Динамические и нестационарные явления на поверхности и в объеме конденсированного водорода тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.07 ВАК РФ

Левченко Александр Алексеевич

ДИНАМИЧЕСКИЕ И НЕСТАЦИОНАРНЫЕ ЯВЛЕНИЯ НА ПОВЕРХНОСТИ И В ОБЪЕМЕ КОНДЕНСИРОВАННОГО

ВОДОРОДА

специальность 01.04.07.-физика конденсированного состояния

АВТОРЕФЕРАТ ДИССЕРТАЦИИ на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Черноголовка 2003

Работа выполнена в Институте физики твердого тела Российской академии наук.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Е.Б. Гордон доктор физико-математических наук,

профессор Ю.З. Ковдря доктор физико-математических наук,

профессор В.Я. Кравченко

Ведущая организация - Институт сверхпроводимости и физики твердого тела Российского научного центра «Курчатовский институт».

Защита состоится 24 июня 2003 г. в 10 часов на заседании диссертационного совета Д 002.100.01 при Институте физики твердого тела РАН по адресу 142432, г. Черноголовка, Московская обл., ИФТТ РАН.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института физики твердого тела РАН.

Автореферат разослан «23» мая 2003 г.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор физико-математических наук В.Н.Зверев

© А.А.Левченко, 2003. | Институт физики твердого тела РАН, 2003.

2ооЗ-А То

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы.

Заряды, инжектированные в конденсированный гелий и водород, открыли новые экспериментальные возможности, и за последние 30 лет исследования их свойств составили целое направление в физике конденсированного состояния. Особо плодотворными оказались исследования взаимодействия зарядов с поверхностью жидкости. К достоинству этой квазидвумерной системы зарядов следует отнести уникальность проявляемых ею свойств и чистоту физической картины взаимодействия зарядов с поверхностью и между собой. Это делает такие исследования особо привлекательными.

Взаимодействие зарядов с поверхностью жидкости определяет в большей мере их подвижность при низких температурах, а также изменяет динамические и статические свойства самой поверхности [1]. Известно, что заряженная плоская поверхность жидкости во внешнем электрическом поле, приложенном перпендикулярно поверхности, теряет устойчивость в полях выше некоторого критического значения [2]. Дальнейшее поведение заряженной поверхности зависит от условий наблюдений. При фиксированной плотности зарядов, меньшей максимально достижимой в данном поле, можно наблюдать явление реконструкции, заключающееся в образовании статической деформации на поверхности. Для слабо заряженной поверхности жидкого гелия наблюдается возникновение отдельных многозарядных лунок [3] с характерными размерами сравнимыми с капиллярной длиной. С повышением концентрации зарядов реализуется иная ситуация - на поверхности возникает луночный кристалл [4].

В случае полной экранировки поверхностными зарядами приложенного электрического поля стационарную реконструкцию заряженной поверхности жидкости ранее не наблюдали. Более того, экспериментальные данные свидетельствовали о невозможности стационарной реконструкции при условиях выполненных уже экспериментов. Однако недавно на возможность наблюдения стационарного состояния реконструированной заряженной поверхности при полной компенсации зарядами приложенного электрического поля для тонкой пленки указывалось в теоретической работе [5]. Таким образом, экспериментальная реализация нового реконструированного состояния заряженной поверхности представлялось очень интересной.

Взаимодействующие капиллярные волны на поверхности жидкости представляют собой систему для изучения турбулентности. Теория слабой турбулентности была развита в конце 60-х годов прошлого столетия [6]. Однако, несмотря на значительное число экспериментальных исследований по нелинейной динамике поверхностных волн, было опубликовано лишь несколько сообщений об экспериментальных наблюдениях изотропных спектров капиллярных волн на поверхности воды, результаты которых могут быть сравнены с предсказаниями теории [7-9].

В данной диссертации представлены результаты исследований нелинейных капиллярных волн на поверхности - ж^^ши^види^н^гг ~ К

БИБЛИОТЕКА | С Петербург {, а/ 09 тЗлкт74Ь'

достоинствам жидкого водорода в экспериментах по турбулентности нужно отнести относительно низкую величину коэффициента кинематической вязкости и большое значение коэффициента нелинейности капиллярных волн. Это позволяет наблюдать турбулентный режим в широком частотном диапазоне. Кроме того, благодаря малой плотности, на поверхности жидкого водорода можно возбуждать колебания внешней силой во много раз меньшей, чем для воды. Это обстоятельство оказалось определяющим при использовании методики, в которой волны на поверхности возбуждаются электрическими силами. Проведенные эксперименты показали, что поверхность жидкого водорода можно зарядить инжектированными зарядами, удерживать заряды вблизи поверхности в течение длительного времени, а также возбуждать поверхностные волны при помощи переменного электрического поля. Важным достоинством этой методики для наблюдения капиллярной турбулентности является возможность воздействия внешней силой непосредственно на поверхность жидкости, практически полностью исключая объем, а также высокая степень изотропности возбуждающей силы, что позволило проводить изучение турбулентности в хорошо контролируемых экспериментальных условиях и обоснованно сравнивать экспериментальные результаты с выводами теории.

Как и кристаллы твердого гелия, кристаллы твердого водорода, выращенные при малых давлениях, являются квантовыми [10]. В квантовом кристалле при высоких температурах наряду с классическим термоактивированным механизмом в диффузии дефектов возможно проявление подбарьерного квантового туннелирования. Впервые это явление было обнаружено при изучении диффузии примеси 1Не в кристаллах 4Не [П]. При низких температурах и низкой концентрации примеси движение примесных атомов описывается в рамках модели квазичастиц - примесонов с узкой зоной, и коэффициент диффузии не зависит от температуры. В кристаллах водорода впервые переход от термоактивированного перескока из узла в узел к собственному зонному движению примесной частицы был наблюден при ЯМР исследованиях диффузии молекул изотопической примеси НО в твердом параводороде р-Н2 [12].

Естественно было предположить [13], что с понижением температуры может происходить делокализация точечных дефектов иной природы - тепловых вакансий. Вакансии сильно взаимодействуют между собой упругими полями при высоких температурах и свободно движутся по кристаллу при низких температурах. Однако, до сих пор вопрос о соотношении между классическим и квантовым механизмами диффузии вакансий в квантовых кристаллах остается открытым. Связано это с тем, что прямые наблюдения за движением вакансий в кристаллах 4Не и р-Н2 затруднительны. Методы ЯМР спектроскопии здесь неприменимы, так как вакансии в кристаллах 4Не и р-Н2 не имеют магнитного момента в отличие от атомов примеси 3Не в 4Не и молекул НО в р-Н2.

Как показали исследования [10,14], в кристаллах в качестве пробных частиц могут быть использованы заряженные комплексы (заряды), которые возникают- в кристалле под действием радиоактивного облучения. Первая попытка наблюсти движение зарядов в твердом водороде была неудачной [15].

В работе [16], где в качестве источника зарядов использовался проникающий извне пучок заряженных частиц, впервые была измерена подвижность отрицательных зарядов с понижением температуры. Однако из-за сильного захвата зарядов в объеме образцов измерения были выполнены в узком интервале температур и с невысокой точностью.

Таким образом, прежде чем использовать заряды в качестве пробных частиц для изучения свойств вакансий, предстояло выполнить систематические исследования температурных и полевых зависимостей скорости движения положительных и отрицательных зарядов в твердом водороде. Особенно интересным представлялось сравнить экспериментальные данные по изучению движения зарядов в кристаллах водорода и гелия и на основании этого предложить модель, описывающую движение зарядов и вакансий в квантовых кристаллах.

Цели и задачи работы.

В цели .диссертационной работы входило в экспериментальное изучение явления реконструкции заряженной поверхности жидкого водорода в электрическом поле, свойств линейных и нелинейных волн на заряженной поверхности жидкого водорода, а также особенностей движения зарядов в объеме конденсированного водорода.

Для достижения указанных целей работы потребовалось решить следующие задачи:

1. Исследование особенностей движения инжектированных зарядов в жидком водороде.

2. Исследование особенностей прохождения инжектированных зарядов через поверхность раздела жидкий водород-пар. Определение структуры зарядов разных знаков.

3. Разработка методики создания заряженного слоя под поверхностью жидкого водорода. Разработка методики визуального наблюдения за эволюцией профиля поверхности и измерения отклонения поверхности от равновесного значения.

4. Изучение устойчивости заряженной поверхности жидкого водорода в условиях полной экранировки зарядами перпендикулярно приложенного электрического поля. Поиск явления стационарной реконструкции.

5. Построение фазовой диаграммы реконструированного состояния заряженной поверхности. Изучение особенностей эволюции формы заряженной капли в электрическом поле.

6. Разработка методики возбуждения и регистрации колебаний на заряженной поверхности жидкого водорода. Обоснование методики восстановления корреляционной функции по измерению мощности отраженного от колеблющейся поверхности лазерного луча.

7. Измерение спектра малых колебаний заряженной плоской поверхности в перпендикулярном электрическом поле.

8. Исследование капиллярной турбулентности на поверхности жидкого водорода. Поиск Колмогоровского спектра в распределении энергии по частотам волн.

з

9. Исследование частотной зависимости парной корреляционной функции отклонений поверхности от равновесия при возбуждении поверхности на одной или двух резонансных частота*, а также шумом на низкой частоте.

Ю.Исследование особенностей движения инжектированных зарядов в образцах твердого водорода и дейтерия. Поиск проявления квантовых эффектов в диффузии зарядов в совершенных кристаллах водорода.

Научная новизна и практическая значимость работы.

1. Впервые выполнены исследования движения инжектированных зарядов в объеме жидкого водорода и дейтерия при разных давлениях. Исследовано прохождение зарядов через границу раздела жидкость-пар. Определена структура инжектированных зарядов.

2. Впервые выполнены исследования явления реконструкции заряженной поверхности жидкого водорода в условиях полной экранировки зарядами на поверхности приложенного перпендикулярно электрического поля. Изучен переход заряженной поверхности из плоского в новое реконструированное состояние с ростом напряженности электрического поля.

3. Разработана методика возбуждения и регистрации поверхностных волн на заряженной поверхности жидкого водорода. Измерен спектр колебаний заряженной поверхности тонкого слоя жидкого водорода.

4. Впервые исследована турбулентность капиллярных волн на поверхности жидкого водорода при различных режимах возбуждения поверхностных колебаний и измерена граничная частота верхнего края инерционного интервала. Определена частотная зависимость парной корреляционной функции для отклонений поверхности от плоского состояния в широком интервале частот и при разных видах накачки.

5. Впервые выполнены систематические экспериментальные исследования движения инжектированных зарядов в кристаллах твердого водорода и дейтерия. Изучено влияние ортопримеси на коэффициент диффузии зарядов в параводороде. Исследовано движение зарядов в образцах твердого водорода и дейтерия, выращенных при разных давлениях, в широком интервале температур.

Полученные в работе результаты по движению зарядов могут быть применены при развитии фундаментальных представлений о движении заряженных наночастиц в конденсированных средах. Наблюдение впервые реконструкции эквипотенциально заряженной плоской поверхности жидкости в условиях полной экранировки электрического поля и открывает новый круг задач, ранее подробно не обсуждавшихся. Экспериментальное подтверждение выводов теории слабой турбулентности имеет практическое значение, так как модели, развитые на основе этой теории, широко используются, например, в прогнозировании погоды.

Положения, выносимые на защиту.

1. Экспериментальное доказательство существования в жидком водороде отрицательных зарядов двух разных структур: отрицательно заряженные ионные кластеры и электронные пузырьки.

2. Экспериментальное наблюдение перехода в устойчивое реконструированное состояние заряженной поверхности тонкого слоя жидкого водорода при условии полной экранировки зарядами приложенного перпендикулярно электрического поля.

3. Создание методики возбуждения и регистрации колебаний на заряженной поверхности жидкого водорода, а также восстановления корреляционной функции по измерению мощности отраженного от колеблющейся поверхности лазерного луча.

4. Результаты исследований изменений спектра колебаний заряженной поверхности тонкого слоя жидкого водорода с ростом напряженности приложенного перпендикулярно электрического поля.

5. Экспериментальное наблюдение Колмогоровского спектра в распределении энергии капиллярных волн по шкале частот.

6. Обнаружение влияния условий накачки на частотную зависимость парной корреляционной функции отклонений поверхности от равновесия.

7. Экспериментальное наблюдение граничной частоты верхнего края инерционного интервала, в котором наблюдается Колмогоровский спектр.

8. Результаты исследований диффузии зарядов в широком интервале температур, давлений и концентрации ортопримеси в кристаллах водорода. Обнаружение сильного влияния орто-парасостава на скорость движения зарядов разных знаков.

9. Экспериментальное наблюдение изменения механизма движения вакансий: от классического термоактивированного перескока к квантовому подбарьерному туннелированию.

Личный вклад автора.

Материал, представленный в диссертации получен при непосредственном участии автора в постановке задач исследований, в выполнении экспериментов и в обсуждении полученных результатов. Диссертационная работа выполнена в лаборатории квантовых кристаллов ИФТТ РАН в период с 1988 г. по 2002 г.

Апробация работы.

Материалы диссертации докладывались и обсуждались на следующих конференциях и совещаниях:

- 25, 26 Всесоюзное совещание по физике низких температур, Ленинград, 1988; Донецк, 1990

- 30-32 Всероссийское совещание по физике низких температур, Москва, 1996; Дубна, 1998; Казань, 2000

- The 19-23 International Conference on Low Temperature Physics, Brighton, UK, 1990; Prague, Chech Rep., 1996; Helsinki, Finland, 1999; Osaka, Japan, 2002

- The 1-4 International Conference on Cryocrystals and Quantum Crystals, Alma-Ata, Kazakhstan, 1995; Polanica-Zdroj, Poland, 1997; Szklarska Poreba, Poland, 1999; Munich, Germany, 2002

- International Symposium on Quantum Fluids and Solid, Pen-State, USA, 1992; Konstanz, Cermany, 2001

- I, II Pan-Pacific International Workshop, Tokio, Japan, 1998; San-Diego, USA, 2001

- 1-3 Международная конференция по физике низких температур в условиях микрогравитации, Черноголовка, Россия, 1997, 1999, 2002

Работы, вошедшие в диссертацию, были выполнены при частичной поддержке проекта Минпромнауки «Поверхность», проекта «ТМ-17» программы «НАУКА-НАСА» и INTAS, проект № 2001-0618.

Публикации. Основные результаты диссертационной работы опубликованы в 23 статьях, список которых приведен в конце автореферата. Общее количество публикаций по теме диссертации - 32. Работы, вошедшие в диссертацию, были выполнены при частичной поддержке проекта «Поверхность» Минпромнауки, проекта «ТМ-17» программы «НАУКА-НАСА» и фанта INTAS№ 2001-0618.

Объем и структура диссертации. Диссертационная работа состоит из общей характеристики работы, введения, шести глав, основных результатов и выводов. Общий объем диссертации - 173 страницы текста, включая 75 рисунков, 2 таблицы и список литературы из 105 наименований.

Основное содержание работы.

Глава 1 содержит краткий обзор известных теоретических и экспериментальных результатов по исследованию свойств инжектированных зарядов в конденсированном водороде. Обсуждаются свойства заряженной поверхности жидкого водорода в перпендикулярном электрическом поле. Дано представление о явлении реконструкции заряженной поверхности. Определено турбулентное состояние в системе капиллярных волн. Сформулирована основная цель исследований и описаны конкретные экспериментальные задачи, которые решались в рамках диссертационной работы.

Глава 2 посвящена исследованию движения зарядов в жидком водороде и через границу раздела жидкость-пар. Обсуждается структура инжектированных зарядов и механизмы их прохождения через поверхность [Г- 4'].

Параграф 2.1. Измерения проводились на плоском конденсаторе, в котором на нижней обкладке крепилась тонкая радиоактивная пластина (мишень). Конденсатор располагался горизонтально в металлической ячейке с окнами для наблюдения. Ячейка устанавливалась в оптический гелиевый криостат. Расстояние между обкладками в разных экспериментах составляло от 3 до 5 мм. Вокруг конденсатора устанавливалось охранное кольцо, препятствующее уходу

б

зарядов на стенке ячейки. При измерениях подвижности зарядов конденсатор полностью заполнялся чистым жидким водородом. При исследованиях прохождения зарядов через поверхность граница раздела жидкость - пар располагалась между обкладками. Титано-тритиевая мишень излучает р -электроны со средней энергией 5 КэВ. Под действием излучения в слое жидкости толщиной около 10 мкм у поверхности мишени образуется слой плазмы из положительно и отрицательно заряженных частиц. Знак зарядов, извлекаемых из плазмы в объем жидкого водорода, определяется полярностью электрического напряжения, приложенного между пластинами конденсатора.

В параграфе 2.2 приводятся результаты измерения подвижности отрицательных зарядов ц. в жидком водороде и дейтерии при разных температурах и давлениях. С увеличением температуры жидкого водорода вдоль линии давления насыщенных паров от 14К до 30К подвижность проходит через локальный максимум при 17К, минимум при 20К, и далее монотонно возрастает. Можно оценить эффективный радиус заряда по формуле Стокса, Я. = е/цг]4л;, где е -заряд электрона, т] - вязкость жидкого водорода. Результаты расчетов приведены на рис. 1. Видно, что эффективный радиус в водороде и дейтерии близок к 8-9Д при температурах выше 22К. С понижением температуры жидкого водорода радиус отрицательного заряда уменьшается до 4.5Д. С ростом давления в

жидком водороде при фиксированной температурю радиус отрицательного заряда уменьшается. Это может свидетельствовать в пользу предположения, что при высоких температурах в жидком водороде и дейтерии наблюдаются отрицательные заряды, представляющие собой электроны, локализованные в пузырьках.

10

0< о"

I5

О,

О,

н,

12

■а.......».......а"

Рис. /. Радиус отрицательных зарядов в жидком водороде и дейтерии, оцененный по формуле Стокса.

Температура, К

Параграф 2.3 посвящен экспериментам по определению структуры отрицательных зарядов в жидком водороде. Рассмотрим заряженную частицу, расположенную под поверхностью жидкости. На нее действует сила изображения, направленная в глубь жидкости Р(г). Внешнее электрическое поле Е компенсирует действие силы изображения и удерживает заряды под поверхностью на некотором расстоянии 2о, определяемом равенством Р(го) = еЕ. Если в жидкости находится источник зарядов, то под действием внешнего

поля под поверхностью жидкости образуется заряженный слой. Стабильность заряженного слоя зависит от структуры зарядов и их способности проникать через границу.

За счет термических флуктуаций заряд может сблизиться с поверхностью. При приближении электронного пузырька к поверхности электрон может туннелировать через границу раздела в пар. Ток отрицательных зарядов через поверхность пропорционален концентрации электронных пузырьков и вероятности прохождения электроном границы раздела фаз. На рис.2 кривая 1 описывает температурную зависимость тока отрицательных зарядов ДТ) в наполовину заполненном конденсаторе при разности потенциалов между обкладками и=10В и напряжении на охранном кольце У=5В. Кривая 2 описывает температурную зависимость тока в конденсаторе, полностью заполненном жидкостью, при тех же напряжениях, что и кривая 1.

В конденсаторе, полностью заполненном жидкостью, в температурном интервале 14-20К ток в жидкости слабо зависит от температуры. В конденсаторе, частично заполненном жидкостью, при увеличении температуры от 14К до 17К ток через поверхность .У быстро возрастает и выше 17К температурная зависимость ДТ) приближается к зависимости .1((Т).

Рис.2. Температурная зависимость тока отрицательных зарядов в жидком водороде.

Из сравнения кривых 1 и 2 можно заключить, что при температурах ниже 17К в частично заполненном конденсаторе величина тока и температурная зависимость ДТ) определяется условиями прохож-

—I---1---1 дения зарядов через поверхность.

14 I® 20 Выше 17К влияние поверхности

Температура, К

незначительно.

Параграф 2.4. Экспериментальному подтверждению существования заряженных кластеров в жидком водороде посвящен этот параграф. Вероятность туннелирования тяжелых кластеров через границу экспоненциально мала по сравнению с электронами, поэтому положительно и отрицательно заряженные кластеры должны скапливаются под поверхностью. Для случая отрицательных зарядов двух типов поверхность может действовать как сито с калиброванными отверстиями, через которую электроны проходят свободно, а кластеры накапливаются. Если воспрепятствовать уходу тяжелых кластеров из-под поверхности, то они сйоим электрическим полем будут препятствовать подходу легких пузырьков к поверхности. Ток отрицательных зарядов через поверхность прекратится.

о

На рис.3, показана зависимость тока от напряжения на охранном кольце V при постоянном напряжении на источнике и=600В (кривая 1) и зависимость тока отрицательных зарядов через поверхность жидкости от прижимающего напряжения на источнике и при постоянном напряжении на охранном кольце У=600В (кривая 2). На зависимостях 1(1_1,У) наблюдается резкое изменение тока при и — V. Отметим, что в случае V > и уменьшение тока при ступенчатом включении напряжения V на охранном кольце происходит не мгновенно, а в течение длительного времени, во много раз превышающем время пролета зарядами расстояния между источником и поверхностью. Изменение со временем кривизны заряженной поверхности, определяемое по отражению от поверхности лазерного луча, свидетельствует об увеличении плотности накапливающихся зарядов. Для положительных зарядов ток через поверхность при температурах 14-25К был менее 10"|5А, то есть положительные заряды не проникали через границу жидкость-пар. Однако постепенное изменение кривизны поверхности при изменении величины прижимающего напряжения указывало на накапливание положительных зарядов под поверхностью. По мере повышения напряжения на охранном кольце и источнике поверхность жидкости в конденсаторе сильно искривляется: в центре конденсатора образуется участок поверхности - холм. При постоянном напряжении выше некоторого критического значения («1000В) можно наблюдать близкие к перио- * дическим осцилляции поверхности.

9

Рис. 3. Вольтамперная характеристика наполовину заполненного * * конденсатора при Т=14.6К. ^

Высота холма со временем вырастает, достигает максимума, и резко релаксирует к плоскому исходному ' состоянию, а затем процесс повторяется. При разряде из вершины холма била заряженная « струя. При разряде на коллектор приходит порядка 108 зарядов.

На рис. 4 показана зависимость от времени величины положительного заряда, приходящего на коллектор при двух разных прижимающих напряжениях и=550В (кривая 1) и 11=700В (кривая 2) при постоянном напряжении на охранном кольце. Аналогичные результаты наблюдаются и для отрицательных зарядов. Позднее в конденсаторе установили тонкую металлическую сетку на расстоянии 1 мм от нижней обкладки, превратив его в триод. Эксперименты с триодом позволили установить, что время жизни

положительных и отрицательных зарядов, которые накапливаются под

поверхностью при 14-20К, составляет более 1 часа. С другой стороны время

жизни отрицательно заряженного

пузырька под поверхностью, оцененное а

по изменению тока через поверхность в

триоде при малых напряжениях 1КУ,

оказалось менее 1 Ос.

г

Рис.4. Зависимость от времени * величины положительного заряда, н пришедшего на коллектор. о

1

Параграф 2.5. В этом параграфе обсуждаются полученные результаты. Наблюдение немонотонной зависимости радиуса отрицательных зарядов от о температуры позволяет предположить, что в жидком водороде существует два

типа отрицательных зарядов. Эксперименты по прохождению отрицательных зарядов через поверхность однозначно подтверждают существование электронных пузырьков. Действительно, предположим, что зависимость на рис.2, можно описать суммой 11'|(Т)+12'1(Т) высокотемпературной и низкотемпературной ассимтотик. Температурная зависимость компоненты ^(Т) определяется объемом, то есть 1|(Т)=аЛ((Т). Компонента 1г экспоненциально зависит от температуры, так как движению зарядов к поверхности препятствует барьер, создаваемый силами электрического изображения, ,12(Т)=Ьехр(-С/Т), а и Ь - коэффициенты, в - высота барьера. Найденная подгонкой аналитических кривых к экспериментальным точкам высота барьера составила С=350 ± 70К. По величине в можно оценить эффективное расстояние от поверхности Я «Я_, с которого происходит туннелирование электрона из жидкости в пар. В пренебрежении влиянием внешнего электрического поля получаем Я = 10.6

Полученная величина оказалась близкой к оценке радиуса электронного пузыря, выполненной по данным измерений подвижности, Я. « 9А. Кроме того, теоретические расчеты дают значение

Я. « юА. Таким образом, можно заключить, что в жидком водороде под действием облучения образуются электронные пузырьки с радиусом около юА.

Так как время жизни отрицательных зарядов, накапливающихся под поверхностью, много больше времени жизни под поверхностью электронных пузырьков, то можно сделать вывод, что в жидком водороде существуют, по крайней мере, два типа отрицательных зарядов. Один из них - это электронный пузырек, а заряды второго типа - это тяжелые кластеры, состоящие из центрального иона Н" или иона примеси, которые окружены слоем

ю

отвердевшего водорода, также как и положительные заряды. Радиус положительно заряженного кластера по оценкам [16] близок к радиусу электронного пузырька. Однако из наших измерений подвижности следует, что при низких температурах радиус отрицательных зарядов составляет около 5Д, что близко к теоретической оценке радиуса отрицательно заряженного кластера, содержащего атомарный ион [17].

Таким образом, можно заключить, что в жидком водороде под действием облучения образуются электронные пузырьки с радиусом около юА, а также отрицательно и положительно заряженные ионные кластеры. Под поверхностью жидкого водорода можно создать слой зарядов, как положительных, так и отрицательных, и удерживать его длительное время.

Глава 3 посвяшена исследованию явления реконструкции заряженной поверхности жидкого водорода [5 -8 ]. В этих экспериментах инжектированные заряды используются для создания заряженной поверхности жидкого водорода. Исследуется устойчивость заряженной поверхности в перпендикулярном электрическом поле.

Параграф 3.1. Экспериментальная методика. Эксперименты были проведены в ячейках двух типов (плоские конденсаторы Д1 и Д2), которые размещались в оптическом контейнере. Контейнеры находились внутри вакуумной камеры гелиевого оптического криостата. В экспериментах исследовались свойства положительно заряженной поверхности, так как положительные заряды не проходят через поверхность раздела жидкий водород-пар при напряжениях, используемых в данных экспериментах [3*].

В конденсаторе Д1 вокруг радиоактивной пластины установили охранное кольцо диаметром 25 мм и высотой 3 мм, изготовленное из фольгированного гетинакса, которое препятствовало уходу зарядов из-под поверхности жидкости на стенки контейнера. Охранное кольцо и радиоактивная мишень образовывали стакан, в который конденсировали водород. Толщина слоя жидкости составляла 3 мм. Над стаканом располагалась вторая металлическая пластина-коллектор диаметром 25 мм. Расстояние мишень - коллектор составляло 6 мм.

В конденсаторе Д2 мишень диаметром 3 мм устанавливалась на специально охлаждаемой верхней медной пластине, на которую конденсировался водород. Коллектор располагался внизу и расстояние источник - коллектор составляло 3 мм. Форму заряженной поверхности контролировали визуально с помощью телекамеры. Изменение кривизны заряженной поверхности определяли по отклонению отраженного от поверхности лазерного луча, распространяющегося почти параллельно поверхности жидкости.

Параграф 3.2. В параграфе описаны эксперименты по наблюдению уединенной волны - солитона - на заряженной поверхности жидкого водорода. При малых напряжениях между обкладками конденсатора эквипотенциально заряженная поверхность жидкости слегка изгибалась в сторону коллектора. При превышении некоторого критического напряжения иС| на поверхности

появлялся макроскопический участок-холм (солитои) с характерными линейными размерами в несколько миллиметров и высотой порядка 0,1мм. Этот одиночный холм можно было передвигать в середине конденсатора, слегка изменяя наклон ячейки.

На рис.5 приведена фотография участка реконструированной заряженной поверхности жидкого водорода, сконденсированного на нижнюю обкладку в конденсаторе Д1 при разности потенциалов между обкладками и=1620В и

Рис.5. Фотография заряженной поверхности жидкого водорода, сконденсированного на нижнюю обкладку конденсатора.

температуре Т=17К. В середине фотографии отчетливо виден холм. Отметим, что линейный горизонтальный размер показанного на фотографии участка поверхности составляет 10мм, что в два с половиной раза меньше диаметра охранного кольца.

На рис.6 точками приведен результат сканирования изображения профиля холма. В постоянном поле форма профиля сохранялась неизменной за время наблюдений более 101 сек. Ток зарядов через поверхность, который измерялся с помощью электрометра, подсоединенного к верхней обкладке конденсатора, был менее Ю'|5А.

3,4-

Рис.6. Профиль заряженного холма, полученный сканированием фотографии. и=1620В, Т=17К.

2.6

-12 -8 -4 0 4 8 Расстояние г, мм

Высоту деформированного участка поверхности (холма) в центре конденсатора можно было регулировать, изменяя напряжение между

обкладками диода. При напряжениях, превосхо-

дящих первое критическое ис| на -20%, холм на заряженной поверхности терял устойчивость, и наблюдался импульсный разряд (второе критическое напряжение Ца). Второе критическое напряжение 11С2, уменьшается с понижением температуры жидкости.

В параграфе 3.3 приводятся результаты исследований формы поверхности заряженной капли в электрическом поле. При нулевом напряжении форма поверхности исходного слоя жидкости, смачивающего верхний электрод, была близка к плоской при объеме жидкости в слое менее 5 мм1 и приобретала каплевидную форму по мере увеличения объема жидкости.

На рис.7 показаны профили заряженных капель объемом У=30 мм3 и У=60 мм3 при различных напряжениях между обкладками конденсатора (точки -эксперимент, сплошная кривая - расчет). С ростом напряжения амплитуда капли увеличивается, и при некотором значении исз наблюдается разряд. Величина этого критического напряжения зависила от объема жидкости и составляла и-1000В для капли объемом У=30 мм1 и и-700В для капли объемом У=60 мм3 . Объем жидкости в капле оценивался интегрированием профиля капли. Абсолютная ошибка оценки объема составляет 10%.

Рис. 7. Профиль

поверхности заряженной капли объемом 30 и 60 мм3 при постоянных напряжениях между обкладками конденсатора.

Амплитуда капли А(и) монотонно увеличивается с ростом напряжения по закону А~1Р более сильному, чем линейный, у>1. В отличие от поведения поверхности жидкости в конденсаторе Д1 амплитуда капли растет при напряжениях, много меньше, чем первое критическое напряжение реконструкции поверхности иС| для слоя жидкости на нижней обкладке.

Параграф 3.4 посвящен обсуждению результатов изучения устойчивости заряженной поверхности жидкого водорода. Профиль холма, представленный на рис. 6, хорошо описываются колоколообразной функцией вида г(х)= =гехр(-г2/Я2), где г-высота, Я - характерный размер холма, с подгоночными параметрами Е=0.35 мм и 11=2.5 мм. Выбранная подгоночная функция г(х)

Расстояние г, мм. -12 -10 -8 -6 -4 -2 0 2 4 6 8 10 12

является гладкой, интегрируемой и удовлетворяет требованиям, накладываемым на такие функции в работах [5, 18]. Однако количественное сравнение предсказаний обоих теоретических моделей с экспериментальными результатами затруднено, так как модели были построены для случая одномерной ситуации и рассмотрена ситуация тонкой пленки, (или <1<<\), а в эксперименте с1~Л.. В жидком водороде при Т=15К X = 1.9 мм. Поэтому соответствие между экспериментом и теорией может быть только качественным.

Рис. 8. Температурные зависимости первого и вто-рого критических на-пряжений заряженной по-верхности жидкого водорода.

На рис. 8 сплошной кривой показана теоретическая зависимость критического напряжения ис|(Т) от температуры жидкости, Щ2 = 4лр£сР [19]. С ростом температуры величина ис1(Т) изменяется из-за понижения плотности жидкости р и изменения расстояния (1 от поверхности жидкости до управляющего электрода вследствие перераспределения водорода между жидкой и паровой фазами в замкнутом контейнере при постоянной массе водорода. Видно, что в интервале температур 15-26К экспериментальные значения иС1 удовлетворительно совпадают с расчетной кривой ис](Т).

Таким образом, величина и температурная зависимость первого критического напряжения иС1, могут быть описаны в рамках простой модели плоской бесконечной заряженной поверхности тонкого слоя жидкости. Второе критическое напряжение ис2, как и первое ис], уменьшается с повышением температуры.

При напряжениях выше второго критического значения Цд заряженная реконструированная поверхность неустойчива. Струя, которая вырывается из вершины холма при разряде, имеет характерный диаметр в несколько десятых миллиметра, много меньше, чем капиллярная длина. Аналогичное явление -возникновение ионных струй (гейзеров) на поверхности сверхтекучего гелия в сильных полях наблюдали в работах [20, 21]. Вопросы о развитии неустойчивости на заряженной реконструированной поверхности при напряжениях вблизи ис2 и о причинах линейной зависимости от температуры иС2 требуют отдельного исследования.

На фазовой диаграмме в координатах напряжение и - температура Т выделяется область существования стационарного холма на заряженной

М й

& я

К

1900 1800 1700 1600 1500 1400 1300 1200 1100 1000 900

—

14 16 18 20 22 24

Температура, К

поверхности и поэтому можно утверждать, что мы наблюдаем фазовый переход плоской заряженной поверхности в новое устойчивое состояние. Ранее отмечалось [1], что стационарная реконструкция заряженной плоской поверхности жидкости при полной компенсации зарядами прижимающего поля не наблюдалась. В экспериментах время жизни холма в области напряжений ис)<и<ис2 достаточно велико (более 103 сек.), поэтому можно говорить о наблюдении стационарной реконструированной эквипотенциальной поверхности слоя водорода в условиях, когда расстояние от заряженной поверхности до управляющего электрода порядка капиллярной длины, ё

Задача о форме заряженной капли эквивалентна задаче о равновесной форме реконструированной поверхности заряженного слоя жидкости на нижней обкладке конденсатора. Отличия заключаются в знаке, стоящем перед гравитационным членом при записи выражения для свободной энергии и в условиях сохранения объема жидкости. В задаче находится устойчивый минимум свободной энергии капли при сохранении полного объема жидкости.

Зависимость амплитуды капли от приложенного напряжения и объема жидкости в капле V может быть записана в виде

Здесь С1-2 - параметры, которые определяются видом пробной функции.

В отличие от ситуации с плоским слоем жидкости, расположенном на нижней обкладке конденсатора, в данной геометрии сила тяжести и электрические силы действуют в одном направлении (вниз), то есть гравитационные силы не могут быть уравновешены электрическими. Равновесная форма поверхности капли стабилизируется капиллярными силами. Из выражения (1) следует, что в случаях, когда силы гравитации и электрические силы растягивают поверхность заряженной капли, реконструкция возникала бы

А=с, У(рё+и2/4лёУ(а-с2Уи2/4яй4)

■ эксперимент

при условии, что квадрат напряжения отрицателен и равен 112С1=—(при положительном §). То есть даже при и=ОВ форма поверхности капли соответствует реконструированному состоянию.

1,0

0 100 200 300 400 500 600 700 Напряжение, В

Рис. 9. Зависимость амплитуды капли постоянного объема У=60 мм'1 от приложенного напряжения при температуре жидкости

19.3 К.

Амплитуда капли с ростом приложенного напряжения монотонно возрастает вплоть до напряжений, когда происходит разряд. Это согласуется с полученными экспериментальными результатами, рис. 9, и поэтому можно заключить, что теоретическая зависимость (1) хорошо описывает экспериментальные результаты.

Из формулы (1) следует, что амплитуда капли Л неограниченно возрастает при стремлении приложенного напряжения и к критической величине и.1=4лас14/с2^ . Оценка этого критического напряжения для капли жидкого водорода объемом Ко=ЗОмм3 при (1=3мм дает «2500 В. Эта величина превосходит экспериментально наблюдаемое значение почти в три раза. Такое расхождение вполне объяснимо, так как формально неограниченный рост амплитуды означает, что при критическом напряжении капля конечного объема должна отрываться как целое от верхней обкладки конденсатора. Такая ситуация, по-видимому, реализовалась в экспериментах с каплями большого объема. В случае капель малого объема с ростом напряжения происходил разряд заряженной поверхности прежде, чем достигалось критическое напряжение То есть, раньше реализовался механизм потери устойчивости заряженной поверхности, отличный от заложенного в теоретической модели. Поэтому зависимость (1) может претендовать на правильное описание наших экспериментальных результатов только при напряжениях меньших напряжения разряда и, естественно, меньших и3.

Глава 4 посвящена исследованиям спектра колебаний на заряженной плоской поверхности тонкого слоя жидкого водорода в перпендикулярном электрическом поле [8*-10*].

В параграфе 4.1 описана конструкция ячейки, методика возбуждения и регистрации волн на поверхности жидкости.

Эксперименты были проведены в цилиндрической оптической ячейке, которая размещалась в вакуумной полости гелиевого криостата. Внутренний диаметр ячейки, выточенной из стальной толстостенной трубы, равен 36 мм, длина ячейки 28 мм. В качестве окон ячейки использовали плоские диски диаметром 44 мм, изготовленные из оргстекла толщиной 2 мм. Окна крепятся вакуумно плотно на болтах, прокладками служат индиевые колечки. Внутри ячейки установлен плоский горизонтальный конденсатор. Нижняя обкладка конденсатора, изготовленная из медного листа в форме диска диаметром 27 мм, располагалась на дне цилиндрического выреза в текстолитовом бруске. Внутрь выреза плотно вставлялось колечко из фольгированного гетинакса внутренним диаметром 25 мм. Верхняя фольгированная поверхность колечка играла роль охранного кольца. Глубина цилиндрического контейнера, образованного нижней обкладкой конденсатора и гетинаксовым колечком, составляла 2.7 мм. Контейнер охлаждали медным холодопроводом, соединенным тепловым мостом с гелиевым дюаром.

На дне контейнера помещалась радиоактивная мишень - пластина из молибдена, покрытая слоем тритида титана. Газообразный водород через капилляр попадал в ячейку и конденсировался в контейнер. Набор водорода прекращали, когда поверхность жидкости оказывалась вровень с охранным кольцом. Над поверхностью жидкости располагалась верхняя обкладка конденсатора - коллектор, изготовленный из меди в форме пирамиды с плоским основанием диаметром 25 мм. Расстояние от поверхности жидкости до верхней обкладки составляло 2.5+3 мм. Температура жидкости в экспериментах поддерживалась на уровне 15 - 16К. В экспериментах изучалась положительно заряженная поверхность.

Колебания поверхности жидкого водорода возбуждали с помощью переменного напряжения, прикладываемого к охранному кольцу в дополнение к постоянному напряжению. " Амплитуда переменного напряжения была много меньше постоянного напряжения. Колебания поверхности жидкости регистрировали с помощью лазерного луча, отражающегося от поверхности. Отраженный луч попадал на фотоприемник, сигнал на котором регистрировался аналого-цифровым преобразователем (АЦП) и записывался в компьютер. Частота переменного напряжения, подаваемого на охранное кольцо, плавно изменялась от 1,5 до 150 Гц. При некоторых частотах на поверхности жидкого водорода устанавливалась стоячая резонансная волна. Амплитуда колебаний отраженного от поверхности лазерного луча резко увеличивалась и становилась больше размеров фотоприемника. При этом среднее значение интенсивности света регистрируемое фотоприемником, значительно уменьшалась. Таким образом, минимумы на кривой, описывающей зависимость регистрируемого на фотоприемнике напряжения от частоты, соответствуют ситуации, когда частота возбуждения совпадает с одной из резонансных частот поверхностных колебаний. Это позволяет однозначно определить дискретный спектр собственных частот колебаний поверхности жидкости в экспериментальной ячейке, шп = fl[n), где п - номер резонанса. В условиях цилиндрической геометрии стоячая волна на поверхности жидкости описывается уравнением

£ (г, t) = An Jo(k„ R) cos(cun t) где J0 - функция Бесселя нулевого порядка, R - внутренний радиус охранного кольца, А„ - амплитуда волны. Связь номера резонанса с волновым вектором резонансной стоячей волны k„ = s(n) находится из уравнения Ji (к„ R) = 0. Это эквивалентно условию, что на диаметре ячейки 2R располагаются 2п узлов стоячей волны. Таким образом, знание зависимостей to„ = fl[n) и k„ = s(n) позволяет однозначно определить закон дисперсии поверхностных волн со„ =ш(кп).

В параграфе 4.2 представлены результаты измерения спектров колебаний заряженной поверхности жидкого водорода в электрическом поле. На рис. 10 приведена типичная экспериментальная запись усредненной интенсивности света, регистрируемого фотоприемником, в зависимости от частоты оУ2я переменного напряжения подаваемого на охранное кольцо. Глубокие минимумы

на кривой соответствуют возникновению на поверхности стоячей волны в ячейке. Вблизи минимумов указаны номера резонансов. Добротность экспериментальной ячейки в исследуемом интервале частот составляла 30 - 50, что позволяло надежно измерить резонансные частоты (о„. Из экспериментальных записей, аналогичных приведенной на рис. 10, находилось соответствие между номером резонанса и частотой переменного напряжения, ш„ = f(n). По таким зависимостям с использованием рассчитанных по функции k„= s(n)

Рис. 10. Экспериментальная запись средней интенсивности света в зависимости от частоты переменного напряжения, подаваемого на охранное кольцо. Постоянное напряжение

U=954В, d~2.5 мм, h=2.7мм.

волновых векторов восстанавливался спектр колебаний поверхности ю„(кп). Результаты обработки экспериментальных данных, полученные при трех напряжениях между обкладками конденсатора, и=283В, 954В и 1080В, показаны точками на рис. 11 а.

Я

2» и,<и,<и,

«

Ю

^^ Ч»—

г" '.....

0 2 4 6 . • 10

3 10

Волновой аисгор, сю'1

а) б)

Рис. 11. Дисперсионные кривые волн на заряженной поверхности слоя жидкого водорода. Постоянное напряжение составляло 283В для кружков, 954В - для квадратов и 1080В - для ромбов.

Измеренное критическое напряжение, при котором происходит реконструкция плоской заряженной поверхности жидкости, составляло величину иС1 =

1140В, т.е. измерения были выполнены как при напряжениях значительно меньше критического значения ис[ , так и при напряжениях близких к ис].

Параграф 4.3. Обсуждение. Сплошные линии на рис. 11а рассчитаны по зависимости [19]

Юк2- к Н1(к11) ок2 /р- 2кРсН1(к<1) /р) (2),

где сок - частота волны с волновым вектором к, Ь - толщина слоя жидкости, а -коэффициент поверхностного натяжения, с1 - расстояние от поверхности жидкости до верхней обкладки конденсатора, Р=(11/(1)2/8л - давление | электрических сил на плоской невозмущенной поверхности, и - разность

' напряжений между обкладками конденсатора, g - ускорение свободного падения. Видно, что эта зависимость хорошо описывает экспериментальные данные во всем интервале .напряжений. С повышением напряжения спектр к поверхностных волн смягчается - 'частота колебаний с данным волновым

вектором к„ уменьшается. Пунктирная линия соответствует степенной функции со ~ к3/2, которая описывает дисперсию капиллярных волн на поверхности глубокой жидкости. При напряжениях выше 0.8ис) закон дисперсии поверхностных волн а>„(к„) в условиях Ь ~ с! ~ к^' хорошо апроксимируется этой зависимостью на высоких частотах.

На рис. 116 показан рассчитанный по формуле (2) спектр колебаний заряженной поверхности жидкого водорода, в условиях, когда глубина жидкости Ь и расстояние (1 значительно превосходят длины волн (1сЬ»1, кс1»1,то есть Л(кЬ)=1, с1Ь(кс!)=1) при трех разных напряжениях и, меньше, чем критическое значение. Видно, что с ростом напряжения и на кривой ю(к) развивается локальный минимум, расположенный в районе волнового вектора близкого к обратной капиллярной длине кс = (ё/ор)1а - 5 см"1. Подобный спектр с минимумом наблюдали ранее в экспериментах с заряженной поверхности гелия (см. ссылки в [1]).

Отметим качественное отличие спектров в двух предельных случаях: в спектре колебаний поверхности тонкого слоя отсутствует локальный минимум при кс - 1/Х, который наблюдается на глубокой жидкости. *' Таким образом, экспериментально измеренный спектр линейных колеба-

ний заряженной поверхности жидкого водорода во внешнем электрическом поле хорошо согласуется с предсказаниями теоретических расчетов [19] закона ^ дисперсии поверхностных волн на эквипотенциально заряженной плоской

' поверхности слоя жидкости, находящейся между обкладками плоского

конденсатора. При повышении напряженности внешнего тянущего поля спектр колебаний заряженной поверхности жидкого водорода смягчается и приближается к зависимости со ~ к3/2 во всем диапазоне к, характерной для капиллярных волн на поверхности глубокой жидкости.

В Главе 5 приводятся результаты исследований волновой турбулентности на поверхности жидкого водорода [9*-14*].

Параграф 5.1 посвящен описанию экспериментальной методики и процедуры обработки результатов.

В экспериментах использовалась ячейка, конструкция которой описана в Главе 4. Расстояние от поверхности жидкости до верхней обкладки в этих экспериментах составляло 3 мм. Колебания поверхности жидкого водорода возбуждались при подаче на охранное кольцо переменного напряжения в дополнение к постоянному напряжению'. Амплитуда переменного напряжения была много меньше постоянного напряжения. Схема наблюдения колебаний поверхности жидкого водорода показана на рис. 12. Волны на поверхности жидкости регистрировали по изменению мощности отраженного от поверхности жидкости линейно поляризованного лазерного луча. Луч падал на поверхность под малым углом а=0.2 рад. Плоскость падения луча проходила вдоль диаметра ячейки. Отраженный луч фокусировался линзой на фотоприемник. Сигнал с фотоприемника подавался на усилитель, обрезающий постоянную составляющую сигнала.

Выходной сигнал с усилителя, пропорциональный переменной составляющей мощности отраженного лазерного луча Р(1), записывался в память компьютера с помощью 16-битного аналого-цифрового

Рис.12. Схема регистрации колебаний заряженной поверхности жидкого водорода.

преобразователя в течение нескольких секунд с частотой опроса 40 кГц. Пример записи оцифрованной зависимости Р(1) показан на рис. 13.

Рис. 13. Фрагмент зависимости от времени переменной составляющей мощности P(t) отраженного лазерного луча. Частота накачки 27.5 Гц.

При сравнении результатов подобных экспериментов с предсказаниями теории

обычно интересуются поведением корреляционной функции отклонения

поверхности от равновесия в частотном представлении

1„, = <м2> = <Ы*Г> = *"2<|фюр> - оИ'Чф^ (3),

где Г1Ш - высота, к - волновой вектор гравитационно-капиллярной волны, фш = Лт|щ - угловая амплитуда. Зависимость волнового вектора к от частоты ш определяется законом дисперсии.

Для извлечения информации о состоянии поверхности (т.е. о входящих в выражение (3) значениях фш) по результатам измерения мощности лазерного луча P(t), следует применять различные методы обработки. Метод обработки зависит, во-первых, от соотношения между линейным размером пятна а, образованного лучом на поверхности жидкости вдоль диаметра ячейки, и длины гравитационно-капиллярной волны на поверхности жидкости X, а во-вторых, от соотношения между углом скольжения лазерного луча а и максимальным углом отклонения поверхности от плоского состояния фтах.

■ Можно показать, что для тонкого луча, а<<к переменная составляющая мощности отраженного луча прямо пропорциональна угловому отклонению поверхности жидкости в точке падения луча. Поэтому для Фурье-компонент

m 2 D 2 фш ~ 'м

Для широкого луча, а »X Фш2 ~ Рш2/Ф(м).

где Ф(а>) - аппаратная функция, вид которой зависит от положения пятна на поверхности. В области ка«л (или в частотном представлении ик«оа, где шсг=0)*=л/„), соответствующей пределу тонкого луча, функция Ф(ш) близка к единице. В области ка»к (предел широкого луча, («»oj^) функция немонотонна, но ее относительные максимумы спадают по степенному закону с показателем - -1.3.

В наших экспериментах по турбулентности условие фтах«а всегда выполнялось, поэтому для корреляционной функции получаем

1Ш - О)"4'3 <|фш|2> - 4/3 Рш2, ка«к, (4а)

1«, - о."40 <|фш|2> ~ со"4'3 Рш2/ Ф(ш) ~ Рш2, ка»к, (ш»сост). (46)

В выражении (46) аппаратную функцию Ф(а>) при ш»^ мы заменили'

-4/3

степенной зависимостью со , которая описывает поведение относительных максимумов Ф(ш). Такая замена не позволяет отождествлять спектры Рт2 и 1ш, но позволяет определить некоторые параметры спектра 1Ш по экспериментальному спектру Рш2, а именно те, которые интересовали нас при сравнении результатов с предсказаниями теории турбулентности в системе капиллярных волн - это показатель степени в спектре [,„ в инерционном интервале и положение высокочастотного края инерционного интервала.

В экспериментах использовали тонкий, а также широкий лазерные лучи. Световое пятно на поверхности жидкости представляло собой эллипс с осями й; = 0.5 и Ь/ = 0.1 мм в случае тонкого луча, или а2 = 2.5 и Ь2 = 0.5 мм для широкого луча.

Параграф 5.2. Наблюдение кроссовера: измерения с помощью тонкого и широкого лучей. Расчет по зависимости (2) показывает, что для заряженной поверхности при расстояниях с1=3 мм и Ь =2.7 мм и напряжении между обкладками конденсатора 11=1170В на частотах выше 20 Гц спектр собственных колебаний уже близок к со ~ к3/2. Поэтому частота возбуждения поверхности выбиралась из условия Шр/2л: > 20 Гц.

Рис. 14. Зависимость от частоты квадрата Фурье-компоненты мощности

отраженного лазерного луча. Пунктирные прямые соответствуют зависимостям аГ, где т равно -1.3 и -3.7.

На рис. 14 приведена зависимость от частоты квадрата амплитуды Фурье Рю2 измеренного сигнала. Возбуждение поверхности проводили на частоте третьего резонанса поверхностных волн в ячейке, Шр/2я = 27.5 Гц. Регистрацию колебаний поверхности проводили «тонким лучом». На кривой, описывающей зависимость Р„,2 от ш/2я, виден основной пик на частоте накачки, шр, и пики на кратных частотах. Эти пики соответствуют капиллярным волнам, которые возбуждаются на поверхности жидкости в результате нелинейности.

10° ю' 103 1 03 ю"

Частота, Гц

Рис. 15. Распределение квадрата Фурье-гармоник полной мощности широкого лазерного луча. Частота накачки 27.5 Гц.

На частотах до 800 Гц зависимость высоты пиков от частоты можно описать степенной функцией шга с показателем ш ~ -1.3. На высоких частотах ад/2л>800 Гц

зависимость высоты пиков от мР . ю' itf частоты описывается более сильной Частота, Гц

степенной функцией с показателем ш - -3.7. На частотах более 4 кГц пики исчезают в приборном шуме.

На рис. 15 показана зависимость Рт2 от частоты, полученная в эксперименте с широким лучом. Измерения выполнялись при тех же условиях, что и в эксперименте с узким лучом: частота накачки 27.5 Гц, постоянное напряжение U=1170B, амплитуда волны на частоте накачки была около 0.1 мм. Оценка частоты перехода (cross-over) от режима регистрации длинноволновых колебаний к режиму регистрации коротковолновых колебаний для широкого луча дает величину 50 Гц. Таким образом, согласно (46) почти во всем частотном диапазоне корреляционная функция прямо пропорциональна квадрату амплитуды Фурье-гармоник измеряемой полной мощности отраженного лазерного луча. Видно, что изменение с частотой высоты пиков на графике зависимости Рш2 может быть описаны степенной функцией ш"3'7 начиная с 300 Гц до 7 кГц.

Параграф 5.3 описывает исследования влияния вида накачки на зависимость корреляционной функции от частоты. Показатель степени ш в корреляционной функции 1ш — ют , как это следует из теории [6,22], должен изменяться с m = -21/6 на m = -17/6 при переходе от узкополосной к широкополосной накачке. Экспериментальные возможности методики позволили получить и сравнить частотные зависимости корреляционных функций для трех видов возбуждения заряженной поверхности: на одной резонансной частоте, на двух резонансных частотах и шумом в полосе, захватывающей несколько резонансов.

Зависимость Рш2 при возбуждении поверхности на одной резонансной частоте 27,5 Гц показана на рис. 15.

Оказалось, что характер возбуждения колебаний поверхностных волн существенным образом определяет зависимость Рш2 от частоты. При возбуждении поверхности на двух резонансных частотах полученные экспериментальные зависимости Рш2 хорошо описывается степенной функцией с показателем степени равным ш=-2.8±0.2, что близко к теоретической величине ш=-17/6.

Рис. 16. Распределение Рш накачке на двух частотах.

при

101 10" Частота ю/2я, Гц

ти ш 21/6

На рис. 16 показана зависимость, измеренная при возбуждении поверхности на двух резонансных частотах Ш|=28 и оь=67 Гц. На этом рисунке штрихпунктирная линия соответствует зависимос-|"|7/6 , а сплошная линия - ш" Помимо основных пиков на кривой Р,„2 видны пики, соответствующие комбинационным частотам раь ± 40)1, где р и q - целые числа.

При возбуждении поверхностных колебаний низкочастотным шумом распределение Рш2 оказывается близким к теоретической зависимости 1ш ~о)'|7/6, также как и при возбуждении на двух частотах. На рис. 17 показано распределение Р„,2 при возбуждении поверхности шумом. Сплошной линией показано распределение квадрата Фурье-гармоник переменного напряжения, подаваемого на охранное кольцо, выраженное в относительных единицах. Штрихпунктирная линия соответствует функции а>"'7/6.

Рис. 17. Распределение ' Рш при накачке на низких частотах шумом.

На рис. 17 приведен результат, полученный усреднением по трем файлам распределения Рш2. Время

записи сигнала

Р(1)

в

ю' 101 10* Частота т/2л, Гц

этих

экспериментах составляло две секунды. Распределение Р„2 может быть хорошо описано степенной функцией частоты с показателем степени ш = - 2.8+0.2.

Параграф 5.4 посвящен результатам изучения зависимости граничной частоты от амплитуды волны на частоте накачки. Распределение Рш2 зависит не только от вида накачки, но и от ее амплитуды. На рис. 18 показаны две зависимости от частоты квадрата амплитуды Фурье Р,„2 сигнала Р(1), измеренного при возбуждении поверхности на частоте Шр = 290 Гц. На рис. 18а амплитуда волны т]р на частоте накачки составляла 0.0015±0.0002 мм, а на рис. 186 -

т|р=0.0043±0.0005 мм длине волны Х=1.39 мм.

при

Рис. 18а. Распределение Рш при амплитуде волны на частоте накачки 290 Гц равной 0.0015 мм.

Стрелками частоты, на

отмечены которых

происходит резкое изменение в зависимости Р„,2

Ю3 11

Частота «Як, Гц край инерционного

интервала. На рис. 18а граничная частота края инерционного интервала составляет юь = 1700±200 Гц, а на рис.186 Шь = 4200±1000 Гц. Отчетливо видно, что при увеличении амплитуды волны граничная частота инерционного интервала сдвигается в сторону высоких частот.

-.-.—.........-.—...... Рис. 186. Распределение Pj

при амплитуде волны на частоте накачки 290 Гц равной 0.0043 мм.

Когда амплитуда волны накачки невелика, в спектре Рш2 реализуется каскад, состоящий только из нескольких гармоник частоты накачки Шр. При увеличении амплитуды волны накачки, инерционный интервал

расширяется, и спектр Рш2 составляют уже десятки, и даже; сотни гармоник.

На рис. 19 приведены три зависимости граничной частоты края инерционного интервала <Оь от амплитуды волны г|р на частотах накачки 83 (•), 135(B) и 290 (♦) Гц. Ординаты точек (частоты), показанных на рисунке, были оценены из экспериментальных графиков. Амплитуды волн накачки вычислялись по известным величинам переменного напряжения, подаваемого на охранное кольцо. Видно, что экспериментальные зависимости шь(Пр) можно описать степенными функциями с показателем степени близким к единице. Сплошные линии на рисунке соответствуют степенным зависимостям граничной частоты инерционного интервала шь от амплитуды г)р, с показателем степени равным 4/3.

ю'

Частота aJ2n, Гц

Рис. 19. Зависимость граничной частоты от амплитуды накачки.

Параграф 5.5. Обсуждение. Экспериментальные данные демонстрируют степенную

зависимость от частоты корреляционной функции отклонений поверхности (скейлинг) в частотном диапазоне 100-10000 Гц. Измеренные показатели степенных функций близки к теоретической оценке [6], что свидетельствует об установлении режима слабой турбулентности в системе капиллярных волн.

Изменение показателя m степенной функции, описывающей зависимость высоты пиков от частоты, которая наблюдается вблизи 800 Гц, можно приписать переходу от режима регистрации длинноволновых колебаний с ока); к режиму регистрации коротковолновых колебаний (а»со/). Частота волны на поверхности жидкого водорода с длиной А. =» а, вблизи которой следует ожидать переход от "низкочастотного" режима регистрации колебаний к "высокочастотному" (cross-over), составляет величину Ю/ /2л <- 500 Гц для тонкого луча, что близко к наблюдаемому значению ш/2я=800 Гц. Для широкого луча со/ /2л » 50 F4.

Результаты, приведенные на рис. 15-17 показывают, что частотная зависимость корреляционной функции определяется характером возбуждения поверхности на низких частотах. При накачке на одной фиксированной частоте корреляционная функция описывается степенной зависимостью с показателем степени ш =-3.7±0.3. Показатель степени уменьшается по абсолютной величине до ш = -2.8+0.2 при накачке на двух резонансных частотах и шумом в полосе частот. Такое изменение частотной зависимости корреляционной функции и качественно и количественно согласуется с предсказаниями теории [22,23].

Зависимость граничной частоты от амплитуды волны на частоте накачки может быть описана выражением

а)ь~ ЛрР">рГ (5)

с показателем степени (3=4/3, полученным для случая узкополосной накачки. Для лучшего согласия теоретической кривой с экспериментальными данными в зависимость (5) был введен постоянный член £2, не зависящей от амплитуды

Амплитуда т], мм

волны на частоте накачки. Из простых физических соображений понятно, что граничная частота шь не может быть меньше частоты накачки шр. Результаты подгонки показаны на рис. 19. Видно, что достигается удовлетворительное согласие между экспериментальными точками и теоретической зависимостью. Постоянный член оказался в два-три раза больше частоты накачки Шр.

Глава 6 посвящена исследованиям особенностей движения зарядов в твердом водороде [15 -23*].

. В параграфе 6.1 описана времяпролетная методика измерений скорости движения зарядов в твердом водороде.

Скорость движения зарядов измеряли времяпролетной методикой в конденсаторе, вмороженном в твердый водород. Конденсатор состоял из радиоактивного источника зарядов и металлического коллектора. Расстояние источник - коллектор Ь в разных экспериментах составляло от 0.2 до 0.5 мм. Конденсатор помещался внутри металлической ампулы объемом около 1 см3, в которой выращивали кристаллы водорода. Снизу ампула заканчивалась медным холодопроводом, контактирующим с жидким гелием, сверху в нее входил капилляр системы заполнения. Ампула устанавливалась внутри вакуумной рубашки в гелиевом криостате.

Чувствительность используемого в экспериментах электрометра составляла 10'15 А, а регистрируемые рабочие токи изменялись в пределах Ю"|0-10",4А и были много меньше тока насыщения мишени 1„аС = 10'8А, т. е. все измерения проводили в области токов ограниченных пространственным объемным зарядом. Диапазон регистрируемых скоростей составлял 10'2-10'5 см/с, средние значения напряженности электрического поля Е в данных измерениях не превышали 5 • 104 В/см.

Исходный газообразный водород, из которого выращивали образцы, был предварительно очищен от примесей на установке «Палладий 1500», затем газ ожижили и при температуре 20К испарили в металлический баллон для хранения. В экспериментах с р-Н2 орто-параконверсия проводилась в специальном газификаторе-конверторе, установленном в гелиевом криостате. Жидкий водород выдерживали при температуре 14К в течение 10 ч в присутствии катализатора Ре(ОН)3. По литературным данным полученный таким образом параводород содержал -0,01% примеси ортомолекул. При выращивании образцов параводород испаряли из газификатора-конвертора и по капилляру из нержавеющей стали под давлением переконденсировали в рабочую ампулу. Газификатор-конвертор позволял создавать давление в ампуле до 100 атм.

Образцы выращивали из жидкости при постоянном давлении, понижая температуру холодопровода. Процесс роста контролировали по величине тока через конденсатор при постоянной разности потенциалов между обкладками и по показаниям двух термометров, установленных снаружи на разной высоте вдоль ампулы. Скорость роста образцов обычно составляла 0,5-1,0 мм/мин. После того как твердый водород полностью заполнял ампулу, температура

теплового моста, соединяющего капилляр системы заполнения с наружной ванной, медленно понижалась до 4,2К, так что образец оказывался заблокированным в ампуле.

Параграф 6.2. Движение зарядов в образцах твердого водорода переменного орто-парасостава. Известно [24], что в процессе естественной орто-параконверсии концентрация ортомолекул уменьшается со временем по закону

х = (хо-|-к1)-'

где х0 - начальная концентрация ортомолекул; г - время ожидания; к -константа превращения, равная 1,1910"2 ч'1 в тройной точке. Из формулы следует, что за время порядка 100ч концентрация ортомолекул в водороде уменьшается в несколько раз. Это дает возможность проследить за изменениями величины и температурной зависимости скорости движения зарядов в широком интервале концентраций ортомолекул в одном и том же образце.

В экспериментах измеряли зависимости скорости движения зарядов обоих знаков V» от времени выдержки I. Образцы выращивали из нормального водорода при давлениях от Р=1 атм до Р=70 атм. Температура измерений находилась в диапазоне 11,6-15К. Между последовательными сериями измерений образец выдерживали при низкой температуре.

Для образца, выращенного при Р= 1 атм, температура выдержки составляла Т„=11,6К. Со временем по мере уменьшения содержания ортомолекул скорость движения отрицательных зарядов у. возрастает, а положительных уменьшается. Формы кривых (1) практически не изменяются с понижением температуры измерений. Измерения, выполненные на разных образцах, показали, что временные зависимости ^ (I) не изменяются и с понижением температуры выдержки Т, от 13,0 до 4,5К.

250

2 ООН

Рис. 20. Зависимость от концентрации ортомолекул энергии активации движения отрицательных (1) и положительных (2) зарядов.

Уменьшение концентрации ортомолекул изменяет не только абсолютные значения скорости, но и наклоны кривых V, (Т). Это позволяет оценить зависимости характерных энергий активации движения зарядов Д± от концентрации ортомолекул х . Как видно на рис. 20, с уменьшением х энергия активации отрицательных зарядов Д. падает, а

положительных Д+ возрастает. Интересно отметить, что в образце из нормального водорода Д_ > Д+, а из чистого параводорода - Д+ >Д_.

Параграф 6.3. Движение зарядов в твердом водороде и дейтерии.

Температурные зависимости коэффициента диффузии положительных и отрицательных зарядов в кристалле параводорода, выращенном при давлении Р=1 атм, приведены на рис. 21а. Измерения проводились в полях Е = (1+5)104 В/см, в которых скорость движения зарядов V обоих знаков линейно зависит от напряжения. Это позволяет ввести понятие подвижности зарядов ц = v/E и далее, воспользовавшись соотношением Энштейна, определить коэффициент диффузии зарядов Э

ц = Эе/кТ.

Строго говоря, в экспериментах измерялось время дрейфа фронта заряженных частиц между обкладками конденсатора. Температурный интервал ограничивался снизу экспоненциальным возрастанием времени прихода фронта с понижением температуры или захватом движущихся зарядов дефектами в недостаточно совершенных образцах. Видно, что с понижением температуры коэффициент диффузии зарядов уменьшается по закону близкому к экспоненциальному.

0,08 0,10 0,12 Обратная температура, 1/К

а955 йШ МИ

Обратная гегпкрягтра, 1/К

Рис. 21. Зависимость коэффициента диффузии отрицательных и положительных Зарядов от обратной температуры в водороде, а) ив дейтерии, б).

Энергии активации, вычисленные по наклонам прямых линий, проведенным через экспериментальные точки, составляет Д_=200±20К и Д+=230±30К. Сплошная линия на рисунке описывает коэффициент самодиффузии.

В кристаллах дейтерия, как в образцах параводорода, во всем температурном интервале экспериментальные зависимости коэффициента диффузии 0± (Т) близки к экспоненциальным, рис 216. Однако, при этом коэффициент диффузии положительных зарядов в несколько раз превышает коэффициент диффузии отрицательных, > О.. Энергия активации диффузии в одном из образцов составляла Д_ = 480+10К для отрицательных зарядов и Д+ = 340±15К для положительных, что близко к энергии активации самодиффузии молекул Д5- 300К (сплошная линия). В разных кристаллах энергии активации диффузии зарядов и их абсолютные величины заметно отличаются. Это естественно связать с анизотропией свойств ГПУ кристаллов, т.е. с различиями в подвижностях зарядов вдоль различных кристаллографических направлений.

Параграф 6.4. Диффузия отрицательных зарядов и вакансий в кристаллах параводорода.

Усовершенствование методики экспериментов позволило расширить диапазон измерений времени пролета до 4-104 с. Для уменьшения влияния захваченного объемного заряда на время прихода фронта заряженных частиц, движущихся от источника зарядов к коллектору, перед каждым измерением при Т<10К проводился высокотемпературный отжиг образца при заземленных электродах. Это позволило изучить зависимость О. в широком интервале температур, от тройной точки до 5,8К. Отметим, что диапазон измерений коэффициента диффузии положительных зарядов О* был ограничен 9К, так как в кристаллах рНг величина 0+ существенно меньше О-.

Температурная зависимость коэффициента диффузии отрицательных зарядов в одном из лучших образцов (давление роста Р=1.5 атм) показана на рис. 22. Погрешность измерений О. не превышает размеров точек.

Рис. 22. Температурные зависимости коэффициентов диффузии зарядов и НО молекул в кристалле параводорода.

Сплошная кривая - температурная зависимость коэффициента диффузии О, примесных молекул НО в образцах параводорода, рассчитанная по

Обратная тгчпгратура, 1/К

приведенной в работе [12] кривой, описывающей время релаксации молекул НО. Видно, что выше 10К величины О. и И, близки. Ниже 10К температурные зависимости О.(Т) и 0,(Т) коренным образом различаются. Как указано в [12] отклонение 0,(Т) с понижением температуры от активационной зависимости может быть объяснено сменой механизма диффузии молекул НО: переходом от классической термоактивированной диффузии (обмену местами между молекулами й вакансиями) к квантовой подбарьерной диффузии молекул НО в кристалле.

В параграфе 6.5 обсуждаются результаты по исследованию диффузии зарядов в твердом водороде.

Энергия активации движения отрицательных зарядов в чистом параводо-роде практически совпадает с энергией активации самодиффузии ортомолекул. Близость энергий активации движения зарядов и ортомолекул и их коэффициентов диффузии при высоких температурах указывает на то, что в обоих случаях основную роль играет вакансионный механизм.

Различие во влиянии изменения содержания ортомолекул на скорость движения положительных и отрицательных зарядов в водороде может быть объяснено разницей в структурах заряженных дефектов. Поскольку поляризационное притяжение быстро уменьшается с увеличением расстояния, это может привести к тому, что вокруг заряда концентрация ортомолекул существенно отличается от их средней концентрации в объеме. В частности, повышенное содержание ортомолекул вокруг положительного заряда может существенно затруднить обмен местами молекул, окружающих ядро дефекта и оказавшихся по соседству с вакансией.

Пунктирная кривая на рис. 22. изображает предсказываемую теорией [25] зависимость коэффициента самодиффузии от обратной температуры, рассчитанную в предположении, что перемещение молекул контролируется вакансиями, с учетом как классической термоактивированной диффузии так и процессов квантового туннелирования вакансий. Видно, что ниже 8К кривая налагается на экспериментальную зависимость.

Естественно считать поэтому, что во всем интервале температур 13,6 -5,8К движение зарядов контролируется их взаимодействием с вакансиями, т. е. зависимость О.(Т) может быть описана выражением типа

0_ = Осехр[-(Е„ + Еь)/Т] + Б, ехр[-Е/Г] (6),

которое использовалось в работах [12, 25] для описания вакансионной диффузии молекул в твердом водороде. Е„ - энергия рождения вакансий, Е(, -высота энергетического барьера между двумя соседними положениями вакансии в кристаллической решетке, Ос и Оч - предэкспоненциальные множители, соответствующие термоактивированному классическому движению и квантовому туннелированию вакансий. Найденные расчетом значения параметров приведены в таблице.

Работа ос Е„ + Е „ о, Е,

10см2/с К 10° см /с К

[25] 0,6 197 200 112

[12] 4,9 198+6 9,8 91±6

[22] 1,8 168±5 23 100+5

Из таблицы видно, что значения параметров, описывающих температурную зависимость 0_(Т), согласуются с теоретическим расчетом [25] и данными ЯМР [12]. Это подтверждает предположение о том, что в кристаллах р-Н2 при низких температурах (ниже 8К) основной механизм диффузии вакансий -подбарьерное квантовое туннелирование.

Рассмотрим модель диффузии пробной наночастицы в газе вакансионов с узкой зоной. При высоких температурах вакансии движутся за счет классического термоактивированного механизма и согласно (6) энергия активации диффузии наночастицы равна сумме энергий рождения вакансии и высоты барьера, разделяющего два положения вакансии. При низких температурах, где газ вакансионов является разреженным, коэффициент диффузии наночастицы пропорционален концентрации вакансионов х„ Ор ~ ехр(-Е/Г).

В промежуточной области температур в вязком газе сильно взаимодействующих между собой вакансионов может быть записан в виде [10]

Ор(Т) - ху'|/3 ~ ехр(Е„/ЗТ) (7),

т.е. с охлаждением образца экспоненциальное падение коэффициента Ор(Т) в области высоких температур сменяется в промежуточной области экспоненциальным возрастанием. В интервале температур при концентрации вакансионов х» £ 0»/11о (<2„ - ширина зоны вакансионов, 1!о - амплитуда взаимодействия вакансионов) коэффициент диффузии наночастицы Ор(Т) не зависит от температуры (движение в слабовзаимодействующем газе вакансионов). При дальнейшем понижении температуры коэффициент диффузии пробной частицы экспоненциально уменьшается.

Качественное описание поведения коэффициентов диффузии вакансий и пробных частиц в р-Н2 в области переходных температур 11 К> Т > 9К затруднено из-за необходимости учета перескоков вакансий и молекул, как на основной, так и на первый возбужденный уровень, расположенный внутри глубокой потенциальной ямы [25]. Ниже 8К вкладом перескоков на верхний уровень можно пренебречь. Полагая, что относительная концентрация тепловых вакансий на линии плавления твердого водорода ху(Ттсц) -» 3-10"1 и падает с охлаждением как ху(Т) ~ ехр(-100/Т), а амплитуда вакансион-вакансионного взаимодействия и0 сравнима с Ттец, т.е. ио ~ ЮК, из неравенства ху(8К) £ <ЭУ/и0 можно оценить, что ширина зоны вакансионов в кристалле р-Нг по порядку величины близка к (2„ - 10_1К.

Основные результаты и выводы.

В диссертационной работе выполнены экспериментальные .исследования свойств инжектированных зарядов в жидком и твердом водороде, а также статических и динамических свойств заряженной поверхности жидкого водорода. Проведена работа по созданию методик для работы с зарядами в совершенных кристаллах водорода, по наблюдению за заряженной поверхностью, по возбуждению и регистрации волн на поверхности жидкого водорода. Выполнены систематические исследования диффузии зарядов в твердом водороде. Впервые наблюдена и изучена реконструкция заряженной поверхности жидкого водорода в условиях полной экранировки электрического поля. Впервые получены надежные экспериментальные данные, подтверждающие выводы теории волновой турбулентности.

1. Установлено, что в жидком водороде существуют три типа зарядов: положительно и отрицательно заряженные кластеры, состоящие из иона и слоя отвердевшего водорода, а также электронные пузырьки. Радиус отрицательно заряженного электронного пузырька по оценкам составляет 10±2 ангстрем. Показано, что под поверхностью жидкого водорода можно создать слой зарядов, как положительных, так и отрицательных, и удерживать его длительное время.

2. Показано, что с ростом напряженности электрического поля, эквипотенциально заряженная поверхность тонкого слоя жидкого водорода переходит в новое реконструированное состояние в полях выше некоторого критического значения Ес) в случае полной экранировки электрического поля поверхностными зарядами. В поле выше критического значения на поверхности возникает холм, размеры которого меняются с ростом напряженности электрического поля.

3. Установлено, что переход плоской заряженной поверхности в новое реконструированное состояние является фазовым переход близким к фазовому переходу второго рода. В полях выше второго критического значения Ей поверхность разряжается. Область существования новой фазы заключена между первым и вторым критическими полями.

В условиях инверсной геометрии, когда электрические и гравитационные силы сонаправлены, с ростом напряженности электрического поля фазовый переход на эквипотенциально заряженной поверхности капли, подвешенной на верхней горизонтально расположенной обкладке конденсатора, не наблюдается. Значение первого критического электрического поля формально является мнимой величиной в соответствии с развитой теоретической моделью.

4. Создана методика возбуждения и регистрации колебаний на заряженной поверхности жидкого водорода. С ростом напряженности электрического поля спектр колебаний на поверхности тонкого слоя смягчается. Вблизи критического значения электрического поля ЕС| спектр колебаний во всем диапазоны волновых векторов соответствует спектру капиллярных волн.

ОЭ до акт I

5. Разработана методика обработки результатов и восстановления корреляционной функции по измерению мощности отраженного от колеблющейся поверхности лазерного луча.

6. Определено, что при возбуждении поверхности жидкого водорода на низкой частоте периодической внешней силой в силу нелинейности капиллярных волн на поверхности возникают высокочастотные гармоники кратные частоте накачки. Наблюдены комбинационные частоты колебаний поверхности. Показано, что дискретный характер собственных частот колебаний поверхности в ячейке конечных размеров существенно влияет на распределение амплитуд колебаний по частоте на низких частотах.

7. Показано, что на поверхности жидкого водорода в системе капиллярных волн реализуется Колмогоровский спектр в частотном интервале от 100Гц до 10 кГц. Частотная зависимость парной корреляционной функции отклонений поверхности жидкого водорода от положения равновесия в режиме турбулентности хорошо описывается степенной функцией.

8. Показано, что величина показателя степени частотной зависимости корреляционной функции существенно определяется характером возбуждения поверхности на низких частотах: при возбуждении на одной частоте показатель степени равен -3.7±0.3, а при возбуждении на двух частотах или шумом в полосе - -2.8+0.2.

9. Показано, что граничная частота верхнего края инерционного интервала, в котором наблюдается Колмогоровский спектр, возрастает по степенному закону с увеличением амплитуды волны на частоте накачки. Значение граничной частоты определяется условием: характерное время нелинейного взаимодействия волн сравнивается по порядку величины с временем вязкостного затухания волны.

10. Показано, что коэффициент диффузии положительных и отрицательных зарядов в кристаллах параводорода и дейтерия экспоненциально уменьшается с понижением температуры. Энергия активации движения зарядов зависит от их знака, ортопарасостава кристалла и давления, при котором выращивали образец. В образцах, выращенных при малых давлениях, энергия активации отрицательных зарядов в водороде и положительных зарядов в дейтерии близка к энергии активации самодиффузии, то есть движение зарядов контролируется их взаимодействием с вакансиями. В кристаллах параводорода ниже 8К энергия активации отрицательных зарядов уменьшается вдвое и сравнивается с энергией образования вакансий. Это свидетельствует в пользу предположения о том, что механизм диффузии вакансий (а не зарядов) с понижением температуры изменяется от классического термоактивированного к квантовому туннелированию.

Список основных работ по теме диссертации.

1 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Водородный газификатор-конвертор, ПТЭ, 2,220-221 (1991)

2 . A.A. Levchenko, L.P. Mezhov-Deglin, Negative charges in liquid hydrogen and

deuterium, J.Low Temp.Phys. 89,457-463 (1992)

3 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Прохождение отрицательных зарядов

через границу раздела жидкость-пар в водороде, Письма в ЖЭТФ, 60, 452456 (1994)

4 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Вырывание зарядов из-под

поверхности жидкого водорода, ФНТ, 22,46-51 (1996) * 5 . A.A. Левченко, Е. Теске, Г.В. Колмаков, П. Лейдерер, Л.П. Межов-Деглин, В.Б. Шикин, Стационарный солитон на заряженной поверхности жидких пленок гелия и водорода, Письма в ЖЭТФ, 65, 547-552 (1997)

6 . G.V. Kolmakov, A.A. Levchenko, L.P. Mezhov-Deglin, and A.B. Trusov,

Reconstruction of charged hydrogen surface, J.Low .Temp.Phys. Ill, 589-595 (1998)

7 . A.A. Левченко, Г.В. Колмаков, Л.П. Межов-Деглин, М.Г. Михайлов, А.Б.

Трусов, Статические явления 'на заряженной поверхности жидкого водород ФНТ, 25, 333-342 (1999) 8*. A.A. Levchenko, G.V. Kolmakov, L.P. Mezhov-Deglin , M.G. Mikhailov , A.B. Trusov, Charged surface of liquid hydrogen at near zero gravitation, J Low Temp. Phys. 119, 343-350 (2000)

9 . М.Ю. Бражников, Г.В. Колмаков, A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин,

Линейные и нелинейные волны на заряженной поверхности жидкого водорода, ФНТ, 27,1183-1191 (2001)

10 . М.Ю. Бражников, Г.В. Колмаков, A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин,

Капиллярная турбулентности на поверхности жидкого водорода, Письма в ЖЭТФ, 73, 443-446, (2001)

11 . М.Ю. Бражников, A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Методика

наблюдения и обработки результатов, ПТЭ, б, 31-37 (2002)

12 . M.Yu. Brazhnikov, G.V. Kolmakov, A.A. Levchenko, L.P. Mezhov-Deglin,

Observation of capillary turbulence on the water surface in a wide range of frequencies, Euro.Phys.Lett. 58, 510-516 (2002)

13 . М.Ю. Бражников, Г.В. Колмаков, A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин,

Измерение граничной частоты инерционного интервала турбулентности капиллярных волн на поверхности жидкого водорода, Письма в ЖЭТФ, 74, 660-663(2001)

14 . М.Ю. Бражников, Г.В. Колмаков, A.A. Левченко, Турбулентность капил-

лярных волн на поверхности ,жидкого водорода, ЖЭТФ, 22,521-532 (2002)

15 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Движение зарядов в твердом

водороде, Письма в ЖЭТФ, 48,401-404 (1988)

16 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Влияние ортопримеси на скорость

движения заряда в твердом параводороде, ФНТ, 15,765-767 (1989)

17 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Подвижность зарядов в твердом

параводороде вдоль линии плавления, ФНТ, 15,1218-1220 (1989)

18 . A.A. Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Движение зарядов в образцах твердого

водорода переменного орто-парасостава, ФНТ, 17, 437-443 (1991) 19*. А.Б. Трусов, Л.П. Межов-Деглин, A.A. Левченко, Движение зарядов в твердом дейтерии, Письма в ЖЭТФ, 63, 363-366 (1996)

20 . A.A. Левченко, Захват инжектированных зарядов в образцах твердого

параводорода, ФНТ, 18,1281-1283 (1992)

21 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, Движение инжектированных зарядов

в твердом параводороде, ЖЭТФ, 98,349-358 (1990)

22 . A.A. Левченко, Л.П. Межов-Деглин, И.Е. Штинов, Движение отрицатель-

ных зарядов и вакансий в параводороде, Письма в ЖЭТФ, 54, 238-240 (1991)

23 . L.P. Mezhov-Deglin, A.A. Levchenko, and A.B. Trusov, Vacancy assisted

motion of charges in quantum crystals, J.Low.Temp.Phys. Ill, 545-554 (1998)

Список цитированной литературы

1. В. Б. Шикин, Ю. П. Монарха. "Двумерные заряженные системы в гелии". Наука, Москва, 1989

2. Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц "Электродинамика сплошных сред", Москва, Наука, 1982

3. Р. Leiderer, W. Ebner and V.B. Shikin, Surface Sei., 113, 405 (1982)

4. P. Leiderer, Phys.Rev., 20, 4511 (1979)

5. В.Б. Шикин, P.Leiderer, ФНТ, 23,2 (1997)

6. В.Е.Захаров, ЖЭТФ, 51,688 (1966)

7. E. Henry, P. Alstrom and M.T. Levinsen, Euro.Phys.Lett, 52, 27 (2000)

8. W. Wright, R. Hiller and S. Putterman, J.Acoust.Soc.Am., 92, 2360 (1992).

9. M. Lommer, M.T. Levinsen, .(.Fluorescence, 12, 45 (2002)

10. А.Ф. Андреев, УФН, 56,2057(1969)

11. В.А. Михеев, В.А. Майданов, Н.П. Михин, ФНТ, 9, 901 (1983)

12. D. Zhou, M. Rail, J.P. Brison, N.S. Sullivan, Phys.Rev., В 42, 1929 (1990)

13. H.A. Goldberg and R.A. Guyer, J.Low Temp.Phys., 28,449 (1977)

14. В.Б.Шикин, УФН, 121,457(1977)

15. И.А. Гачечиладзе, К.О. Кешишев, А.И. (Пальников, Письма в ЖЭТФ, 12, 231 (1970)

16. P.J.Le Comber, G.B. Wilson, R.J. Loveland, Solid State Comm., 18, 377 (1976)

17. P.B. Lerner, I.M. Sokol, J.Low Temp. Phys., 95, 683 (1994)

18. Г.В. Колмаков, E.B. Лебедева, ЖЭТФ, 115,43, (1999)

19. Д.М.Черникова, ФНТ, 2,1374, (1976)

20. В.П. Володин, М.С. Хайкин, Письма в ЖЭТФ, 30,608 (1979)

21. J.J. Niemela, J.Low Temp.Phys. 109, 709 (1997)

22. Г.Е. Фалькович, А.Б. Шафаренко, ЖЭТФ, 94, 172 (1988)

23. A.N. Pushkarev and V.E. Zakharov, Physica D, 135, 98 (2000)

24. Криокристаллы, под редакцией Б.И. Веркина, А.Ф. Прихотько, Киев, Наукова Думка, 1983

25. С. Ebner, С.С. Sung, Phys.Rev. В 5, 2525 (1972)

Левченко Александр Алексеевич

ДИНАМИЧЕСКИЕ И НЕСТАЦИОНАРНЫЕ ЯВЛЕНИЯ НА ПОВЕРХНОСТИ И В ОБЪЁМЕ КОНДЕНСИРОВАННОГО ВОДОРОДА

Сдано в набор 14.05.2003 г. Подписано в печать 20.05.2003 г. Формат 60х901/16. Гарнитура «Тайме». Печать офсетная. Усл. п. л. 2,25. Зак. 162. Тир. 100.

Подготовлено и отпечатано в редакционно-иэдательском отделе ИПХФ РАН. Изд. лицензия № 03894 от 30.01.2001 г.

142432, г. Черноголовка Московской обл., Институтский пр-т, 18

»106 45

2ооз-А I о ¿45

Общая характеристика работы

Предисловие

Глава 1. Введение. Основные представления о предмете исследований.

1.1 Заряды в жидком и твердом водороде

1.2. Реконструкция заряженной поверхности жидкости

1.3. Линейные и нелинейные волны на заряженной поверхности 31 жидкости

Глава 2. Движение зарядов в объеме и через поверхность жидкого водорода.

2.1. Методика измерений

2.2. Движение зарядов в жидком водороде

2.3. Прохождение отрицательных зарядов через поверхность

2.4. Вырывание зарядов из-под поверхности жидкого водорода

2.5. Обсуждение

Актуальность проблемы.

Заряды, инжектированные в конденсированный гелий и водород, открыли новые экспериментальные возможности, и за последние 30 лет исследования их свойств составили целое направление в физике конденсированного состояния. Особо плодотворными оказались исследования взаимодействия зарядов с поверхностью жидкости. К достоинству этой квазидвумерной системы зарядов следует отнести уникальность проявляемых ею свойств и чистоту физической картины взаимодействия зарядов с поверхностью и между собой. Это делает такие исследования особо привлекательными.

Взаимодействие зарядов с поверхностью жидкости определяет в большей мере их подвижность при низких температурах, а также изменяет динамические и статические свойства самой поверхности [1]. Известно, что заряженная плоская поверхность жидкости во внешнем электрическом поле, приложенном перпендикулярно поверхности, теряет устойчивость в полях выше некоторого критического значения [2]. Дальнейшее поведение заряженной поверхности зависит от условий наблюдений. При фиксированной плотности зарядов, меньшей максимально достижимой в данном поле, можно наблюдать явление реконструкции, заключающееся в образовании статической деформации на поверхности. Для слабо заряженной поверхности жидкого гелия наблюдается возникновение отдельных многозарядных лунок [3] с характерными размерами сравнимыми с капиллярной длиной. С повышением концентрации зарядов реализуется иная ситуация - на поверхности возникает луночный кристалл

4].

В случае полной экранировки поверхностными зарядами приложенного электрического поля стационарную реконструкцию заряженной поверхности жидкости ранее не наблюдали. Более того, экспериментальные данные свидетельствовали о невозможности стационарной реконструкции при условиях выполненных уже экспериментов. Однако недавно на возможность наблюдения стационарного состояния реконструированной заряженной поверхности при полной компенсации зарядами приложенного электрического поля для тонкой пленки указывалось в теоретической работе [5]. Таким образом, экспериментальная реализация нового реконструированного состояния заряженной поверхности представлялось очень интересной.

Взаимодействующие капиллярные волны на поверхности жидкости представляют собой систему для изучения турбулентности. Теория слабой турбулентности была развита в конце 60-х годов прошлого столетия [6]. Однако, несмотря на значительное число экспериментальных исследований по нелинейной динамике поверхностных волн, было опубликовано лишь несколько сообщений об экспериментальных наблюдениях изотропных спектров капиллярных волн на поверхности воды, результаты которых могут быть сравнены с предсказаниями теории [7-9].

В данной диссертации представлены результаты исследований нелинейных капиллярных волн на поверхности жидкого водорода. К достоинствам жидкого водорода в экспериментах по турбулентности нужно отнести относительно низкую величину коэффициента кинематической вязкости и большое значение коэффициента нелинейности капиллярных волн. Это позволяет наблюдать турбулентный режим в широком частотном диапазоне. Кроме того, благодаря малой плотности, на поверхности жидкого водорода можно возбуждать колебания внешней силой во много раз меньшей, чем для воды. Это обстоятельство оказалось определяющим при использовании методики, в которой волны на поверхности возбуждаются электрическими силами. Проведенные эксперименты показали, что поверхность жидкого водорода можно зарядить инжектированными зарядами, удерживать 4< заряды вблизи поверхности в течение длительного времени, а также возбуждать поверхностные волны при помощи переменного электрического поля. Важным достоинством этой методики для наблюдения капиллярной турбулентности является возможность воздействия внешней силой непосредственно на поверхность жидкости, практически полностью исключая объем, а также высокая степень изотропности возбуждающей силы, что позволило проводить изучение турбулентности в хорошо контролируемых экспериментальных условиях и обоснованно сравнивать экспериментальные результаты с выводами теории.

Как и кристаллы твердого гелия, кристаллы твердого водорода, выращенные при малых давлениях, являются квантовыми [10]. В • квантовом кристалле при высоких температурах наряду с классическим термоактивированным механизмом в диффузии дефектов возможно проявление подбарьерного квантового туннелирования. Впервые это явление было обнаружено при изучении диффузии примеси 3Не в кристаллах 4Не [11]. При низких температурах и низкой концентрации примеси движение примесных атомов описывается в рамках модели квазичастиц - примесонов с узкой зоной, и коэффициент диффузии не зависит от температуры. В кристаллах водорода впервые переход от термоактивированного перескока из узла в узел к собственному зонному движению примесной частицы был наблюден при ЯМР исследованиях диффузии молекул изотопической примеси HD в твердом параводороде р-Н2 [12].

Естественно было предположить [13], что с понижением температуры ф может происходить делокализация точечных дефектов иной природы тепловых вакансий. Вакансии сильно взаимодействуют между собой упругими полями при высоких температурах и свободно движутся по кристаллу при низких температурах. Однако, до сих пор вопрос о 4' соотношении между классическим и квантовым механизмами диффузии вакансий в квантовых кристаллах остается открытым. Связано это с тем, что прямые наблюдения за движением вакансий в кристаллах 4Не и р-Н2 затруднительны. Методы ЯМР спектроскопии здесь неприменимы, так как вакансии в кристаллах 4Не и р-Нг не имеют магнитного момента в отличие от атомов примеси 3Не в 4Не и молекул HD в р-Нг.

Как показали исследования [10,14], в кристаллах в качестве пробных частиц могут быть использованы заряженные комплексы (заряды), которые возникают в кристалле под действием радиоактивного облучения. Первая попытка наблюсти движение зарядов в твердом водороде была неудачной [15]. В работе [16], где в качестве источника зарядов использовался проникающий извне пучок заряженных частиц, впервые • была измерена подвижность отрицательных зарядов с понижением температуры. Однако из-за сильного захвата зарядов в объеме образцов измерения были выполнены в узком интервале температур и с невысокой точностью.

Таким образом, прежде чем использовать заряды в качестве пробных частиц для изучения свойств вакансий, предстояло выполнить систематические исследования температурных и полевых зависимостей скорости движения положительных и отрицательных зарядов в твердом водороде. Особенно интересным представлялось сравнить экспериментальные данные по изучению движения зарядов в кристаллах водорода и гелия и на основании этого предложить модель, описывающую движение зарядов в квантовых кристаллах.

Цели и задачи работы.

В цели диссертационной работы входило в экспериментальное изучение явления реконструкции заряженной поверхности жидкого водорода в электрическом поле, свойств линейных и нелинейных волн на заряженной поверхности жидкого водорода, а также особенностей движения зарядов в объеме конденсированного водорода.

Для достижения указанных целей работы потребовалось решить следующие задачи:

1. Исследование особенностей движения инжектированных зарядов в жидком водороде.

2. Исследование особенностей прохождения инжектированных зарядов через поверхность раздела жидкий водород-пар. Определение структуры зарядов разных знаков.

3. Разработка методики создания заряженного слоя под поверхностью жидкого водорода. Разработка методики визуального наблюдения за эволюцией профиля поверхности и измерения отклонения поверхности от равновесного значения.

4. Изучение устойчивости заряженной поверхности жидкого водорода в условиях полной экранировки зарядами перпендикулярно приложенного электрического поля. Поиск явления стационарной реконструкции.

5. Построение фазовой диаграммы реконструированного состояния заряженной поверхности. Изучение особенностей эволюции формы заряженной капли в электрическом поле.

6. Разработка методики возбуждения и регистрации колебаний на заряженной поверхности жидкого водорода. Обоснование методики восстановления корреляционной функции по измерению мощности отраженного от колеблющейся поверхности лазерного луча.

• 7. Измерение спектра малых колебаний заряженной поверхности в перпендикулярном электрическом поле.

8. Исследование капиллярной турбулентности на поверхности жидкого водорода. Поиск Колмогоровского спектра в распределения энергии по частотам волн.

9. Исследование частотной зависимости парной корреляционной функции отклонений поверхности от равновесия при возбуждении поверхности на одной или двух резонансных частотах, а также шумом на низкой частоте.

10.Исследование особенностей движения инжектированных зарядов в образцах твердого водорода и дейтерия. Поиск проявления квантовых эффектов в диффузии зарядов в совершенных кристаллах водорода.

Научная новизна и практическая значимость работы.

1. Впервые выполнены исследования движения инжектированных зарядов в объеме жидкого водорода и дейтерия при разных давлениях. Исследовано прохождение зарядов через границу раздела жидкость-пар. Определена структура инжектированных зарядов.

2. Впервые выполнены исследования явления реконструкции заряженной поверхности жидкого водорода в условиях полной экранировки зарядами на поверхности приложенного перпендикулярно электрического поля. Изучен переход заряженной поверхности из плоского в новое реконструированное состояние с ростом напряженности электрического поля.

3. Разработана методика возбуждения и регистрации поверхностных волн на заряженной поверхности жидкого водорода. Измерен спектр колебаний заряженной поверхности тонкого слоя жидкого водорода.

4. Впервые исследована турбулентность капиллярных волн на поверхности жидкого водорода при различных режимах возбуждения поверхностных колебаний и измерена граничная частота верхнего края инерционного интервала. Определена частотная зависимость парной корреляционной функции для отклонений поверхности от плоского состояния в широком интервале частот и при разных видах накачки.

5. Впервые выполнены систематические экспериментальные исследования движения инжектированных зарядов в кристаллах твердого водорода и дейтерия. Изучено влияние ортопримеси на коэффициент диффузии зарядов в параводороде. Исследовано движение зарядов в образцах твердого водорода и дейтерия, выращенных при разных давлениях, в широком интервале температур.

Полученные в работе результаты по движению зарядов могут быть применены при развитии фундаментальных представлений о движении заряженных наночастиц в конденсированных средах. Наблюдение впервые реконструкции эквипотенциально заряженной поверхности жидкости в условиях полной экранировки электрического поля открывает новый круг задач, ранее подробно не обсуждавшихся. Экспериментальное подтверждение выводов теории слабой турбулентности имеет практическое значение, так как модели, развитые на основе этой теории, широко используются, например, в прогнозировании погоды.

Положения, выносимые на защиту.

1. Экспериментальное доказательство существования в жидком водороде отрицательных зарядов двух разных структур: отрицательно заряженные ионные кластеры и электронные пузырьки.

2. Экспериментальное наблюдение перехода в устойчивое реконструированное состояние заряженной поверхности тонкого слоя жидкого водорода при условии полной экранировки зарядами приложенного перпендикулярно электрического поля.

3. Создание методики возбуждения и регистрации колебаний на заряженной поверхности жидкого водорода, а также восстановления корреляционной функции по измерению мощности отраженного от колеблющейся поверхности лазерного луча.

4. Результаты исследований изменений спектра колебаний заряженной поверхности тонкого слоя жидкого водорода с ростом напряженности приложенного перпендикулярно электрического поля.

5. Экспериментальное наблюдение Колмогоровского спектра в распределении энергии капиллярных волн по дгкале частот.

6. Обнаружение влияния условий накачки на частотную зависимость парной корреляционной функции отклонений поверхности от равновесия.

7. Экспериментальное наблюдение граничной частоты верхнего края инерционного интервала, в котором наблюдается Колмогоровский спектр.

8. Результаты исследований диффузии зарядов в широком интервале температур, давлений и концентрации ортопримеси в кристаллах водорода. Обнаружение сильного влияния орто-парасостава на скорость движения зарядов разных знаков.

9. Экспериментальное наблюдение изменения механизма движения вакансий: от классического термоактивированного перескока к квантовому подбарьерному туннелированию.

Личный вклад автора.

Материал, представленный в диссертации получен при непосредственном участии автора в постановке задач исследований, в выполнении экспериментов и в обсуждении полученных результатов. Представленная диссертационная работа выполнена в лаборатории квантовых кристаллов ИФТТ РАН в период с 1988 г. по 2003 г.

Апробация работы.

Материалы диссертации докладывались и обсуждались на следующих конференциях и совещаниях:

- 25, 26 Всесоюзное совещание по физике низких температур, Ленинград, 1988; Донецк, 1990

- 30-32 Всероссийское совещание по физике низких температур, Москва, i 1996; Дубна, 1998; Казань, 2000 f - The 19-23 International Conference on Low Temperature Physics, Brighton,

UK, 1990; Prague, Chech Rep., 1996; Helsinki, Finland, 1999; Osaka, Japan,

I 2002

I - The 1-4 International Conference on Cryocrystals and Quantum Crystals,

I Alma-Ata, Kazakhstan, 1995; Polanica-Zdroj, Poland, 1997; Szklarska Poreba, i

Poland, 1999; Munich, Germany, 2002

- International Symposium on Quantum Fluids and Solid, Pen-State, USA, 1992; Konstanz, Cermany, 2001

- I, II Pan-Pacific International Workshop, Tokio, Japan, 1998; San-Diego, USA, 2001 ft - 1-3 Международная конференция по физике низких температур в условиях микрогравитации, Черноголовка, Россия, 1997, 1999, 2002 1 j Работы, вошедшие в диссертацию, были выполнены при частичной поддержке проекта Минпромнауки «Поверхность», проекта «ТМ-17» ! программы «НАУКА-НАСА» и INTAS, проект № 2001 -0618.

Я благодарю профессора Межова-Деглина Леонида Павловича за научное руководство моей работой, когда я был молодым научным работником, за его значительное и плодотворное участие в наших совместных экспериментах в последние годы и за добрую, товарищескую атмосферу, которую он создал в лаборатории квантовых кристаллов. Я очень признателен Владимиру Николаевичу Хлопинскому за его вклад в создание многого экспериментального оборудования и за помощь в подготовке экспериментов. Спасибо ближайшим коллегам - сотрудникам ^ ЛКК, Колмакову Г.В. и Бражникову М.Ю., с которыми я трудился последние годы и у которых я многому научился. Спасибо Ефимову В.Б. за его здоровый оптимизм, который не давал мне расслабиться во время неудач. Я благодарен всем моим друзьям и коллегам, с которыми я неоднократно обсуждал проблемы, меня волновавшие.

Предисловие.

Заряды, инжектированные в объем конденсированного водорода, представляют интерес для исследователя с одной стороны как уникальный объект для изучения их структуры и механизмов движения пробных частиц в квантовой среде, а с другой стороны, как инструмент для изучения поверхностных и объемных свойств жидкого и твердого водорода.

Все работы, выполненные в рамках данной диссертации, объединены логикой развития эксперимента по мере накопления научных данных и формирования новых задач. Однако для удобства изложения результаты работы представлены по темам исследований, а не в хронологическом порядке.

В Главе 1 дано введение в предмет исследования. Описаны основные экспериментальные и теоретические результаты исследований свойств инжектированных зарядов в конденсированном водороде и гелии. Рассмотрена заряженная поверхность жидкого водорода в перпендикулярном электрическом поле. Дано представление о явлении реконструкции заряженной поверхности. Определено понятие турбулентного состояния в системе капиллярных волн и сформулирована основная задача науки о турбулентности.

Определена основная цель исследований и описаны конкретные экспериментальные задачи, которые решались в рамках диссертационной работы

В Главе 2 приведены результаты исследований движения зарядов в жидком водороде и через границу раздела жидкость-пар. Обсуждается структура инжектированных зарядов и механизмы их прохождения через поверхность.

Глава 3 посвящена исследованию статических свойств заряженной поверхности жидкого водорода. В этих экспериментах инжектированные заряды используются для создания заряженного слоя под поверхностью жидкого водорода, и исследуется устойчивость такой заряженной ф поверхности и ее реконструкция в перпендикулярном электрическом поле.

Глава 4 посвящена изучению спектра колебаний заряженной поверхности жидкого водорода в перпендикулярном электрическом поле. Исследовано изменение спектра с ростом напряженности электрического поля.

В Главе 5 приводятся результаты изучения турбулентности капиллярных волн на заряженной поверхности жидкого водорода. В этих экспериментах инжектированные заряды используются для создания пространственно изотропной силы, возбуждающей нелинейные волны. Такие эксперименты возможно было выполнить только с жидким водородом вследствие малой величины его плотности и только используя инжектированные заряды. * В Главе 6 представлены результаты экспериментов по подробному изучению особенностей движения зарядов в твердом водороде. В этой главе инжектированные заряды используются уже как инструмент для изучения движения вакансий в кристаллах твердого водорода.

В Заключении перечислены основные результаты работы и сформулированы выводы.

Основные результаты и выводы

В работе выполнены экспериментальные исследования свойств инжектированных зарядов в жидком и твердом водороде, а также статических и динамических свойств заряженной поверхности жидкого водорода. Проведена работа по созданию методик для работы с зарядами в совершенных кристаллах водорода, по наблюдению за заряженной поверхностью, по возбуждению и регистрации волн на поверхности жидкого водорода. Выполнены систематические исследования диффузии зарядов в твердом водороде. Впервые наблюдена и изучена реконструкция заряженной поверхности жидкого водорода в условиях полной экранировки электрического поля. Впервые получены надежные экспериментальные данные, подтверждающие выводы теории волновой турбулентности.

1. Установлено, что в жидком водороде существуют три типа зарядов: положительно и отрицательно заряженные кластеры, состоящие из иона и слоя отвердевшего водорода вокруг него, а также электронные пузырьки. Радиус отрицательно заряженного электронного пузырька по оценкам составляет 10±2 ангстрем. Показано, что под поверхностью жидкого водорода можно создать слой зарядов, как положительных, так и отрицательных, и удерживать его длительное время.

2. Показано, что с ростом напряженности электрического поля, эквипотенциально заряженная поверхность тонкого слоя жидкого водорода переходит в новое реконструированное состояние в полях выше некоторого критического значения Eci в случае полной экранировки электрического поля поверхностными зарядами. В поле выше критического значения на поверхности возникает холм, размеры которого меняются с ростом напряженности электрического поля.

3. Установлено, что переход заряженной плоской поверхности в новое реконструированное состояние является фазовым переход близким к фазовому переходу второго рода. В полях выше второго критического значения ЕС2 поверхность разряжается. Область существования новой фазы заключена между первым и вторым критическими полями.

В условиях инверсной геометрии, когда электрические и гравитационные силы сонаправлены, с ростом напряженности электрического поля фазовый переход на эквипотенциально заряженной поверхности капли, подвешенной на верхней обкладке конденсатора, не происходит. Значение первого критического электрического поля формально является мнимой величиной в соответствии с развитой теоретической моделью.

4. Создана методика возбуждения и регистрации колебаний на заряженной поверхности жидкого водорода. С ростом напряженности электрического поля спектр колебаний на поверхности тонкого слоя смягчается. Вблизи критического значения электрического поля Ес] спектр колебаний соответствует спектру капиллярных волн во всем диапазоны волновых векторов.

5. Разработана методика обработки результатов и восстановления корреляционной функции по измерению мощности отраженного от колеблющейся поверхности лазерного луча.

6. Определено, что при возбуждении поверхности жидкого водорода на низкой частоте периодической внешней силой в силу нелинейности капиллярных волн на поверхности возникают высокочастотные гармоники кратные частоте накачки. Наблюдены комбинационные частоты колебаний поверхности. Показано, что дискретный характер собственных частот колебаний поверхности в ячейке конечных размеров существенно влияет на распределение амплитуд колебаний по частоте на низких частотах.

7. Показано, что на поверхности жидкого водорода в системе капиллярных волн реализуется Колмогоровский спектр в частотном интервале от 100Гц до 10 кГц. Частотная зависимость парной корреляционной функции отклонений поверхности жидкого водорода от положения равновесия в режиме турбулентности хорошо описывается степенной функцией.

8. Показано, что величина показателя степени частотной зависимости корреляционной функции существенно определяется характером возбуждения поверхности на низких частотах: при возбуждении на одной частоте показатель степени равен -3.7±0.3, а при возбуждении на двух частотах или шумом в полосе - -2.8±0.2.

9. Показано, что граничная частота верхнего края инерционного интервала, в котором наблюдается Колмогоровский спектр, возрастает по степенному закону с ростом амплитуды волны на частоте накачки. Значение граничной частоты определяется условием: характерное время нелинейного взаимодействия волн сравнивается по порядку величины со временем вязкостного затухания волны.

10. Показано, что коэффициент диффузии положительных и отрицательных зарядов в кристаллах параводорода и дейтерия экспоненциально уменьшается с понижением температуры. Энергия активации движения зарядов зависит от их знака, ортопарасостава кристалла и давления, при котором выращивали образец. В образцах, выращенных при малых давлениях, энергия активации отрицательных зарядов в водороде и положительных зарядов в дейтерии близка к энергии активации самодиффузии, то есть движение зарядов контролируется их взаимодействием с вакансиями. В кристаллах параводорода ниже 8К энергия активации отрицательных зарядов уменьшается вдвое и сравнивается с энергией образования вакансий. Это свидетельствует в пользу предположения о том, что механизм диффузии вакансий (а не зарядов) с понижением температуры изменяется от классического термоактивированного к квантовому туннелированию.

Заключение.

Таким образом, впервые выполнены систематические экспериментальные исследования движения инжектированных зарядов в твердом водороде. Разработан метод выращивания совершенных кристаллов параво-дорода. Изучено влияние ортопримеси на коэффициент диффузии зарядов # в совершенных кристаллах параводорода. Исследовано движение зарядов в образцах твердого водорода и дейтерия, выращенных при разных давлениях. Показано, что в образцах параводорода коэффициент диффузии отрицательных зарядов близок, а коэффициент диффузии положительных зарядов значительно превосходит коэффициент диффузии вакансий. Можно полагать, что отрицательные заряды в твердом водороде движутся вследствие их взаимодействия с вакансиями. Экспериментально наблюдено уменьшение энергии активации диффузии отрицательных зарядов при понижении температуры кристалла параводорода ниже 8К, что связано с изменением механизма движения вакансий: от классического термоактивированного перескока к квантовому подбарьерному туннелированию. Предложена модель, описывающая диффузию зарядов в квантовом кристалле с узкой вакансионной зоной. Ширина зоны вакансионов в кристаллах р-Н2 оцененная в рамках этой модели оказалась на уровне 10"4 от температуры плавления.

1. В. Б. Шикин, Ю. П. Монарха, "Двумерные заряженные системы в гелии". Наука, Москва, 1989

2. Л.Д.Ландау, Е.М.Лифшиц "Электродинамика сплошных сред", Москва, Наука, 1982

3. P.Leiderer, W.Ebner and V.B.Shikin, Surface Sci., 113,405 (1982)

4. P.Leiderer, Phys.Rev., 20,4511 (1979)

5. В.Б.Шикин, P.Leiderer, ФНТ, 23, 2 (1997)

6. В.Е.Захаров, ЖЭТФ, 51, 688 (1966)

7. E.Henry, P.Alstrom and M.T.Levinsen, Euro.Phys.Lett, 52, 27 (2000)

8. W.Wright, R.Hiller and S.Putterman, J.Acoust.Soc.Am., 92, 2360 (1992).

9. M.Lommer, M.T. Levinsen, J.Fluorescence, 12,45 (2002)

10. А.Ф. Андреев, УФН, 56,2057 (1969)

11. В.А.Михеев, В.А.Майданов, Н.П.Михин, ФНТ, 9, 901 (1983)

12. D.Zhou, M.Rall, J.P.Brison, N.S.Sullivan, Phys.Rev., В 42,1929 (1990)

13. H.A.Goldberg and R.A.Guyer, J.Low Temp.Phys., 28,449 (1977)

14. В.Б.Шикин, УФН, 121,457(1977)

15. И.А.Гачечиладзе, К.О.Кешишев, А.И.Шальников, Письма в ЖЭТФ, 12, 231 (1970)

16. P.J.Le Comber, G.B.Wilson, RJ.Loveland, Solid State Comm., 18, 377 (1976)

17. А.И.Шальников, ЖЭТФ, 41, 1059 (1961)18. «Криокристаллы», под редакцией Б.И. Веркина, А.Ф.Прихотько, Киев, Наукова Думка, 1983

18. Справочник "Свойства конденсированных фаз водорода и кислорода". Киев, Наук. Думка, 1984

19. T.Miyakawa and D.L.Dexter, Phys.Rev. 184,166 (1969)

20. R.A. Ferrel, Phys. Rev. 108, 167 (1937)

21. K.R. Atkins, Phys. Rev. 116, 1339 (1959)

22. А.Я.Паршин, С.В.Переверзев, ЖЭТФ, 101, 126 (1992)

23. В.Б. Шикин, ЖЭТФ, 5, 2053 (1971)

24. A.J.Dahm, Progress in Low Temp. Phys. Vol. 9, ed. D.F.Brewer, North-Holland, Amsterdam (1985)

25. L.Bryschi, B.Maraviglia, and F.E.Moss, Phys.Rev.Lett. 17, 682 (1966)

26. W.Schoepe and C.Probst, Phys.Lett.A. 31 A, 490 (1970)

27. W.Schoepe and G.W.Rayfield, Phys.Rev.A. 7, 2111 (1973)

28. M.W.Cole, J.R.Klein, J. Low Temp. Phys. 36, 331 (1974)

29. А.И. Голов, Л.П.Межов-Деглин, Письма в ЖЭТФ, 56, 527 (1992)

30. G.G.Grimes, G.A. Adams, Phys.Rev. B45, 2305 (1992)

31. А.Ф.Андреев, И.М.Лифшиц, ЖЭТФ, 56, 2057 (1969)

32. В.Н.Григорьев, Б.Н.Есельсон, В.А.Михеев, Ю.Е.Есельсон, Письма в ЖЭТФ, 17, 25 (1973)

33. Ю.М.Каган, Л.А.Максимов, ЖЭТФ, 84, 792 (1983)

34. R.A.Guyer, L.I.Zane, Phys.Rev. Lett. 37, 660 (1970)

35. B.A.Fraass, P.R.Granfors, R.A.Simmons, Phys.Rev. B, 39, 124 (1989)

36. J.M.Goodkind, Phys.Rev. В 89, 095301 (2002)

37. А.И.Голов, В.Б.Ефимов, Л.П.Межов-Деглин, ЖЭТФ, 94, 198 (1988).

38. О.А.Андреева, К.О.Кешишев, Д.И.Холин, Письма в ЖЭТФ, 65, (1997)

39. Н.Е.Дюмин, С.В.Сватко, В.Н.Григорьев, ФНТ, 15, 524 (1989)

40. Ю.З.Ковдря, ФНТ, 29, 107 (2003)

41. М.Wanner, and P.Leiderer, Phys.Rev.Lett. 42, 315, (1979)

42. P.Leiderer, and M.Wanner, Phys.Rev.Lett. A73, 185 (1979)

43. В.И.Мельников, С.В.Мешков, ЖЭТФ, 81, 951 (1981)

44. Л.П.Горьков, Д.М.Черникова, Письма в ЖЭТФ, 18, 68 (1973)

45. А.П.Володин, М.С.Хайкин, В.С.Эдельман, Письма в ЖЭТФ, 37, 8 (1977)

46. М.Д.Черникова, ФНТ, 2, 1374 (1976)

47. В.Б.Шикин, Е.В.Лебедева, ФНТ, 24, 299 (1998)

48. G.V. Kolmakov , E.V.Lebedeva, A.A.Levchenko , Mezhov-Deglin L.P., A.B.Trasov , and V.B.Shikin, submitted to Phys. Rev. E (2003)

49. P. Leiderer, Phys. Rev. В 20, 4511 (1979)51 .Proceedings of the Royal Society, Series A Mathematical and Physical Sciences, № 1456, Vol. 299 (1967)

50. С.Д.Данилов, Д.Гурарий, УФН, 170, 921 (2000)

51. В.С.Львов, "Нелинейные спиновые системы", М, Наука, 1987

52. V.Zakharov, V.L'vov, G.Fal'kovich, Kolmogorov Spectra of Turbulence, Vol. 1 "Wave Turbelence", Springer-Verlag, Berlin, 1992

53. В.Е.Захаров, Н.Н.Филоненко, Ж. Прикл. Мех. Техн. Физ. 5, 62 (1967)

54. A.N.Pushkarev and V.E.Zakharov, Phys.Rev.Lett. 76, 3320 (1996)

55. A.N.Pushkarev and V.E.Zakharov, Physica D, 135, 98 (2000)

56. Г.Е.Фалькович, А.Б.Шафаренко, ЖЭТФ, 94, 172 (1988)

57. Л.Д.Ландау, Е.М.Лифшиц, Гидродинамика, Москва, Наука, 1988, стр. 345

58. A.A.Levchenko, L.P.Mezhov-Deglin, J.Low Temp.Phys. 89, 457 (1992)

59. C.D.Lin, in R.Bates, B.Bederson, Adv. At. Mol. Phys. 22, 77 (1988)

60. P.B.Lerner, I.M.Sokolov, J. Low Temp. Phys. 95, 683 (1994)

61. J.Poitrenaud, F.J.B.Williams, Phys. Rev. Lett. 29, 1230 (1972)

62. В.Б.Шикин, ЖЭТФ, 58, 1748 (1970)

63. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Письма в ЖЭТФ, 60, 452-456 (1994)

64. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ФНТ, 22, 46, (1996)

65. F.P.Boule, A.J.Dahm, J. Low Temp. Phys. 23,477 (1976)

66. А.А.Левченко, Е.Теске, Г.В.Колмаков, П.Лейдерер, Л.П.Межов-* Деглин, В.Б.Шикин, Письма в ЖЭТФ, 65, 547-552 (1997)

67. А.А.Левченко, Г.В.Колмаков, Л.П.Межов-Деглин, М.Г.Михайлов, А.Б.Трусов, ФНТ, 25, 333-342 (1999)

68. G.V.Kolmakov, A.A.Levchenko, L.P.Mezhov-Deglin, and A.B.Trusov, J.Low.Temp.Phys. Ill, 589-595 (1998)

69. Г.В.Колмаков, Е.В.Лебедева, ЖЭТФ, 115,43 (1999)

70. J.J.Niemela, J.Low Temp.Phys. 109, 709 (1997)

71. A.A.Levchenko, G.V.Kolmakov , L.P.Mezhov-Deglin, M.G.Mikhailov, A.B.Trusov, J Low Temp. Phys. 119, 343 (2000)

72. M .Ю. Бражников, А .А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ПТЭ , 6, 31 (2002)

73. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ФНТ, 27, 1183 (2001)

74. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Письма в ЖЭТФ, 73, 443 (2001)

75. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, ЖЭТФ, 22, 5212002)

76. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Письма в ЖЭТФ, 74, 660 (2002)

77. M.Yu.Brazhnikov, G.V.Kolmakov, A.A.Levchenko, L.P.Mezhov-Deglin, Euro.Phys.Lett. 58, 510 (2002)

78. R.W.H.Webeler, J. Chem, Phys, 64, 2253 (1976)

79. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ПТЭ, 2, 220-221 (1991)

80. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ФНТ,15, 765-767 (1989)

81. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ЖЭТФ, 98, 349 (1990)

82. J.F.Jarvis, H.Meyer, D.Ramm, Phys.Rev. В. 178, 1461 (1969)

83. F.Schmidt, Phys.Rev. В 10, 4480 (1974)

84. В.Б.Ефимов, Л.П.Межов-Деглин, ФНТ, 8, 466 (1982)

85. А.В.Гуденко, В.Л.Цымбаленко, ЖЭТФ, 76, 1399 (1979)

86. F.Weinhaus, H.Meyer, Phys.Rev.B 7, 2974 (1973)

87. А.Ф.Андреев, А.Д.Савищев, ЖЭТФ, 96, 1109 (1989)

88. C.Ebner, C.C.Sung, Phys.Rev. В 5, 2625 (1972)4 91. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ФНТ, 17, 437 (1991)

89. В.Б.Шикин, ЖЭТФ, 73, 1925 (1977)

90. A.Many and Rakavy, Phys.Rev. 126, 1980 (1962)

91. K.Kao, В.Хуанг, Перенос электронов в твердых телах, Мир, Москва (1984)

92. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, ФНТ, 18, 1281 (1992)

93. В.Б.Ефимов, Л.П.Межов-Деглин, ФНТ, 8,466 (1982)

94. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, И.Е.Штинов, Письма в ЖЭТФ, 54,238(1991)

95. А.М.Косевич, Физическая механика реальных кристаллов, Киев "Наукова Думка" 1981.

96. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, А.Б.Трусов, принята в печать, 4 ФНТ (2003)

97. А.И.Голов, В.Б.Ефимов, Л.П.Межов-Деглин, ЖЭТФ, 94, 198 (1988)

98. L.P.Mezhov-Deglin, A.A.Levchenko, and A.B.Trusov, J.Low.Temp.Phys. Ill, 545 (1998)

99. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Труды V международной конференция «Свойства и структура дислокаций в полупроводниках», Звенигород, 147, 1986.

100. С.Е.Кальной, М.А.Стржемечный, ФНТ, 8, 1025 (1982).

101. H.A.Goldberg, R.A.Guer, J. Low Temp.Phys. 28,449 (1977).

102. I.S.Schuster, E.Polturak et al, J.Low Temp. Phys. 103, 159 (1996)

103. Список основных работ по теме диссертации.

104. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Водородный газификатор-конвертор, ПТЭ, 2, 220-221 (1991)

105. A.A.Levchenko, L.P.Mezhov-Deglin, Negative charges in liquid hydrogen and deuterium, J.Low Temp.Phys. 89, 457-463 (1992)

106. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Прохождение отрицательных зарядов через границу раздела жидкость-пар в водороде, Письма в ЖЭТФ, 60, 452-456 (1994)

107. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Вырывание зарядов из-под поверхности жидкого водорода, ФНТ, 22, 46-51 (1996)

108. А.А.Левченко, Е.Теске, Г.В.Колмаков, П.Лейдерер, Л.П.Межов-Деглин, В.Б.Шикин, Стационарный солитон на заряженной поверхности жидких пленок гелия и водорода, Письма в ЖЭТФ, 65, 547-552 (1997)

109. G.V.Kolmakov, A.A.Levchenko, L.P.Mezhov-Deglin, and A.B.Trusov, Reconstruction of charged hydrogen surface, J.Low.Temp.Phys. Ill, 589-595 (1998)

110. А.А.Левченко, Г.В.Колмаков, Л.П.Межов-Деглин, М.Г.Михайлов, А.Б.Трусов, Статические явления на заряженной поверхности жидкого водород ФНТ, 25, 333-342 (1999)

111. А.А. Levchenko, G.V. Kolmakov, L.P. Mezhov-Deglin , M.G. Mikhailov, A.B. Trusov, Charged surface of liquid hydrogen at near zero gravitation, J Low Temp. Phys. 119, 343-350 (2000)

112. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Линейные и нелинейные волны на заряженной поверхности жидкого водорода, ФНТ, 27,1183-1191 (2001)

113. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Капиллярная турбулентности на поверхности жидкого водорода, Письма в ЖЭТФ, 73, 443-446, (2001)

114. М.Ю. Бражников, А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Методика наблюдения и обработки результатов, ПТЭ, 6, 31-37 (2002)

115. M.Yu.Brazhnikov, G.V.Kolmakov, A.A.Levchenko, L.P.Mezhov-Deglin, Observation of capillary turbulence on the water surface in a wide range of frequencies, Euro.Phys.Lett. 58, 510-516 (2002)

116. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Измерение граничной частоты инерционного интервала турбулентности капиллярных волн на поверхности жидкого водорода, Письма в ЖЭТФ, 74, 660-663 (2001)

117. М.Ю. Бражников, Г.В.Колмаков, А.А.Левченко, Турбулентность капиллярных волн на поверхности жидкого водорода, ЖЭТФ, 22, 521-532 (2002)

118. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Движение зарядов в твердом водороде, Письма в ЖЭТФ, 48, 401-404 (1988)

119. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Влияние ортопримеси на скорость движения заряда в твердом параводороде, ФНТ, 15, 765-767(1989)

120. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Подвижность зарядов в твердом параводороде вдоль линии плавления, ФНТ, 15, 1218-1220 (1989)

121. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Движение зарядов в образцах твердого водорода переменного орто-парасостава, ФНТ, 17,437-443 (1991)

122. А.Б.Трусов, Л.П.Межов-Деглин, А.А.Левченко, Движение зарядов в твердом дейтерии, Письма в ЖЭТФ, 63, 363-366 (1996)

123. А.А.Левченко, Захват инжектированных зарядов в образцах твердого параводорода, ФНТ, 18, 1281-1283 (1992)

124. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, Движение инжектированных зарядов в твердом параводороде, ЖЭТФ, 98, 349-358 (1990)

125. А.А.Левченко, Л.П.Межов-Деглин, И.Е.Штинов, Движение отрицатель-ных зарядов и вакансий в параводороде, Письма в ЖЭТФ, 54, 238-240(1991)

126. L.P.Mezhov-Deglin, A.A.Levchenko, and A.B.Trusov, Vacancy assisted motion of charges in quantum crystals, J.Low.Temp.Phys. Ill, 545-554(1998)