Взрывчатое разложение гексогена, тэна и композитов на основе тэна при лазерном и электронно-пучковом воздействии тема автореферата и диссертации по химии, 02.00.04 ВАК РФ

На правах рукописи

ДИСКОВ Игорь Юрьевич

ВЗРЫВЧАТОЕ РАЗЛОЖЕНИЕ ГЕКСОГЕНА, ТЭНА И КОМПОЗИТОВ НА ОСНОВЕ ТЭНА ПРИ ЛАЗЕРНОМ И ЭЛЕКТРОННО-ПУЧКОВОМ ВОЗДЕЙСТВИИ

02.00.04 — физическая химия

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

2 2 ЭДВ 2015

Кемерово 2014

005558035

005558035

Работа выполнена в Федеральном государственном бюджетном учреждении науки «Институт углехимии и химического материаловедения СО РАН».

Научный руководитель Научный консультант

Официальные оппоненты:

кандидат физико-математических наук Нурмухаметов Денис Рамильевнч

доктор физико-математических наук, профессор

Адуев Борис Петрович

Архипов Владимир Афанасьевич,

доктор физико-математических наук, профессор, Национальный исследовательский Томский государственный университет, завотделом физикохимии горения и взрыва

Дугннов Евгений Владимирович,

кандидат физико-математических наук, ФГБОУ ВПО «Кемеровский государственный сельскохозяйственный институт», доцент кафедры общенаучных дисциплин

Федеральное государственное автономное образовательное учреждение высшего образования «Национальный исследовательский Томский политехнический университет»

Защита состоится «27» февраля 2014 г. в 16:00 часов на заседании Совета по защите диссертации Д 212.008.03 в Кемеровском государственном университете (650043, г. Кемерово, ул. Красная, 6).

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Кемеровского государственного университета и на сайте: kemsu.ru/pages/d03_dis_new.

Автореферат разослан «¿.Г» Я 2014 г.

Ведущая организация:

Ученый секретарь

диссертационного совета Д 212.088.03 доктор физико-математических наук, профессор

Кречетов Александр Георгиевич

Общая характеристика работы

Бризантные взрывчатые вещества (БВВ) имеют широкое применение в различных отраслях промышленности, военной и специальной техники. Одним из направлений расширения возможностей применения БВВ является бесконтактное инициирование взрыва без применения проводов и электродетонаторов, а также подрыва заряда механическим способом. В этом плане перспективно применение лазерного инициирования [1, 2].

При этом необходима разработка новых материалов, имеющих высокую чувствительность к лазерным импульсам при сохранении низкой чувствительности- к другим видам воздействия (например: удар, электрические импульсы и т. д.).

В аэрокосмической отрасли в условиях вакуума для бесконтактного инициирования ВВ в будущем перспективно применение импульсных пучков электронов с использованием малогабаритных ускорителей.

Для разработки оптимальных материалов необходимы фундаментальные исследования механизмов взрывчатого разложения БВВ и композитов на их основе при воздействии лазерными и электронными пучками. Эта задача в настоящее время далека от окончательного решения и требует значительных усилий экспериментаторов и теоретиков в данном направлении.

В частности, для разработки оптимальных рецептур композитных материалов на основе БВВ необходимо исследовать влияние размеров включений на порог лазерного инициирования, механизм поглощения излучения и пороги инициирования Нсг с применением различных длин волн, дать интерпретацию зависимости порога инициирования композитных материалов от концентрации включений. Для понимания механизма развития реакции взрывчатого разложения необходимо изучение спектрально-кинетических характеристик взрывчатого разложения БВВ.

В предлагаемой работе рассмотрены вышеперечисленные вопросы.

Результаты работы позволяют построить более полную картину бесконтактного инициирования БВВ по сравнению с существующей в настоящее время. Этим и определяется актуальность данной работы.

Целью работы является исследование деталей процесса лазерного и электронно-пучкового инициирования взрывчатого разложения БВВ.

Для достижения цели были поставлены следующие конкретные задачи:

1. При лазерном воздействии:

— исследовать влияние размеров ультрадисперсных частиц никеля на порог инициирования тэна,

— определить порог инициирования тэна и тэна с включениями А1 при воздействии второй гармоникой лазера,

— исследовать оптоакустические характеристики тэна в зависимости от концентрации включений А1.

2. При электронно-пучковом воздействии:

Цели и задачи работы

- установить природу свечения тэна и гексогена на этапе взрывчатого разложения.

Научная новизна

1. Впервые установлено, что минимальный порог лазерного инициирования композитов на основе тэна и ультрадисперсных частиц N1 при фиксированной концентрации включений достигается при оптимальных размерах включений, которым соответствует максимальный показатель поглощения излучения.

2. Впервые показано, что поглощение излучения второй гармоники не-одимового лазера тэном происходит по двухфотонному механизму с коэффициентом р = 300 см/ГВт.

3. Впервые показано, что немонотонная зависимость порога лазерного инициирования от концентрации включений в композите тэн-А1 коррелирует с оптоакустическими характеристиками образцов.

4. Впервые установлена тепловая природа взрывчатого свечения тэна и гексогена и сделаны оценки температуры продуктов взрыва методом спектральной пирометрии.

Научное значение работы

Полученная в работе совокупность экспериментальных результатов лазерного и электронного импульсного инициирования гексогена, тэна и композитов на основе тэна свидетельствуют в пользу тепловой теории взрыва. Полученные результаты вносят вклад в решение общей проблемы изучения механизма инициирования БВВ.

Практическая значимость

1. Результаты по лазерному инициированию композитов на основе тэна и ультрадисперсных включений металлов могут быть использованы в дальнейших разработках оптимальных материалов для светодетонаторов.

2. Полученные сведения о природе свечения гексогена при электронно-пучковом воздействии, а также измеренные методом спектральной пирометрии температуры продуктов взрыва тэна и гексогена носят справочный характер и могут быть использованы в статьях, обзорах и монографиях по данной тематике.

3. Результаты работы используются в учебном процессе на кафедре теоретической физики КемГУ для подготовки магистров по направлению «Физика конденсированных сред».

Работа выполнена в рамках проекта базового бюджетного финансирования СО РАН У49.1.5. «Изучение механизмов преобразования энергии высокоэнергетических материалов для создания детонаторов, инициируемых бесконтактными методами» (№ госрегистрации 0353-2014-0006), а также поддерживалась грантом РФФИ 13-03-98032_г_5|Ыг_а. Результаты работы использованы в соответствующих отчетах по НИР.

Защищаемые положения:

1. Минимальный порог импульсного лазерного инициирования тэна с фиксированной концентрацией включений ультрадисперсных частиц никеля достигается при оптимальных размерах включений, которым соответствует максимальный показатель поглощения излучения.

2. Поглощение энергии излучения второй гармоники лазера образцами (тэн без включений) происходит по двухфотонному механизму.

3. Увеличение порога взрывчатого разложения композита тэн с включениями Al при возрастании массовой доли Al выше оптимальной определяется акустической релаксацией области поглощения энергии излучения.

4. При импульсном инициировании пучком электронов монокристаллов тэна и гексогена свечение, возникающее на стадии взрывчатого разложения, имеет тепловую природу.

Достоверность полученных результатов обеспечивалась калибровкой аппаратуры на тест-объектах, статистикой эксперимента, согласием с имеющимися литературными теоретическими и экспериментальными данными.

Личный вклад автора:

Результаты, изложенные в диссертации, получены автором в совместной работе с сотрудниками лаборатории энергетических соединений и нано-композитов ИУХМ СО РАН, участие которых отражено в совместных публикациях. В совместных публикациях автору принадлежат результаты, сформулированные в разделах «Научная новизна», «Защищаемые положения» и «Основные результаты и выводы» диссертационной работы.

Апробация работы

Основные результаты диссертации докладывались и обсуждались на международных и российских конференциях: XI Международной конференции «Забабахинские научные чтения» (Снежинск, 2012); VIII Международной конференции «Радиационно-термические эффекты и процессы в неорганических материалах» (Томск, 2012); 3rd International Congress on Radiation Physics and Chemistry of Condensed Matter, High Current Electronics and Modification of Materials with Particle Beams and Plasma Flows (Tomsk, 2012); II Всеросийском симпозиуме с международным участием «Углехимия и экология Кузбасса» (Кемерово, 2012); конференции молодых ученых «Актуальные вопросы углехимии и химического материаловедения (Кемерово, 2012); II конференции молодых ученых «Актуальные вопросы углехимии и химического материаловедения (Кемерово, 2013); Всероссийской конференции «Химия, технология и применение высокоэнергетических соединений» (Бийск, 2011); Международной конференции «XV Харитоновские тематические научные чтения» (Саров, 2013); III конференции молодых ученых «Актуальные вопросы углехимии и химического материаловедения (Кемерово, 2014); the 17th Seminar on New Trends in Research of Energetic Materials (Pardubice, Czech Republik, 2014).

Публикации. По теме диссертации опубликовано 17 работ, из них 7 публикаций в журналах, рекомендованных ВАК РФ.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка использованной литературы. Общий объем диссертации составляет 132 страницы, в том числе 4 таблицы и 75 рисунков. Список литературы включает 132 наименования.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении отражены актуальность исследований, цели и задачи работы, научная новизна, научная и практическая значимость работы, защищаемые положения, достоверность полученных результатов.

Первая глава представляет собой обзор литературы. Описаны литературные данные по инициированию БВВ лазерными импульсами, рассмотрены вопросы регулирования чувствительности БВВ к лазерным импульсам с помощью добавок микронных и ультрадисперсных размеров различных типов. Приводятся литературные данные по взрывчатому разложению БВВ при электронно-пучковом воздействии.

Вторая глава посвящена описанию методики и техники экспериментов. Описаны объекты исследования и методы подготовки экспериментальных образцов. Использовались монокристаллы тэна и гексогена, а также композиты на основе тэна с ультрадисперсными добавками порошков AI и Ni. Описана аппаратура и схемы измерения пороговых характеристик взрывчатого разложения образцов с помощью YAG:Nd3+ лазера (длительность импульса 14 не, длина волны на основной частоте 1064 нм: энергия в импульсе до 1,5 Дж, вторая гармоника 532 нм: энергия в импульсе до 0,8 Дж). Приведены схема измерения оптических характеристик исследуемых образцов опто-акустическим методом и схема измерения коэффициента двухфотонного поглощения лазерного излучения образцом. Приведены описания аппаратуры и схемы измерения спектрально-кинетических характеристик свечения исследуемых образцов в довзрывном и взрывном режиме с использованием сильноточного ускорителя электронов ГИН-600 (длительность импульса 2 + 20 не, эффективная энергия электронов 0,25 МэВ, плотность энергии, выводимая на образец 0,05 + 15 Дж/см2).

В третьей главе приведены результаты исследований воздействия лазерных импульсов на прессованные образцы тэна (р = 1,73 ± 0,3 г/см3) и композитов на его основе.

В первом разделе описаны результаты исследований влияния размеров включений ультрадисперсных частиц Ni на порог инициирования взрыва при воздействии первой гармоники лазера при фиксированной концентрации включений 0,1 % по массе. Использовались порошки Ni трех синтезов с размерами в максимуме распределения: Ni(l)-280 нм, Ni(2)—160 нм, Ni(3)-130 нм. Измерялись зависимости вероятности взрыва от плотности энергии (кривые

частности) и определялась критическая плотность энергии, соответствующая 50 % вероятности взрыва, которые составили: Н(1)сг = 1,4 Дж/см2, Н(2,сг = 0,7 Дж/см2, Н(3)сг = 0,9 Дж/см2. На рисунке 1а представлены пороги инициирования от размеров включений в максимуме распределения <1тах. Видно, что эта зависимость имеет немонотонный характер — имеется оптимальный размер включений, при котором чувствительность к лазерному излучению максимальна.

1.4

1,2 i -0,8 ■;

0,6 0,4 ■; 0,2 0

Н,

. .Дж ем*

Рисунок 1а —Зависимость порога инициирования Нсг от размера включений dmax никеля в образце

120 -г

100 -: S0 60 ■'■ 49 ■• 20 ■; 0 -

О 100 200 300 400

Рисунок 16-Зависимость показателя экстинкции кеп-в зависимости от размера включений dmax никеля в образце

Во второй серии экспериментов проведено измерение коэффициента экстинкции, аналогичных образцов оптоакустическим методом [3], который базируется на том, что форма осциллограммы, регистрируемая пьезодетекто-ром после воздействия лазерного импульса соответствует распределению тепловых источников в образце, а по экспоненциальной части осциллограммы можно определить постоянную времени:

т,=(*„ч,)-1. (1)

где тс —время акустической релаксации нагреваемого слоя образца; показатель экстинкции света включениями, со - скорость звука в образце.

Экспериментально определены хс для всех образцов: тс — 70 i 5 не, тс(2) = 40 ± 2 не, тс(3) = 47 ± 2 не и скорость звука с0 = (2500 ± 200) не. Расчетные значения ¿^представлены на рисунке 16. Из рисунка 1 следует, что зависимость £e.í(dmax) имеет немонотонный характер, причем большему кед соответствует меньший порог инициирования Нсг.

В работе [4] проведен расчёт коэффициента эффективности поглощения света QabA?) включений металлов в матрице тэна в зависимости от их размера в рамках теории Ми. При этом выражение для линейного показателя поглощения света К будет выглядеть так:

'(Г) (2)

4

Ру-г

где х - массовая доля включений; р0, р^ — плотность образцов тэна и включений соответственно; г — радиус включений.

см'г

На рисунке 2 представлены расчетные значения QabJw Для Ni в зависимости от размера включений. Как видно из рисунка 2, кривая имеет немонотонный характер, максимальному расчётному значению соответствует максимальный показатель экстинкции, определяемый оптоакустическим методом.

На рисунке 3 вышеописанные результаты представлены в виде зависимости Нсг от keg (рис. За) и Нсг от величины QabJpjc (рис. 36), пропорциональной показателю поглощения. Как следует из рисунка 3 экспериментальные измерения и теоретические расчёты показывают, что с рос-4оо 5оо том показателя поглощения при ва-Рисунок 2 — Зависимость QabJrpd Риа"ии размеров включений с фик-от диаметра включений dmax никеля сированной концентрацией Нсг лив матрице тэна нейно уменьшается.

1.6 1,2 0,8 ■• 0,4 ■■

!Itr, Дж/f »r

1 I ■ ■ ■ ■ I

■ ■ I ■ ■ ■ ■ I ■ ■ ■ ■ I ■ • ■ ■ I

О 20 40 «О 80 100 120

Рисунок За —Зависимость порога инициирования Нсг с различными размерами включений от показателя экстинкции, рассчитанных из опто-акустических измерений

1.« 1,2 0,8 •• 0,4

Hir, Дж/ли*

0.S

Q.wp«' оти.ex

Рисунок 36 —Зависимость порога инициирования Нсг с различными размерами включений от величины QabJrpd

В следующем разделе описаны исследования взрывчатого разложения тэна и механизма поглощения световой энергии при воздействии второй гармоники лазера.

Использовались прессованные образцы тэна без включений (р = 1,73 г/см3).

При максимальной плотности энергии с применением первой гармоники лазера (35 Дж/см2) не достигается величина, соответствующая 50 % вероятности взрыва, что приводит к невозможности получения кривых частности.

Измерение вероятности взрыва в зависимости от плотности энергии при воздействии второй гармоники лазера позволило определить величину Нсг= 12,3 Дж/см2. Мы предположили, что при инициировании образцов второй гармоникой лазера ионизация молекул тэна может происходить по меха-

низму двухфотонного поглощения. Действительно, ширина запрещенной зоны в тэне Есг~ 3,5 эВ. Если вероятность двухфотонного поглощения высока, энергии 2Е(со2) = 4,66 эВ вполне достаточно для ионизации.

Для проверки этого предположения было проведено измерение коэффициентов пропускания образцов в зависимости от плотности энергии импульсов лазера. Результаты измерения представлены на рисунке 4.

В рамках модели двухфотонного поглощения можно получить выражение

(3)

где р — коэффициент двухфотонного поглощения, см/ГВт; К, с1 - коэффициент отражения и толщина образца соответственно; 70 и 1р — интенсивность падающего и прошедшего света соответственно.

И« Дж/см5

Рисунок 4 - Зависимость коэффициента пропускания образцов от плотности энергии импульсов лазера при воздействии второй гармоникой

20 ■ ■

0,0

ГВТ-'СМ* ----1

0.5

Рисунок 5 -Аппроксимация экспериментальных данных рисунка 4 (коэффициент корреляции Яегг = 0,98)

Из выражения (3) следует, что левая часть уравнения линейно зависит от /о. На рисунке 5 представлена линейная аппроксимация экспериментальных результатов рисунка 4, пересчитанная в величинах, соответствующих формуле 3.

Из наклона прямой при толщине образца 1 мм определили Р = 300 см/ГВт. В рамках модели двухфотонного поглощения первичная поглощенная энергия полностью расходуется на ионизацию среды, т. е. ситуация аналогична электронно-пучковому инициированию [5]. Таким образом, можно предположить, что инициирование тэна второй гармоникой лазера аналогично электронно-пучковому и проходит такие этапы, как: ионизация среды, термализация и рекомбинация электронных возбуждений, экзотермический распад ионизированных молекул тэна, скорее всего в окрестности структурных дефектов. В результате в слое максимального поглощения 30-40 мкм формируется и распространяется по образцу ударная волна, в конечном итоге приводящая, как при электронно-пучковом воздействии, к взрыву образца.

В следующем разделе исследованы оптоакустические характеристики тэна с включениями А1 и их связь с порогами лазерного инициирования. За-

висимость порога инициирования тэна с включениями наночастиц от их концентрации в образцах имеет немонотонный характер (рис. 6). Имеется оптимальная концентрация наночастиц в образце, при которой чувствительность образцов к лазерному излучению максимальна. Увеличение Нсг с увеличением концентрации включений до настоящего времени не нашло объяснения. Для выяснения этого вопроса были проведены оптоакустические измерения при воздействии лазерных импульсов на образцы. Как описано в первом разделе главы, по профилю акустического сигнала можно рассчитать время акустической релаксации тс, коэффициент экстинкции кф При оптимальной концентрации включений 0,1 % по массе определили значение kejr= 160 см"1. При ксд= 160 см" поглощенная энергия в основном сосредоточена в слое образца х = keJj ~ 60 мкм. Дальнейшее увеличение концентрации включений ведет к увеличению к и, следовательно, уменьшению слоя максимального поглощения энергии х. Согласно [3], в этих условиях происходит квазистатическое расширение тонкого слоя (%"') по сравнению с характерной длиной акустической волны X = (с0т,). При этих условиях давление в нагретом слое образца, создаваемое за счет поглощенной энергии, должно падать, что создает худшие условия для инициирования.

В связи с вышеизложенным, нами была измерена амплитуда акустического сигнала в интервале концентраций включений 0,05-1 % по массе. Результат представлен на рисунке 9, согласно которому амплитуда сигнала падает при концентрации включений более 0,1 % по массе. Можно предположить, что возрастание порога взрывчатого разложения при концентрациях выше оптимальной связано с квазистатическим расширением тонкого слоя к'1, что требует увеличения плотности энергии инициирующего импульса для создания импульсного давления в ударной волне, инициирующей взрыв образца.

12

9 «

Hfr, Дж/см-

180 150 120 90 60 30 О

•и, мв

; I

0,01

0,1

0,2 0,4

1,2

Рисунок 6-Зависимость пороговой плотности энергии инициирования Нсг от процентного содержания наночастиц А1 в образцах [6]

Рисунок 7 - Зависимость амплитуды оптоаккустического сигнала от концентрации включений в образе (каждая точка соответствует

среднему значению из измерений по 5 образцам. Доверительный интервал рассчитан по методу Стьюдента при доверительной вероятности а = 0,95)

Таким образом, по результатам исследований, приведенным в данном разделе, можно сделать следующие выводы.

1. Установлено, что минимуму порога Нсг в зависимости от концентрации включений соответствует максимум амплитуды акустического сигнала, пропорционального давлению, в слое образца, в котором поглощается энергия излучения. Экспериментально измеренное время акустической релаксации, соответствующее оптимальной концентрации составляет величину Тс = (2 3)т,. При увеличении концентрации включений выше оптимальной амплитуда акустического сигнала падает, а порог взрывчатого разложения Нсг растет.

2. Этот эффект связан с тем, что толщина слоя (А*/1), в котором поглощается энергия, становится сравнима с длиной акустической волны (с0Т/). В результате за время импульса происходит акустическая разгрузка и давление в нагретом слое образца падает. Это в свою очередь требует увеличения плотности энергии лазера для достижения Нсг при увеличении концентрации включений выше оптимальной.

В четвертой главе рассмотрены экспериментальные результаты исследования взрывчатого разложения тэна и гексогена в довзрывном и взрывном режиме при воздействии импульсных пучков электронов.

В первом разделе рассмотрены результаты измерений и обработки спектрально-кинетических характеристик свечения тэна. Использовались монокристаллы тэна размерами 3><3Х 1,5 мм. Свечение, возникающее при воздействии пучка электронов с плотностью энергии 15 Дж/см2 и взрыве кристаллов, регистрировалось в реальном режиме времени с помощью аппаратуры на базе спектрофотохронографа СХ 1-А. Кинетика свечения на фиксированной длине волны представлена на рисунке 11.

О О-« I 1,5 2 2,5

Рисунок 8 — Кинетика свечения монокристалла тана на длине волны

).= 580 нм

350

Рисунок 9 — Спектр свечения тэна при взрыве для момента времени, соответствующего максимуму второго пика кинетики свечения

Спектральный состав первого пика на рисунке 8 подробно изучен ранее [7]. Второй пик свечения возникает при взрыве образца в результате развития химической реакции. Спектр свечения, соответствующий моменту времени 0,85 мкс от момента воздействия импульса электронов, представлен на ри-

сунке 9. Наблюдается сплошной спектр, на который накладывается линия свечения возбужденных молекул азота. Природа этого свечения в настоящее время не установлена. Более того, нет однозначного понимания, является ли данное свечение люминесценцией, или оно имеет тепловую природу. Для выяснения возможности отнесения свечения к тепловому, для обработки результатов был применен метод спектральной пирометрии с использованием координат Вина [8].

Спектральная интенсивность теплового излучения реального объекта описывается формулой Планка и коэффициентом излучения е.

I = еС\Х5 / [ехр(Ст/кТ) - 1], (4)

где С: = 37 418 Вт-мкм'Усм2; С2 = 14 388 мкм-К.

При идентификации свечения различных тел по их спектрам на соответствие тепловому возникает трудность с неизвестным значением коэффициента излучения е. Эту трудность можно обойти, если проводить спектральные измерения в области Вина при:

СгГкТ» 1, (5)

В этом случае формулу (7) можно представить в виде:

1п(Х5Г) - /и(еС,) = - С2/(кГ), (6)

Если по оси абсцисс взять значение х = СгГк, а по оси ординат 1п(Х5Г), в случае теплового свечения должен выполняться линейный закон и нет необходимости в определении е. По наклону прямой из графика можно определить температуру Т нагрева тела.

На рисунке 10 представлен спектр свечения (рис. 9) в координатах Вина. Линейность наблюдаемого спектра позволяет идентифицировать наблюдаемое свечение как тепловое. Определяемая по наклону прямой, температура дает значение Т = 3 030 К. Таким образом, из приведенных результатов следует, что свечение, возникающее на стадии развития химической реакции, приводящей к взрыву, является тепловым, что является аргументом, свидетельствующим в пользу теплового механизма взрывчатого разложения тэна.

Рисунок 10а-Спектр свечения Рисунок 106-Спектр свечения

тэна, возникающего при взрыве, гексогена, возникающего при взрыве,

соответствующий максимуму свече- соответствующий максимуму свечения второго пика кинетики свечения, ния второго пика кинетики свечения,

в координатах Вина в координатах Вина

Далее в главе четвертой приведены исследования воздействия пучков электронов на монокристаллы гексогена. Поскольку на этих объектах при импульсных воздействиях исследований не проводилось, было целесообразно проведение экспериментов при воздействии электронным пучком в до-взрывном режиме. Использовалась плотность энергии пучка электронов 0,05 Дж/см2 во избежание заметных эффектов разложения монокристалла. Спектры свечения регистрировались по точкам с применением методики «монохроматор — фотоэлектронный умножитель — осциллограф». Длительность импульсов люминесценции во всем исследованном спектральном диапазоне и температурном интервале не превышала временного разрешения регистрирующего тракта. Спектр люминесценции при 300 К (рис. 11) представляет собой широкую бесструктурную полосу, на фоне которой выделяет-

■I, отв. ед.

1 -: ♦

0,8

*

0,6 *

п.*

01 .....................

О Г1 1 1 1 I 1 1 11 I 1 1 1 1 I 1 ■ 1 ' I 1 1 1 1 I 1 ' 1 1 I 350 400 450 500 550 60^" ""бЯ

Рисунок 11 — Спектр свечения монокристалла гексогена в довзрыв-ном режиме при Т = 300 К

1.2 у

. I, отв. «д.

1

т.к

0,8 ■ ■ ■ ■ I ■ ■ ■ ■ I ■ ■ ■ ' I ' ■ ■ | I ■ ■ ' 90 130 130 230 гго

Рисунок 12 — Температурная зависимость свечения гексогена в довзрывном режиме: 1 -X- 460 нм; 2-Х = 370 нм

Анализ спектральных и литературных данных позволяет связать бесструктурную полосу с внутризонной люминесценцией высокоэнергетических электронов и дырок в процессе их термолизации [9], а узкую полосу со свечением свободных экситонов [10].

В последнем разделе главы описаны результаты измерений спектрально-кинетических характеристик свечения монокристаллов гексогена во взрывном режиме при воздействии импульсного пучка электронов. Плот-

ся интенсивная и чрезвычайно узкая полоса при Х = 380 нм. В интервале температур (80-280) К полоса смещается в положение X = 370 нм. Температурная зависимость интенсивности полос представлена на рисунке 12. В бесструктурной части спектра зависимость интенсивности от температуры отсутствует. Интенсивность свечения узкой полосы спадает с ростом температуры по экспоненциальному закону с энергией активации 0,017 эВ (сплошная кривая на рис. 12).

ность пучка электронов и схема регистрации такие же, как и в первом разделе главы 4.

Кинетика свечения на фиксированных длинах волн представлена на рисунке 13. Первый пик свечения при регистрации с лучшим временным разрешением имеет тонкую структуру (врезка на рис. 13).

Тонкая структура первого пика свечения в аналогичных условиях облучения наблюдается на монокристаллах тэна [7]. Аналогично тэну, первый пик тонкой структуры можно связать с люминесценцией, возникающей в облученном слое образца, второй со свечением, возникающим на стадии сброса избыточного заряда и взрыва тонкого слоя поверхности (~ 1 мкм).

Спектры свечения, полученные обработкой первого пика в разные моменты времени, представлены на рисунке 14. Разностный спектр кривых 1 и 2 (рис. 14) можно интерпретировать как свечение синглетного экси-тона, наблюдающееся при фотовозбуждении монокристаллов гексогена [11]. Природа второго компонента свечения (кривая 2, рис. 14) в настоящий момент не установлена.

I, отя. ел.

О 0.5 1 1.5 ----- 2

Рисунок 13 — Кинетика свечения гексогена: 1 — Х= 590 нм, 2 — Х = 420 нм

350 400 450 500 550 «00

Рисунок 14 — Спектры свечения монокристалла гексогена во время воздействия пучка электронов:

1 — через 10 не от начала импульса;

2 - через 30 не от начала импульса;

3 — разностный спектр

350 400 450 500 550 600 650

Рисунок 15—Спектр свечения гексогена при взрыве для момента

времени, соответствующего максимуму второго пика свечения

На рисунке 15 представлен спектр свечения, возникающий при взрыве образца, для момента времени, соответствующего максимуму второго пика свечения.

Для установления природы свечения, возникающего при взрыве монокристаллов гексогена, проведено представление спектра рисунка 15 в коор-

динатах Вина, как и в первом разделе главы для тэна. Результат представлен на рисунке 106. Определяемая по наклону прямой температура дает значение Т = 3500 К.

Таким образом, приведенные результаты для тэна и гексогена позволяют сделать вывод, что на стадии развития экзотермической химической реакции свечение кристаллов и продуктов взрыва имеет тепловую природу.

Основные результаты и выводы

1. Порог лазерного инициирования композитных материалов на основе тэна и ультрадисперсных частиц N1 немонотонно зависит от размера включений при их фиксированной концентрации. Минимальный порог лазерного инициирования достигается при оптимальных размерах включений, которым соответствует максимальный показатель поглощения, что согласуется с теоретическими расчетами и экспериментальными измерениями оптоакустиче-ским методом. Порог инициирования линейно уменьшается с ростом показателя поглощения излучения.

2. Поглощение энергии излучения второй гармоники лазера в тэне без включений происходит в объеме кристалла в результате межзонных переходов при двухфотонном поглощении. Коэффициент двухфотонного поглощения р = 300 см/'ГВт. Критическая энергия инициирования, соответствующая 50 % вероятности взрыва Нсг = 12,3 Дж/см2.

3. Установлена корреляция порога взрывчатого разложения композита тэн + А1 с оптоакустическими характеристиками образцов. Согласно эксперименту, показатель поглощения имеет оптимальное значение, при котором достигается минимальный порог взрывчатого разложения материала, когда время акустической релаксации образца тс ~ (2 ■*■ 3)Т|. При дальнейшем увеличении концентрации включений за время импульса облучения происходит акустическая релаксация образца, давление в нагретом слое образца падает, порог взрывчатого разложения материала возрастает.

4. Свечение, возникающее при воздействии электронным пучком на монокристалл гексогена в допороговом режиме, связано со свободными эк-ситонами и внутризонной люминесценцией электронов и дырок.

5. При инициировании электронным пучком монокристаллов тэна и гексогена установлено, что на стадии развития химической реакции наблюдаемое свечение является тепловым. Оценка температуры свечения методом спектральной пирометрии при взрыве тэна дает величину Т = 3030 К, при взрыве гексогена Т = 3500 К.

Список публикаций

1. Динамика и спектры свечения взрывчатого разложения тэна, инициированного импульсным электронным пучком / Б. П. Адуев, Г. М. Белокуров, С. С. Гречин, И. Ю. Лисков // Изв. вузов. Физика. 2013. Т. 56, № 1/2, С. 5-9.

2. Лисков И. Ю. Исследование характеристик взрывного разложения

кристаллов тетранитропентаэритрита и гексогена / И. Ю. Дисков, Б. П. Адуев, С. С. Гречин // Вестник КемГУ. 2013. Т. 3, № 3(55). С. 49-54.

3. К вопросу о возбуждении детонации в бризантных взрывчатых веществах сильноточным электронным пучком / Б. П. Адуев, Г. М. Белокуров, С. С. Гречин, И. Ю. Дисков // Журнал технической физики. 2014. № 1. С. 61-66.

4. Инициирование взрыва тэна при воздействии импульсом второй гармоники неодимового лазера / Б. П. Адуев, Д. Р. Нурмухаметов, И. Ю. Дисков, Р. И. Фурега//Физика горения и взрыва. 2014. Т. 50, №. 1.С. 124-129.

5. Исследование поглощения света компаундами на основе тэна и на-ночастиц алюминия при воздействии лазерных импульсов / Б. П. Адуев, Д. Р. Нурмухаметов, Р. И. Фурега, И. Ю. Дисков // Химическая физика. 2014. Т. 33, №12. С. 29-32.

6. Влияние размера включений на порог взрывчатого разложения сме-севых составов на основе тэна и включений N1 и А1 при лазерном воздействии / И. Ю. Лисков, Б. П. Адуев, Д. Р. Нурмухаметов, А. П. Никитин, Р. И. Ковалев // Вестник КемГУ. 2014. № 3 (59), т. 1. С. 224-226.

7. Взрывчатое разложение монокристаллов гексогена, инициированное импульсным электронным пучком / Б. П. Адуев, Г. М. Белокуров, С. С. Гречин, И. Ю. Лисков //Письма в ЖТФ. 2014. Т. 40, № 23. С. 16-21.

Кроме того, опубликовано 10 тезисов докладов в сборниках тезисов российских и международных конференций.

Цитируемая литература

1. Таржанов В. И. Предвзрывные явления при быстром инициировании бризантных взрывных веществ // Физика горения и взрыва. 2003. Т. 39, № 6. С. 3-11.

2. Быстрое инициирование ВВ. Особые режимы детонации: сборник научных статей / под ред. В. И. Таржанова. Снежинск: Изд-во РФЯЦ -ВНИИТФ, 1998.

3. Гусев В. Э„ КарабутовА. А. Лазерная оптоакустика. М.: Наука, 1991.

304 с.

4. Влияние эффективности поглощения лазерного излучения на температуру разогрева включений в прозрачных средах / В. Г. Кригер, А. В. Кален-ский, А. А. Звеков, И. Ю. Зыков, Б. П. Адуев // Физика горения и взрыва. 2012. Т. 48, №6. С. 54-58.

5. Роль ударных волн при инициировании взрыва тетранитропентаэритрита / Б. П. Адуев, Г. М. Белокуров, С. С. Гречин, А. В. Пузынин // Химическая физика. 2010. Т. 29, № 6. С. 54-57.

6. Процессы теплопереноса при лазерном разогреве включений в инертной матрице / В. Г. Кригер, А. В. Каленский, А. А. Звеков, И. Ю. Зыков, А. П. Никитин // Теплофизика и аэромеханика. 2013. Т. 20, № 3.

7. Исследование ранних стадий взрывного разложения кристаллов тетранитропентаэритрита при инициировании импульсными пучками электро-

нов / Б. П. Адуев, Г. М. Белокуров, С. С. Гречин, В. Н. Швайко // Известия вузов. Физика. 2007. Т. 50, вып. 2. С. 3-9.

8. Magunov А. N. Spectral Pyrometry // Instruments and Experimental Techniques. 2009. Vol. 52, № 4. P. 451-472.

9. Высокоэнергетическая электроника твердого тела / под ред. Д. И. Вайс-бурд. Новосибирск: Наука, 1982. 237 с.

10. Лущик Ч. Б., ЛущикА. Ч. Распад электронных возбуждений с образованием дефектов в твердых телах. М.: Наука, 1989. 264 с.

11. Paul L. Marinkas Luminescence property of RDX and HMX. New Jersey: Picatinny Arsenal Dover, 1975.

Подписано в печать 22.12.2014. Формат 60х84'/|б. Бумага офсетная № 1. Печать офсетная. Усл. печ. л. 1,2. Тираж 100 экз. Заказ № 383

Адрес издательства и типографии «АИ «Кузбассвузиздат»: 650099, г. Кемерово, пр. Советский, 60Б. Тел. 8 (3842) 58-29-34, т/факс 36-83-77. E-mail: 58293469@mail.ru, vuzizdat@gmail.com