивистского утяжеления, что в свою очередь приводит к изменению направления распространения излучения. Поскольку ларморовский радиус быстрых электронов превышает ларморовский радиус электронов холодной компоненты, отклонение последних в противоположном направлении не так существенно. Продольная модуляция, видная на рис. 4, может быть отнесена на счет интерференции отдельных мод узкого волновода.
Аналогичные силовые эффекты будут наблюдаться и для мощных потоков микроволн или лазерного излучения из-за токов увлечения, возникающих из-за «светового давления» на электроны, испытывающие рассеяние на ионах:
т _ е 9РШР р< Т»ШР р<Г0р
mvsc oz е ш2 + v2 еш2 е
для ш > Шр ^> v (где Го — классический радиус электрона, Р — полная мощность потока,vs — частота столкновений), а также из-за термоэлектронных или термоэмиссионных316
токов. Например, только для токов от светового давления погонная сила F^ действия внешнего поля Н равна Fi 2^ ^1Н 2^ ^РН. Приравнивая эту силу силе погонного гидродинамического сопротивления Ргд 2^ Ср^а^ где С — формфактор обтекания (~ 0,1 4-1), ро — плотность окружающего газа, а — радиус канала, и — скорость движения токонесущего канала), получим n > 104 см/с при Н > 104 Э и F 2^ 100 МВт. То есть эти взаимодействия потоков, их искривление или отбрасывание внешними полями могут быть весьма эффективными.
Данная работа выполнена при финансовой поддержке Министерства науки и технической политики Российской Федерации, а также Российского Фонда Фундаментальных Исследований (грант К5 94-02-16922).
Литература
G. Mourou and D. Umshtadter, Phys. Fluids В 4, 2315 (1992).
Г.А. Аскаръян, ЖЭТФ 42, 6 (1962); УФН, 111, 249 (1973).
А.Г. Литвак, ЖЭТФ 57, 629 (1969); С. Max, J. Arons, and А.В. Langdon, Phys. Rev. Lett, 33, 209 (1974); Л. А. Абрамян, А.Г. Литвак, В.А. Миронов, А.М. Сергеев, ЖЭТФ 102, 1816 (1992); А.В. Borisov, A.V. Borovskij, О.В. Shirjaev, V.V. Korobkin, А.М. Prokhorov et al., Phys. Rev. A45, 5830 (1992); X.L. Chen, and R.N. Sudan, Phys. Rev. Lett. 70, 2082 (1993); S.V. Bulanov, P. Pegoraro, and A.M. Pukhov, представлено в печать в Phys. Rev. Lett.
A.В. Borisov, A.V. Borovskij, V.V. Korobkin, A.M. Prokhorov, et al., Phys. Rev. Lett. 68, 2309 (1992).
B.B. Коробкин, P.B. Серов, Письма в ЖЭТФ 3, 301 (1966); Г.А. Аскарьян. М.С. Рабинович, А.Д. Смирнова, В.Б. Студенов, Письма в ЖЭТФ 5, 116 (1967).
S.C. Wilks, W.L. Kruer, М. Tabak, and А.В. Langdon, Phys. Rev. Lett. 69, 1383 (1992).
J. Stamper, K. Papadopoulos, R.N. Sudan et at., Phys. Rev. Lett 26, 1012 (1971).
R.N. Sudan, Phys. Rev. Lett. 70, 3075 (1993).
A.D. Steiger, and C.H. Woods, Phys. Rev. A5, 1467 (1971); В.Ю. Быченков, В.И. Демин, В.Т. Тихончук, ЖЭТФ 105, 118 (1994).
Е. W. Weibel, Phys. Rev. Lett. 2, 83 (1959).
В.Ю. Быченков, В.П. Силин, В.Т. Тихончук, ЖЭТФ 98, 1269 (1990).
Н.М. Lai, Phys. Fluid, 23, 2373 (1980).
(Письма в ЖЭТФ, 1994, Т. 60, вып. 4, С. 240-246.)
КУМУЛЯЦИЯ В ПОЛЕ СИЛ ТЯЖЕСТИ, ИНЕРЦИИ ИНЕВЕСОМОСТИ
Г.А. Аскаръян, И.В. Соколов
В последнее время появилось много публикаций по исследованию и использованию кумуляции потоков вещества в малых объемах для получения У ТС, сверхсжатия до микрокритических масс, генерации сильных магнитных полей, ускорения частиц и т.п. (см., например, [1-5]). В связи с этим представляет интерес исследование допустимых размеров и времен прецизионной кумуляции.
Мы рассмотрим влияние ускорения д сил тяжести и инерции на точность кумуляции. Величина д может меняться в широких пределах — от д = до = 103 см/с2 (поле гравитации на Земле) до д ^ (10 4- 1О4)#о ПРИ торможении быстрого тела в газовой или плотной среде и до д = 0 в невесомости. Влияние этих сил может быть в виде прямого воздействия на вовлекаемые в кумуляцию элементы среды, через изменение
317
исходных свойств среды, по которой пойдет ударная или детонационная волна, наконец, воздействие силы во внешней части течения может приводить к накоплению возмущения и развитию неустойчивости во внутренних областях.
Легко оценить влияние ускорения д на невзаимодействующие частицы, слетающиеся к центру со скоростью Vo с начального радиуса Rq. Они столкнутся в точке, смещенной вниз от центра симметрии на расстояние Аж = ^т, т = Ro/V^ со скоростями, различающимися на 5V 2VqAx/Rq. При гидродинамической кумуляции ситуация принципиально иная, и аналогичная оценка Аж ^ дт2 (т — характерное время) может оказаться неправильной даже по порядку величины, причем действие силы тяжести может смещать точку кумуляции не только вниз, но и вверх.
Начнем с задачи о охлопывающемся сферическом пузырьке в несжимаемой жидкости [2]. Анализ неодномерных возмущений показывает, что в первом приближении воздействие силы тяжести на пузырек с убывающим радиусом R(t) приводит к его всплыванию, причем смещение пузырька вверх ((t) описывается простым уравнением:
1 (д^) = SgR\ (1) dt \ dt J v 7
Уравнение (1) имеет ясный физический смысл: пузырек с приведенной массой SirR3р/3 всплывает под действием архимедовой силы —^Р?рд/3. За время схлопывания т ~ Ro(p/Poy^ (Но — начальный радиус; р, Р — плотность и давление) импульс силы конечен, а масса обращается в нуль. Поэтому скорость всплывания растет как (d(/dt) R^rg/R3^ тогда как скорость схлопывания (dR/dt) R^2 ( R^t. На масштабах R I R^*2* ^дт^/3 скорости сравниваются и представления о сферической кумуляции пузырька теряют применимость. Отметим, что I ^ дт2 и что для достаточно больших размеров пузырька ограничения кумуляции, вызванные силой тяжести, могут сказаться раньше, чем другие ограничивающие факторы (сжимаемость, противодавление). В случае фиксации начального размера пузырька его начальная деформация под действием силы тяжести может дополнительно ухудшать симметрию.
Учет влияния силы тяжести на сходящиеся детонационные и ударные волны также приводит к достаточно существенному ограничению на пределы кумуляции, особенно для газоподобных сред. Покажем это.
(2)(2)Рассмотрим сначала плоскую волну детонации, распространяющуюся вверх или вниз в газе с показателем адиабаты у в поле тяжести. Предположим, что начальное равновесное состояние является изотермическим и теплота реакции не зависит от давления перед фронтом. При этом скорость детонации, определенная из условия Чемпена-Жуге (далее CJ), не зависит от высоты. Используем лагранжевы координаты ф t, где £ — начальная вертикальная координата частицы среды, отсчитываемая в направлении распространения детонации так, что д = ^|^| при движении вверх или вниз. Индексом нуль обозначаем значения параметров перед фронтом волны, а индексом единица — за фронтом. Поскольку Ро и Ро зависят от ф РоХроХехр(д((Эр/ЭР)т^ будут зависеть от £ и величины Pi, щ, поэтому сохраняющееся в течении за фронтом значение энтропии различно для различных ф
(2)
(2)
Запишем уравнения движения в характеристической форме (п — скорость):
ydt Но ОС у у л — 1 у роу ос
(3)
Из-за неизэнтропичности в правой части (3), кроме д, появляется градиентное ускорение, направленное против д, величина которого для сильной детонационной волны много больше д. Воздействие этого ускорения аналогично влиянию кривизны фронта детонации, которое описывается уравнениями (3) с заменой правой части на Кси (К — кривизна). Поведение решения уравнения (3) существенно зависит от знака градиентного ускорения. При д > 0 (волна движется вниз) детонация является нормальной, и за фронтом детонации Pi = Pcj При движении волны вверх, когда д < 0, возникает пересжатие детонации. Разложение решения вблизи фронта с учетом малости отклонения величин за фронтом от значений, предписанных условием CJ (обозначаемых индексом CJ), дает
Pi [ДсЛ|5| (^Х + 1] Pcj > Pcj-(4)
Степень пересжатия волны, движущейся вверх, растет пропорционально длине пройденного ею пути Dcjt. Получаем, что за детонационными волнами, движущимися вверх и вниз, давление различно, причем различие накапливается по мере движения волн.
Теперь рассмотрим сферическую сходящуюся детонационную волну. Детонация на всем фронте является пересжатой из-за кривизны, и градиентное ускорение приводит к нарастающему по мере схождения различию давления SP(R) в верхней и нижней точках фронта. На начальной стадии схождения степень пересжатия мала и можно использовать (4). При R < Ro (R и Ro — текущее и начальное значения радиуса фронта) воздействие силы тяжести несущественно, но 5Р продолжает нарастать из-за неустойчивости кумуляции по отношению к неодномерным возмущениям. Рассматривая вблизи центра пересжатую детонационную волну как ударную, применим оценку скорости роста возмущений [6]: 6Р j PXR-Y. Для размера Z, на котором 5Р/Р 1, получаем оценку: I Р^\д\(8ро/8Ро)т- Оценка применима также к сходящейся сферической ударной волне, если при R = Rq скорость волны одинакова по всему фронту.
Приведенное рассмотрение можно применить и к большеобъемным взрывам в атмосфере, инициируемым по сферической поверхности. Эти взрывы имеют большую энергию, мощные ударные волны и хорошую однородность.
В жидкой среде необходимо учитывать зависимость скорости детонации от Ро При этом {дро/9Ро)т всюду заменяется на (сфо/дРо)т + Зро(дАпВсл/дРо)т-
Воздействие силы тяжести на сходящуюся детонационную волну обнаружено в замечательных экспериментах [1]. Сферический объем жидкого В В с радиусом Ro ^ 0,5 м инициировался одновременно по всей поверхности. Измерялся нейтронный выход от мишени, помещенной вблизи центра. Максимальный выход нейтронов (далекий от ожидаемого) соответствовал положению мишени на 2^ 0,1 мм ниже центра. Было отдельно измерено значение А = (Э1пВсл/ЭРо)т ^ 5 • 10-9 см2/дин.
За время схождения фронт детонации должен смещаться вверх из-за рефракции на Ar R^pogX 0,1 мм. Для достижения одновременности воздействия мишень следовало бы смещать вверх на Ar. С другой стороны, мы показали, что при схождении волны давление в нижней точке фронта больше, чем в верхней. Отсюда следует, 319
что для достижения однородности давления на мишени ее, наоборот, надо смещать вниз от центра, чтобы в точках фронта с минимальным SP(R) достигалась бы максимальная степень схождения детонационной волны по радиусу. Поэтому эмпирическая подгонка положения мишени в поисках стертого максимума от одновременного неоднородного воздействия к неодновременному однородному недостаточна. В дополнение к смещению мишени вниз для однородности давления (очевидно, еще ниже, чем в выполненном эксперименте с максимальным выходом нейтронов) необходимо обеспечить одновременность прихода фронта на мишень (с помощью программированного инициирования или небольшого изменения формы заряда).
Условие идеальной кумуляции и максимального выхода нейтронов, достигается в невесомости, требует подрыва в невесомости. Может оказаться полезной даже кратковременная невесомость (сброс с небольшой высоты, взрыв после усреднения или затухания звуковых волн, возникающих при снятии тяжести).
Благодарим Е.Е.Мешкова за обсуждения работ [1].
Литература
А.Н. Анисимов, А.Н. Аринин, М.И. Арифов и др., Тез. докл. Межд. конф. «III Забабахинские Научные чтения», Чел-70, 1991, с. 20, 21, 96.
Е.Н. Забабахин, И.Е. Забабахин. Явления неограниченной кумуляции, М.: Наука, 1989.
Г.А. Ас-каръян, В.А. Намиот, М.С. Рабинович, Письма в ЖЭТФ 17, 597 (1973).
Г.А. Аскаръян. Письма в ЖЭТФ 28, 322 (1978); УФН 128 727 (1979).
И.В. Соколов. УФН 160, 143 (1990).
К.В. Брртлинский. Препринт ИПМ им. Келдыша, АН СССР, 1980, нр. 81.
(Письма в ЖЭТФ, 1996. Т. 63, вып. 9, С. 748-751.)
Вместо некролога.
ОБ УВЛЕЧЕНИИ НЕЙТРАЛЬНОГО ГАЗА ИМПУЛЬСОМ ТОКА ВСЛАБОИОНИЗОВАННОЙ ПЛАЗМЕ
Г.А. Аскаръян , А.А. Рухадзе
Ушел из жизни Г.А. Аскаръян, один из талантливейших физиков нашего времени, физик-универсал, физик от Бога. Он признавал в физике только эффекты, предсказывал их, давал им простую и наглядную интерпретацию. Много лет назад Г.А. Аскаръян попросил меня выяснить условия, когда относительная ширина ионного циклотронного резонанса в плазме для элементов в середине периодической системы Менделеева будет < 1%. В результате появилась широко цитируемая наша совместная работа по ионному циклотронному разделению изотопов [1]. Это была его идея и мой расчет.
Настоящая работа родилась таким же образом — он попросил оценить увлечение нейтрального газа коротким импульсом тока в слабоионизованной плазме. Я рассчитал такой эффект и отдал ему свои бумаги еще осенью. Недавно он мне сказал, что приступает к написанию статьи и нам надо встретиться. Это было пятого февраля вечером. Наша встреча оказалась последней. Он был очень плох, разговор не состоялся. Мы его отправили домой. Больше я его не видел ни живым, ни мертвым.
Бумаги мои нашлись, его оценки тоже, а также несколько строк рукописи, невидимому, начало статьи. Больше, к сожалению, ничего. И вот я написал статью, умышленно незаконченную, Гурген Ашотович ее не закончил. И если читатель 320
задумается над статьей, над сделанными мною выводами и сам увидит больше чем я — значит, цель достигнута. Может быть, я смог передать мысли Гургена Ашотовича.
Пусть через слабоионизованный газ атмосферного давления протекает импульс тока J0(t) поддерживаемый полем Eo(t\
J0(t) =E0(t) = ЕОМ'Т,(1)
причем для ориентировки примем Jo — Ю кА, Е ^ 3 кВ/см и г ~ 10-6 с. Такие параметры характерны для установки «ФОТОН» (Физфак МГУ), генерирующей сильноточный импульсный разряд в газе атмосферного давления. Радиус токового канала го 1 см, длина разрядного промежутка I 20 см.
Рассчитать увлечение нейтрального газа при протекании импульсного тока через слабоионизованную плазму можно, исходя из системы уравнений движения электронов, нейтрального газа и закона Джоуля-Ленца:
^е^0Пе
т— = еЕ0 - mveue 0, Мо — =—mveue,
atatпо
■М + Tt) + п0Д] =-Eg (t).(2)
duTHVe
Здесь пе = п^ и ng - плотности электронов, ионов и нейтральных частиц, Те, Т^ и То — их температуры, ve и и о — скорости направленного движения электронов и нейтральных частиц, массы которых, соответственно, m и Mq, а ие — частота электрон-нейтральных столкновений. При этом в (2) учтено, что направленная скорость электронов в поле Eo^t\
(3)(3)eEo(t)mve
(3)
(3)
намного превосходит скорость и^, а длительность импульса т ^ z/”. Более того, мы будем считать, что и время выравнивания температур электронов Те и нейтральных частиц То намного меньше времени импульса, т.е. 8пет 1, где 5 ^ 10-2 -г 10-3 для воздуха, a ve ^ 3 • 1О9Ро ^ 3 • 1012 с-1; Ро — давление нейтрального газа в торрах.
Из последнего уравнения системы (2) находим установившуюся температуру нейтрального газа и электронов в разряде1
е^Пе т 2 и - Eq 2mve по
Второе же уравнение системы (2) позволяет найти установившуюся скорость нейтрального газа
вПе^оо ~тЕ0.
Mono
Легко показать, что при указанных выше ограничениях направленная скорость газа г^ всегда меньше его тепловой скорости ит
отот2 тпеМотго2 тпеМотгоveT « 1.veT « 1.(6)(6)
от
от
2 тпеМотго
2 тпеМотго
veT « 1.
veT « 1.
(6)
(6)
Малость этого отношения, в частности, обеспечивается низкой степенью ионизации газа, поскольку согласно формуле Саха
П0П0ехрехр(7)(7)
П0
П0
ехр
ехр
(7)
(7)
где I to 10 эВ — средний потенциал ионизации атомов газа.
Прежде всего проведем численные оценки для указанных выше параметров импульса тока в газе атмосферного давления. Из (4) и (7) получаем следующие оценки для воздуха: Т^ to 0,11 to 104 К, пе/п0 < 7 ♦ 10-3. Согласно (5) и (6), ит ~ Ю5 см/с, ^оо/^т < Ю-1 или гоо ~ 104 см/с. Это довольно высокая скорость увлечения, и она вполне наблюдаема экспериментально на установке «ФОТОН». Вместе с тем, следует учитывать, что приведенные оценки несколько завышены, поскольку не учитывают потери, обусловленные излучением из разряда, которые могут оказаться существенными при Т^ > 104
Заметим также, что увлечение нейтрального газа с такими же параметрами можно наблюдать и при инжекции сильноточных импульсных релятивистских электронных пучков в газы высокого давления, например, пучка, генерируемого на установке «ТЕРЕК» (ИОФАН). Параметры этого пучка следующие: ток пучка to 10 кА, энергия электронов to 0,5 МэВ, длительность импульса to 10-6 с и радиус пучка 2 см. При инжекции такого пучка в воздух атмосферного давления генерируется плазма с плотностью до пр to 3 • 1016 см-3 и степенью ионизации порядка np/nQ to 10-3. Возникающий обратный ток за время импульса пучка не успевает значительно затухнуть, а поэтому скорость обратных электронов порядка 106 см/с, или эффективное индуцируемое в плазме электрическое поле to 10 кВ/см, т.е. такого же порядка, как в разряде на «ФОТОНЕ». В результате скорость увлечения нейтрального газа обратным плазменным током также оказывается порядка и^ to 5 • 104 см/с (при г^ ^ Ю6 см/с). Заметим, что эта скорость направлена против пучка, в сторону обратного тока, что значительно облегчает экспериментальное наблюдение эффекта.
Литература
Аскаръян Г.А., Намиот В.А., Рухадзе А.А. Письма в ЖТФ. 1975. Т. 1. № 18. С. 820.
(Краткие сообщения по физике ФИАН. 1997. № 3 4, С. 103 106.)
ГЕНИИ, ВЛАСТЬ И ЦИВИЛИЗАЦИЯ.ВОЗМОЖНОСТИ СПАСЕНИЯ ГЕНИЕВ
В каких отношениях они находятся в разные эпохи? Каково гениям в нашу эпоху? Почему так много их погибло у нас в России? Возможна ли международная защита гениев и талантов?
Такие смутные мысли возникают, когда вспоминаешь трагический перечень тех убитых и затравленных, имена которых потом, после недолгой жизни, похожей на схватку, уверенно входили в нашу культуру, искусство, науку, цивилизацию, но оставляли щемящую боль от неполноты жизни, из-за оборванной песни творчества. Их много, особенно много поэтов, меньше ученых, много настоящих политиков, артистов и общественных деятелей ...
Радищев, Пушкин, Лермонтов, Столыпин, Гумилев, Есенин, Клюев, Мандельштам, Маяковский, Михоэлс, Мейерхольд, Вавилов и плеяда биологов-генетиков, Кедрин, Богатырев, Рубцов, Высоцкий, Галич, Сахаров, Тальков ... Как смяло их время, как истерзали их временщики и сколько они недодали народу, Родине, цивилизации! О чем они думали в последний год, час, минуту, секунду, ощущая приближение убийцы, петлю на шее, ствол у затылка, пулю в теле, решетку или колючую проволоку на небе?
И в уме складываются слова в эпитафию, которую могли признать, написать, выкрикнуть, прошептать любой из них. И все.
Мир оставляю вам, а мне — покой над миром, вдали от суеты, позора и страстей; жизнь — ярмарка, а Бог — владелец тира, в котором гении — мишени для людей ...
А рифма упорно просит слово «властей», потому что гении в большинстве противоречат власти, особенно временщиковой, бескультурной, грубой и негуманной.
Противоречат дерзко и открыто, ликуя в дерзкой творческой смелости и находясь в эйфории своего большого дара («не посмеют, не тронут») и долга пророка, долга перед народом, властью обманутого, оболваненного, терпящего бедствие до беспредельной крайности, надеющегося до угасания. Так как неумелая, или порочная, или бесталанная власть доводит народ до предела.
А идеальная власть должна быть сурова к нечестным, но справедлива, просве- щенна и благодетельна по отношению к народу, с его вечно живущим океаном памяти добрых и злых деяний правителей.
Но такая власть бывает редко. Обычно ее нужно и приходится культивировать, ограничить ее беспредел, сделать невозможным репрессивные методы посягательства и воздействия на жизнь и культуру народа. В ряде случаев призывы отдельных выдающихся личностей могут помочь, но в единичных случаях, но не всегда и не столь эффективно. Гораздо эффективнее могла бы помочь организация и практика межгосударственных объединение государственных предупредительных и защитительных мер. Они должны основываться на простом и ставшем понятным всем факте: гений и талант — принадлежат не только нации, но и цивилизации и они должны находиться под ее защитой, защитой надгосударственной.
История знала много выдающихся деятелей: выступавших в защиту угнетенных и репрессированных. Королева Испании Изабелла, Дж. Байрон, Ф. Вольтер, Э. Золя, В.Г. Короленко, Д.Н. Прянишников, И.Л. Капица, А.Д. Сахаров и многие другие.
Были призывы и к организациям вмешаться в судьбы обреченных деятелей. Так, например, призывы к зарубежным литераторам в 20-30 годах защитить литераторов России, обращение И. Бора и И.Л. Капицы к руководству России о защите Л.Д. Ландау. И, наконец, А.Д. Сахаров с призывами к правительствам других стран защитить права человека в России.
Кто же был предтечей, попытавшейся включить межгосударственные отношения для защиты выдающихся творцов науки? Оказывается, такие попытки делались еще в 30-е годы в надежде спасти генетиков России.
Всем известна трагическая судьба выдающегося ученого-биолога Николая Ивановича Вавилова, который вместе с другими генетиками был раздавлен некомпетентным и жестким сталинским руководством. Известны и попытки многих ученых спасти своих коллег от расправы: многие зарубежные ученые писали гневные письма и статьи, отказывались от званий почетных академиков АН СССР, не защитивших ученых от разгрома, но безрезультатно.
Однако недавно выяснились новые подробности этого трагического периода, проявляющие новые тенденции — в попытке организации межгосударственного отпора репрессированым тенденциям в отношении к ученым и инакомыслящим.
Недавно, во время поездки в США физик Ю.Н. Вавилов, сын Н.П. Вавилова, собирая материалы, касающиеся научных связей отца, обнаружил в Национальном архиве США (гор. Вашингтон) письмо Чарльза Дэвенпота (Ch. Davenport) , руководителя лаборатории генетики института Карнеги, направленного госсекретарю США 17 декабря 1936 г. с просьбой, требованием оградить, спасти от репрессий известных генетиков России Вавилова, Левита, Агола и др. Он писал, учитывая взаимосвязь генетики с Национальным состоянием в области земледелия и другими состояниями национальной жизни: «мешать работе таких людей как Н.П. Вавилов означает не только совершать национальное самоубийство, но и наносить удар в лицо цивилизации».
Там же в архиве содержался и ответ начальника восточно-европейского отдела госдепартамента Роберта Келли от 29 декабря 1936 г., где говорится, что «мы не можем передать протест по дипломатическим каналам, т.к. это дело не затрагивает интересов американских граждан и американских интересов».
Жалкая отписка, отписка равнодушного чиновника, одна из тех, к которым мы так привыкли!
И следствие такого равнодушия: проф. Агол расстрелян в 1937, проф. Левит расстрелян в 1938, выдающийся ученый Н.И. Вавилов умер в тюрьме от истощения в 1943 (а точнее — от голода, ибо в это время шла волна массового уничтожения заключенных
в связи с готовящимся наступлением немцев). Десятки растрелянных, сотни и тысячи исковерканных, сломанных душ и судеб — итог этого равнодушия к судьбе других людей.
И мы понимаем, какой путь прошла цивилизация от первой неудачной попытки организации государственного протеста в защиту ученых до современных коллективных государственных мер: экономических (санкции: эмбарго, блокада) и политических (бойкот, политические санкции), принимаемых современными цивилизованными государствами и организациями по отношению к государствам, нарушающим права человека.
Да, было время, когда малейшая попытка бороться за права человека воспринималась как вмешательство во внутренние дела страны, а инакомыслие — как политическое преступление или психическая болезнь, но эти времена постепенно уходят в прошлое и их организаторы разоблачаются. И хотя виновники не наказаны, повторять их деяние становится все труднее в государстве, вовлеченном в сообщничество цивилизованных стран.
Но время от времени возникают неблагоприятные времена и режимы и снова оказывается болезненной рана прав человека и, особенно, судьба гениев, которые подвержены насилию в первую очередь из-за их строптивости, потенциальной опасности.
И когда возникает угроза обеспечению прав человека и ученого из-за появления тоталитарного или репрессивного режима, нужна срочная помощь терпящей бедствие нации, и в первую очередь ее гениям и талантам. И тут желательно подключить международные надгосударственные организации, ответственные за развитие цивилизации.
Для спасения интеллекта наций желательно:
Ввести правительство ООН или ЮНЕСКО во многих странах, особенно в странах с нестабильными или угрожающими режимами власти (в стабильных странах можно поручить функции посольствам наиболее развитых стран — США, Англии, Франции) с организацией комиссий экспертов, использующих выдающихся ученых, художников, писателей соответствующих академий и клубов по отбору кандидатур наиболее талантливых представителей в науке, литературе, искусстве.
Ввести для них второе гражданство — гражданин ООН с вручением паспорта ООН и охранного значка, и обеспечить обязательное условие: в случаях, подверженных юридическому воздействию, материальной и медицинской помощи.
Введение перечня санкций (политических и экономических) в случае нарушения прав, жизни и творчества деятелей, признанных наиболее выдающимися представителями нации.
Подписание декларации об охране интеллектуальной собственности и достояния нации. Ввести в декларацию прав человека особый пункт, касающийся охраны выдающихся представителей нации и как гаранта соблюдения прав человека вообще. Ибо гений нации не только принадлежит к нации, и всей цивилизации, но и их интеллектуальная, физическая и нравственная свобода и гарантия свободы — это гарантия соблюдения и прав человека в стране, т.к. настоящие гении всегда были защитниками унижаемых и подвергаемых гонению. И коллективная защита гениев и талантов вызовет и существенный подъем гарантий прав человека.
Призвать всех деятелей культуры и науки выступать в защиту талантов и сообщать организации ООН о нарушениях их прав и тяжелом положении. Организовать фонд помощи — организацию публикаций, лекций, выставок, изданий.
Только сообща можно победить тот беспредел, до которого так позорно время от времени опускается человечество.
Отметим и другую, не менее важную сторону жизни гения и таланта: международное признание создаст защиту его от локальной среды завистников, недоброжелателей, лихоимцев, плагиаторов, которых полно при любой власти (ибо такова природа человеческая во все времена!). Часто именно это окружение и добивает гения с молчаливого согласия властей. А с талантом, признанным за рубежом уже не так просто справиться на родине, даже такой, как Россия, где пророков нет в своем отечестве и где талантов чтут лишь после смерти. Беспомощность, ранняя гибель гениев продолжается и в наше время.
Так недавно мы потеряли великолепного художника Анатолия Зверева, о котором были известны многим восторженные отзывы Пикассо как о лучшем современном рисовальщике и живописце России. Это был совершенно неустроенный человек, неоднократно обираемый, жестоко избиваемый и опаиваемый, без семьи и пристанища. И умер он от такой непутевой жизни без надлежащей помощи.
Так же трагически погиб один из лучших поэтов современности Николай Рубцов, десятилетиями вымаливавший себе жилье, живший на птичьих правах в провинции (и это в то время, когда у него уже были изданы первые книги стихов!). Он был зверски зарезан психически неуравновешенной женщиной.
Трагична судьба нашего всемирно известного кинорежиссера С. Параджанова, который за независимый характер, своеобразие поведения и творчества был ошельмован, осужден по ложному обвинению и сослан на долгие годы в то время (70-е годы!) когда казалось, что культ личности был осужден и возврата к прошлому не будет. И это несмотря на протесты и обращения крупнейших деятелей зарубежного киноискусства.
Совсем недавно (в апреле 1992 г.) мы потеряли молодого поэта Олега Григорьева, чьи лаконичные чеканные стихи уже публиковались в журналах. Он конфликтовал с милицией, был незаконно арестован, направлен в психбольницу, осужден и по ложному обвинению в сопротивлении власти фактически был затравлен районными милицейскими властями, несмотря на отчаянные попытки адвокатов и настоящих литераторов.
Во всех этих случаях авторитетные эксперты были и механизм защиты был бы сразу обеспечен.
Таких примеров полной житейской неустроенности талантливейших людей России можно привести много, даже в годы, когда репрессии были значительно ослаблены. Государственная слабость, национальные конфликты, разруха, житейская неустроенность, беспредел местных властей — все это уничтожало, изгоняло таланты, мешало их творчеству. А чего стоит положение молодого ученого, попадающего в процветаемые крепостнические правила со стираемым авторством, разрушенным институтом открытий, с полным бесправием, беззащитностью перед властными администраторами- организаторами, от которых он всецело зависит.
Все это еще раз подтверждает — нужен институт защиты гениев и талантов, нужен институт выявления и защиты гениев и талантов, институт международного масштаба, который сможет исправить все несовершенства и перегибы локальных миров обитания гениев.
Все эти меры признания и защиты облегчат жизнь и творчество гениев и ослабят мученичество несения креста пророчества. Международная защита гениев и талантов необходима. Без него человечество теряет слишком много! Повторите еще и еще раз скорбный список и вы услышите вечный укор колокольного звона над онемевшим от ужаса потерь человечеством.
ВОСПОМИНАНИЯ О Д.В. СКОБЕЛЬЦЫНЕ
Он «из тех, кто дарует колосьям превосходство над сорной травой» Из восточной поэзии
Давно ведутся споры о том, какой способ правления лучше для науки и искусств и все чаще наилучшим называют — просвещенный абсолютизм.
А я вспоминаю Д.В. Скобельцына, его аристократический непоколебимый характер, спокойную уверенность, честь и достоинство, доброжелательность и эффективную поддержку тех, кого он считает нужным поддержать в интересах Науки, Справедливости, и его брезгливое равнодушие к жаждущим продвижения, приближения к начальству, и его монументальное возвышение над всем преходящим, политическим, бытовым.
И начинаю понимать, что без воспоминаний о Д.В. Скобельцыне рушится вся архитектура моей памяти, памяти прошедшей жизни, что это основное, самое яркое впечатление моего бытия и радости человеческого общения.
Первая моя встреча с Д.В. Скобельцыным произошла в конце 40-х годов. Я учился на физфаке МГУ. Нас перевели на кафедру «строение вещества» с прохождением практики и дипломной работы на секретном объекте НИФИ-2 у Сокола. Для конспирации даже адреса его не сказали, посоветовали следить глазами за представителем кафедры, который нас приведет. Сказали, что повернуть у столовой. Я пришел с опозданием, никого из наших не застал, начал искать столовую и сердобольная старушка с бидоном сказала — «это не доходя до того секретного института» и показала на него корявым пальцем. Туда я дошел раньше всех, т.к. они петляли следы, избавляясь от возможной слежки.
Мы сразу включились в азартную гонку познания ядерной физики, столь мефистофельски проявившей себя в серии ядерных взрывов. Престиж ядерщиков был необычайно высок, это увеличивало эйфорию необдуманною молодости и мы не думали о грозящей (нам и человечеству) опасности. Наши учителя — ученые, прославившие себя и страну великими открытиями — такие, как И.М. Франк, С.Н. Вернов, В.И. Векслер, ну и конечно наш директор Д.В. Скобельцын. Его мы часто видели, глазея в окно, как он вылезал из правительственной машины ЗИС-110, въезжающей во двор. Вот машина останавливается, из нее вылезает Д.В. в плаще и франтовской старомодной шляпе, берет папку и направляется к входу в здание. У нас ажиотаж — сегодня к нам должен придти директор, который хочет осмотреть большой электромагнит, привезенный накануне. Осмотр был произведен быстро. После этого Д.В. начал оглядывать студентов и лаборантов, стоящих в комнате. Никогда не забуду взгляда стальных глаз, пытливо проникающих в душу. Немой вопрос в них — «Кто ты есть? И кем будешь для Науки?» потом молча пошел к двери, постоял, повернулся и спросил о степени однородности магнитного поля в пространстве и изменении во времени из-за нагрева обмоток. Говорил медленно, со вкусом, растягивая слова. Создавалось ощущение величественности, лапидарности.
И скоро мы почувствовали это и с другой стороны.
В стране тогда буйствовал шквал борьбы с низкопоклонством перед Западом, за первородство нашей отечественной науки. «Низкопоклонников» шельмовали, изгоняли. И вдруг мы обнаружили в новом выпуске стенной газеты НИФИ-2 статью
И.М. Франка о том, что нельзя отрываться от мировой науки, нельзя противопоставлять ей свою, что сила науки — в совместности процесса научного познания. А писал об этом тишайший, внешне слабый человек. Но какое противостояние! Противоречие официальной кампании! И мы сразу поняли — тут царит Д.В. Скобельцын и при нем не цыкнут, не снимут, не заставят изменить точку зрения. Ибо где Д.В., там разгул чужой власти бессилен. И чтобы остановить неправого, ему не нужно ни повышать голоса, ни грозить. Ему достаточно взгляда, паузы, интонации.
Быстро летело время. Мы окончили МГУ, я попал в Институт Химической физики, через год был переведен в ФИЛИ и с большой радостью узнал, что там директором Д.В.
Эти годы были годами расцвета науки в ФИАНе. Два крыла — оптика и ядер- ная физика вознесли его авторитет на небывалую высоту. Оптика — через люминесценцию, давшую стране новое экономически выгодное освещение люминесцентными лампами, новый класс когерентных источников — лазеры и новый вид излучения — черепковское. Ядерная физика — не только участие фиановцев в создании и совершенствовании ядерного оружия, но и существенный прогресс в исследовании космических лучей и создание основ будущих ускорителей на большие энергии, в частности, открытие принципа автофазировки и создание синхротронов. И во всех этих широкомасштабных наступлениях проявилась уверенная рука Д.В., его способность предугадать направления прорыва, необходимость поддержки и выдвижение талантов. Его правление совпало (а точнее обеспечило!) золотой век истории ФИАНа. А это было достаточно тяжелое время и требовалось большое терпение и большая выдержка, чтобы выстоять, выстоять и смолчать, но сделать по-своему, т.е. как надо.
Помню, как-то раз ФИАН подвергся разносу на партийном съезде, где он был отмечен как организация с максимальным процентом семейственности среди сотрудников. Тогдашний президент АН давил на Д.В., чтобы он покаялся, пообещал, что исправит положение, но Д.В. молчал и на предложение поехать покаяться хотя бы к секретарю райкома отвечал, что он с ним не знаком и не видит причин ехать. Но когда его все же вызвали на заседание райкома, он поехал и произнес там речь, которая может войти в историю ораторского искусства.
Он красочно обрисовал успехи ФИАН в развитии науки, отметив, что повышенная семейственность связана с недостатком жилья (сотрудники вынуждены заниматься личной жизнью на работе) и добился постановления о строительстве жилых домов для сотрудников ФИАН, и уехал победителем (я бы сказал — триумфатором!).
Какое отношение у него было к властям?
Он и власть — были как два не смешивающихся между собой потока. Холодный, строгий — Д.В. и мутно-теплый, подогретый сточными водами — поток политики, пустозвонной свистопляски. Он не реагировал на мелочи, не поддавался, не вовлекался в круговорот, не лебезил, не унижался. Помню, как вручали орден ФИАНу. Во Дворце Съездов перед полным залом в присутствии кинооператоров на сцене появился Д.В. Скобельцын. За ним несли знамя ФИАН. Навстречу вышел Председатель Президиума Верховного Совета Подгорный, привинтил орден к знамени и подошел к Д.В., чтобы поздравить его не только рукопожатием, но и поцелуем. Д.В. отдалил его рукой, не допуская фамильярности. Подгорный счел себя обиженным, заскочил с другой стороны и чмокнул-таки Д.В. в щеку. Результат был ошеломляющим: Д.В. стоял некоторое время потрясенный фамильярностью. Потом вытащил идеальной белизны носовой платок, промокнул это место щеки, сложил платок, снова стер след поцелуя, 330
снова сложил платок и начал им тереть это место. Зал затих, слышно было только, как стрекотали киноаппараты, фиксируя это событие вместе с остолбеневшим Подгорным. «Ну, теперь его песенка спета!», — сказал я соседям. «Чья — Д.В.?», — спросили они. «Нет, конечно, — Подгорного». И его действительно скоро сняли.
Помню участие Д.В, в вечере воспоминаний о В.И. Ленине. Вечер начал один из старых большевиков искусствоведов И. Чичеров, заявив, что «никто так не врет, как свидетель» и долго рассказывал, что он видел В. И. Ленина из зала на съезде комсомола.
И другие свидетели рассказывали о «видении и слышании» издалека, хотя обычно трактуют понятие «встречи», как личные контакты и беседы.
Выступление Д.В. блестяще пародировало предыдущих ораторов, поставив их «воспоминания» в ряд мимолетных свидетельств. Он произнес, повторяя лексику предыдущих ораторов:
«Первый раз я встретился с Лениным так. На съезде учителей и научных работников, когда мы были в фойе, через толпу делегатов прошел рыжеватый, в потертом пиджаке человек. Потом нам сказали, что это был Ленин. Второй раз я встретился с Лениным там же. Мы собрались у входа толпой, чтобы вместе сфотографироваться. В это время через нашу толпу быстро прошел тот же рыжеватый человек, подошел к автомобилю типа драндулет, сел и уехал».
Тут Д.В. как бы почувствовал дискомфорт, вытащил из бокового кармана пиджака, бумажку, развернул ее и произнес: «Простите, товарищи, машина была типа не драндулет, а кабриолет». После этого встречу можно было не продолжать. И до сих пор все теряются в догадках: что это было — пародийное выступление или сатира на «свидетелей», выступающих до него.
Вообще говоря, Д.В. был блестящий оратор в стиле лапидарных заключающих решающих фраз. Он вел ученый совет так, как ледокол проводит корабли через льды, уверенно, спокойно. Терпеть не мог болтунов, могущих говорить подолгу и ни о чем конкретно. К людям науки был внимателен. У руководителей подразделений расспрашивал о талантливых сотрудниках, помогал им. Помню, когда он выбил квартиру своему аспиранту, нуждающемуся в жилье, он сначала сам осмотрел квартиру, и только потом послал аспиранта за ордером. Во всех вопросах был человеком слова и чести. И эта его особенность распространялась по всему институту. И когда я спросил Д.В., почему он подал в отставку, он ответил: «Не я подал, а меня подали» и рассказал, что в последний раз, после того, как его единогласно утвердили на Президиуме директором ФИАН, к нему подошел один из руководителей Президиума АН и, поздравив его, сказал: «Ну вот, Д.В., в этот раз мы Вас утвердили, но на следующие выборы Вы не подавайте: пора, возраст». «И я с горечью принял это решение и выполнил его», — тихо произнес Д.В.
Он был крайне щепетилен в вопросах этики, морали, в защите чужих и государственных интересов.
Помню, когда я написал воспоминания о В.И. Векслере, я дал Д.В. их просмотреть, поскольку речь там шла о ФИАНе. В частности, там излагалась родословная В.И. Векслера и сведения о том, что он в действительности родной сын великолепного художника Давида Штеренберга, картины которого хотя и висели в Третьяковке, но который долго считался «вредным формалистом», чьи сводные выставки тогда запрещались из-за опасения «тлетворного влияния» на художественную молодежь. Д.П. Штеренберг даже брал маленького Векслера с собой за границу, когда он был 331
там, написал его портрет, который купил какой-то германский деятель. Из-за разрыва матери Векслера с Штеренбергом В.И. был усыновлен другим человеком и унаследовал его отчество. В.И. Векслер умалчивал и об этом (говорил, что родился в детском доме) и особенно о том, что был за границей (тогда этот факт считался криминалом). Обо всем этом я узнал из рассказа родной сестры Векслера Виолетты Давыдовны, жены художника Алфеевского.
Д.В., прочтя эту страницу, насупился и сказал сурово: «Не считайте, что Вы первый узнали об этом. Я об этом узнал давно, мне сказали, Луи Арагон и Эльза Триоле, они узнали от Лили Брик, но я не счел вправе кому-либо говорить об этом, раз В.И. об этом не говорил. А не говорили ли Вы с родными В.И. Векслера, не будут ли они возражать? Все же как-никак, но художник Штеренберг считался формалистом». Я долго молчал, пораженный тактом Д.В., а потом ответил ему: «Сейчас готовят сводную выставку Д. Штеренберга и в каталоге указаны картины из собрания дочери Векслера — Кати. Кроме того, В.И. Векслер, зная, что его тайна раскрыта, сам стал в последние годы об этом рассказывать, поняв, что таким отцом можно гордиться». «Тогда — другое дело», — сказал облегченно Д.В. и одобрил рукопись (что не помешало редактору сборника академику М.А. Маркову зверски урезать воспоминания по другим вопросам и мотивам). Вообще говоря, отношение Д.В. к В.И. Векслеру были трогательно отеческими. Он его очень любил за постоянную изобретательность и творческую активность и не упускал возможность перетянуть его на занятие космическими лучами. («Брось свои ускорители, займись делом», — говорил часто он Векслеру, который был одержим развитием ускорителей на высокие энергии и был по своему прав, открыв там целые направления, по которым пошла физика высоких энергий.)
Очень интересными были отношения Д.В. и с И.М. Франком, которого он очень уважал за высокий физический интеллект, за мягкую интеллигентность и несгибаемость характера в вопросах творчества. И часто подчеркивал его необычайную физическую интуицию.
И, наконец, эта история с самофокусировкой, в которой также проявился характер Д.В., его отношение к науке и сотрудникам, и, прежде всего, — к своим обязанностям. Суть истории вкратце.
В моей работе была обнаружена поразительная способность мощного света уменьшать свои поперечные размеры и расходимость, создавая световодный перепад свойств среды внутри и вне луча — явление самофокусировки. На эту тему появилось сразу много статей. Некоторые отмечали возможность нелинейного развала луча при плохих начальных распределениях (нелинейная каустика) и развал луча на фокусы. Более того, во многих статьях отмечалось, что при фокусировке луча обычной линзой после фокуса также образуется не световодная нить, а бегущие отдельные фокуса. Как всегда бывает, началась атака на общие принципы — волноводное сжатие луча — с целью подсоединиться к открытию самофокусировки. В Комитет по делам изобретений и открытий посылались суровые разгромные бумаги, в том числе и на бланках ФИАН. Я обратился официально в дирекцию ФИАН с просьбой рассмотреть этот вопрос на Ученом совете ФИАН, поскольку ФИАН дал положительное решение по заявке на открытие.
Д.В. затребовал все мои статьи и противопоставленные материалы и заперся на две недели. Сначала он никого не принимал, затем начал вызывать ведущих оптиков ФИАН для консультаций. Потом вынес этот вопрос на Ученый совет.
332
Мне было предоставлено 10 минут для изложения своей точки зрения и ответа на возражения. Я ответил, что речь в моих статьях идет об общих принципах самофокусировки и волноводный характер связан с непрерывностью подфокусирующего действия.
После этого Д.В. подошел ко мне и мягко сказал, что я должен удалиться на время из зала из «педагогических соображений», дабы не присутствовать при экзекуции виновных. Я вышел из зала и сразу побежал в будку киномеханика, откуда было все видно и слышно.
Д.В. изложил суть дела и отмел противопоставления, как не относящиеся к моим работам, т.к. мне приписывают то, чего я не утверждал и спор ведется не по существу. На заявления противников волноводного режима, что они забирают назад свои заявления, Д.В. авторитетно заявил — не вы забираете, а Ученый Совет и я властью директора аннулируем их и поддерживаем свое решение о поддержке открытия Ас- карьяна. После этого он сказал: «Пригласите Аскарьяна, мы сообщим ему решение Ученого Совета». Я скатился с лестницы и смиренно вошел в зал. Д.В. сказал о решении и о том, что выписку из решения я могу получить через полчаса и пожелал успеха. Я получил диплом на открытие. Прошло много лет и многое из того, что отвергалось — подтвердилось — после схлопывания луча была обнаружена волноводная протяжка, был рассчитан и обнаружен пульсирующий волновод с перетяжками, которые не могли отличить незадачливые экспериментаторы от фокусов (и то и другое двигалось!) концепция волноводности завоевала широкое признание. Более того, именно с ним было связано наиболее ценное практическое применение самофокусировки для направленной концентрированной передачи энергии на большие расстояния и для получения больших плотностей энергии при сжатии луча. Причем, многие сторонники многофокусного распада не только нашли условия схлопывания луча в одну точку, но и обнаружили сами волноводные протяжки из точек схлопывания. Т.е. почти все, что мне приписывали — все также подтвердилось. А у меня после того Ученого Совета осталась в душе спокойная уверенность в том, что можно отстоять правду, когда рядом есть честные, объективные люди, исполняющие свой долг, не взирая на ранги, разбирая вопросы по существу и объективно. Лучшего директора для ФИАНа нельзя было найти в то время. И если бы он остался на посту своем, ФИАН бы процветал и сейчас, и не развалился бы на отдельные институты. Часто я ловлю себя на мысли: как мне повезло в жизни, что я попал в ФИАН именно в то время, когда там работали такие люди как Д.В. Скобельцын, В.И. Векслер, И.М. Франк и многие другие соратники этого великого человека.
А как же Д.В. сам относился к своим работам?
Честность и порядочность и тут проявлялись поразительно непривычно для нашего века. На его ранних фотографиях, снятых в камере Вильсона в магнитном поле, четко увидели электрон-позитронные пары, но он ни разу не утверждал, что он их открыл, т.к. не думал об этом. Цикл блестящих работ по электронно- фотонно-ядерным ливням, выполненный им и под его руководством, был выдвинут на Ленинскую премию, но он послал письмо с просьбой вывести его из состава соискателей.т.к. к тому времени он уже 10 лет не занимался этой тематикой (это письмо было задержано в ФИАНе без ведома Д.В. и ему присвоили премию, которую он, несомненно, заслужил). Таковы были моральные поступки этого великого ученого, сохранившего честь русского интеллигента.
И помню еще, что во время большого юбилея, когда Д.В. был уже давно на пенсии, желая поблагодарить за все добро, которое он сделал мне за всю прошедшую жизнь, я притащил ему в подарок дорогую большую японскую вышивку в раме, изображающую сову, сидящую на ветке в лунную ночь. Когда я с трудом втащил ее в кабинет к Д.В., он стоял с бокалом шампанского, чокался со всеми поздравляющими, но сам не пил. Увидев сову, он задумался, вспоминая что- то, а потом произнес:
«В детстве мне подарили живую сову. Сова — это символ мудрости и я очень любил ее за это».
Эта последняя встреча напомнила ему о детстве — большего я и не мог надеяться вызвать этим подарком.
Время закрутило вихрем, наступила пора тяжелая, болезненная, кажущаяся безысходной. Но я всегда вспоминал с теплом и признательностью уроки, данные мне Д.В. Скобельцыным.
Как-то раз я зашел в кабинет директора и увидел там панно с совой и спросил изумленно: «А почему Д.В. не взял ее с собой домой, это же ему подарок». И мне ответили: «Он сказал, что это слишком дорогой подарок, и он не вправе забрать его себе, а должен оставить его ФИАНу». Это был последний урок, данный мне и многим другим — урок бескорыстия и честности, и трепетного отношения к делу, ради которого прожил и отдал всю жизнь.
Светлая память таким руководителям. Их пример — тем, при которых возродится и будет процветать Россия — Великая, непоколебимая, справедливая, совестливая и доброжелательная!
ЭСКИЗЫ ВОСПОМИНАНИЙ
С В.И. Векслером я встречался с 1953 г. сначала часто — два-три раза в неделю, потом реже — раз в неделю и под конец раз в месяц — ввиду его нарастающей нагрузки, связанной с директорством в Дубне и должностью академика-секретаря.
В первые годы знакомства я был начинающим аспирантом, он — ученым с мировым именем, и нас связывало лишь участие в разборке радиационного метода ускорения, который казался ему тогда необычайно перспективным.
Меня прежде всего ошеломили его непрерывно изобретающий, непрерывно атакующий ум и простота обращения с людьми, которых он знал или которых он успел расспросить у своих знакомых. Он старался обходить, не вглядываться в плохих людей и не бороться с ними.
При обсуждении проблемы его не только интересовали мнение сотрудников, ход рассуждений, но он часто принуждал, провоцировал к «фехтованию», что позволяло оценить новую идею в крайне короткий срок.
Его изобретательство многим казалось «узкополосным» — он изобретал практически только в области ускорительной физики и техники, но это было следствием не узости кругозора, а колоссального значения ускорителей для развития ядерной физики того времени.
Человеческие слабости, как мне казалось, не были чужды ему — любил хорошо одеваться, любил кино, был очень осторожен в поступках и высказываниях (осторожность была данью времени и отголосками привычки прошлого) и старался вести себя
334
так, чтобы «ничего такого не случилось». Боялся, что его большое дело пострадает из-за мелких неосторожностей, которыми могут воспользоваться его враги, недоброжелатели, которых у него, как у любой талантливой личности, было немало.
Иногда относился к людям предвзято, формируя мнение на малом числе фактов, но под напором новых сведений мог изменить мнение на противоположное и всем сказать об этом.
Так было, например, с выдающимся физиком Г.И. Будкером, которого он долгое время считал «фантазером» (в устах В.И. это понятие для нас имело смысл не только слишком оторванного от практики человека, а скорее беспочвенного мечтателя). Однако после того как В.И. В составе делегации Президиума АН СССР посетил Новосибирский институт, созданный Будкером, его мнение о Будкере переменилось столь резко, что казалось крайне несправедливой многолетняя ирония. «Я был несправедлив к нему», — публично заявил В.И. о Будкере и с этого момента говорил о нем только хорошо.
Как многие, он видел и ругал в других в первую очередь собственные недостатки, но достоинства (и тем более достоинство) старался не принизить, даже если человек был ему несимпатичен.
Мои беседы с В.И. Векслером касались трех вопросов: что нового в литературе; что нового по радиационному методу; беседы по физике и на близкие темы по дороге домой (часто он подвозил меня на своей машине поближе к дому).
Первые годы он относился ко мне с большой иронией, которая могла принимать различную окраску. Он находился под впечатлением (точнее, омерзением) от одного из моих первых изобретений, сделанных в начале 50-х годов под влиянием моей тетки — паталогоанатома, радиационного метода бальзамирования умерших. Его каноническая фраза: «Гурген, чем трупы консервировать, лучше бы Вы ... » — и далее следовало конкретное задание.
Этому отношению весьма помог Б.М. Болотовский, который назвал этот метод «гургенизацией» и начал составлять список сотрудников, желающих подвергнуться гургенизации после смерти. Когда многие обращались ко мне с вопросом, правда ли это, я им солидно говорил, что в списки включают только великих людей, а к ним это не относится.
Первый перелом отношения произошел сразу после того, как М.Л. Левин показал неустойчивость сгустков плотной плазмы в поле основных типов радиоволн. Спасая положение (без устойчивости на оси нельзя было говорить об ускорении), я показал, что устойчивостью можно управлять используя резонансные плазменные свойства и при определенных условиях обеспечить устойчивость.
Это понравилось В.И. Векслеру, и после этого упоминания о трупах стали значительно реже. Последнее упоминание было в 1964 г., когда В.И. Векслер ворвался к нам со свежим номером «Phys. Rev. Lett.» со статьей Таунса о самофокусировке: «Вот Вы трупы консервируете, а тут Таунс открыл поразительный эффект самофокусировки ... » Поскольку в тот момент я как раз обсуждал с М.С. Рабиновичем этот вопрос, мне оставалось только протянуть В.И. оттиск моей статьи по самофокусировке, уже давно (в 1962 г.) напечатанной в ЖЭТФ.
После этого отношение В.И. Векслера ко мне резко переменилось в лучшую сторону.
Среди случаев и разговоров мне особенно помнятся следующие.
Отец В.И. Векслера
В.И. часто говорил, что «воспитывался в детском доме», «не помнит отца» и т.п.
Совершенно случайно, находясь в компании художников старого поколения (из круга Р.Р. Фалька), я узнал, что у выдающегося советского художника Д.П. Ште- ренберга есть сын — талантливый физик-ускорителыцик и у него другая фамилия и даже другое отчество, что связано с ссорой и разрывом отношений матери с Д.П. Позже я узнал, что это Векслер и у него есть родная сестра Виолетта Давыдовна, жена художника Алфеевского, прекрасного иллюстратора сказок Андерсена (сказки с его иллюстрациями я любил и знал давно).
Д.П. Штеренберг играл ведущую роль в Обществе станковистов (ОСТ), в которое входили Дейнека, Лучишкин, Лабас и другие художники, чье творчество необычайно ярко проявилось в первые десятилетия после революции. Последующие тяжелые годы с обвинениями в формализме, прекращением выставок были приняты Д.П. Штерен- бергом стоически, мужественно. Он не изменил себе как художник, не стал приспосабливаться. И многие его соратники, потратив многие годы на оформление псевдохудожественных панно и псевдоблагополучных картин и потеряв правду в искусстве, придя на большую персональную выставку, организованную после смерти Д.П. Ште- ренберга (на этой выставке было несколько картин с надписью «Из собр. Е.В. Сидоровой» — дочери В.И.), говорили с тоской: «Он оказался прав», видя величие и цельность его творчества. Сейчас его картины «Аниська», «Натюрморт» и «Прошлое» выставлены в постоянной экспозиции Третьяковской галереи. Но это было потом. А в 50-е годы Штеренберг был еще формалистом.
О родстве со Штеренбергом В.И. рассказал мне только под нажимом. Как-то зашел разговор о живописи. В.И. спросил, какие художники мне нравятся. «Из современных зарубежных — Модильяни, а из отечественных — Штеренберг», — ответил я. «Если бы я был его сыном, я бы гордился таким отцом и не стал бы скрывать родства ... » — сказал я дерзко, с вызовом, и мне самому стало неудобно. Воцарилась долгая пауза. В.И. потупился и долго протирал стекла очков, а потом сказал: «Это мой отец. Я его очень любил. Он меня брал с собой в поездки. Я с ним был за границей, в Германии. Там он написал мой портрет, который купил какой-то немецкий фабрикант. Этот портрет сейчас где-то в ФРГ ... ».
Я чувствовал, что этот разговор тяжел для В.И., неприятен ему и больше никогда не возвращался к этой теме.
В. И. Векслер и пассажир
Помню, один раз не было машины, и В.И. со мной поехал на трамвае. Мы стояли на задней площадке и обсуждали принципы возможных ускорителей. На одной из остановок старик крестьянин с мешком прокричал: «Идет ли трамвай до рынка?». В.И. ответил, что идет. Старик с трудом взобрался в трамвай и сел на свой мешок рядом с нами. Потом наклонил голову, раскрыл рот и с изумлением слушал В.И., из которого сыпались непонятные для крестьянина слова «микротрон», «синхроциклотрон», «фазовая неустойчивость».
Этот набор слов нового мира, дорогой модный костюм и позолоченная оправа очков, видимо, вызвали у крестьянина ощущения чего-то непознаваемого, недостижимого. Так прошло минут 20, и вдруг В.И. прервал разговор и обратился к крестьянину: «Вам после этой на следующей сходить». Реакция была неожиданно восторженнорелигиозно почитаемая: «Господи, он все о своем, о своем, а о моем не забыл, вот благодетель», — запричитал старик, сняв картуз и склоняясь к руке В.И.
336
Трамвай в тот момент остановился, а В.И., пролепетав: «Ой, как неудобно, — выскочил из трамвая, я за ним. — Переждем и поедем дальше на следующем, — сказал В.И. — Как неудобно получилось». Но, как говорят историки, важно быть понятым народом.
Пуговица
Мозг В.И. непрерывно работал и искал новые варианты ускорения. И он не понимал и не мог понять равнодушие или флегматичность ученого.
Помню, один раз В.И. влетел как метеор с новой идеей в нашу комнату, где сидел Игорь Д. и иглой с очень длинной ниткой пришивал пуговицу к пальто. Я вошел в комнату за В.И. Не успев перестроиться, В.И. с ходу спросил: «Что нового?». «Что может быть нового», — невозмутимо сказал Игорь, вытягивая руку с иглой на всю длину нитки. Чтобы не сорваться в злости и не обругать его, В.И. вылетел со мной в коридор и, опомнившись, сказал в сердцах: «Ну и нервы у этого молодого человека, тоже мне ученый, сидит на. работе и пуговицу пришивает ... ». И убежал к М.С. Рабиновичу поделиться идеей. Я снова вошел в комнату.
«Что это В.И. так быстро выскочил, обиделся на что-нибудь?» — спросил Игорь.
Я ответил: «Конечно, обиделся. Неужели ты не заметил, что у него тоже пуговица на пиджаке болтается, вот-вот оторвется. Ты что не мог заметить? Он вертелся и так и этак», — пошутил я.
«Гм, гм, сплоховал маленько», — сказал Игорь, откусывая нитку.
Через 10 минут в комнату снова влетел В.И., желая что-то сказать мне, открыл рот, но его опередил Игорь Д. «В.И.! Давайте я и Вам пуговицу пришью», — обратился он к окаменевшему В.И. Не стоит пересказывать реакцию В.И. из-за ее яростной и образной патетики. После этого инцидента мне пришлось долгое время убеждать В.И., что Игорь Д. — один из самых талантливых сотрудников, обладает ясным физическим мышлением и имеет золотые руки. Но все было напрасно, пока сам В.И. не убедился в этом.
В. И. и розыгрыш
Детская наивность В.И. часто удивляла нас своими решениями. Помню, 1 апреля решили мы разыграть В.Н. Цытовича, который много работал с В.И., и в частности опубликовал с ним статью об ускорении электронных колец. Мы напечатали на машинке с латинским шрифтом письмо В.Н. Цытовичу из Англии, в котором говорилось: «Дорогой д-р Цытович, с большим интересом прочли мы недавно Вашу статью по ускорению колец, выводы которой совпали с результатами наших расчетов. В настоящее время у нас создана установка по ускорению колец, и мы будем рады сообщить Вам первые результаты экспериментов». К письму был прикреплен один из конвертов предыдущего письма на имя Цытовича. (Для большей убедительности мы сделали письмо вскрытым.) Совершенно случайно в комнату вошел В.И., и его взгляд упал на письмо на столе Цытовича. Пробежав его по диагонали, он пришел в ярость: «Пока Вы тут копаетесь, там люди дело делают, — закричал он. — Работнички!!!». Взял письмо и быстро вышел из комнаты.
Чувствуя, что может произойти непоправимое, я выскочил за ним, догнал у лестницы и сказал, что мне нужно поговорить с ним. «Сейчас мне некогда», — сухо сказал В.И. — «Я еду в Главатом».
Испугавшись, что В.И. может из-за нашего розыгрыша поднять бучу в Главатоме, я ухватил В.И. за рукав и начал на ходу бормотать о розыгрыше. «Мне некогда заниматься Вашими шутками, — сказал В.И. — Дело серьезное, и они могут нас обогнать». «Да письмо я сам сделал», — чуть не плача закричал я. В.И. остановился, задумался и сказал: «Ну, это не меняет дела. Нужно сделать все, чтобы ускорить дело. Я все же поеду в Главатом». Сыграло ли роль письмо, я не знаю, но темп наших работ по ускорителям колец был резко увеличен именно с того момента.
Время стирает многое из памяти, но остаются проявления духа и характера, человеческие черты творца, имя которого навсегда вошло в историю физики.
ГРУСТНЫЙ ЮМОР В ЭПОХУ «ПРОТИВОСТОЯНИЯ»
У меня было до боли мало прямых научных контактов с Андреем Дмитриевичем (или, более привычно, А.Д.). Всего два-три кратких обсуждения сверхсжатия магнитных полей взрывом в применении к лазерным вспышкам для управляемого термоядерного синтеза (70-е годы) да предварительная попытка обсудить с ним экологически вредные последствия СВЧ-разрядов в стратосфере (1988 г.). Помню, меня поразило, как быстро он входил в курс дела и сколь критичными были его доводы. У меня возникало ощущение, что А.Д. изголодался по аргументированному противостоянию в научном споре. Во всяком случае, я сразу почувствовал нетривиальность и силу его логического мышления.
Будучи тогда сотрудником ФИАНа я имел возможность наблюдать в течение многих тяжелых лет поведение А.Д., отношение к нему окружающих и его снисходительность к слабостям человеческого характера.
Я попытаюсь воспроизвести атмосферу доброжелательного, но грустного юмора, с помощью которого и А.Д., и сотрудники ФИАНа пытались смягчить и разрядить напряженную обстановку.
Поздравление ко дню рождения
Это был период начала противоборства: меморандум Сахарова передавался по «голосам», в нашей печати велась оголтелая критика с обвинениями в антисоветской пропаганде.
На семинаре теоретического отдела, посвященном юбиляру, поздравляют его и дарят радиоприемник.
А.Д. смущенно благодарит и добавляет: «Правда, многие сейчас считают, что мне больше подошел бы радиопередатчик».
Самая благодарная аудитория
Мы стоим у входа во двор ФИАНа. Подкатывает такси с А.Д., но он не вылезает, что- то доказывая шоферу при включенном счетчике. Мы фиксируем время: 40 мин. Наконец, А.Д. заканчивает лекцию. Шофер выключает счетчик, зажигается зеленый огонек. А.Д., с ужасом посмотрев на счетчик, расплачивается и вылезает, здоровается с нами. Кто-то глубокомысленно замечает, что можно было бы и выключить счетчик.
«Теперь я понимаю, почему он проявил такую заинтересованность в моей теории конвергенции», — отвечает с улыбкой А.Д.
Л он все о своем
На семинаре, посвященном юбилею В.Л. Гинзбурга, Д.А. Киржниц делает шуточный доклад, в котором обращает внимание аудитории на то, что на статьи и книги плодовитого В.Л. Гинзбурга ушло 10 килотонн бумаги, для чего были уничтожены тысячи гектаров леса.
Думающий о чем-то своем А.Д. роняет реплику: «От 10 килотонн не может погибнуть столько леса».
В хозяйстве ничего не должно пропадать
А.Д. после семинара выходит из ФИАНа. С ним толпа фиановцев. К воротам подкатывает академическая «Волга». За ней — еще одна машина. (Сопровождения? Слежки? Охраны? В то время контакты с А.Д. контролировались и пресекались.) А.Д. садится в первую и предлагает подвести. «А кто не поместится — садитесь во вторую», — добавляет он, указав на машину «сопровождения». Из нее угрюмо смотрели два похожих лица. Немая сцена.
Еще несколько зарисовок, характеризующих поведение сотрудников ФИАНа в связи с ситуацией с А.Д.
Парторг теоротдела Б.М. Болотовский, которому парткомом было поручено «перевоспитание» А.Д., так объяснял в парткоме неэффективность своей миссии: «А.Д. мне все говорит и все вроде логично, а я ему не могу столь же весомо возразить — ведь он академик, а я простой профессор. Вот если бы вы меня академиком сделали, то мой голос был бы гораздо авторитетнее».
Хочу отметить, что даже в самые тяжелые годы научные ссылки на работы А.Д., по крайней мере в моих статьях не выбрасывались. Проходили и упоминания о нем на юбилеях и капустниках.
Вот два примера.
В годы «обострения противостояния», когда А.Д. объявил голодовку протеста проходил юбилей П.Л. Капицы. Я выступил на капустнике и прочел «письмо» от дирекции Третьяковской галереи с предложением об организации встречных платных выставок картин: академик Капица выставляет в Третьяковке хранящуюся у него в личном собрании картину Кустодиева «Молодые Капица и Семенов у самогонного аппарата», а Третьяковка для экспонирования в Президиуме АН — картины Шишкина «Дубы, освещенные солнцем» и Сурикова «Боярыня Морозова». Поняв слабый намек, слушатели потеряли ко мне всякий интерес, но после следующей за этим фразой: «Вырученные деньги пойдут в фонд помощи семьям голодающих академиков» — шквал аплодисментов переполненного зала Института физических проблем слился с радостными восклицаниями самого П.Л. Капицы.
На юбилейном семинаре В.Л. Гинзбурга я зачитывал якобы переданную по западному радио энциклику папы римского о громадном значении Гинзбурга и его семинара в объединении верующих — христиан и закончил фразой о Великом физике: «И поразит Андрей Первозданный мечом своим разделяющиеся боеголовки Змея Горыныча и спасет землю Российскую от супостата ... » В обоих случаях последствий не было: в партком не вызывали, не беседовали, не предупреждали, может быть,потому, что я был тогда в научной ссоре с секретарем парткома ФИАНа, не разговаривал и не здоровался с ним, а может быть, потому, что мне не нужно было проходить обсуждение в парткоме, так как за границу я не ездил, защищать докторскую не готовился и т.д.
Не забуду бережного отношения А.Д. к окружающим: в самый разгар травли, когда доступ к нему ограничивался и контролировался, А.Д. перестал здороваться со многими на людях, дабы не навлечь на них «политическую порчу». Я даже обиделся, когда он перестал обращать на меня внимание. Но вернувшись из Горького, он снова признал всех своих старых знакомых.
Все эти осколки большого разбитого временем зеркала памяти не снимают нарастающего чувства нашей вины: мы не смогли по-настоящему помочь этому великому человеку, так как были опутаны нитями кажущегося благополучия, долга перед семьями и родственниками, нитями, которые могли легко порваться. И поэтому мы пытались убедить себя в том, что А.Д. донкихотствует, что он не политик, верит в воздушные замки, единство человечества, что ему легче так вести себя в силу своего особого положения и больших заслуг. А он оказался провидцем, мессией, стратегом гуманизма и прошел через нашу жизнь почти одиноким, с горькой улыбкой, угловатый, неловкий, косноязычный, но с гордо поднятой головой. Так шли герои на эшафот.
И я начинаю понимать, что наши шутки были для нас всего лишь имитацией поддержки в почти безболезненном для нас виде. Он эту игру принимал и иногда в ней участвовал, но тоже (или только) для нас. Чтобы нам не было так горько и стыдно за свое неучастие в его великом деле.
(Природа, 1990, № 8.)
ПАМЯТИ Е.К. ЗАВОЙСКОГО
На дуэли бил убит N.
Дуэль велась не по правилам: Великий князь не любил N.
Из хроники XVIII в.
В плеяде звезд физиков-гениев XX в. — Звезда Е.К. Завойского была одной из ярчайших. Его жизнь и творческий подвиг еще раз выявили основное отличие гения от таланта. Настоящий гений многократно рождает новое, кардинально существенное для науки, искусства, духа и познания человеческого, открывает все новые и новые направления в области познания. Это фундаментальное свойство гения — постоянно творить новое — и отличает его от гения однократного действия, гения случая, случайной находки, который по существу является высшей формой удачливого таланта. Каждый новый этап творчества Евгения Константиновича открывал новое направление.
Открытие электронного парамагнитного резонанса — фундаментального свойства веществ и их взаимодействия с ВЧ-полем имеет не только эпохальное значение для физики, но и большое прикладное значение.
Созданные им многокаскадные фотоэлектронные усилители изображения не только расширили границы пределов регистрации в астрономии, астрофизике, регистрации треков частиц, но и позволили России обогнать мировую науку в области техники электронно-оптических преобразователей и сверхскоростных регистраторов.
Открытие им турбулентного нагрева плазмы током обнаружило не только новое свойство токонесущей плазмы, но и открыло новую главу турбулентности, новые возможности нагрева плазмы.
И, наконец, предложенный и обоснованный им У ТС на сверхмощных релятивистских пучках. Этот подход весьма перспективен из-за высокого КПД ускорения пучков и большого прогресса техники получения сверхмощных пучков.
Уже этого перечисления достаточно для того, чтобы понять выдающийся вклад Е.К. Завойского и высокие звания, присужденные ему, — академик, Герой Социалистического Труда. Казалось бы, что еще нужно для счастья — удача и признание у него были в наивысшей степени.
Но почему порой ему не хотелось говорить об обстановке на работе, почему он вынужден был годами пробиваться через кордоны сооружаемых кем-то преград и препятствий, почему ему в грубой и бесцеремонной форме в последний момент говорили, что он не едет на конференции, на которые он был приглашен и для которых он приготовил доклад. И почему он в знак протеста против такого обращения подал в отставку с работы. И почему гражданская панихида была не в институте, в котором он работал многие годы, а в ФИАНе?
Эти вопросы мучительно стояли передо мной, когда я вспоминал о многих встречах с этим удивительно талантливым, мягким, но непреклонным в принципиальных вопросах и легко ранимым человеком.
Мои встречи с Е.К. Завойским началась с начала 50-х годов, происходили редко и внезапно. В своей дипломной работе, выполненной в НИФИ-2 МГУ на кафедре И.М. Франка, в 1951-1952 гг. я предложил новый способ регистрации треков с помощью многосеточного усилителя изображения. Это так и осталось предложением, никаких попыток к реализации я не делал и не мог делать, так как некоторое время был без работы и вообще был начинающим, без навыков в этом деле.
Через какой-то период времени состоялся доклад Е.К. Завойского по разработанной им электронно-оптической регистрации треков. На нем выступил и И.М. Франк, который рассказал и о моем предложении. Е.К. сделал регистратор по-другому, у него усиление шло на каскадах преобразования фото-электроннолюминесцентных, а в моем предложении использовалось размножение электронного изображения с последним люминесцентным выявлением. Кроме того, и главное, Е.К. Завойский это уже сделал, а у меня было только предложение.
Однако результатом выступления И.М. Франка было то, что Е.К. нашел меня (хотя тогда это было сделать непросто) и предложил мне работать у него. Скрепя сердце, совершая над собой насилие, я отказался от этого заманчивого предложения, так как накануне договорился с Я.Б. Зельдовичем о поступлении к нему в аспирантуру в Институт химической физики. (Знать бы наперед, что из-за интриг в институте Я.Б. Зельдовичу и мне придется оттуда уйти, потому что он был сотрудником другого института, а в ИХФ был на птичьих правах, если можно так сказать о связях с институтом, в котором Я.Б. Зельдович вырос от лаборанта до ученого с мировым именем!) Я видел, как огорчил мой отказ Евгения Константиновича, но, когда я ему рассказал о договоренности с Я.Б. Зельдовичем, лицо его просияло, и он долго и с восхищением рассказывал мне о нем.
Прошло лет десять. Я работал в ФИАНе у М.С. Рабиновича. Как-то раз он меня вызвал и сказал: «Только что звонил Е.К. Завойский, он указал на статью английского физика Джелли, впервые зарегистрировавшего когерентное радиоизлучение от широких атмосферных ливней со ссылкой на вашу работу, как первую, посвященную этому новому явлению». Меня поразили доброжелательность и радость по отношению к успеху другого физика. Я вспомнил, что мне рассказали в редакции «Атомной энергии», как мою статью «Звук от заряженных частиц» прорецензировал Е.К. Завойский за неделю, заметив, что из этой статьи может последовать много нового.
Прошло еще несколько лет. К нам в лабораторию для знакомства со стелларатором должен был прибыть академик Л.А. Арцимович. Я помню хлопоты и приготовления, как накануне большого праздника, — приезжает академик-секретарь отделения, глава Управляемого Термоядерного Синтеза! Около 10 часов дорогой и почетный гость входит в нашу лабораторию, но ... вместо подробного ознакомления с нашей программой он начинает ругать работы Е.К. Завойского по турбулентному нагреву плазмы, потом переходит на его стиль работы. Все обескуражены. М.С. Рабинович пытается вернуть обсуждение к вопросам У ТС, но «разгром» Завойского продолжается. Я вопросительно смотрю на М.С. Рабиновича. Позже он попытался мне объяснить, что Л.А. очень ревниво относится к тем, кто со стороны вторгается в его епархию.
Второй урок недоброжелательности мы получили на семинаре «Т» в ИАЭ, когда сотрудник И.К. Кикоина Карчевский разоблачающе выступил против Завойского, утверждая, что эксперимент, поставленный им, Карчевским, в сходных условиях, не подтвердил результатов коллектива Завойского. Евгений Константинович отвечал сдержанно: «Сходные, да не те». В аудитории — интерес к драке, потасовке, кто кого уест и никто не замечает, как тяжела и неприятна Евгению Константиновичу вся эта бесцеремонная атмосфера, он бледен и время от времени прижимает левую руку к груди и не замечает, что в аудитории выступили два физика и заявили, что их эксперименты подтвердили выводы Завойского. Он понимает, откуда взялась эта бесцеремонность выступления Карчевского, кто стоит за ним и дирижирует этим. Меня покоробило поведение Карчевского: как может человек с весьма скромным вкладом в науку столь дерзко обращаться с ученым с мировым именем, внесшим выдающийся вклад в развитие науки.
Надо сказать, что и у нас в институте были погромные семинары, но они были внутренними, узколабораторными и сопровождались двухсторонними баталиями и больцмановским распределением синяков у нападающих и защищающихся. (Помню, что прикомандированный к нам чех, приехавший из своей страны периода бурных демонстраций и танков на улицах, попав на наш лабораторный семинар в самую баталию, был потрясен и всем говорил, что у них даже на улицах было гораздо спокойнее, хотя и стреляли.) Однако тот семинар в ИАЭ был свободный, показательный, и на него съехались физики со всего Союза. И сходу понять различие экспериментальных условий не было никакой возможности. Однако большинство восприняли все же это не как научную критику, а как экзекуционное мероприятие.
Тут и проявилось необычайное качество характера Е.К., его непреклонность и продолжение наступления в область термоядерных исследований. Каким трудом ему это доставалось, я понял, когда в начале 70-х годов случайно встретился с ним у входных ворот Президиума Академии наук на Ленинском проспекте. Евгений Константинович выходил грустный, понурый. Увидев меня, улыбнулся (с трудом, как мне показалось) и спросил: «Как ваши дела?» В то время я подвергся жесткому прессингу по поводу самофокусировки, шла кампания по отрицанию существования волноводной самофокусировки, хотя четко указывалось, где она уже есть и где она должна быть. Мне приписывалось то, что я не утверждал, и за это меня критиковали (хотя через несколько лет и это подтвердилось — даже волновод из фокуса!). Я пожаловался на ситуацию, не только мешающую творчеству, но и отбивающую охоту делать впредь что-либо новое. Евгений Константинович слушал, как-то полуотвернувшись, и после того как я закончил рассказ, он совсем отвернулся и прошептал: «У меня не лучше», — и медленно пошел дальше. Я так был подавлен его реакцией, что остался стоять на месте, размышляя, правильно ли я сделал, что «поплакался» Евгению Константиновичу, надеясь на то, что и ему будет легче переносить свои неприятности.
Не знал я, что это будет последняя встреча. Моя ситуация была разряжена авторитетным вмешательством директора ФИАНа академика Д.В. Скобельцына, человека высочайшей порядочности и чести. А время расставило все по своим местам. К сожалению, такого защитника не было у Е.К. Завойского.
Позже до меня дошли сведения, что два раза Евгения Константиновича не пустили на международные конференции в Японию 1970 г. и США 1971 г., не пустили в грубой и бесцеремонной форме, в самый последний момент. Свидетели рассказывают, что, когда все собрались на окончательное собеседование, чиновник подошел к Евгению Константиновичу и сказал: «А вы чего пришли? Вы никуда не едете». А доклады были написаны, переведены и оформлены. Кто поставил «подножку» в последний момент?
Евгений Константинович не мог стерпеть такого обращения и в конце 1971 г. подал в отставку — перестал ходить на работу. Это был уход в знак протеста против бесцеремонного унижения достоинства ученого. Это не был добровольный уход на пенсию. Это был моральный протест против нарушения прав личности и ученого. Все научное было смято и скомкано, электронный термояд осиротел в самом начале; через некоторое время Евгений Константинович взялся за несвойственную ему работу главного редактора УФН, но жизнь оборвалась.
Мы прощались с Е.К. Завойским в Колонном зале ФИАНа, и в глазах многих был вопрос: почему так быстро догорела жизнь, почему так нелепо все получилось, и почему так мало его сослуживцев, и почему это у нас происходит? И понимали все нелепость этой истории по подавлению строптивого и не могли найти причины, кроме комплекса Сальери, когда зависть перед талантом и гением застилает глаза и вместо служения Науке человек, облеченный полномочиями вершить, начинает мешать и удовлетворять за государственный счет свои претензии на мнимое превосходство, а не любознательность (перефразируя известное высказывание Л.А. Арцимовича). Сколько талантов и открытий потеряла Россия из-за этого необузданного законом, моралью, кодексом чести и авторским правом всесилия и безнаказанности бездарного чиновника или высокомерного руководителя. Время, которое слишком мягко называют эпохой застоя, полно трагедий, деформированных судеб.
Да, наука так же безжалостна, как война, в ней есть и пропавшие без вести, и разведчики, и мародеры, и слава победы, и горечь поражения. Но на войне у обеих сторон есть оружие в руках. В науке часто оружие имеет только находящийся на большом посту, у него бронежилет номенклатурной непогрешимости и собственное войско соратников-прихлебателей. И противостоит им, как правило, одиночка, человек редкого творческого склада ума, души и очень ранимый — так уж устроена душа творца, открывающего новое. Эта борьба — всегда дуэль не по правилам.
(Из кн. «Чародей эксперимента» Стр. 91-95. Москва. Наука. 1993.)
ЗВЕЗДА КАПИЦЫ БУДЕТ СИЯТЬ ВЕЧНО И ЯРКО
Проходят времена, распадаются государства, города заносятся песком, их жизнь становится историей — но величие смелости Духа и яркости открытий Гения проходят через эпохи и поколения, от античности и средневековья до наших дней, вселяя мужество и силу в слабые души, поднимая во весь рост униженных, давая им силу и дерзость делать и отстаивать новые открытия.
343
В этом — главная роль Великих людей, которые подобно алмазам долго сверкают в пепле человеческом, пепле людей, сожженных и задавленных временем, жизнью и деспотизмом.
Таким великим примером был и Петр Леонидович Капица, который не только внес выдающийся вклад в физику, но и удержал падающую при деспотизме цивилизацию в стране, защитив многих, вырвав из рук палачей Л.Д. Ландау, заклеймив как неуча и выскочку оберпалача гневными словами, и спас честь российских ученых наряду с такими же несгибаемыми людьми, как А.Д. Сахаров и Н.И. Вавилов.
Каким П.Л. вошел в жизнь мою и моего поколения? К тому времени, когда я начал посещать семинары Капицы (50-е годы), он уже был легендарной личностью. Все ощущали необычайную широту его подхода к физическим исследованиям. Так, занимаясь низкими температурами, он не только открыл ряд важных новых явлений (таких, как сверхтекучесть, принесшую П.Л. Нобелевскую премию). Он блестящими демонстрациями привлек широкие массы физиков и представителей других наук к этой важнейшей и парадоксальнейшей области и развернул широкую технологическую революцию по промышленному производству криоагентов, предвосхитив новейшую технологию металлургии, ракетотехники, медицины, биологии. Это было высочайшее проявление творчества, приведшее в движение большие массы творческих людей, организаторов, руководителей. Эта масштабность творчества, постановки исследований и следствий была характерна для П.Л. и приносила ему победоносность и в случае других исследований. Так, например, его исследования по СВЧ-разряду и горящему плазмоиду не только (и не столько) дали возможность предложить новую модель шаровой молнии, но и родили целый сноп изобретений нового вида лучевого СВЧ-оружия с плазмоидом на конце луча, прожигающего самолеты и ракеты, привели к новому подходу к управляемому термоядерному синтезу.
Эта широта взгляда и широта интересов была стихией П.Л., в которой он чувствовал себя Творцом нового мира. Каждую среду к Капичнику стекались толпы на семинар великого ученого, часто только ради нескольких фраз, которыми он подытоживал семинарские доклады. Вот он входит в зал, пожилой, но крепкий, похожий на капитана — морского волка, с красноватым лицом, в простой рубахе, берет молоток в руки и объявляет семинар начавшимся.
Семинары, на которые приглашались или выбирались докладчиками многие из ведущих (часто опальных) ученых, проходили под незримой поддержкой П.Л. Даже сам факт доклада воспринимался как честь.
Помню особенно четко несколько семинаров. Один — по экономическим формациям. После доклада был вопрос П.Л. «А почему в истории цивилизации все повторяется: сначала рабство, потом феодализм, капитализм, потом снова колхозы ... ?»
После доклада Л. Термена об изобретенных им электромузыкальных инструментах (терменвоксе) П.Л. попросил исполнить что-нибудь. Докладчик, с невероятным напряжением перемещая кисти рук, исполнил «Вокализ» и, вытирая пот со лба, напоролся на реплику П.Л.: «Видать, на вашем инструменте играть гораздо труднее, чем на рояле».
Помню доклад самого П.Л. об экологии. Это был доклад — предупреждение о трагическом будущем неразумного человечества.
На семинаре выступал и Н.В. Тимофеев-Ресовский, и это был блестящий доклад, тепло встреченный П.Л., который интересовался и генетикой, и медициной, и даже психоанализом.
Семинар шел за семинаром, интересные встречи и доклады, но я все не приближался к П.Л. и не входил в его сферу внимания. И только когда П.Л. организовал экспресс-журнал «Письма в ЖЭТФ», начала стремительно нарастать частота моих контактов с П.Л. Журнал меня сразу привлек необычайной для того времени скоростью публикации и скоростью перевода. Это был прорыв в научной публицистике России, для того времени необычный. И главное, что сразу бросалось в глаза, — это было любимое детище П.Л. Ему он уделял много внимания, его он обеспечивал современными, все более совершенными веритайперами и подбором руководителя редколлегии — А.С. Боровика-Романова.
Меня печатали часто и сначала с охотой. Потом выявились неприятные тенденции: члены редколлегии «Писем» из-за малого размера журнала и необходимости проводить статьи по своим темам, статьи своих учеников или начальников оставляли мало места для статей других. Я часто стал слышать укоры: «Мы вас только что напечатали, а вы еще одну статью принесли. Многие отклоненные жалуются, говорят, что мы печатаем только Аскарьяна». Я старался доказать, что нужно судить не по тому, печатался ли автор уже и недавно ли, а по тому, интересная ли статья. И вот, наконец, настало противостояние: я принес статью о возможности и экспериментальном наблюдении выжигания нефтяной пленки на поверхности воды с помощью инфракрасного луча лазера, поглощаемого в тонком слое. Статью редколлегия единогласно отклонила, признав ее чисто прикладной, а не физической и порекомендовала напечатать в «Письмах в ЖТФ». Я сразу же пришел к П.Л. с жалобой, тем более что статья была инициирована докладом самого П.Л. об экологии. П.Л. с интересом прочел статью, сказал, что читает и другие мои статьи, что и эта статья содержит новые идеи, а если статья содержит хоть одну новую идею, ее надо публиковать. «Для этого я и создал этот журнал», — сказал он. «Так напишите свое мнение», — сказал я. Он на это ответил: «Писать я ничего не буду, а поговорю с редактором. Я должен его убедить, а не приказать». Он вызвал редактора к себе, а мне сказал: «Все будет в порядке, не волнуйтесь. Я уговорю его». Когда я спускался по лестнице, мне навстречу промчался Боровик-Романов, Увидев меня со статьей в руках, он опешил и сказал: «Зачем же так сразу к П.Л.! Вы бы нам возразили, мы бы и подумали». — «Думать надо раньше», — сказал я и важно пошел в редакцию, чтобы оставить там статью. Сразу же пришел за мной Б.Р. и сказал членам редколлегии, что «печатать А. будем, придется». (Быстро же П.Л. его уговорил! — подумал я.) В редколлегии поднялся гвалт, все стали выражать недовольство и послышалась многоголосая фраза: «Зачем тогда мы тут сидим?» На что я ехидно и чистосердечно ответил: «А я не знаю!».
Статья вызвала большой интерес, я получил заказ на статью в «Petroleum In- geneering», и эту возможность начали обсуждать все чаще и категоричнее по мере повышения мощности и компактности лазерных установок, и появились сообщения о практической реализации. Но психологическая война с редколлегией «Писем» была начата. Мне намекнули, чтобы я не злоупотреблял тем, что хожу в «любимчиках» у П.Л., что хватит мне того, что он с удовольствием слушает мои ехидные рецензии, которые зачитывали на заседаниях редколлегии ЖЭТФ, причем часто от меня доставалось и некоторым членам редколлегии.
И вот, наконец, круглый юбилей ЖЭТФ. Все женщины из редколлегии журнала и «Писем» были мобилизованы на приготовление угощений. Мне сообщили, что П.Л. хотел бы видеть и меня на этом празднике. Я предчувствовал, что мне бы лучше не приходить, а если и прийти, то помолчать. Но П.Л. требовал буйного праздника, и я оказался жертвенным бараном. Почувствовав фламандское настроение 345
у П.Л. и присутствующих, я быстро накатал приветственное письмо от переводчиков ЖЭТФ — русских американцев, потомков белогвардейцев, закончив его благодарностью за обеспечение существования и приветствием в адрес «Боровика дома Романовых». П.Л., отсмеявшись, спросил, как теперь я отношусь к «Письмам». Я рискнул в ответ рассказать очень старый анекдот, как женщина с ребенком пришла к врачу и он предложил ей раздеться. «У меня ребенок болен». — «Раздевайтесь, — ответил врач. — С ребенком дело дрянь, нового делать придется». Несмотря на любовь к «родному детищу», П.Л. озорно засмеялся.
Вспоминаю также, как на юбилее П.Л. организаторы предложили мне выступить, но попросили не затрагивать политику: времена были тревожные в Академии, опальный А.Д. Сахаров объявил голодовку и П.Л. очень глубоко переживал все это. Я прочел обращение Третьяковки (ГТГ), где, кроме поздравления, было предложение об обменных выставках картин: из ГТГ в Президиуме АН выставить «Дубы, освещенные солнцем» Шишкина и «Боярыня Морозова» Сурикова, а в ГТГ выставить картину Б. Кустодиева, принадлежащую П.Л.: портрет молодых ученых Капицы и Семенова у самогонного аппарата. Средства, вырученные от показа, пойдут в фонд помощи семьям голодающих академиков. Реакция зала и П.Л. были взрывные. Вообще П.Л. любил и острое слово, и анекдот, и нетривиальные задачи, и нетривиальные ответы.
Знал ли он о том, что остроумие есть сублимация нерастраченного творческого и иного духа? Наверно знал, так как любил Фрейда. Но для него это было разрядкой от той напряженности жизни, которую он все время испытывал.
Я это узнал раньше, чем прочел его письма (их без волнения нельзя читать).
Один раз мы встретились в Институте физпроблем, и он пригласил меня в свой кабинет. Пригласил сесть и спросил, откуда я родом. У знав, что я родился в Москве, стал расспрашивать про родителей. Начал вспоминать свое пребывание на юге России, знакомых ученых и художников. Я почувствовал, как в нем разгорается огонь ушедший молодости. Вдруг он предложил: «Хотите, я покажу вам свою установку? Вы не торопитесь? Мы быстро!». Я не мог и мечтать об этом, и он повел меня через какие-то коридоры и привел в зал, где в большой металлической бочке горел СВЧ-разряд, свечение от которого вырывалось через окна в бочке. Вытащил из кармана маленький спектроскоп (из учколлектора) и протянул мне: «Вот линии водорода. Это прототип СВЧ термоядерного реактора. Уже сейчас там большие электронные температуры, а нужно еще поднять ионную. Есть разные идеи».
Забыв, что П.Л. ужасно не любил, когда ему подсказывали решения, так как сам до них быстро додумывался, я сказал: «Петр Леонидович, у меня есть статейка в АЭ о возможности резонансной раскачки сгустка плазмы модуляцией СВЧ-давления, правда, там сгусток в вакууме, а у вас в плотном газе, но просто написать приведенную массу воздуха и упругость плазмы — как для пузыря в жидкости». П.Л. улыбнулся и сказал: «Пришлите, посмотрим». И тут только я понял, что этот поистине царский прием для того, чтобы я воспрянул духом. Я улыбнулся ему в ответ, так как до этого я видел спасение в унижении, и знал, что чем безрадостнее жизнь, тем ярче разгорается творческий дух. Я поблагодарил П.Л. за прием и помчался на работу. Нашел оттиски статей и привез к П.Л. Прошла неделя, и вдруг получаю по почте толстый конверт, в нем оттиски статей и книга П.Л. с трогательной дарственной надписью. Это был самый дорогой подарок, который я получал за свою жизнь.
Сколько же добра сделал этот мудрый творец, скольких поддержал, защитил!
Вот неполный список:
Л.Д. Ландау, которого он вырвал из когтей палачей уже тогда, когда Л.Д. «признался в совершенном».
Е.К. Завойский, выдающееся открытие которого (ЭПР) не признавали, но П.Л. дал ему возможность у себя в институте собрать установку, продемонстрировать эффект и защитить докторскую диссертацию.
А.Д. Сахаров, которого он поддерживал и против которого ни одного письма не подписал.
Скольким он помог через журналы, которыми руководил, своими лекциями, книгами, деятельностью в МФТИ, в организацию которого он вложил много души и времени. Вот почему его так любили студенты, и художники, и скульпторы, и поэты, которых он поддерживал в самые тяжелые для них периоды, организуя у себя в институте выставки, выступления. И все это делал просто, без помпы — как должное, потому что любил науку, человечество, цивилизацию, творчество, искусство и Россию, величию которой он посвятил всю свою жизнь, победоносную и трагическую, среди друзей, поклонников и волков, и прошел по терниям к звездам неба истории. Его звезда будет сиять вечно и ярко.
Чаще смотрите на нее, вспоминайте и благодарите свою судьбу за то, что были современниками ее земного восхождения.
(Из кн. Петр Леонидович Капица. Воспоминания, письма, документы.
Стр. 311-315. Москва. Наука 1994.)
ВСТРЕЧИ С ЛЕВИНЫМ
Говорят, что в последние минуты и секунды жизни человек вспоминает и ясно видит лики тех людей, которые ему запали в душу, запомнились на всю жизнь. Если это так, то мне предстоит видение Михаила Львовича — человека, сыгравшего большую роль в понимании жизни, гуманности, стойкости духа и в пассивно-массивном сопротивлении злу и злодеянию. Его уроки столь могущественны и необходимы обществу, особенно современному, что о нем нужно помнить, писать книгу, а не краткие воспоминания. Дай Бог времени и силы на это.
М.Л. Левин и другие настоялцие интеллигенты были тем айсбергом, о которым разбился «титаник сталинизма».
(Из выступления на гражданской панихиде)
... Я в лаборатории ускорителей ФИ АН, аспирантом у завлаба М.С. Рабиновича, давшего мне свободу творчества с преимуществом вокруг идей В.И. Векслера, который часто приезжал к нам из Дубны с новыми идеями по коллективным методам ускорения. Было решено подключить к их разработке Левина. «Завтра он приедет к нам — будьте на месте», — предупредил М.С. Из разговоров М.С. с другими физиками я многое слышал о Левине, в основном о его классических работах по электродинамике, о его сложной судьбе, о его жене Наташе, приехавшей к нему в ссылку. Каков он в жизни, в науке, в действительности?
И вот навстречу мне по коридору плазменного корпуса идет плотный, невысокий человек, чиркая о стену переполненным портфелем, который он держал под мышкой, и, глядя на меня в упор, через сильно увеличивающие глаза очки, с усмешкой говорит «Вы Гурген Аскарьян? Я вас вычислил по рассказам М.С. Будем знакомы».
Мы завалились в какую-то комнату и начали с ходу обсуждать последние идеи об ускорении мощными электромагнитными волнами сгустков плазмы, над которыми 347
работал тогда В.И. М.Л. курил, кашлял и ехидничал над ожиданиями получить большие энергии, но, когда я сказал, что у В.И. есть другой путь — получить сверхмощные потоки быстрой плазмы, стал собраннее, и я почувствовал, что он приготовился к прыжку. В этот день В.И. Векслер не смог приехать, перенеся встречу на завтра.
И вот состоялась встреча вчетвером: В.И., М.С., М.Л. и я. М.Л. говорит: «Я кое- что набросал, и получается нехорошо».
Выходит к доске и излагает четкую упрощенную модель расчета: рассматривая малые (по сравнению с длиной волны) сгустки плотной плазмы, исследуем устойчивость их положения на оси волновода. О их деформации пока забудем. Так вот, в простейших типах волн в волноводе эти сгустки плотной плазмы на оси неустойчивы, и будут сваливаться с оси на стенки. Векслер потрясен, он не может совладать с собой и чуть не кричит: «Вроде так, хоть стреляйся». Я прошу разрешения подумать, прошу не стреляться до завтрашнего дня. Я потрясен простотой модели и подхода М.Л. к проблеме, но интуитивно чувствую, что есть спасительное решение. И оно приходит вечером: нужно взять сгустки не плотной плазмы, учесть плазменный резонанс, и сразу же появилось изменение силы в зависимости от разности внешней и плазменной резонансной частот. Кроме того, мне удалось показать, что для неосновных мод (типа кольцевых распределений) электромагнитных полей появились новые возможности устойчивости.
На следующий день Векслер слушал меня с напряжением и, когда я закончил, произнес: «Великолепный дуэт», — и чмокнул меня в лоб. Вышел к доске М.Л. и, играя мелом, изложил новую главу о деформации сгустков в полях. Опять был мощный прорыв вперед. Работа резко ускорилась. Я сразу почувствовал силу и плодотворность игры с классиком. Какой темп, какая конкретность мышления. Мне почудилось, «он думает глазами» — так четки и экстремально красивы его упрощенные модели.
Векслер сказал: «Пишите скорее доклад на Женеву, я туда поеду и доложу». Мы с М.Л. написали доклад. Меня страшно томило, что авторы доклада — «Аскарьян, Левин, Рабинович», в то время как основной, инициирующий вклад сделал Левин, а Рабинович был ни при чем. Я сказал Рабиновичу, что более справедливо было бы пропустить фамилию Левина перед моей. Так и сделали. Когда Левин увидел текст доклада, он насупился, вызвал меня из кабинета М.С. и стал допрашивать, не оказывал ли кто-нибудь нажима на меня. Я сказал, что это я сам и предложил. «Как вы, а М.С. сказал, что это его предложение». — « Нет, нет и нет — без вас этого ничего бы не было», — сказал я с нескрываемым удивлением, глядя на новую, неожиданную для меня, последовательность авторов. Читатель догадается, кто оказался на втором месте. Неисправимо тщеславие людей.
После этого мы сдружились с М.Л., и он предложил приезжать к нему в гости. Жил он у станции метро «Сокол».
Там кипели страсти, споры, розыгрыши. Часто бывали художник Борис Биргер, А.В. Гапонов, М.А. Миллер и нередко приезжал М.А. Леонтович. Всех их объединяла свобода творчества и радость общения друг с другом.
Прием гостей происходил в свободной манере. М.Л. мог погрузиться в чтение книги, принесенной гостями или взятой с полки (я обратил внимание на длинный ряд книг Большой серии поэта, ее М.Л. знал в совершенстве, часто цитировал и мгновенно находил нужную ссылку по просьбе). Время от времени М.Л. отрывался от чтения и произносил с сарказмом фразу, уточняющую или усиливающую рассказ гостя. Мне запомнился случай, когда гость опрокинул бутылку с фруктовым нектаром на клеенку и решил втянуть в себя разлитое прямо с клеенки, на что М.Л. изрек, не отрываясь 348
от чтения: «Не чавкай за столом». Часто рассказывали анекдоты из лагерной или горьковской жизни М.Л. и его друзей.
Помню историю со ссылкой на Фрида и Дунского, старых друзей М.Л. по аресту с нелепым обвинением, от которого М.Л. довольно легко отряхнулся, доказав, что они не могли готовить покушение, так как окна квартиры, где они собирались, выходили во двор, а не на проспект. Когда все же Фрида и Дунского послали на лесозаготовки на Север, там они познакомились с выдающимся английским профсоюзным деятелем, организатором бойкота портовиков, потребовавших «руки прочь от Советской России» и отказавшихся грузить войска и вооружение на корабли Антанты, готовившие поход на север России. Его имя было выбито золотыми буквами на доске то ли парламента, то ли здания профсоюзов в Лондоне. Он поддался своей же агитации и решил приехать в Россию, чтобы строить социализм, но попал в лагеря как иностранец и к тому же подозрительный активист. После смерти Сталина все ждали быстрого освобождения, но оно запаздывало. И тогда англичанин, плохо знавший русскую речь, попросил Фрида и Дунского написать за него письмо правительству, чтобы его освободили, учитывая его прошлые заслуги и полную невиновность. Те написали так выразительно, что, читая письмо перед тем, как его подписать, он заплакал, подписал, подумал и приписал еще фразу, затем заклеил конверт и сдал начальнику лагеря. На вопрос Фрида, что он приписал, англичанин простодушно объяснил: «Я написал, что, если нельзя освободить, пусть хоть банку с тушенкой пришлют, кушать хочется».
Неизменным успехом у гостей М.Л. пользовалась история пребывания известного ученого Фелсена в Москве и Горьком. В Москве принимал его я, и так получилось, что Фелсену все время на глаза попадалось оружие охраны: сначала, когда с его плеча охранники с замаха сорвали фотоаппарат, сказав «при выходе отдадим», выдвинули ящик стола, где лежал большой пистолет, а потом при выходе из ФИАНа, когда навстречу Фелсену из проходной вышли пять охранников с пистолетами в руках (шли в тир тренироваться). Насилу я успокоил Фелсена, которому назавтра надо было уезжать в Горький, чего он начал побаиваться, так как был первым иностранцем, которого допустили в этот закрытый режимный город. И его предчувствие не обмануло. Хотя научный прием был проведен на достойном уровне, но, желая показать Фелсену и «крутую жизнь», его повели на танцы в Дом учителя. Там в зале шли танцы под строгим присмотром блюстителей нравственности — бригадмильцев (тогда был апогей борьбы со стилягами и западными танцами). А Фелсен пустился в твист или рок — никто такого не ожидал — и прежде, чем сопровождающие опомнились, Фелсена скрутили, заломив руки, и доставили в свой штаб, где изрядно помяли, так как он сопротивлялся. На вопль ворвавшихся в штаб сопровождающих «это ученый!» был дан ответ: «Эта пьянь до того нализалась, что слова по-русски выговорить не может». 1
И сам М.Л. с удовольствием травил горьковские анекдоты в широком диапазоне — от докладной участкового «при трупе были обнаружены облигации госзайма, других следов насилия не обнаружено» до случая с записной книжкой с сокращенной записью анекдотов, которые сочли за шифр шпиона и доставили в КГБ, который быстро нашел владельца и тому пришлось доказывать следователю, что это не шпионские записи, а анекдоты, и рассказывать их. На что следователь, сидевший с мрачным лицом, за-
тЭта байка про посещение Фелсеном ночного дансинга не совсем точна: так могло быть по тем временам, но не было. В дансинге царила обстановка низкопробного распутства. И Фелсена приняли за стилягу тамошние девочки. Не было ни привода, ни избиения. Но был нагоняй «сопровождающему лицу». — Прим, редакторов. Я имел в виду эпизод в Доме учителя и даже не подозревал о существовании ночных дансингов в то время в Горьком. — Прим, автора.
349
явил: «А почему у вас все анекдоты против советской власти и ни одного за?» — «Как нет — вот один — за», — вскричал допрашиваемый: «Муж застает у жены любовника, хватает его за грудки и кричит: не будь я членом КПСС, удавил бы тебя. Слава КПСС! — радостно кричит тот». Теперь эти байки читают с эстрады, но многие из них пошли из этой компании. А тогда этот анекдот был рассказан по случаю: меня пытались стравить на соревнование с одним известным математиком — кто кого пе- реанекдотит. Тот с серьезным видом вытащил толстую записную книжку с краткими записями анекдотов, в то время как я травил их бойко по памяти. Была рассказана эта история, и М.Л. сразу поднял мою руку в знак победы.
Я сразу почувствовал, что за этой вольницей идет мощное движение взаимопомощи. Тогда серьезно болел один горьковчанин, и М.Л. делал все, что было в его силах, чтобы помочь ему. От кого-то он узнал, что я попал в тяжелое положение, оформляя открытие эффекта самофокусировки, и сделал незаметно эффективный ход — письмо академика Леонтовича в комитет изобретений и открытий в мою поддержку, на что я совершенно не рассчитывал, зная его отрицательное отношение к оформлению открытий.
Каждый раз уходил я из гостей с верой в то, что есть люди, ради которых нужно жить, нужно не выжить, а выстоять против зла в любой форме.
Теперь мы узнали, как много делал М.Л. для Сахарова, поддерживая его в ссылке и при каждой встрече. И оба любили друг друга не только как студенческие друзья, но чувствовалось в них могучее противодействие лжи и злу, уходящее корнями в народ.
Помню историю с «методом» Дружкина, который в выпуске Общества любителей природы опубликовал свой новый метод решения задач по электростатике, моделируя любые тела навивкой проводящей нити и суммируя поля от всех нитей. При этом Дружкин намекнул, что многие задачи решаются гораздо проще, чем их решают некоторые академики. М.Л. завелся, сразу обратил внимание, что в этой модели Дружкина получаются граничные условия, не совпадающие с действительными, и собирался учинить вежливый погром этому несчастному автору. Я отговаривал М.Л., говоря, что не стоит, хотя бы потому, что у Дружкина есть путь отступления: он будет утверждать, что его способ приближенный, но проще. Но М.Л. довольно резко возразил мне: «Надо бороться за чистоту науки!»
Через некоторое время мне друзья рассказали, что он на пляже, на даче, в жаркий день подойдя к ручью, откуда все брали холодную воду для питья, обнаружил там чьи- то охлаждающие бутылки с пивом, замутняющие источник для питья. Он разбросал бутылки по сторонам, подождал, когда ручей успокоится, и наполнил свой стакан. Через некоторое время к ручью подошел верзила — владелец бутылок и, обнаружив их отсутствие, начал ругаться, собрал бутылки и снова сунул их в ручей. Спокойно подошел М.Л., снова вытащил бутылки и разбросал их на глазах у владельца, который пришел в страшное бешенство, сопровождая все бранью и взятием за грудки. На что М.Л. спокойно сказал: «Тут люди берут воду для питья». И тут он бесстрашно боролся за чистоту источника.
Пролог к расставанию был стремительным.
Дальше жизнь моя пошла быстрее, тяжелее. М.Л. переехал, стал жить близко к моему району. Но из-за ухудшения домашних дел я уже не мог приходить в гости. Мы раза два встречались в магазине Академкнига, причем он меня узнавал по голосу, так как видел совсем плохо. Когда М.Л. натолкнулся на движущуюся черную «Волгу» и попал в больницу Склифосовского, я раза два навещал его. Помню, когда я, желая скрасить его положение, сказал, что у него есть возможность попасть в больницу, а я и 350
этого лишен, так как у меня под присмотром два беспомощных инвалида, я заметил, как погрустнели его глаза. Я и сейчас вижу его как наяву, как он провожал меня, пытаясь помочь мне надеть пальто и приглашая еще и еще раз посетить его.
Сколько людей старались причинить ему вред, но он не принял их мелкой возни, выстоял и помогал другим.
Это был не только классик в физической науке, но и Великий Учитель Жизни.
До скорого свидания, дорогой Михаил Львович. Я счастлив, что был Вашим современником!
(Михаил Аьвовш Левин ... Жизнь, воспоминания, творчество.
Н.Новгород. 1995, стр. 168-172.)
ЦЕЛЬНЫЙ ХАРАКТЕР
Я часто возвращаюсь к мысли: какую роль играл М. А. Леонтович в моей жизни? И чем дальше погружает время события прежних дней, тем отчетливее всплывают некоторые встречи с ним, фразы, даже взгляд проницательных глаз этого удивительного человека. Удивительного цельностью характера в жизни и в науке и пронзительным (как крик о помощи) желанием не только помочь добру, но и противоборствовать злу.
В одиночной палате больницы АН СССР, напротив ФИАНа, он лежал последние недели в тоскливом ожидании, когда его, наконец, выпишут домой. Он, как все думали, не знал, что с ним. Врачи уверяли его в доброкачественности процесса. Но когда он пересказывал разговоры с врачами, он пристально смотрел в глаза собеседнику. Часто проверяющий взгляд его был внезапным, чтобы застать врасплох глаза собеседника. После этого он молчал несколько минут, как бы анализируя и собирая мужество продолжать игру в непонимание жестокой правды.
Я был у него в больнице несколько раз. Последний раз — за неделю до смерти. После первых вопросов — что нового в науке, он обычно переходил к воспоминаниям о поездках, походах, встречах с людьми, с которыми ему было интересно, хотя их общество не всегда ему было удобно и приятно. Он старался предупредить и предотвратить ситуации, когда ему приходилось быть нетактичным.
Я чувствовал это особенно остро, так как он не допускал к себе всех желающих навестить его и на вопрос родственников, может ли N навестить его, спрашивал: «А что ему нужно?». И разговор я вел в пластах, интересных для Михаила Александровича.
Несмотря на тяжесть состояния, он сохранил ясность физического мышления. Когда я рассказал о последних опубликованных статьях по поверхностным электромагнитным волнам на поверхности моря, он не только напомнил предыдущие исследования, но и указал, в каких направлениях молено наврать в толковании полученных результатов. Этот разговор он вел с полузакрытыми глазами, без малейшего напряжения и не отвлекаясь от состояния, в котором находился, пока не вспомнил первые работы Папалекси в этом направлении. Он чуть приподнялся, уселся поудобнее и стал рассказывать о своей молодости, отрывочно, дерзко, как бы купаясь в горячей воде воспоминаний, прорвавшейся случайно. И все отрывки воспоминаний содержали общую единую мысль: как важно, чтобы рядом были талантливые, критически мыслящие личности, способные понять, развить научную мысль. Особое место занимал вопрос о критицизме теоретика и руководителя при анализе эксперимента. Напомнил о роли Л.А. Арцимовича в осознании нетермоядерной природы нейтронов из пин- чей. А как же вопрос об общей культуре физика? И я напомнил ему свой разговор 351
с известным итальянским физиком, который рассказывал о встрече с делегацией советских ученых, среди которых был академик Леонтович, поразивший итальянских делегатов знанием Цицерона и цезаря, которых цитировал на латыни. «Это был один из самых образованных советских ученых», — заявил итальянец.
— Ну, что вы, просто у меня образование гимназии. Наше поколение знало и латынь, и античных лириков, и ораторов в подлиннике. Но мы уже все вымерли, ... — и он снова замолчал, а я вздрогнул от близости фразы к его нынешнему состоянию.
— А почему вы затронули вопрос о внутренней культуре?
— Это вы первый начали про Арцимовича, — ответил я.
— Вы опять об этом, — сказал он с укором, по-видимому, вспомнив наш незавершенный разговор о недопустимо грубом отношении Арцимовича к академику Е.К. Завойскому в связи с его опытами по турбулентному нагреву плазмы, в результаты которых Арцимович не верил. Этот разговор в ФИАНе после сессии (АН СССР был завершен Леонтовичем изящной фразой: «Просвещенный монарх, конечно, не должен есть рагу из соловьев». Я ответил резче: «Это было больше похоже на каннибализм». «Но у вас в ФИАНе тоже не сладко», — ответил он, и мне нечего было возразить.
Он долго молчал. Вошла медсестра и спросила: «Михаил Александрович, вы будете что есть? Яйца всмятку или омлет?». — «Конечно, всмятку, так как в омлет пускают и несвежие». Сестра улыбнулась и ушла. Он продолжал: «Вот так и в коллективе: когда много разных — попадаются и несвежие, которые портят общий дух».
После легкого завтрака он, устроившись поудобнее, начал рассказывать о своих учениках. Узнав, что многие с моего курса, стал спрашивать, как они учились и как проявили себя в студенческие годы. «Плохо, когда все ученики выходят в большие люди. У них остается слишком мало времени», — сказал он. (А я про себя подумал — и для науки, и для учителя!)
Задолго до первой встречи с Михаилом Александровичем я много слышал о нем как о легендарной личности, как о живом классике. Меня все время поражало, что он никогда не приписывается к работам своих учеников, хотя и темы давал, и руководил до подробностей проведением работы. Я не мог различить тогда, что это — только проявление высокой порядочности или еще и протест против ставшего эпидемией приписывания руководителей отделов институтов к авторству работ сотрудников. Позже понял — и то и другое.
Я часто видел его на семинарах в ИАЭ и в гостях у М.Л. Левина, мужа его дочери Наташи. Один раз там было много гостей. Маленький Петя, внук, забавлял всех своей ранней сообразительностью. Внезапно приехал Михаил Александрович. «Пообщаться с внуком», — заявил он Кто-то из гостей включил приемник и, подсев к нему, стал слушать футбол. Незаметно исчез Михаил Александрович. «А где он?» — спросил я у хозяина, так как хотел поговорить с М.А. по физике. «Он уехал», — ответил Михаил Львович. — «Дело в том, что он не переносит радио и поэтому ретировался». — «Но мы бы выключили или перенесли приемник в другую комнату!» — «Но вы же знаете его, он не любит доставлять неудобства окружающим».
Наши разговоры начинались, как правило, невинным вопросом Леонтовича:
«Что вы еще такое придумали?» Или: «Как у вас дела в ФИАНе?», но кончались, как правило, ехидной перестрелкой.
При одной встрече он долго доказывал, что все приоритетные споры в науке гроша ломаного не стоят и брать «патенты на открытия» глупо и вредно. Я возражал, говоря, что в науке много бесплодных и нечестных людей, желающих приписать себе открытия, сделанные другими, и что многие процветают на самоприписывании
352
и кажущейся независимости открытия. Михаил Александрович мрачнел, так как факты истории расходились с его утопическим пониманием о необходимом — и некогда существовавшем — климате науки, когда не ссылаться на использованные работы было бесчестным, и такому человеку просто не подавали руки (а теперь о таких говорят, как о ловкачах, чуть ли не с долей восхищения). Впрочем, в известном мне конкретном случае, когда группа напористых физиков пыталась аннулировать диплом на открытие эффекта самофокусировки, утверждая, что этот эффект открыл В., и требуя составления нового состава авторского коллектива с участием В. (и, конечно, их самих), мне прочли в отделе открытий Комитета по делам изобретений подшитое к делу письмо академика Леонтовича о том, что хотя в принципе он против патентов на открытия, но заявляет, как руководитель работ В., что в работах В. не было никакой самофокусировки, и о ней В. даже не думал. Это письмо и поддержка Д.В. Скобельцына, тогдашнего директора ФИАНа, сыграли решающую роль в защите авторских прав, без которой невозможен или даже трагичен прогресс.
Замечу, что сам я не просил у Михаила Александровича поддержки, так как знал о его отношении к дипломам на открытия вообще. Это письмо было его реакцией на явную несправедливость, тем более что в эту несправедливость был вовлечен его сотрудник.
Я слышал о его выступлениях против Лысенко и его ставленников. С каким интересом сам Михаил Александрович слушал рассказ невольного свидетеля, лицезревшего в академической столовой блистательную мимическую сцену: когда за стол Леонтовича сел Лысенко, Леонтович жестикуляцией и мимикой (жующего!) лица давал понять, что это соседство ему неприятно, пока официантка не подошла и не усадила Михаила Александровича за другой стол, по-видимому, поняв их взаимную несовместимость. При этом Леонтович заметил: «В действительности не в мимике было дело: на мой вопрос, почему она решила пересадить не его, а меня, официантка чистосердечно ответила: »Так все обычно просят отсадить от него!»». И этот общий протест радовал его больше, чем собственный.
Мне казалось, что такой вид возмездия несоразмерен вреду, который причинил этот псевдоученый, и его надо гнать из академии и предать суду. Леонтович мрачнел, складывался в характерную позу и начинал курить, курить ...
Он мучительно переживал взаимоотношения академика-секретаря ООФА АН СССР Л.А. Арцимовича с одним из лучших в мире физиков-экспериментаторов Е.К. За- войским. (об этом уже говорилось выше.) Е.К. Завойский — человек редкого таланта, открывший несколько направлений в физике, работавший своими руками и над своими идеями, был одним из самых достойных претендентов на Нобелевскую премию.
Его пионерские работы по электронному парамагнитному резонансу и по пучковому синтезу во многом способствовали повышению реального престижа нашей науки.
Между тем Л.А. Арцимович со свойственной ему экспрессивностью, а подчас и нетерпимостью к недостаточно аргументированной, по его мнению, точке зрения, публично и резко критиковал результаты группы Е.К. Завойского по турбулентному нагреву плазмы. Е.К. Завойского, человека легкоранимого, такое отношение Л.А. Арцимовича выбивало из творческой колеи. Михаил Александрович очень переживал ситуацию, так как уважал и любил обоих. «Их нужно развести, оба упрямы и никто не хочет уступить», — говорил он.
М.А. Леонтович много передал своим ученикам — не только как физик, но и как человек высокого нравственного уровня. С какой благодарностью говорили они на панихиде об уроках активной порядочности, данных на протяжении всей жизни этим
353
удивительно чистым и талантливым человеком.
Его имя — гордость Академии, его смерть — невосполнимый пробел в чести и совести нашей науки.
(Из кн. «Воспоминания об академике М.Л. Леонтовиче»
Москва. Наука. Физматлит. 1996.)
ВСТРЕЧИ И РАЗМЫШЛЕНИЯ
Апрельский день 1963 г. Печальный день — мы собрались на Ваганьковском кладбище: хоронили скоропостижно скончавшуюся Нонну, молодую жену Б.М. Болотовского. Потом я подошел к церкви. У входа белели три детских гробика — мальчишки погибли при взрыве самодельной ракеты.
Я вошел в церковь. Глаза скользнули по стене, остановились на стенде с надписью: «Граждане верующие! За пропажу крышек гробов администрация церкви ответственность не несет». В толпе увидел шефа — профессора М.С. Рабиновича. Он смотрел в середину толпы, где только что окончилось отпевание, кого-то увидел, подался вперед. «Это Сахаров?» — прошептал он мне, и я увидел человека со скорбным лицом, стоящего у гроба. По бокам стояли два крепыша. «Мы с ним учились вместе в аспирантуре. Андрей?» — негромко окликнул он его. Тот отвел глаза от лица матери, лежащей в гробу, — сколько горя было в них? — и кивнул головой. М.С. Рабинович подошел к Сахарову, чтобы выразить ему соболезнование, но один крепыш сделал шаг вперед и животом откинул Рабиновича назад, и через секунду Сахарова уже не было видно.
Так я впервые увидел А.Д. Сахарова, о котором раньше так много слышал от моего руководителя по аспирантуре Я.Б. Зельдовича.
Это было в 1952-1954 гг., когда я поступил в аспирантуру Института химической физики АН СССР. Мне дали в руководители Я.Б. Зельдовича, человека легендарной судьбы, прошедшего путь от лаборанта до академика, увенчанного тремя Звездами Героя Социалистического Труда. Он работал в другом месте, о котором все говорили шепотом. Приезжал в ИХФ раз в месяц и начинал тренировать меня, подкидывая физические задачи и каверзные вопросы. Сначала я был для него вроде боксерской груши, но понемногу становился «мальчиком для битья», который начинал давать сдачи в меру своих мальчишеских сил, рефлекторно или со злости.
Я тогда носился с идеей пузырьковой камеры, которую он сразу авторитетно забраковал, однако когда ее сделал Д. Глезер и мне оставался лишь довесок в виде камеры на газированной жидкости, Яков Борисович, посопротивлявшись, признал свою ошибку (признание это мне было слабым утешением, тем более, что вскорости за пузырьковую камеру Глезер получил Нобелевскую премию).
После такого начала я в отместку в штыки встречал предложения Якова Борисовича, относясь к ним столь критично. Это было, конечно, мальчишество, но Яков Борисович использовал его очень своеобразно и эффективно. Он привозил оттуда некоторые идеи и задачи, которые нужно было критически обсудить и выявить все аргументы «за» и «против». Одна из первых была идея получения сверхсильных магнитных полей взрывом. При этом Яков Борисович предупредил, что это не его идея и что ее нельзя разглашать, так как пока не известно, что из нее может получиться. Идея состояла в том, что взрыв сжимал металлический цилиндр, внутри которого сжимался магнитный поток, и магнитное поле резко увеличивалось. Я сварганил разгромный 354
анализ, сказав, что этот способ крайне неудобен для физиков: опасная взрывная техника, необходимость защиты — дистанционная и слепая, разрушающая диагностика, плохая сходимость металлического цилиндра из-за «вспучеракивания» металла при сжатии (этот термин я ввел тогда из-за низкого уровня своих знаний, я тогда не знал, что такое неустойчивости и прочие премудрости).
«А вот и нет, — возразил мне Яков Борисович, — многое можно преодолеть». И начал восторженно рассказывать об одном физике, не называя его фамилии. Я понял, что у них там появился новый лидер — человек с идеями и большой целеустремленностью в преодолении трудностей и доведении дела до победного завершения.
Позже, когдая (1954г.) перешел в ФИАН, я услышал о легендарном Сахарове, ученике академика И.Е. Тамма, но только после выхода статьи по взрывным магнитным полям в журнале ДАН СССР сопоставил его с тем лидером.
Я редко встречался с А.Д. Сахаровым по науке, но с большим интересом следил за его статьями, за его манерой выступать, излагать, спорить.
Из двух обсуждений с ним научных вопросов по сжатию магнитных полей лазерным воздействием у меня сложилось впечатление, что он в обсуждении предпочитает аргументированное противодействие (выражаясь терминами пианистов, он не любил, когда педаль рояля проваливалась, западала). Наверно, именно поэтому максимальная плодотворность его соответствовала тому периоду, когда рядом с ним были такие выдающиеся физики, как И.Е. Тамм (необычайная критичность мышления при высочайшей порядочности), Я.Б. Зельдович (великолепный уровень и темп физического интеллекта, нечеловеческая работоспособность) и другие. Именно поэтому его ссылка в Горький была не только преступлением против личности, но и преступлением против науки. Сколько он мог бы сделать в творческом контакте с физиками, участвуя в спорах, диспутах, семинарах ...
Что характерно для Андрея Дмитриевича как физика? Прежде всего, прикладная направленность и результативность, множественность зарождения и мудрость отбора идей, открывающих целые направления в науке, — все это при высоком физическом интеллекте, ясности и физичности мышления. Такое сочетание крайне редко, я видел только одного теоретика такого уровня — А.М. Будкера. Но масштабы физического мышления Андрея Дмитриевича были неизмеримо больше.
Вехи творчества А.Д. Сахарова — сущность и реализация термоядерной бомбы, светоабляционное сверхсжатие и управляемый термоядерный синтез, взрывные сверхсильные магнитные поля, идея и расчет тороидального термоядерного реактора токамака, мюонный катализ — холодный синтез — альтернатива термоядерному синтезу, астрофизический прорыв, — и каждая — новое направление в физике. И наконец, гуманистическая, активная гражданственная и пацифистская деятельность — все это было вызвано нуждами России, Науки, Человечества и направлено против самоуничтожения, самоубийства цивилизации, на ее выживание, излечение и процветание.
Каковы истоки, причины и последствия работ, выполненных А.Д. Сахаровым?
Работа над водородной бомбой не была для Андрея Дмитриевича ни средством выдвижения, ни средством получения благ. Просто он считал необходимым сделать ее, чтобы устранить незащищенность России. Эта незащищенность могла привести к войне, которую предпочла бы начать сторона, обладающая таким оружием. Создав бомбу в короткий срок, Россия выровняла соотношение сил хотя бы в отношении ужаса возмездия. И у Андрея Дмитриевича никогда не было раскаяния в содеянном, как об этом часто пишут, сравнивая Андрея Дмитриевича с раскаявшимся грешником, вся деятельность которого якобы связана с искуплением. Просто он считал, что эту работу нужно сделать, и делал ее, вкладывая весь свой талант.
Я думаю, что и взрывные магнитные поля могли родиться из попыток создания безатомного запала для большой бомбы. Во всяком случае, резкое усиление магнитного поля сжимающейся металлической оболочкой приводило к получению очень больших концентраций энергии и значительному ускорению заряженных частиц, находящихся в магнитном поле. Были получены рекордные напряженности магнитного поля 107 Э. В последнее время такие и еще большие поля были достигнуты без взрыва, при сжатии металлического цилиндра сверхбольшим током (работа Фельбера с сотрудниками в США), но вся физика осталась прежней, не говоря уже о преимуществах взрывной установки по весу и габаритам питающего устройства (кстати, сейчас и генераторы мощных токовых импульсов делают по МГД принципу с использованием взрывов).
Новое дыхание получили эти работы Андрея Дмитриевича в лазерном варианте при малых масштабах. Воздействие лазерного излучения на оболочки сопровождается колоссальным абляционным давлением (реактивным давлением оболочки, испаряемой лазерным излучением). Эти давления доходят до миллионов атмосфер и даже больше. Стенки сжимаемой полой мишени смогут сдавливать захваченные поля до больших магнитных давлений (условие противодействия — магнитное давление
Рн = Я2/(8тг)
соизмеримо с давлением сжатия р, откуда следует
Н у^Зтгр
на самом деле так — в квазистатике, а с учетом инерции разогнанной оболочки можно получить еще большие поля. Здесь Н — напряженность поля в эрстедах, давление р в дин/см2).
Оказалось, что, применяя полую сжатую оболочку из термоядерного или ядерного вещества, взрываемую при сверхсжатии, можно использовать еще большие давления от ядерных микровзрывов и получить магнитные поля до 109 Э. При этом индукционные поля могут обеспечить ускорение частиц в сжимаемом поле с плазмой до релятивистских скоростей нуклонов и, в частности, до энергий, при которых рождаются мезоны, появляются нейтрино в коротких вспышках и т. п. Именно эти возможности, опубликованные в моих статьях в «Письма в ЖЭТФ», яи обсуждал с А.Д. Сахаровым после их опубликования (к сожалению, после, а не до, так как мог бы учесть многое из того ценного, что почерпнул из обсуждения).
А.Д. Сахаровым совместно с И.Е. Таммом был предложен тороидальный реактор с осевым током для управляемого термоядерного синтеза. Позже этот тип реактора получил название «токамак», его начали строить во многих термоядерных лабораториях мира, и в течение тридцати лет именно на установках этого типа были получены наиболее оптимистические результаты, свидетельствующие о приближении к условию возвращения энергии при термоядерных реакциях, близкой к вложенной в плазму (выполнение критерия Лоусона). К сожалению, этот тип реактора не был запатентован советскими физиками ни у нас, ни за границей, и в случае конечного успеха программы У ТС (Управляемый Термоядерный Синтез) на токамаках его можно считать еще одним неоправданно щедрым подарком ученых России человечеству.
К сожалению, большой период процветания токамаков совпал с периодом противостояния Сахарова власти и поэтому авторство Сахарова не было принято упоминать.
Работа Андрея Дмитриевича по мюонному катализу — слияние ядер дейтерия, к одному из которых подсоединился отрицательно заряженный мюон, скомпенсировавший заряд ядра и позволивший тем самым подойти близко к другому ядру и слиться 356
в ядро гелия с выделением энергии, — вызвала поток исследований. Долгое время казалось, что цена получения мюона (затраты энергии) не окупит получение энергии в результате нескольких актов синтеза за время жизни мюона. Но после работ С.С. Герштейна, Л.И. Пономарева и других выяснилось, что можно продвинуться по повышению вероятности процесса, что энергия, выделяемая при попадании нейтронов от актов синтеза в окружающие блоки урана, может быть соизмерима с энергией, затрачиваемой на получение мюона (их теперь пока получают в большом количестве на мезонных фабриках — мощных ускорителях, разгоняющих ядерные частицы до энергий, при которых обильно рождаются пионы, которые при распаде дают мюоны). Однако есть проекты создания индукционных взрывных и микровзрывных установок для создания импульсных ионных токов на энергии несколько сот МэВ, достаточных для рождения мезонов. Холодный синтез все настойчивее заявляет свой голос, альтернативный горячему термояду, и, может быть, уже это поколение ученых доведет его до соперничества.
Представляют несомненный интерес предложения Андрея Дмитриевича по предотвращению сильных землетрясений направленной разрядкой напряжения глубинных слоев пород глубинными взрывами водородных бомб. Хотя были высказаны критические замечания, что такие взрывы могут сами спровоцировать или вызвать землетрясение, но возможность подготовки населения и спецслужб к известному моменту взрыва бомб намного уменьшит число жертв и последствия неожиданного сильного землетрясения.
Как можно охарактеризовать общественно-научно-политическую деятельность А.Д. Сахарова? Это была не только естественная реакция смелого честного человека на несправедливость, вред, причиняемый науке и людям, но и попытка устроить все так, чтобы жизнь была безопасной, нормальной, чтобы не висела угроза репрессий, уничтожения отдельных людей и человечества. Для решения этой глобальной задачи А.Д. Сахаров решил пожертвовать всем, что у него было. Он почувствовал грандиозность проблемы и целиком отдался ее решению, сознавая, что он — плохой оратор, плохой политик (о чем он сам часто говорил). Он исходил из здравого смысла и интуитивно правильных решений.
Часто это в корне расходилось с политикой правительства, что и вызвало бурю организованной критики и шельмования А.Д. Сахарова с использованием неудачных фраз из его выступлений, навязывания ему утверждений, взглядов или споров по мелким вопросам, требующим доказательств, чтобы отвлечь от главного, существенного, которое замалчивалось, маскировалось.
Удалось ли ему чего-либо добиться в политике? Да, несомненно. Он внес в политику то, чего ей не хватало всегда, а в наше время — особенно: совесть, протест против насилия в любой форме, в любой области — интеллектуальной, моральной, физической. Внес бескорыстие служения человечеству. Человечеству, которое давно заслужило право на свободную жизнь, мир, гарантии гуманизма и надежду на будущее.
И настолько он отличался от обычных политиков, у которых похожие слова, произносимые для престижа и обмана доверчивых, расходились с делами, так как они в действительности имели другие цели и методы, часто негуманные и преступные, что можно сказать: появился предтеча новой политики, призывающий к новому, действительно гуманному подходу к решению драматических кардинальных вопросов существования человечества в наше страшное время, насыщенное противоречиями, противоборством при наличии страшного оружия уничтожения.
И его подвижничество — серьезный и вечный укор и другим интеллигентам, оглушенным, обманутым или запуганным официальной пропагандой и делавшим вид, что они не замечают ни нарастающих угроз миру, ни бедствия народов, ни мук инакомыслящих в долгие тяжелые времена массового оглупления. Особый укор ученым Академии наук, дважды отрекшимся (при противостоянии и при выборах народным депутатом) от А.Д. Сахарова, боясь вступить в противодействие с властью. А уж они-то знали цену его честности, принципиальности и таланту.
Высокий интеллект, простая народная мудрость, беззаветная храбрость, стойкость и Совесть, заставляющая его исполнить Долг и не дававшая ему покоя, сделала его из шельмуемого «свихнувшегося» академика народным героем. И только потом, после смерти, зажегся нимб праведника, который становился все ярче и ярче по мере того, как сбывались его предсказания, как стали понятными его мотивации и направленность поступков. И он фактически обрек себя на пожертвование всем, что имел в жизни: наукой, здоровьем и самой жизнью ради людей — соотечественников и человечества. И трудно переоценить сейчас этот его подвиг во имя России и цивилизации. И каждый раз, когда я слышу или читаю сообщения о жертвах гражданского населения в результате грубой или неумной политики, я вспоминаю Андрея Дмитриевича таким, каким увидел его в первый раз, с лицом, полным горечи и отчаяния ... И вспоминаю его сутулую фигуру, идущую к трибуне ... Боже, как его не хватает нам сейчас!
(Из кн. «Он между нами жил» Воспоминания о Сахарове.
Стр. 122-128. Практика. Москва. 1996.)
Последние стихотворения
Обнаруженные в архиве Г.А. Аскарьяна ~ 102 стихотворений представляют собой толстую тетрадь с чистовыми вариантами (с пометкой «заготовки стихов 199^ 1996 гг.» — ни одного из этих стихотворений в подборку не включено) и множество черновиков, представляющих собой примерно то, что М.А. Булгаков написал об оригинале Евангелия от Матфея: «несвязную цепь каких-то изречений, каких-то дат, хозяйственных заметок и поэтических отрывков».
Именно часть таких отрывков мы и предлагаем вниманию читателя. Большинство этих произведений, по многим признакам, Г.А. написал в последние дни жизни и эти стихи могут рассматриваться как последний разговор Человека с окружавшим его миром.
В некоторые стихи внесена очень незначительная правка ритма, размера или рифмы. Мы решились на это, поскольку, судя по чистовым вариантам, Г.А. обычно работал над своими текстами, но обработать эти последние вещи уже не успел.
«ОБРЫВКИ МЫСЛЕЙ И СТИХОВ - КТО ИХ ПРОДОЛЖИТ»
О, как постыдно умирать, В глазах друзей читая жалость. Ведь в жизни, вечной и живой, Моя судьба — такая малость. Но не пройдет десятка лет (Авось спохватится Создатель) Я к вам вернусь И как поэт, И — вновь —
Как первооткрыватель.
* * *
Все привычней колокольный звон,
все скучней любовные свиданья.
Самое печальное в судьбе —
ко всему приходит привыканье.
* * *
Не нужен никому повтор.
Жить так, Как все — Какой позор.
* * *
Не рви календари за прошлые года. Они тебе помогут в год несчастий. Ты будешь вспоминать,
и прошлого вода
Разбавит горечь слез и слепоту ненастий.
* * *
Я не люблю цветы, особенно в руках, Их нарочитый вид порочит вкус владельца. Я не люблю цветы, особенно в гробах, Они трагедии дают
окраску красочного дельца.
Я не люблю когда срывают их,
чтоб любоваться ими в их агонии,
А через день их выбросить, как хлам, и воду выплеснуть, скривившись от зловония.
* * *
Проси скорей прощенья у животных, Которых ты убил, обидел или съел. Проси скорей, пока еще не поздно, Пока сам в жизни уцелел.
И впредь им помогай — им плохо,
Как и тебе, как и тебе.
Ужасна жизнь, ужасная эпоха, Но зла не причиняй чужой судьбе.
* * *
Кошку в церкви подобрал, Но не уберег: Бог дал,
Дьявол взял, А мне — урок.
362
* * *
Мне дорого то,
Что противно другому:Больная сестра,Неустройство по дому,Небрежность в одежде,И запах отчаянный кошек,Их мудрость и грация,Вызывающие мысли истому.
* * *
Дай Бог Вам здоровья, мой Бог,Что в жизни меня уберегОт лихоимства глупца,От власти лихой подлеца.
* * *
Я стираюсь С лица Земли. Я стараюсь.
* * *
Намывайте, кошки, гостей — все равно никого не будет.
Кто ко мне приходит во сне, наяву обо мне забудет.
Да и я позабыл о тебе —
только кошки напомнили счастье Ждать, надеяться, видеть друзей
в дни рожденья и в годы ненастья.
* * *
Куда прилечь? Погосты всюду Есть или были, или будут. Земля полна захоронений Людей, признаний, рифм, и мнений.
* * *
Окоченела жизнь котенком беспризорным (Он так не смог понять, что я его любил, один, без матери, он сломлен был, затоптан, я знал, он обречен, ему не хватит сил ... ).
Не доведу до этого судьбу,
Уйду пораньше, в неизвестность, как в обитель, Где брошенных так много глупых мудрецов, И я там — свой недолгожитель.
* * *
... Мои кошки, хвостатая рать, Я учился у вас умирать, И предсмертные взгляды в глаза, И забытая в сердце слеза ...
Уж лучше я сойду с ума, Чем этот посох и сума.
* * *
Мне не нужно место под Солнцем, Мне и солнечный свет не нужен. Мне достаточно бликов от Солнца, На поверхности грязной лужи.
* * *
Я проиграл судьбы теченье, Меня, как щепку, понесло. А было б мне судьбы знаменье — Я б удержал в руках весло.
* * *
Я ощущаю дуновенья От крыл ночного комара, Но не могу понять мгновенья Перед ударом топора.
* * *
Лучше не будет, хуже не будет, Скоро Россия меня позабудет.
364
* * *
«ЛЮБОВЬ С ПОСЛЕДНЕГО ВЗГЛЯДА»
Срок давности любви, как видно, не истек
И я заворожен игрой воспоминаний: Как часто лик судьбы с тобой совмещен, И как расходятся они в обманутом сознании.
* * *
Твои глаза — пустые зеркала: Кто близко подойдет, тот в них и отразится.
Их глубина так долго мне врала,Что я готов в них снова погрузиться.
* * *
Я пью твои слова О красоте моей, Как откровения Божественный напиток, Но не вскружится голова,
Я знаю меру — не приму избыток.
* * *
Испитый чай — твоя любовь, избита тема разговора.
Не о любви нам говорить — об избежании позора.
Я не люблю, когда меня не узнают, В присутствии законного супруга, Так предают любовь за быт, установившийся уют —
И унижают друга.
* * *
Отрекусь! Отрекусь! Отрекусь!
Мне не нужно смятения плоти. Я раскаянья больше боюсь, Чем верчения в водовороте.
Лучше просто над всем пролететь, Как летит пассажир самолета, И не знать, что летишь умереть От ошибки второго пилота.
* * *
Я не сделаю тебе больно,Уходя от тебя к другой.
Я уйду, Но из жизни, На мертвящий и вечный покой.
* * *
Не живи вслепую.Не люби любую.
«ГОВОРИТЕ ОБО МНЕ В ПРОШЕДШЕМ ВРЕМЕНИ»
Как мир живых насыщен смертью И разговорами о ней.
Его назвать бы — мир предсмертья.
И справедливей, и верней.
* * *
Умираю я, друг, умираю, И никто не поможет мне, Потому что я не желаю Больше жить в этой страшной стране.
* * *
Решил, на день продлить агонию,Чтоб слышать Моцарта гармонию.
* * *
До чего сне тяжел Смертный час: Все в диковинку, Все в первый раз.
* * *
Лязгнет дверца печи крематория,Вот и вся моей жизни история.
* * *
«Мама, мама, твои флоксы опяти расцвели!»А уж нет ни мамы, на тех флоксов, ни меня.
Список научных работ Г.А. Аскарьяна
Аскаръян Г.А. О влиянии пульсации мезонной оболочки нуклона на вероятность взаимодействия частиц. ЖЭТФ. 1954. Т. 26, К9 6. С. 751.
Аскаръян Г.А. О генерации радиоволн мм диапазона при прохождении электронного сгустка через тормозящую среду. ЖЭТФ. 1954. Т. 27, К9 6. С. 761.
Аскаръян Г.А. Перспективы использования импульсных многосеточных ЭОП для регистрации следов иониз. частиц в люминесцентных средах. ЖЭТФ. 1955. Т. 26, № 5. С. 626-627.
Аскаръян Г.А. Газовая пузырьковая камера — возможный регистратор элементарного акта. ЖЭТФ. 1955. Т. 28, № 5. С. 636.
Аскаръян Г.А. Об излучении ускоренно движущегося электрического изображения равномерно движущегося заряда. ЖЭТФ. 1955. Т. 29, К9 3. С. 388.
Аскаръян Г.А. Импульсная когерентная генерация мм. радио волн нерелятивистскими электронными сгустками. ЖЭТФ. 1956. Т. 30, № 3. С. 584.
Аскаръян Г.А. О плотности инициации вскипания перегретой жидкости вдоль трека ионизованной частицы. ЖЭТФ. 1956. Т. 30, К9 3. С. 610.
Аскаръян Г.А. К вопросу о механизме иниц. вскипания, вскипания жидких ме- тастабильных систем под действием иониз. излучения. ЖЭТФ. 1956. Т. 31, № 5. С. 897.
Аскаръян Г.А. Гидродинамическое излучение от треков иониз. частиц в стабильных жидкостях. АЭ, 1957, Т. 3, № 8. С. 152-153.
Аскаръян Г.А. О некоторых новых возможностях выявления ионов в метаста- бильных жидкостях. ЖЭТФ. 1957. Т. 32, № 5. С. 1242.
Аскаръян Г.А. Когерентное рассеяние и излучение электромагнитных волн плазмой в неоднородном магнитном поле. ЖЭТФ. 1957. Т. 32, № 6. С. 1576.
Аскаръян Г.А. Об определении скорости ионизирующих частиц по маркировке их треков ВЧ электрическим полем. ЖЭТФ. 1958. Т. 34, К9 4. С. 1005-1007.
Аскаръян Г.А. Осевая устойчивость и локализация сгустков квазинейтральной плазмы, ускоряемых электромагнитными полями. АЭ. 1958. Т. 4, № 1. С. 71-74.
Аскаръян ГА.^ Рабинович М.С. Резонансный способ локализации и нагрева плазмы переменным электромагнитным давлением. АЭ. 1958. Т. 5, К9 6. С. 643.
Аскаръян Г.А. О поведении малых сгустков плазмы в водоводе и взаимодействие их с проводящими стенками. АЭ. 1958 Т. 5. К9 6. С. 644-646.
Аскаръян Г.А. Излучение объемных и поверхностных волн сжатия при налегании нерелятивистского электронного потока на поверхность среды. ЖТФ. 1959. Т. 29. № 2. С. 267.
Аскаръян Г.А. Индукционное самоускорение потока заряженных частиц. АЭ. 1959. Т. 6, № 6. С. 658-660.
Аскаръян Г.А. Ускорение заряженных частиц в бегущих или стоячих электромагнитных волнах. ЖЭТФ. 1959. Т. 36. К9 2. С. 619.
Аскаръян ГА., Котенко Л.П., Кузнецов Е.П., Самойлов А.В. О некоторых опытах с метастабильными жидкостями в рентгеновском пучке. ЖЭТФ. 1959. Т. 37. № 5. С. 1469-1470.
Аскаръян Г.А. О природе внешнего радиационного пояса. В кн. III Меж. конф, по косм, лучам. 1959. Т. 3. изд. АН. С. 95.
Аскаръян Г.А. Диамагнитные возмущения в средах при воздействии иониз. радиации. ЖЭТФ. 1961. Т. 41. № 1. С. 186.
Аскаръян Г.А. Избыточный отрицательный заряд электрон-фотонного ливня и когерентное радиоизлучение от него. ЖЭТФ. 1961. Т. 41. К9 2. С. 616-618.
Аскаръян Г.А. Влияние внешних полей на движение и рост пузырьков во вскипающих жидкостях. ЖЭТФ. 1961. Т. 41. № 4. С. 1231.
Аскаръян Г.А. Излучение иониз. области искрового разряда. ЖТФ. 1961. Т. 31. № 7. С. 481.
Аскаръян Г.А. О стабилизации плазменных сгустков. ЖТФ. 1961. Т. 31. К9 9. С. 1036.
Аскаръян Г.А. Ускорение облаков иониз. газа с собственным магнитным полем, рассеивающим электронный поток. ЖЭТФ. 1961. Т. 41. К9 5. С. 1632.
Аскаръян Г.А. Черенковское и переходное излучение от электромагнитных волн. ЖЭТФ. 1962. Т. 42. № 5. С. 1360-1364.
Аскаръян Г.А. Воздействие градиента поля интенсивного электромагнитного луча на электроны и атомы. ЖЭТФ. 1962. Т. 42. № 6. С. 1567-1570.
Аскаръян Г.А. Взаимодействие излуч. лазера с колеблющимися поверхностями. ЖЭТФ. 1962. Т. 42. № 6. С. 1672.
Аскаръян Г.А. Отражение излучения от плазмы полупроводника с током в магнитном поле. ЖЭТФ. 1962. Т. 43. № 3. С. 1104.
Askaryan G.A. Excess negative charge of electron photon shower and coherent radiation. Proc. Ill Intern. Conf, on cosmic rays, Kyoto, Phys. Soc., Japan p. 257. 1962.
Аскаръян ГА., Мороз Е.П. Давление при испарении вещества в луче радиации. ЖЭТФ. 1962. Т. 43. № 6. С. 2319-2320.
Аскаръян Г.А. О пролетании плазменных сгустков через магнитные поля (МГД ловушки). ЖТФ. 1962. Т. 32. № 6. С. 672.
Аскаръян Г.А. Направленное когерентное излучение при пробое вблизи трека иониз. частицы. ЖЭТФ. 1963. Т. 44. № 4. С. 1337.
Аскаръян ГА., Прохоров А.М., Шипуло Г.Л., Чантурия Г.Ф. Луч ОКТ в жидкости. ЖЭТФ. 1963. Т. 44. № 6. С. 2180-2182.
Аскаръян Г.А. Излучение радиоволн при модулировании интенсивного луча света в среде. ЖЭТФ. 1963. Т. 45. № 3. С. 643.
Аскаръян Г.А. Уменьшение проникающей способности интенсивного света из- за рассеяния на преломляющих ореолах оптических возмущений среды вблизи неоднородностей. ЖЭТФ. 1963. Т. 45. № 3. С. 810-812.
369
Аскаръян Г.А. Возбуждение и диссоциация молекул в интенсивном световом поле. ЖЭТФ. 1964. Т. 46. № 1. С. 403-405.
Аскаръян Г.А.^ Делоне Н.Б., Рабинович М.С. Воздействие света на вещество и пучки частиц в магнитной ловушке. ЖЭТФ. 1964. Т. 46. К9 2. С. 814-816.
Аскаръян Г.А. Излучение второй гармоники от неоднородн. в интенсивном световом поле. ЖЭТФ. 1964. Т. 47. № 2. С. 782.
Аскаръян Г. А., Рабинович М.С. Лавинная ионизация сред под действием вспышки интенсивного света. ЖЭТФ. 1965. Т. 48. № 1. С. 290-294.
Аскаръян Г.А. Когерентное радиоизлучение от космических ливней в воздухе и в плотных средах. ЖЭТФ. 1965. Т. 48. К9 3. С. 988-990.
Аскаръян Г.А.^ Рабинович М.С, Савченко М.М., Смирнова А.Д. Световая искра в магнитном поле. Письма в ЖЭТФ. 1965. Т. 1. К9 1. С. 9-15.
Аскаръян Г.А. Ускорение частиц краевым полем движущегося плазменного острия, усиливающего электрическое поле. Письма в ЖЭТФ. 1965. Т. 1. № 3. С. 4449.
Аскаръян Г.А.^ Рабинович М.С, Смирнова А.Д., Савченко М.М. Обнаружение быстрого ореола фотоионизации и облака концентрированной долгоживущей ионизации от ударной волны луча лазера. Письма в ЖЭТФ. 1965. Т. 1. № 6. С. 18-23.
Аскаръян Г.А. Самоускорение ионизирующих частиц в электрическом поле поляризующегося шлейфа ионизации. Письма в ЖЭТФ. 1965. Т. 2. К9 4. С. 179182.
Аскаръян Г. А., Рабинович М.С, Смирнова А.Д., Студенов В.В. Поляризация ореола ионизации световой искры в постоянном электрическом поле. Письма в ЖЭТФ. 1965. Т. 2. № 11. С. 503-506.
Аскаръян Г.А. Сильное возбуждение и диссоциация молекул в интенсивном световом поле. ЖЭТФ. 1965. Т. 48. № 2. С. 666.
Аскаръян Г.А. Ионизация сред и создание плазмы с помощью излуч. лазера. Труды ФИАН. 1966. Т. 32. С. 89.
Аскаръян Г.А. Светокалорический эффект (усиление взаимодействия атомов и охлаждения среды) в луче лазера. Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 3. № 4. С. 166-170.
Аскаръян Г. А., Гольц Э.Л., Рабинович М.С, Студенов В.В. Электрический пробой через пламя. Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 3. К9 10. С. 404-406.
Аскаръян Г.А.^ Рабинович М.С., Савченко М.М., Степанов В.К. Быстрое перекрытие СВЧ излучения ореолом ионизации световой искры в луче лазера. Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 3. № 12. С. 465-468.
Аскаръян Г.А. Самофокусировка и фокусировка ультра и гиперзвука. Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 4. № 4. С. 144-147.
Аскаръян Г.А., Рабинович М.С., Смирнова А.Д., Степанов В.К., Студенов В.В. О возбуждении сигналов в отрицательно заряженном штыре антенны при воздействии нефокусированного лазерного луча. Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 4. № 5. С. 177-179.
Аскаръян Г.А. Самофокусировка луча света при возбуждении атомов и молекул среды в луче. Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 4. К9 10. С. 400-403.
Аскаръян ГА.^ Голыд Э.Л., Рабинович М.С. Применение искусственных метеоров для подкачки лазеров. Письма в ЖЭТФ. 1966. Т. 4. № 11. С. 453-455.
Аскаръян ГА., Рабинович М.С., Савченко М.М., Смирнова А.Д., Студенов В.В. Световая искра в магнитном и электромагнитном поле. В кн.
Аскаръян ГА.^ Рабинович М.С., Смирнова А.Д., Студенов В.В. Токи, создаваемые световым давлением при воздействии луча лазера на вещество. Письма в ЖЭТФ. 1967. Т. 5. № 4. С. 116-118.
Аскаръян Г.А. «Огненный шар» светового пробоя в фокусе луча лазера. Письма в ЖЭТФ. 1967. Т. 5. № 5. С. 150.
Аскаръян ГА., Рабинович М.С., Савченко М.М., Степанов В.К., Студенов В.В. Светореактивное ускорение микрочастиц вещества. Письма в ЖЭТФ. 1967. Т. 5. № 8. С. 258- 259.
Аскаръян Г.А. Нелинейность сред из-за индуцированной деформации молекул атомов и частиц среды. Письма в ЖЭТФ. 1967. Т. 6. К9 5. С. 672-674.
Аскаръян ГА., Рабинович М.С., Савченко М.М., Степанов В.К. Новые физические эффекты. Наука и жизнь. 1967. К9 10, С. 101.
Арифов Т.У.^ Аскарьян Г.А., Рабинович М.С, Раевский И.М., Тарасова Н.М. Плазма от воздействия на вещество луча лазера с немодулированной добротностью. Письма в ЖЭТФ. 1967. Т. 6. № 6. С. 681.
Арифов Т.У.^ Аскарьян Г.А., Раевский И.М., Тарасова Н.М. Импульс тока при воздействии излучения на мишень в газе. ЖЭТФ. 1968. Т. 55. К9 2. С. 385-388.
Аскаръян Г.А. Волноводные свойства трубчатого светового луча. ЖЭТФ. 1968. Т. 55. № 4. С. 1400-1403.
Аскаръян Г.А. Самоизоляция поверхностей тел в среде от интенсивных световых потоков. Индуцированный мираж. Письма в ЖЭТФ. 1968. Т. 8. № 1. С. 19.
Арифов Т.У.^ Аскарьян Г.А., Тарасова Н.М. Ионизирующее действие излучения от нагрева вещества в фокусе луча лазера и получение плазмы с высокой степенью ионизации. Письма в ЖЭТФ. 1968. Т. 8. № 3. С. 128.
Аскаръян Г.А. Получение частиц высоких энергий при ускорении плазмы, рассеивающей мощный поток быстрых электронов. Письма в ЖЭТФ. 1968. Т. 8. № 7. С. 380.
Аскаръян ГА., Райзер Ю.П. Световая искра — миниатюрный взрыв. Природа. 1968. № 6. С. 60.
Аскаръян Г.А. Давление радиации на объем, изменяющий поляризуемость. Деформационное поглощение волны на меняющихся неоднородностях. Письма в ЖЭТФ. 1969. Т. 9. № 4. С. 404.
Арифов Т.У^ Аскарьян Г.А., Тарасова Н.М. Ионизация среды ультрафиолетового излучения от вещества, нагреваемого в фокусе луча лазера. ЖЭТФ. 1969. Т. 56. № 6. С. 516.
Аскаръян Г.А_ Студенов В.Б. Банановая самофокусировка лучей. Письма в ЖЭТФ. 1969. Т. 10. № 3. С. 113-116.
Аскаръян Г.А.^ Савченко М.М., Степанов В.К. Исследование световой искры и других нелинейных эффектов при фокусировке света линзой с каналом на оси. Письма в ЖЭТФ. 1969. Т. 10. № 4. С. 161.
Аскаръян Г.А. Мегаамперный ускоритель — соперник молний. Наука и жизнь. 1969. № 12, с. 27.
Аскаръян Г.А. О получении высоких температур и больших магнитных полей в лазерной плазме, созданной трубчатым световым лучом. Письма в ЖЭТФ. 1969. Т. 10. № 8. С. 392.
Аскаръян Г. А., Чистый И.Л. Тепловая самофокусировка в световом луче с уменьшенной интенсивностью вблизи оси. ЖЭТФ. 1970. Т. 58. № 1. С.133-134.
Аскаръян Г. А., Пустовойт В.И. Самофокусировка и фокусировка ультра и гиперзвука в металлах и полупроводниках. ЖЭТФ. 1970. Т. 58. К9 2. С. 647-650.
Арутюнян И.Н., Аскарьян Г.А., Погосян В.А. Многофотонные процессы в фокусе мощного луча с учетом расширения объема воздействия. ЖЭТФ. 1970. Т. 58. № 3. С. 1020.
Аскаръян Г. А., Степанов В.К. Одновременное протяженное воздействие мощного светового потока на вещество. ЖЭТФ. 1970. Т. 59. № 2. С. 366.
Аскаръян Г. А., Арутюнян И.Н. Многофотонные процессы под действием мощного света в присутствии внешних электрических полей. Выявление ионов в средах. Письма в ЖЭТФ. 1970. Т. 12. № 7. С. 378.
Аскаръян Г. А., Савченко М.М., Степанов В.К. Диамагнитный момент сильной ударной волны высокотемпературного взрыва в газах. ЖЭТФ. 1970. Т. 59. № 4. С. 113.
Аскаръян Г.А., Михалевич В.Г., Студенов В.Б., Шипуло Т.П. О нелинейных эффектах при прохождении мощного непрерывного светового пучка через среды. ЖЭТФ. 1970. Т. 59. № 5. С. 1917-1918.
Аскаръян Г.А_ Тарасова Н.М. Начальная стадия светового взрыва частички вещества в мощном световом потоке. ЖЭТФ. 1971. Т. 60. К9 2. С. 617.
Аскаръян Г.А., Михалевич В.Г., Шипуло Т.П. Нелинейное рассеяние и самофокусировка интенсивн. света на возмущении среды вблизи поглощающих неоднородностей. ЖЭТФ. 1971. Т. 60. № 4. С. 1270.
Аскаръян Г. А., Погосян В А. Тепловой след и самофокусировка мощного луча в среде. ЖЭТФ. 1971. Т. 60. № 4. С. 1295-1299.
Аскаръян Г.А_ Рахманина Т.Г. Рассеяние, преломление и отражение звука при действии мощного света на среду. ЖЭТФ. 1971. Т. 61. К9 3. С. 1199-1202.
Аскаръян Г.А. Самофокусировка мощного звука при рождении пузырьков. Письма в ЖЭТФ. 1971. Т. 13. № 7. С. 395-397.
Аскаръян Г. А., Тарасова Н.М. Плазма световой искры в оболочке газа. Направленный выброс плазмы и ускорение огнен, шара световой искры. Письма в ЖЭТФ. 1971. Т. 14. № 2. С. 89.
Аскаръян Г. А., Диянов Х.А., Мухамаджанов М.А. Новые эксперименты по образованию нити самофокусировки из фокуса луча у поверхности среды. Письма в ЖЭТФ. 1971. Т. 14. № 8. С. 432.
Аскаръян Г. А., Кайтмазов С.Д., Медведев А.А. Световая вспышка от сильной ударной волны лазерной искры. Влияние сильного внешнего магнитного поля. ЖЭТФ. 1972. Т. 62. № 3. С. 918.
Аскаръян Г. А., Диянов Х.А., Мухамаджанов М.А. Устранение схлопывания мощного луча в нелинейной среде с помощью растра. Множественное волноводное распространение. Дифракционная решетка в нелинейной среде. Письма в ЖЭТФ. 1972. Т. 16. № 4. С. 211-215.
Аскаръян Г.А_ Манукян С.Д. Ускорение частиц движущимся лазерным фокусом, фронтом самофокусировки или фронтом ультракороткого лазерного импульса. ЖЭТФ. 1972. Т. 62. № 6. С. 2156-2160.
Аскаръян Г. А., Гольц Э.Л., Рахманина Т.Г. Изменение прохождения и отражения ультразвука при воздействии мощного света на поверхность тела в жидкости. ЖЭТФ. 1972. Т. 62, в. 3. С. 1072-1074.
Аскаръян Г.А.^ Большаков Е.Ф., Гольц Э.Л., Логвиненко В.П. Тонкие слои в акустике и оптике. Изменение прохождения и отражения звука и света при создании тонкого газового слоя на поверхности тела в жидкости. ЖЭТФ. 1973. Т. 64, в. 4. С. 1154- 1159.
Аскаръян Г. А., Диянов Х.А., Мухамаджанов М.А. Экспериментальное исследование эффективности самоволноводной концентрации излучения при распространении в нелинейной среде. Письма в ЖЭТФ. 1973. Т. 17. № 9. С. 504-508.
Арутюнян И.Н., Аскарьян Г.А. Когерентное радиоизлучение электронами эмиссии при воздействии короткими лазерными импульсами на поверхность металла. ЖЭТФ. 1973. Т. 65. № 6. С. 2214-2216.
Аскаръян Г.А. Эффект самофокусировки. УФН. 1973. Т. 111. № 2. С. 249-260.
Аскаръян Г.А.^ Намиот В.А., Рабинович М.С. Использование сверхсжатия вещества реактивным давлением для получения микрокритических масс делящегося вещества, получения сильных магнитных полей и ускорения частиц. Письма в ЖЭТФ. 1973. Т. 17. № 10. С. 597-600.
Аскаръян Г.А_ Тарасова Н.М. Исследование прохождения СВЧ излучения и тока через металлизованную пленку, испаряемую вспышкой лазера (имп. окно для СВЧ). Получение и применение резких фронтов СВЧ излучения Письма в ЖЭТФ. 1973. Т. 18. № 1. С. 8-10.
Аскаръян Г.А_ Карлова Е.К., Петров Р.П., Студенов В.Б. Действие мощного лазерного луча на поверхность воды с пленкой жидкости: селективное испарение, вспучивание и выбрызгивание слоя, покрывающего поверхность воды. Письма в ЖЭТФ. 1973. Т. 18. № 11. С. 665-667.
Аскаръян Г.А. Движение частиц в луче лазера. УФН. 1973. Т 110. К5 1. С. 115.
Аскаръян Г.А_ Диянов Х.А., Мухамаджанов М.А. Подавление нелинейных процессов вынужденных рассеяний, схлопывания луча и пробоя среды при скани- 373
ровании луча. Самофокусировка «гуляющих лучей». Письма в ЖЭТФ. 1974. Т. 19. № 5. С. 295- 299.
Аскаръян Г. А., Тарасова Н.М. Прохождение ускор. частиц и квантов через среду по каналу пониженной плотности, созданному лучом лазера. Письма в ЖЭТФ. 1974. Т. 20. № 4. С. 277-280.
Аскаръян Г. А.. Намиот В.А. Сжатие и фокусировка нейтронного газа при движении замедлителя. Письма в ЖЭТФ. 1974. Т. 20. № 5. С. 332.
Аскаръян Г. А., Арутюнян И.Н. Радиоизлучение при пролетании релятивистской частицы через мелкодисперсные сверхпроводящие среды в магнитном поле или через среды в сильном электрическом поле. Письма в ЖТФ. 1975. Т. 1. № 18. С. 817-820.
Аскаръян Г.А_ Намиот В.А. Резонансное воздействие на атомы на поверхности и атомы в молекулах; селективная раскачка, селективная реадсорбция и адсорбция, возбуждение нелинейного осциллятора набором частот или внутренними переходами. Письма в ЖЭТФ. 1975. Т. 21. № 11. С. 646.
Аскаръян Г. А., Рухадзе А.А., Намиот В.А. Изменение массового состава плазмы в плазменных ловушках при ионноциклотронном нагреве. Письма в ЖТФ. 1975. Т. 1. № 18. С. 820.
Аскаръян Г.А.^ Дацкевич Н.П., Карлова Е.К. и др. Воздухоплавание в лазерных и СВЧ лучах. Письма в ЖЭТФ. 1976. Т. 24. № 6. С. 360.
Аскаръян Г. А.., Авраменко З.Ф., Николаева В.И. Визуализация процессов в фотопроводниках с помощью пузырьков на границе с электролитом или легков- скипающей жидкостью. Письма в ЖТФ. 1976. Т. 2. № 19. С. 902-905.
Аскаръян Г.А.^ Намиот В.А. Ускорение частиц при сверхсжатии. II Симпоз. по коллект. метод, ускорен. Дубна. 1976.
Аскаръян Г. А.. Долгошеин Б.А. Акустическая регистрация нейтрино высоких энергий. Письма в ЖЭТФ. 1977. Т. 25. № 5. С. 232-233.
Аскаръян Г. А., Дацкевич Н.П., Карлова Е.К. Отталкивание тел от поверхности воды при воздействии излучения лазера (светопаровая подушка). КЭ. 1978. Т. 5. № 1. С. 192.
Аскаръян Г.А.^ Дацкевич Н.П., Карлова Е.К., Карлов Н.В. и др. Кумулятивные эффекты при световом пробое газа в мощном кольцевом луче С02 лазера. Письма в ЖТФ. 1978. Т. 4. № 16. С. 966-971.
Аскаръян Г.А_ Манзон Б.М. Генерация мощных субмикросекундных лазерных импульсов и их применение в лазерной гидродинамике: наблюдение светодетонационной волны по лучу и проникание луча в поглощающую газовую среду, волна генерации, движение луча или фокуса луча. Письма в ЖЭТФ. 1978. Т. 27. № 2. С. 113-117.
Аскаръян Г.А. Мезоны и нейтрино при сверхсжатии. Кумулятивное индукционное увеличение энергии частиц до мезонных при микровспышках энерговыделения. Письма в ЖЭТФ. 1978. Т. 28. № 5. С. 322-325.
374
Аскаръян Г.А. Тепловое излучение микрорадиоволн от ударной волны лазерного взрыва в среде (световая искра). Физика плазмы. 1978. Т. 4. № 1. С. 104.
Аскаръян Г.А.^ Манзон Б.М., Раевский И.М. Лазерный факел на поверхности воды, льда и его возможные применения — отражатель и антенна радиоволн, электрод для подвода энергии и тока, источник ударной волны и метания. Письма в ЖТФ. 1978. Т. 4. № 24. С. 1466.
Аскаръян Г. А., Долгошеин Б.А. Микроэлектрострикция при ионизации среды. Письма в ЖЭТФ. 1978. Т. 28. № 10. С. 617-620.
Аскаръян Г. А., Мухамаджанов М.А. Экспериментальное исследование схлопывания пучка при самофокусировке в нелинейной среде. Письма в ЖЭТФ. 1979. Т. 29. № 5. С. 276-281.
Аскаръян Г.А. Мезоны и нейтрино при сверхсжатии. Кумулятивное индукционное увеличение энергии частиц до мезонных при микровспышках энерговыделений. УФН. 1979. Т. 128. № 4. С. 727.
Askaryan G.A., Dolgoshein В. A., Kalinovsky A.N. Acoustic detection of high energy particle showers in water. Nucl. Instr, and Methods, 1979. V. 164, № 2, p. 267-278.
Аскаръян Г.А_ Манзон Б.М. Получение гигантских импульсов длительностью десятки мкс в волне генерации твердотельного лазера. ЖТФ. 1979. Т. 49. № 10, С. 2202- 2205.
Аскаръян Г.А.^ Батанов Г.М., Бережецкая Н.К. и др. Генерация мощных токов и потенциалов при воздействии радиоволн на стержень. Прямое преобразование электромагнитной энергии в энергию тока. Письма в ЖЭТФ. 1979. Т. 29. № 11. С. 706- 709.
Аскаръян Г.А_ Тарасова Н.М. Светореактивное ускорение частиц и получение плазмы при воздействии луча лазера на облако порошка. Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6. № 11. С. 656-661.
Аскаръян Г.А., Манзон Б.М. Лазерное ускорение микрочастиц для подпитки термоядерных реакторов. Физика плазмы. 1980. Т. 6. № 1. С. 59-68.
Аскаръян Г.А.^ Манзон Б.М. Исчезающие зеркала. Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6. № 8. С. 467-471.
Аскаръян Г.А.^ Манзон Б.М. О возможности получения релятивистских скоростей фронта металл-диэлектрик при испарении пленки мощным светом. Письма в ЖЭТФ. 1980. Т. 31. № 5. С. 283-287.
Аскаръян Г.А_ Раевский И.М. Возбуждение ВЧ колебаний импульсом лазера. Письма в ЖЭТФ. 1980. Т. 32. № 2. С. 115.
Аскаръян Г.А_ Мухамаджанов М.А. Нелинейная расфокусировка сфокусированного луча. Тонкий луч из фокуса. Письма в ЖЭТФ. 1981. Т. 33. № 1. С. 4851.
Аскаръян Г. А., Мухамаджанов М.А. О подавлении действия мелкомасштабной самофокусировки при вращении, дрожании и качании луча. ЖТФ. 1981. Т. 51. № 9. С. 1996.
Аскаръян Г.А. Дистанционная генерация звука и электромагнитных полей быстрыми болидами и космическими телами в атмосфере. Письма в ЖТФ. 1981. Т. 7. № 21. С. 1304-1306.
Аскаръян Г.А.^ Манзон Б.М. Исследование импульса отдачи и светореактивного ускорения при взаимодействии лазерного излучения различной длительности. Применение бегущего фокуса. Физика плазмы. 1981. Т 7. № 2. С. 255-266.
Аскаръян Г.А.^ Манзон Б.М. Поперечно распространяющиеся световые разряды и факелы от движущихся лазерных лучей — новый класс светогидродинамических явлений. Письма в ЖЭТФ. 1981. Т. 33, в. 10. С. 528-533.
Аскаръян Г.А., Манзон Б.М. Управление волной лазерной генерации, электроинициирование волны, маски для изменения пути и амплитуды волны, генерация серии импульсов. Письма в ЖТФ. 1981. Т. 7. № 12. С. 754-758.
Аскаръян Г.А., Григорьев В.А., Денискин Ю.Д., Шишов В.В. Эффект взаимо- уничтожения потока микрочастиц, его использование и устранение. Волноводные свойства потока макрочастиц. Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8. № 1. С. 23.
Аскаръян Г.А_ Дацкевич Н.П., Кононов Н.П. и др. Звуковой оптический волновод и канал у оси трубчатого луча лазера в среде. Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8. № 3. С. 151.
Аскаръян Г. А.. Авраменко Р.Ф. Генерация тока быстрыми макрочастицами и болидами. Токовый предвестник быстролетящих тел. Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8. № 20. С. 1254.
Аскаръян Г.А., Раевский И.М. Микрофакелные искусственные диэлектрики, созданные при воздействии лазерного излучения на золи. Письма в ЖЭТФ. 1982. Т. 36. № 4. С. 135.
Аскаръян Г.А.^ Манзон Б.М. Лазерный дракон — направленный по лучу выброс светового разряда и концентрированное распространение луча в газе. Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8. № 18. С. 1125-1131.
Аскаръян Г.А_ Раевский И.М. Лазерно-пазмен. антенны. Концентраторы, направляющие элементы для радиоволн. Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8. № 18. С. 1131.
Аскаръян Г.А_ Манзон Б.М. Длинные сплошные световые разряды. Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8. № 20. С. 1256-1260.
Аскаръян Г.А_ Карлова Е.К. Лазерная очистка автодорожных покрытий от пятен масла и топлива. КЭ. 1982. Т. 9. № 7. С. 1469-1470.
Аскаръян Г.А. Увеличение прохождения лазерного и другого излучения через мягкие мутные физические и биологические среды. КЭ. 1982. Т. 9. № 7. С. 13791383.
Аскаръян Г.А. Интроскопия сжимаемых мутных физических и биологических сред. Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9. № 5. С. 311.
Аскаръян Г.А. Просветление мутных физических и биологических сред при сжатии. Природа. 1983. № 5. С. 72-78.
376
Аскаръян Г.А_ Манзон Б.М. Прохождение мощного излучения по следу прерванного светового пробоя в газе. Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9. № 11. С. 666.
Аскаръян Г.А.^ Буланов С.В. Резонансное и краевое усиление электрического поля в слое плазменного резонанса и ускорение частиц на плазменных неоднородностях. Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9. № 20. С. 1243.
Аскаръян Г.А. Роль ионов в диэлектрической проницаемости плазмы газа высокой плотности. Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9. № 24. С. 1484.
Аскаръян Г. А., Коссый И.А., Холодилов В.А. Прямое механическое преобразование энергии факела: турбинный, вибрационный и поршневой двигатели на СВЧ и лазерном факеле. ЖТФ. 1983. Т. 53. У 1. С. 177-179.
Аскаръян Г.А.^ Раевский И.М. Увеличение эффективности генерации тока при воздействии лазера на электрод с покрытием. ЖТФ. 1983. Т. 53. У 9. С. 18711873.
Аскаръян Г.А. Направленный выброс концентрированного сгустка из коаксиального инжектора в атмосферу. Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10. У 1. С. 49-51.
Аскаръян Г.А_ Холодилов В.А. Взаимодействие СВЧ луча с жидкостью: преобразование энергии, прикладные аспекты. УФН. 1984. Т. 114. № 3. С. 505-508.
Аскаръян Г.А_ Иванов В.А., Коссый И.А. и др. Плазменно-факельное преобразование энергии СВЧ излучения в электрическую с емкостным накоплением. Резонансная раскачка колебаний контура циклом импульсов. Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10. У 4. С. 201-205.
Аскаръян Г.А_ Раевский И.М. Лазеро-плазменная генерация тока длительными лазерными импульсами. Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10. У 4. С. 206-209.
Аскаръян Г.А. Увеличение пропускания света вдоль направления оседания взвеси мутных сред при их оседании. Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10. У 7. С. 394.
Аскаръян Г.А. Радиоизлучение и токи от ливней и мю мезонов, создаваемых пучком нейтрино высоких энергий. Письма в ЖЭТФ. 1984. Т. 39. У 7. С. 334336.
Аскаръян Г.А.^ Мхеидзе Т.П., Савин А.А. Определение распределения энерговыделения от мощных пучков по импульсному вздрагиванию среды и уменьшению плотности газа при прохождении РЭП. Письма в ЖТФ. 1984. Т. 10. У 23. С. 1465-1468.
Аскаръян Г.А. Исследование Земли с помощью нейтрино. Нейтринная геология. УФН. 1984. Т. 144. У 3. С. 523-530.
Аскаръян Г. А., Раевский И.М. Генерация токов при воздействии длинных и серии лазерных импульсов на мишень в газе большого давления. Письма в ЖТФ. 1985. Т. 11. У 8. С. 495-500.
Аскаръян Г.А. Распад пучка пионов высокой энергии в среде: формирование распадного канала. Письма в ЖЭТФ. 1985. Т. 41. У 12. С. 533-535.
Аскаръян Г. А., Батанов Г.М., Коссый ИА. Заполнение ловушек плазмой при воздействии мощного СВЧ радиоизлучения на вещество. Физика плазм., 1985. Т. 11. У 10. С. 1271-1273.
Аскаръян Г. А.. Худавердян А.М. Лазерный дракон — пробой по лучу в парах мишени. Письма в ЖТФ. 1986. Т. 12. № 7. С. 418-422.
Аскаръян Г. А.. Лерман А.А. Шкилев В.Д. Светогидродинамические эффекты от мощных вспышек некогерентного света. ЖТФ. 1986. Т. 56. № 1. С. 213-214.
Аскаръян Г. А.. Юркин А.В. Новые исследования по светотермоакустике. Письма в ЖЭТФ. 1986. Т. 43. № 4. С. 175-178.
Аскаръян Г. А.. Лерман А.А. Яркое пятно за тенью освещенного тела или провала интенсивности, движущегося у поверхности нелинейной среды. Письма в ЖЭТФ. 1986. Т. 44. № 7. С. 308-311.
Аскаръян Г. А.. Раевский И.М. Генерация быстропеременных импульсов напряжения и тока при воздействии цуга лазерных импульсов на мишень в атмосфере. КЭ. 1986. Т. 13. № 8. С. 1701.
Askaryan G.A. Cherenkov Radiation of Optical Pulses. Phys. Rev. Lett. 1986. V. 57, N 19. P. 2470.
Аскаръян Г. А.. Юркин А.В. Управление амплитудой, спектром и направленностью светотермозвука подбором формы сечения светового пучка или боковым касанием границы сред. Ак. ж. 1987. Т. 33. № 2. С. 370-373.
Аскаръян Г. А.. Юркин А.В. Акустическое просветление сред в лучах лазера. Ак. ж. 1987. Т. 33. № 6. С. 1121-1123.
Аскаръян Г. А.. Раевский И.М. Лазерное моделирование светового и плазменного воздействия на кометы и планеты. КЭ. 1987. Т 14. № 2. С. 229.
Аскаръян Г.А. Эскизы воспоминаний. В кн. «Воспоминания о В.И. Векслере» АН СССР. М., Наука. 1987. С. 179-184.
Аскаръян ГА.. Юркин А.В. Нелинейная интроскопия высокого разрешения. Письма в ЖЭТФ. 1988. Т. 47. № 10. С. 494-497.
Аскаръян Г.А. Вспышки фотоядерных реакций при воздействии мощных ультракоротких световых импульсов на вещество. Письма в ЖЭТФ. 1988. Т. 48. № 4. С. 179-180.
Аскаръян ГА., Батанов Г.М., Коссый И.А., Костинский А.Ю. Последствия СВЧ разрядов в стратосфере. ДАН. 1988. Т. 303. № 3. С. 566-570.
Аскаръян ГА., Батанов Г.М., Коссый И.А., Костинский А.Ю. Еще одна угроза озонному слою. Природа. 1988. № 9. С. 20-22.
Аскаръян ГА.^ Батанов Г.М., Коссый ИА., Костинский А.Ю. Последствия СВЧ разрядов в стратосфере. УФН. 1988. Т. 156. № 2. С. 370-372.
Askaryan G.A.., Batanov G.M., Kossyi LA. Gas Microwave Discharge Action in Stratosphere. ESCAMPIG-88. Lisbon, Portugal. 1988. V. 12H. P. 59-61.
Аскаръян Г А.. Клебанов Л.Д. Фокусировка и кумуляция светотермозвуковых ударных импульсов от вогнутой поверхности, нагреваемой вспышкой света лазера. КЭ. 1988. Т. 15. № 11. С. 2167-2168.
Аскаръян ГА., Батанов Г.М., Коссый И.А. Преобразование энергии мощного излучения в плазменном факеле. Труды ФИАН. 1988. Т. 16. С. 3-10.
378
Аскаръян Г.А. Лазерная генерация токов и магнитных полей. Труды ФИАН. 1988. Т. 16. С. 11-15.
Аскаръян Г.А.^ Юркин А.В. Новое в светоакустике. УФН. 1989. Т. 157. № 4. С. 667-681.
Аскаръян Г.А_ Батанов Г.М., Коссый И.А. Плазменно-факельное преобразование мощного СВЧ излучения и энергопитание космических аппаратов. Письма в ЖТФ. 1989. Т. 15. № 8. С. 18-23.
Аскаръян Г.А.^ Государев И.А., Клебанов Л.Д. Реактивное движение при газовом разряде от внешнего токопровода. Письма в ЖТФ. 1989. Т. 15. № 15. С. 90-95.
Аскаръян Г.А., Государев И.А., Клебанов Л.Д. Криволинейное и вращательное движение рельсотронного газового разряда. Письма в ЖТФ. 1989. Т. 15. № 19. С. 39.
Аскаръян Г.А. Гигантские радиодетекторы проникающих частиц высокой энергии — толщи льда с радиомодулями. Передвижение модулей во льдах в мощных СВЧ лучах. Письма в ЖЭТФ. 1989. Т. 50. № 11. С. 446-447.
Аскаръян Г.А., Батанов Г.М., Грицинин С.И., Коссый И.А., Костинский А.Ю. Плазмохимические реакции в разрядах, возбуждаемых в воздухе пучками СВЧ волн. III сессия научи, совещ. «Получение, исследование и использование плазмы в СВЧ полях», 1989. Иркутск, С. 8-11.
Аскаръян Г.А., Батанов Г.М., Грицинин С.И., Коссый И.А., Костинский А.Ю. Plasma Chern. Reactions in Discharges, Exited in Air by Microwave Beams. XIX ICPIG Contrib. Pap. 1989. V. 3. P. 548. Belgrade.
Аскаръян Г. А., Королев М.Г., Юркин А.В. Генерация мощных ультразвуковых импульсов плоской или фокусирующей вогнутой поверхностью, взрываемой электрическим или световым воздействием. Письма в ЖЭТФ. 1990. Т. 51. № 11. С. 586- 590.
Askaryan G.A. et al. Microwave Discharge in the Stratosphere and their Effect on the Ozone Layer. ESCAMPIG-90, 10 Europ. sec. Conf, on the Atom and Molek. Phys. Ionized Gas, Orleans, Franc, 1990. 28 Aug, V. 14E.
Аскаръян Г.А.^ Батанов Г.М., Коссый И.А., Костинский А.Ю. СВЧ разряды в стратосфере — новая угроза озонному слою. Пробл. физич. электроники. Л. сб. и. тр. 1990. С. 147.
Аскаръян Г. А., Красновский А.Г. Звуковой импульс внутри светового луча в слабопоглощающей среде, приосевая кумуляция звука и рефракция света. ЖЭТФ. 1990. Т. 96. № 6. С. 1767-1776.
Аскаръян Г.А. Ускорение заряженных частиц ультракороткими, световыми импульсами, создающими фронт пространственного заряда на оси в канале среды. Письма в ЖЭТФ. 1990. Т. 52. № 6. С. 943-945.
Аскаръян Г.А., Батанов Г.М. и др. Плазмохимические процессы сопровождающие разряд в воздухе возбуждаемый СВЧ волновым пучком. ЖТФ. 1990. Т. 60. № 11. С. 77-84.
Аскаръян Г.А. Грустный юмор в эпоху «противостояния». Природа. 1990. № 8. С. 127-128.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Microwave Discharges in the Stratosphere and their Effect on the Ozone Layer. XX ICPIG. 1991. Pisa, Italy. Invited Papers. P.100107.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Microwave Discharges in the Stratosphere and their Effect upon the State of the Ozone Layer. ISSP-7 ’’Piero Caldirola”Control. Act. Global Exper. (CAGE), E. Sindoni and A.Y. Wong (Eds), SIE, Bologna, p. 239258. 1991.
Аскаръян Г.А_ Батанов Г.М. и др. Микроволновые разряды в стратосфере и их влияние на состояние озонного слоя. Физика плазмы. 1991. Т. 17. XQ 1. С. 85-96.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. New Methods for Measuring Intensity of Super High Power Microwave Radiation. ISSP-10 ’’Piero Caldirola» High Power Microwave Gener. & Appl, E. Sindoni & C. Wharton (Eds), SIE, Bologna, p. 201206. 1992.
Аскаръян Г.А_ Батанов Г.М. и др. Прилипание электронов взрывает молекулы фреона. Новые возможности очистки атмосферы от фреона. Письма в ЖЭТФ. 1992. Т. 55. № 9. С. 500-504.
Аскаръян Г.А.^ Батанов Г.М. и др. Свободнолокализованный микроволновой разряд как способ очистки атмосферы от разрушающих озоновый слой примесей. Физика плазмы. 1992. Т. 18. № 9. С. 1198-1211.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Possibility of Destruction and Restoration of the Ozone Layer by Microwave Discharges. ISSP-10 ’’Piero Cald.”High Power Microwave Generation & Applications, E. Sindoni & C.Wharton (Eds), SIE, Bologna, p. 206-226. 1992.
Аскаръян Г.А_ Королев М.Г. и др. Гиперзвуковые газодинамические исследования в потоке газа от воздействия мощного несфокусированного лазерного импульса на пленку или поверхность среды. Письма в ЖЭТФ. 1993. Т. 57. У 3. С. 164-170.
Аскаръян Г.А_ Юркин А.В. Скоростная наносекундная фоторегистрация быстрых процессов в невидимом (УФ) свете с помощью азотного лазера. Новые исследования цуга ударных волн. Письма в ЖЭТФ. 1993. Т. 58. № 7. С. 557-560.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Gas-Discharge as a Method for Overcoming the Consequences of Atmosphere Pollution by Chlorofluorocarbons (CFC’s). ISSP- 13 ’’Piero Cald” Industrial Appl. of PL Phys, G. Bonizzoni, W. Hooke and E. Sindoni (Eds), SIE, Bologna, p. 463- 483. 1993.
Аскаръян Г.A. 1. Гении, власть и цивилизация. Возможность спасения гениев. 2. Воспоминания об академике Д.В. Скобельцине. Российская академия наук. М., 1993, 11 стр., Препринт ФИАН.
Аскаръян Г.А. Памяти Е.К. Завойского. Из книги «Чародей эксперимента». М.: Наука. 1993. С. 91-95.
Askaryan G.A., Batanov G.M. et al. Expermental and Mathematical Modeling of Plasma- Chemical Methods of Tropospheer Cleaning from Chlorofluorocarbons (CFC’s). XXIICPIG, Bochum, Proceedings, v. 1, p. 365-366. 1993.
Аскаръян Г.А., Батанов Г.М. и др. Микроволновые разряды в стратосфере и их влияние на озоновый слой. Труды ИОФАН. М.: Наука. 1994. Т. 47. С. 9-22.
Аскаръян Г.А_ Батанов Г.М. и др. Свободнолокализованный микроволновый разряд как способ очистки атмосферы от разрушающих озоновый слой примесей. Труды ИОФАН. М.: Наука. 1994. Т. 47. С. 23-36.
Аскаръян Г.А_ Королев М.Г. и др. Исследование действия мощной вспышки ультрафиолета от световых разрядов в газах. Обнаружение быстровозникающе- го ореола фотодиссоциации, опережающего ударную волну. Письма в ЖЭТФ. 1994. Т. 60. № 1. С. 11-15.
Аскаръян Г.А., Буланов С.В., Пегораро Ф., Пухов А.М. Магнитное взаимодействие каналов самофокусировки и потоков электромагнитного излучения: их слияние и накопление энергии. Действие на них внешних магнитных полей. Письма в ЖЭТФ. 1994. Т. 60. № 4. С. 240-246.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. A Freely Localized Microwave. J. Phys. D: Appl. Phys., 1994. V. 27. N 6. P. 1311-1318.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Discharge for Removal of Chlorofluorocarbon Contamination from the Atmosphere Gas-Discharge Cleaning of Atmosphere of Chlorofluorocarbon (CFG) Contaminations. Comments Plasma Phys. Controlled Fusion. V. 16, N 1. P. 43-63. 1994.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Gas-Discharge Cleaning of Atmosphere of Chlorofluorocarbon (CFC’s) Contaminations. Strong Microwaves in Plasmas. Proc, of International Workshop, N. Novgorod, Ins. Appl. Phys. V. 1. P. 227-257. 1994.
Аскаръян Г.А. Звезда Капицы будет сиять вечно и ярко. В кн. «Петр Леонидович Капица. Воспоминания, письма, документы». М., Наука. 1994. С. 311-315.
Аскаръян Г.А_ Батанов Г.М. и др. Газоразрядные методы очистки воздушной среды от озоноразрушающих фреонов. Мат. конф. Петрозавод., 1995. Т. 2. С. 258-259.
Аскаръян Г.А., Королев М.Г. и др. Кумуляция, столкновение и обтекание быстрых потоков газовых струй при лазерной абляции поверхностей и взрыве тонких пленок вещества. Практические применения. КЭ. 1995. Т. 22. № 4. С. 307308.
Аскаръян Г.А., Буланов С.В., Пегораро Ф., Пухов А.М. Нелинейная эволюция сверхсильного лазерного импульса в плазме. Новые эффекты магнитного взаимодействия мощных потоков электромагнитного излучения. Физика плазмы. 1995. Т. 21. № 10. С. 884- 896.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. The Effect of Stratospheric Microwave Discharge on the Ozone Layer. Bull. Amer. Phys. Soc., v. 40, N 11, p. 1686. 1995.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Experimental and Mathematical Modeling of Gas- Discharge Methods for Chlorofluorocarbons (CFC’s) Destruction in Troposphere. Bull. Amer. Phys. Soc., v. 40, N 11, p. 1855. 1995.
381
Askaryan G.A., Batanov G.M. et al. Efficient Chlorofluorocarbons Destruction in a Contracting Microwave Discharge. Moscow Phys. Soc., Lebedev YA. (Ed), p. 24-51. 1995.
Аскаръян Г.А. Встречи с Левиным. В кн. «Михаил Львович Левин. Жизнь, воспоминания, творчество» Н. Новгород. 1995. С. 168-172.
Аскаръян ГА.^ Соколов И.В. Кумуляция в поле сил тяжести, инерции и невесомости. Письма в ЖЭТФ. 1996. Т. 63. № 9. С. 748-751.
Аскаръян Г.А.. Батанов Г.М. и др. «Выгорание» фреона в микроволновой волне пробоя в азоте. ЖТФ. 1996. Т. 66. № 3. С. 19-27.
Askaryan G.A.^ Batanov G.M. et al. Decay of Microwave Plasma in the Nitrogen and Air with Small Addition of Chlorofluorocarbons (CFC’s). Strong Microwaves in Plasmas. Ill Int. Workshop, N. Novgorod, Ins. Appl. Phys., Abstract, p. D23. 1996.
Askaryan G.A., Batanov G.M. et al. Gas Discharge Method of Neutralizing CFC Contamination in Order to Protect the Ozone Layer. XVIII Quadrennial Ozone Simp, L’Aquila, Itai. Abstr., p. 16. 1996.
Аскаръян Г.А. Цельный характер. В кн. «Вспоминания об академике М.А.Леонтовиче». М.: Наука. 1996. Физмат, лит. С. 290-293.
Аскаръян Г.А. Встречи и размышления. В кн. «Он между нами жил». Воспоминания о Сахарове М., Практика. 1996. С. 122-128.
Askaryan G.AV Batanov G.M. et al. Experimental Investigation of Chlorofluorocarbons (CFC’s) Destruction in Microwave Gas Discharge. XVIII Quadrennial Ozone Simp, L’Aquila, Itai. Abstr., p. 17. 1996.
Аскаръян ГА.^ Соколов И.В. Неустойчивость и нарушение прецизионной кумуляции полостей и потоков вещества в поле сил тяжести, инерции и иных дипольных возмущений. ЖЭТФ. 1997. Т. 111. № 6. С. 2001-2015.
Аскаръян ГА.^ Юркин А.В. Каналы в жидкостях при вращении для проведения разрядов, токов, потоков частиц, излучений и понижения порогов пробоя. Письма в ЖЭТФ. 1997. Т. 65. № 3. С. 291-294.
Аскаръян Г.А.. Рухадзе А.А. Об увлечении нейтрального газа импульсом тока в слабоионизованной плазме. Кр. сообщения по физике ФИАН. 1997. № 3-4. С. 103-106.
Аскаръян Г.А. Новые физические эффекты в луче лазера. Промышленность Армении. 1969. № 7. С. 3-5.
Аскаръян Г.А. О.Хевисайд: трагедия или победа личности? Природа. 1986. № 1. С. 121-123.
Содержание
От составителей 5
Биографический очерк 7
Новые радиационные эффекты 49
Избранные статьи 61
Гении, власть и цивилизация323
Последние стихотворения359
Список научных работ368
Памяти Г.А. Аскарьяна
Составители: Г.М. Батанов, Б.М. Болотовский, С.С. Григорян, И.С. Коссый, И.В. Соколов.
Технический редактор Г.Н. Морозова
Корректор О. А. Андреева
Компьютерный набор и верстка И. В. Шутов
ЛР №071930 от 06.07Л999
Подписано в печать 06.01.2000. Формат 70xl001/i6
Бумага офсетная №1. Печать офсетная.
Усл. печ. л. 24. Уч.-изд. л. 30.96. Тираж 1000 экз.
Издательская фирма
«Физико-математическая литература»
МАИК «Наука/Интерпериодика»
117864 Москва В-485, Профсоюзная ул., 90
Сам звуковой луч может создать при больших интенсивностях заметный перепад
акустических свойств среды внутри и вне луча, обеспечивающий самофокусировку звукового луча. Например, нагрев среды в звуковом луче, изменение среднего давления упругости среды и т.п. — все это может вызвать подфокусировку и фокусировку звукового луча возникающим скачком свойств. Например, нагрев ДТ ^ asIst)рСгде
wave equation with the initial conditions: P(r, 0) = (<a/Cp)g(r) and <9P(r, 0)/<9t = 0.
таллизованных и поглощающих пленок с целью генерации мощных звуковых импуль
сов. В отличие от предыдущих работ [7, 8], где осуществлялся лазерный нагрев погло
щающей жидкости у изогнутой поверхности, мы создали излучатель в виде накладки, допускающей многоцелевые варианты.
На рис. 1 дана схема, на которой пунктирными стрелками показано лазерное нефо-
кусированное излучение. Общими в первой лазерной серии экспериментов были: плек
сигласовый подцон (7) и дно сосуда (3), изготовленного из тонкого выпрессованного
1982.
всегда меньше электронной температуры, а после установления равновесия вкладом ионов и элек
тронов в тепловую энергию можно пренебречь.