Авторефераты по всем темам >>
Авторефераты по физике
На правах рукописи
Гилев Сергей Данилович
ЭЛЕКТРОДИНАМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ УДАРНОМ СЖАТИИ КОНДЕНСИРОВАННЫХ СРЕД
01.04.17 - химическая физика, в том числе физика горения и взрыва
Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук
Новосибирск - 2009 г.
Работа выполнена в Учреждении Российской академии наук Институте гидродинамики им. М.А. Лаврентьева СО РАН
Официальные оппоненты:
доктор физико-математических наук Пай Владимир Васильевич доктор физико-математических наук Молодец Александр Михайлович доктор технических наук, профессор Шнеерсон Герман Абрамович
Ведущая организация:
Учреждение Российской академии наук Объединенный институт высоких температур РАН
Защита диссертации состоится ______________ 2009 г. в часов на заседании диссертационного совета Д 003.054.01 в Учреждении Российской академии наук Институте гидродинамики им. М.А. Лаврентьева СО РАН по адресу: 630090, г. Новосибирск-90, пр. Лаврентьева 15, факс (383)33316
С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Института гидродинамики им. М.А. Лаврентьева СО РАН.
Автореферат разослан _____________ 2009 г.
Ученый секретарь диссертационного совета доктор физико-математических наук С.А. Ждан
ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ
Актуальность темы. Динамическое сжатие широко используется для построения уравнений состояния конденсированного вещества в области высоких давлений и температур. Эффективным инструментом для исследования состояния вещества и генерации больших плотностей энергии являются электромагнитные методы. Кратковременность динамического воздействия приводит к необходимости учета переходных электродинамических процессов при сжатии вещества. Так, время релаксации электромагнитного поля в медной пластине толщиной 1 мм составляет около 75 мкс, что много больше характерного времени ударно-волнового эксперимента с использованием конденсированных взрывчатых веществ (ВВ) (~1 мкс). Методы регистрации электромагнитных характеристик вещества при динамическом сжатии ограничены простейшими схемами, в которых преобладает электротехническое приближение и интегральный подход.
В настоящее время отсутствуют модели электродинамических процессов для ударного сжатия конденсированных сред. Не ясна общая электромагнитная картина и структура возникающих индукционных токов, неизвестны управляющие параметры, характерные времена и длины. Отсутствие моделей затрудняет или делает невозможным экспериментальные исследования большого класса материалов. Среди таких материалов - проводники значительной толщины, металлизующиеся при сильном сжатии диэлектрики и полупроводники, ВВ, дающие высокопроводящие продукты детонации и т.д.
Для использования на практике явления ударно-индуцированной проводимости необходимо знать такие характеристики перехода, как пороговое давление и фаза металлизации, величина электропроводности в сжатом состоянии, зависимость электропроводности от ударного давления, поведение при разгрузке. Отсутствие адекватных моделей является препятствием для развития новых методов управления потоками электромагнитной энергии. Задачи получения высоких плотностей электромагнитной энергии, управления мощными электрическими токами, генерации импульсов электромагнитного излучения требуют анализа электродинамических процессов при динамическом сжатии. Построение моделей таких процессов является актуальной научной задачей.
Цель работы состоит в разработке моделей электродинамических процессов при ударном сжатии конденсированных сред. Наибольший практический интерес представляют переходы вещества с резкими изменениями электрофизических свойств, поэтому им уделено основное внимание.
Основные научные задачи настоящего исследования:
Х построение физических моделей электродинамических процессов и определение структуры токовых волн, генерируемых ударным сжатием конденсированного вещества;
Х разработка, на основе построенных моделей, новых методов исследования конденсированного вещества и определение с их помощью физических характеристик ряда перспективных материалов;
Х создание новых методов управления потоками электромагнитной энергии и построение моделей соответствующих электродинамических процессов.
На защиту выносятся:
Х физические модели электродинамических процессов при ударном сжатии конденсированного вещества, результаты анализа структуры токовых волн при переходах диэлектрикЦметалл, металЦметалл, магнетикЦмагнетик в ударной волне;
Х электромагнитные методы исследования состояния конденсированного вещества при ударном сжатии, основанные на учете переходных электродинамических процессов;
Х экспериментальные данные, полученные для исследованных веществ (кремний, селен, алюминий, иттербий, никель, константан, сплав 80НХС, конденсированные взрывчатые вещества и др.), в том числе, пороговое давление металлизации и параметры ударно-сжатого металлического состояния, зависимости электропроводности от давления ударной волны, вероятные механизмы переходов, особенности поведения вещества при сжатии и разгрузке;
Х методы генерации и управления потоками электромагнитной энергии с использованием волн проводимости, генерируемых ударными и детонационными волнами, в том числе, ударно-волновая техника генерации сверхсильных магнитных полей и соответствующих плотностей электромагнитной энергии, кумуляция магнитного поля детонационной волной, коммутация электрического тока.
Теоретическая значимость полученных результатов состоит в выявлении закономерностей электродинамических процессов при ударном сжатии конденсированного вещества (нахождение специфических управляющих параметров, характерных времен и размеров, определение структуры токовых волн).
Практическая значимость полученных результатов состоит в том, что Х разработанные электродинамические модели являются основой для анализа результатов динамических экспериментов;
Х новые экспериментальные методы обладают лучшим временным разрешением и диапазоном измерений (до двух порядков величины), дают недоступную ранее информацию о свойствах вещества;
полученные экспериментальные данные могут быть использованы для тестирования физических моделей состояния вещества, разработке устройств для управления потоками электромагнитной энергии;
Х предложенные методы управления потоками электромагнитной энергии облегчают генерацию сверхсильных магнитных полей и коммутацию электрического тока.
Научная новизна. Все результаты диссертации, выносимые на защиту, являются новыми. В частности, впервые Х получены управляющие электродинамические параметры, характерные времена и длины, специфичные для ударного сжатия;
Х разработан метод решения краевых задач уравнения теплопроводности в области с подвижной границей, основанный на расширении рабочей области;
Х разработаны методы измерений, основанные на учете переходных электродинамических процессов при динамическом сжатии;
Х разработана адекватная физическая модель ударно-волновой магнитной кумуляции.
Достоверность результатов работы подтверждается:
Х адекватностью физико-математической модели электродинамических процессов при ударном сжатии;
Х строгостью используемого теоретического аппарата при решении электродинамических задач (метод функции Грина, операционное исчисление, численные методы); совпадением решений задач разными методами (аналитически и численно);
Х непротиворечивостью результатов анализа; сведением полученных решений в случае большого времени к классическим задачам диффузии магнитного поля; качественным соответствием полученных решений физическому смыслу задачи и аргументированным ожиданиям;
Х внутренней согласованностью результатов измерений; разумным соответствием результатов экспериментов с данными других авторов (в том числе полученным с использованием иных схем измерений и условий сжатия);
Х выполненными оценками погрешностей измерений (в том числе для процедуры решения обратной краевой задачи);
Х положительными результатами использования метода ударно-волновой магнитной кумуляции в других научных центрах: университеты г. Кумамото, г. Фукуока (Япония), лаборатория Кавендиша (Великобритания), университет Лоусбороу (Великобритания), исследовательский центр FOA (Швеция).
Методы исследования. В работе используются аналитические, численные и экспериментальные методы исследования. Для аналитического решения краевой задачи уравнения теплопроводности с подвижной границей используется новый метод. Численное решение проблем магнитной диффузии основывается на апробированных разностных схемах. Основной массив экспериментальных исследований (около 1000 взрывных экспериментов) выполнен при помощи методов измерений электропроводности, массовой и волновой скорости, основанных на развитых электродинамических моделях.
Апробация работы. Основные положения настоящей работы докладывались на следующих научных конференциях: III, IV, VII, XI, XII Международная конференция УГенерация мегагауссных магнитных полей и родственные экспериментыФ (Новосибирск, 1983; Санта Фе, США, 1986;
Саров, 1997; Лондон, Великобритания, 2006; Новосибирск, 2008), III Всесоюзная конференция УИмпульсные источники энергииФ (Ленинград, 1989), Всесоюзная школа-семинар "Фундаментальные проблемы физики ударных волн" (Азау, 1987), IV Всесоюзное совещание по детонации (Телави, 1988), III Всесоюзная школа-семинар УФизика взрыва и применение взрыва в экспериментеФ (Новосибирск, 1984), Международная конференция ФУдарные волны в конденсированных средахФ (Петербург, 1994, 1996, 2002, 2006), Международная конференция УМеталлургические и материаловедческие применения ударных волн и высокоскоростных явленийФ (Эль Пасо, США, 1995), IX, X конференция Американского физического общества ФУдарное сжатие конденсированного веществаФ (Сиэтл, 1995; Амхерст, 1997, США), V Международная конференции ФМеханическое и физическое поведение материалов при динамическом сжатииФ (Толедо, Испания, 1997), VIII Международная конференция УФизика полупроводников при высоком давленииФ (Салоники, Греция, 1998), УЛаврентьевские чтения по математике, механике и физикеФ (Новосибирск, 2000, 2005), III Харитоновские научные чтения (Саров, 2001), VI, VII, VIII Забабахинские научные чтения (Снежинск, 2001, 2003, 2005), XII Международный симпозиум по детонации (Сан Диего, США, 2002), Всероссийская конференция ФПроблемы механики сплошных сред и физики взрываФ (Новосибирск, 2007).
Тема диссертационной работы соответствует ФПриоритетным направлениям развития науки, технологий и техники в Российской ФедерацииФ - УЭнергетика и энергосбережениеФ (утверждены указом президентом России от 21.05.2006), а также ФОсновным направлениям фундаментальных исследований Российской академии наукФ - Ф2.2.2 - Механика жидкости, газа и плазмы, неидеальных и многофазных сред; 2.2.3 - Физико-химическая газодинамика и процессы при высоких плотностях энергии: горение, детонация, взрыв, высокоскоростной удар и взаимодействие потоков направленной энергии с веществомФ (утверждены постановлением Президиума РАН от 01.07.2003).
Тема диссертационной работы связана с темами НИОКР Института гидродинамики СО РАН: ФИсследование задач импульсной электрофизики с целью создания новых методик ударно-волнового экспериментаФ (государственный регистрационный номер №01970003579, 1997-1998 гг.), ФНестационарные течения и свойства гетерогенных сред при интенсивных потоках механической, тепловой и электромагнитной энергииФ (программа СО РАН ФНестационарные процессы при высоких плотностях энергии в гидродинамике однородных и многофазных сред (структура течений, синтез наноструктурных соединений, волновые процессы)Ф (государственный регистрационный номер №01.2.007.06894, 2007-2009 гг.).
Работа выполнялась при поддержке Российского фонда фундаментальных исследований (гранты № 94-02-04022-а, 1994-1995 гг.; №99-02-16807-а, 19992001 гг.; №03-03-33175-а, 2003-2004 гг.; №05-02-16398-а, 2005-2007 гг.).
Публикации. Основные научные результаты работы изложены в статьях. Из этого количества 31 статья опубликована в научных журналах из списка ВАК для публикации результатов докторских диссертаций (27 статей - в отечественных журналах, 4 статьи - в ведущих зарубежных журналах). научных работ опубликовано в трудах международных конференций. Имеется два авторских свидетельства на изобретения в области исследований.
ичный вклад автора в научные результаты диссертации является определяющим. Без соавторов опубликовано 14 статей в журналах из списка ВАК. Информация о вкладе автора в совместных работах приведена в приложении к диссертации.
Объем и структура работы. Диссертация состоит из введения, 6 глав, заключения, списка литературы и приложения. Объем работы 235 страниц, имеется 12 таблиц, 88 рисунков. Библиографический список включает 3наименований.
СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ
Во введении дана общая характеристика работы, обоснована актуальность темы диссертации, сформулированы цели и задачи исследования, охарактеризованы научная новизна и практическая значимость работы.
Глава 1. Переходные процессы при динамическом сжатии Глава носит вводный характер и посвящена характеристике переходов с изменением электропроводности, анализу схем электрических измерений и методов управления потоками электромагнитной энергии.
Электродинамика ударно-волновых процессов в конденсированных средах до сих пор не являлась предметом целенаправленного изучения. С одной стороны, классический анализ ионизующих и МГД-волн в газах и плазме не может быть автоматически перенесен на конденсированное вещество, чей электромагнитный отклик гораздо богаче и развивается на других временных и пространственных масштабах. С другой стороны, электродинамические задачи об ударном сжатии конденсированного вещества, рассмотренные рядом авторов (Хейз Б, Фритц Дж., Морган Дж., Жугин Ю.Н., Крупников К.К., Пай В.В.) с целью обоснования соответствуюших методов измерений, не привели к обобщениям, касающимся всего класса явлений. Модели электродинамических процессов, известные в магнитной гидродинамике и физике плазмы, нуждаются в адаптации к специфическим условиям сжатия конденсированного вещества в сильных ударных волнах.
Для высокой электропроводности вещества и характерных времен взрывного эксперимента электродинамические процессы имеют выраженный нестационарный характер. Это не позволяет, в частности, решить известную с 1960-х годов проблему измерения электропроводности при переходах диэлектрик-металл. В предложенных рядом авторов схемах (Бриш А.А., Якушев В.В., Гатилов Л.А., Неллис Б., Фортов В.Е. с коллегами) измерения -ограничены величиной 103 Ом см. Для регистрации электропроводности, ( ) соответствующей классическим металлам, необходимо улучшить временное разрешение и верхний предел измерений на два порядка величины.
Несмотря на впечатляющий прогресс метода взрывной магнитной кумуляции, связанный в первую очередь с работами РФЯ - ВНИИЭФ (Павловский А.И. и его школа), использование метода в физической лаборатории затруднено сложностью генератора и большой массой ВВ. Новые подходы к проблеме дала идея об использовании перехода полупроводник - металл при ударном сжатии (Трубачев А.М., Биченков Е.И., 1978 г., Нагаяма (Nagayama K.), 1981).
Глава 2. Электродинамика ударно-сжимаемых проводников Основным подходом настоящего анализа является применение электродинамики сплошных сред к ударно-волновым процессам в конденсированном веществе. В МГД-приближении уравнение на магнитное поле в области непрерывного течения имеет вид B =uB - B, (1) ( ) ( ) t 0 где u - массовая скорость, - магнитная проницаемость, - электропроводность.
Качественный анализ уравнения (1) позволяет выявить характерные электродинамические размеры и времена x1=1 0 11 D, t1=1 0 11 D2, (2) x2=1 0 2 2 D-u, t2=1 0 22 D-u. (3) ( ) ( ) Здесь для несжатого и сжатого вещества использованы индексы 1 и 2, соответственно, D - скорость ударной волны.
При x
Управляющими параметрами электродинамических процессов при ударном сжатии являются t t R1= =0 11D2t, R2= =0 22 D-u t. (4) ( ) t1 tПараметры R1 и R2 характеризуют относительное влияние конвекции и диффузии для области несжатого и сжатого вещества, соответственно. По своему смыслу R1 и R2 представляют собой магнитное число Рейнольдса для условий ударного сжатия.
Электромагнитную картину в ударно-сжимаемом веществе качественно можно представить следующим образом. Конвективный внос магнитного поля через ударный фронт приводит к последовательному УвмораживаниюФ поля в новые слои вещества. Распределение магнитного поля в веществе определяется УисториейФ поля на ударном фронте. Влияние электромагнитной диффузии сводится к сглаживанию местных градиентов и релаксации поля к равновесному распределению. Изменение электропроводности по проводящему слою приводит к вариации местных коэффициентов диффузии и при небольшом изменении электропроводности слабо влияет на общую картину.
В главе приняты следующие допущения: ударная волна плоская, магнитное поле достаточно мало (1МГс ) и не влияет на движение ударной волны, вещество однородно, толщина зоны ударного перехода пренебрежимо мала (для большинства задач), электропроводность и магнитная проницаемость изменяются скачком при сжатии и далее остаются постоянными.
Анализ сводится к решению краевой задачи на магнитное поле в двух областях с подвижными границами (несжатое и сжатое вещество). Известные методы решения краевых задач уравнения теплопроводности с подвижной границей (методы функции Грина, тепловых потенциалов, рядов и функциональных преобразований) характеризуются большими техническими сложностями и крайней громоздкостью решений, в которых трудно обнаружить физический смысл. В данной работе предложен новый метод решения таких задач - метод расширения рабочей области. Суть метода состоит в преобразовании исходной области переменных x,t, определяемой ( ) кинематикой движения ударного фронта, в расширенную область более простой формы (например, квадрант x0, t0 ). Решение краевой задачи для квадранта с заданным значением при t=0 может быть построено с помощью функции Грина. Неизвестная функция при t=0 определяется из граничного условия на ударном фронте. Полученное таким образом решение имеет смысл в исходной области x, t. Достоинство метода состоит в простоте решения, ( ) несущего ясный физический смысл. Метод может быть распространен на задачи тепловой и молекулярной диффузии.
В области несжатого вещества напряженность магнитного поля имеет следующий общий вид 2 R H1 ,t = H0 exp - exp R1 ( ) (- ) )sh(R ) 2 f(R exp -( ) ( ) + G ,t, d, (5) ( ) R1 2 ) 2 ( - R2 G , t, = exp - - - d .
( ) exp 2 4 + ( ) Переменная подобия =x 2 011 t ( x - координата, отсчитываемая от фронта ударной волны) соответствует классическим задачам магнитной диффузии (см. Кнопфель Г. Сверхсильные импульсные магнитные поля. М.:
Мир, 1972). Функция f t есть решение интегро-дифференциального () уравнения, вид которого варьируется. Решение может включать дополнительные слагаемые, обусловленные конкретным видом начальных и краевых условий.
Для области сжатого вещества решение имеет вид 2 R2H2 x,t = H0 exp ( ) ) ( ) f(R sh R2 exp(-2)d, (6) где =x D-u t, x - координата, отсчитываемая от задней границы сжатого ( ) вещества. Для разных задач отличается лишь вид подынтегральной функции f t. Решение (5), (6) является универсальным для класса () электродинамических задач с подвижными границами. Для каждой из перечисленных ниже задач найдены строгие решения, исследованы частные и предельные случаи.
Металлизация вещества (задача 1). В полупространство x > 0, заполненное непроводящим веществом (1=0 ), при t=0 входит плоская ударная волна, вызывающая переход вещества в проводящее состояние. В системе отсчета, связанной с движущимся веществом, задача имеет вид B 1 2B - =0, 0x(D-u)t, t 02x B((D-u)t, t)=f (t), B(0,t)=g(t), где f (t), g(t) - заданные функции времени. Решение для случая постоянного тока в веществе ( f (t) = 0, g(t)=B0 ) есть sh[(1-) R2] 2 2RB(x,t) = B0 exp - exp -2 d. (7) ( ) sh( R2) На рис. 1 показаны распределения безразмерной плотности тока b ( b=B B0 ) в слое ударно-сжатого вещества.
b При R21 (т.е. при tt2 ) ток равномерно заполняет область проводящего 2 вещества. При R21 фронт ударной R2=0.1 волны и токовая волна расщеплены. При R2 формула (7) сводится к R2=R2=50 R2=B(x,t) B0 1 erf, что представляет (- ) 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1, собой решение классической задачи о диффузии магнитного поля в проводящее Рис. 1.
полупространство.
Металлизация вещества в зоне ударного перехода (задача 2). При включении проводимости в зоне ударного перехода на фазе неполного сжатия вещества изменяется глобальная электромагнитная картина. В этом случае зона ударного перехода захватывает и переносит в пространстве ток. Величина тока зависит от магнитного числа Рейнольдса ударного перехода Rf =0 (D-u) l ( l - толщина проводящей зоны), фазы включения проводимости, распределений массовой скорости и электропроводности.
Максимальная линейная плотность тока в переходной зоне составляет if =B0 u-u* 0 D-u ( u - массовая скорость, соответствующая ( ) ( ) появлению проводимости). Для сильносжимаемого вещества величина тока может быть значительна ( if 100 кА см при B0=40 кГс, u*=0 и сжатии 0=4 ). Столь большие токи, переносимые в пространстве с фазовой скоростью волны представляют собой интересный физический объект.
Ударное сжатие образца конечных размеров генерирует систему равных по величине, но противоположных по направлению токов, протекающих, соответственно, в зоне ударного перехода и в ударно-сжатом веществе. При tt2 токи пространственно разделены. При движении ударной волны ток возрастает до значения, соответствующего безграничному веществу.
Система проводник - вещество (задача 3). В момент времени t=0 из проводника (толщина x0, j Rem=0 Dx1=j0 электропроводность 1 ) в первоначально s= / =0.2 u/D=0.непроводящее вещество входит плоская 0,5 ударная волна. При сжатии вещество приобретает электропроводность 2. Общий R2=2.ток в системе остается неизменным.
R2=12.Постановка задачи включает в себя 0,уравнения диффузии магнитного поля для -1 0 1 2 3 4 x/x0 области проводника и ударно-сжатого вещества. В начальный момент времени ток Рис. 2.
равномерно распределен по сечению проводника. Граничные условия задачи выражают непрерывность магнитного и электрического полей.
На рис. 2 показаны найденные распределения безразмерной плотности тока j j0 в проводнике (-1x x00 ) и металлизующемся веществе ( x x0>0 ).
При движении ударной волны ток диффундирует из проводника в растущую проводящую область. При R21 фронт ударной волны и волна тока расщеплены. При R2 решение в области вещества сводится к (7).
Проводник во внешнем магнитном поле (задача 4). В момент времени t=0 в проводящее полупространство с поперечным магнитным полем Bвходит плоская ударная волна. Электропроводность вещества изменяется скачком на ударном фронте от значения 1 до 2. Постановка задачи имеет вид:
B1 B1 1 2B -u - =0, D - u t x < , (8) ( ) t x 01xB2 1 2B - =0, 0x D-u t, (9) ( ) t 02 x B1 x,0 =B0, x0, (10) ( ) B2 0, t =B0, (11) ( ) B1 D-u t,t =B2 D-u t,t, (12) ( ) ( ) ( ) ( ) 1 B1 1 B + uB1 =. (13) 01x 02 x x= D-u t x=D-u t ( ) ( ) На рис. 3 показаны найденные распределения магнитного поля в несжатом (=x x1=01D x>0 ) и в сжатом ( 0<1) веществе для случая R1=R2=R и параметров u D=0,5, 2 1=4,. Значения =0, =соответствуют ударному фронту. Эти распределения позволяют выявить изменения электромагнитной картины R=1B при движении ударной волны.
2,BУдарное сжатие проводника 1,генерирует систему токов. Один из 1,6 токов протекает перед фронтом ударной волны в несжатом веществе.
1,1 Противоположно направленный (и 1,2 равный ему) ток течет в сжатом 0.веществе. Абсолютная величина тока 1,возрастет до максимального значения, 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 0 1 2 соответствующего безграничному проводнику. При t>>t2 происходит Рис. 3.
расщепление токовых волн, соответствующих несжатому и сжатому веществу.
Проводник с током (задача 5). В момент времени t=0 в проводящее полупространство с поверхностным током входит плоская ударная волна.
Постановка задачи отличается от (8)-(13) лишь видом начального условия.
Вместо (10) используется условие B1 x,0 =0 при x0.
( ) По мере движения ударной волны толщина сжатого вещества растет, а магнитное поле на ударном фронте уменьшается. Ток перераспределяется из несжатого вещества в сжатое. Для большого времени ( t>>t2 ) фронт ударной волны отрывается от токовой волны; а поле на фронте стремится к нулю.
Проводник конечной толщины с током (задача 5а). В проводник (толщина x0 ) с током, равномерно распределенным по сечению, входит ударная волна. Результаты численного решения задачи показаны на рис. 4.
Рис. 4. Распределения плотности тока j j0 в ударно-сжимаемом проводнике. Rem=10, u D=0.5, 2 1=2.
Моменты времени =tD x0=0.051.4.
Ударное сжатие проводника генерирует систему токов в несжатом и сжатом веществе, которая накладывается на ток от внешнего источника.
Ударная волна движется в переменном магнитном поле, что обуславливает разнообразие электромагнитной картины. Начальные и конечные фазы ударного сжатия проводника могут сопровождаться интенсивными противотоками в поверхностных слоях вещества (рис. 4,а,г).
Магнитный проводник (задача 6). В момент времени t=0 плоская ударная волна входит в полупространство магнетика, где создано поперечное магнитное поле с напряженностью H0. Электропроводность и магнитная проницаемость вещества меняются скачком на ударном фронте от значений 1, 1 до 2, 2. Постановка задачи имеет вид:
H1 H1 1 2H -u - =0, D - u t x < , ( ) t x 011 xH2 1 2H - =0, 0x D-u t, ( ) t 022 x H1 x, 0 =H0, x( ) H2 0, t =H0, ( ) H1 D-u t,t =H2 D-u t,t, ( ) ( ) ( ) ( ) 1 H1 1 H + H11 D -( - u =.
D ) 01 x 1 02 x x=D-u t x=D-u t ( ) ( ) На рис. 5 показаны найденные распределения напряженности магнитного поля в магнетике для несжатого (=x x1=011Dx >0 ) и сжатого ( 01) вещества для случая R1=R2=R и параметров u D=0.5, 2 1=1, 2 1=4.
Вхождение ударной волны в H 1,магнетик генерирует систему двух 0.Hодинаковых по величине, но 0,противоположных по направлению 0,токов (перед фронтом волны в 0,несжатом веществе и в сжатом веществе). Направление протекающих 0,токов зависит от характера изменения R=10,намагниченности. Абсолютная 0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 0 1 2 величина тока растет при движении ударной волны до предельного значения, соответствующего Рис. 5.
безграничному проводнику. При этом происходит пространственное расщепление токовых волн.
Строгие решения электродинамических задач о переходах диэлектрик - металл (№1-3), металЦметалл (№4,5) и магнетикЦмагнетик (№6) подтверждают выводы качественного анализа, выявившего существование управляющих параметров R1, R2, характерных электродинамических размеров x1, x2 и времен t1, t2. Параметры R1, R2 характеризуют решение класса электродинамических задач с ударными волнами.
Различие в масштабе и качестве электродинамических явлений в конденсированных веществах, с одной стороны, и газах (плазме), с другой, приводит к появлению ряда новых физических явлений, касающихся распределений магнитного поля и токов (токовые волны и их расщепление, образование деформируемой ударной волной системы токЦпротивоток, генерация поверхностных токов в определенные фазы движения ударной волны, мощный ток переносимый зоной ударного перехода, неравновесность магнитного поля при сжатии гетерогенных сред и т.д.). Многообразие электродинамических процессов, их внутренняя общность и существенные отличия от известных случаев позволяет рассматривать обнаруженные явления как примеры своеобразного класса электродинамики сплошных сред.
В целом, в главе построены физические модели электродинамических процессов при переходах диэлектрикЦметалл, металЦметалл, магнетик - магнетик в ударной волне. Найдены управляющие параметры, характерные времена и длины. Определена структура соответствующих токовых волн.
Основные результаты главы опубликованы в [12-17,20,21,24,26,27,32,34].
Глава 3. Ударно-индуцированный переход диэлектрик (полупроводник) металл Главы 3-5 посвящены экспериментальному исследованию материалов разных типов. Такое исследование имеет следующие цели: а) обоснование сформулированных в главе 2 электродинамических моделей (особенно, в части поведения электропроводности при сжатии); б) использование моделей для разработки новых экспериментальных методов диагностики состояния вещества; в) поиск и исследование перспективных материалов для управления потоками электромагнитной энергии (глава 6).
В главе 3 рассматриваются вещества, испытывающие ударноиндуцированный переход в металлическое состояние. Наиболее прямым методом исследования перехода является регистрация электропроводности.
-Для измерения электропроводности > 1 Ом см используется схема ( ) постоянного тока, в которой параллельно образцу подключается электрический шунт. Основной проблемой измерений в динамическом эксперименте является влияние индуктивности шунта и образца, что приводит к переходным электрическим процессам. Как указано в главе 1, для регистрации перехода диэлектрик-металл необходимо улучшить временное разрешение и верхний предел измерений на два порядка величины. В настоящей работе это достигается выбором конструкции ячейки, в которой шунт и образец максимально приближены, а также учетом переходных электродинамических процессов при движении ударной волны.
Схема измерений показана на рис. 6. Шунт (тонкая константановая фольга) накладывается на исследуемый образец и имеет с ним контакт по всей поверхности. К границе шунтЦобразец подсоединены электроды для регистрации напряжения. Первоначально электрическое сопротивление образца велико и весь ток протекает по шунту. При ударном сжатии ток перераспределяется между шунтом и приобретающим проводимость образцом.
На рис. 7 показаны характерные экспериментальные записи напряжения.
Вхождение ударной волны в образец (метка А) сопровождается уменьшением напряжения, что свидетельствует о возникновении заметной проводимости. В зависимости от толщины и электропроводности образца использованы разные режимы измерений. Измерения максимально просты для тонкого образца (время движения ударной волны по образцу и время электромагнитной релаксации много меньше времени существования высокого давления). В этом случае (см. рис. 7,а) регистрируются два электрически равновесных состояния (до сжатия и после окончания переходных процессов). Ситуация наиболее сложна, если образец толстый и высокопроводящий (время движения ударной волны и время электромагнитной релаксации в ячейке сравнимы со временем существования высокого давления). В этом случае регистрируется напряжение по мере движения ударной волны по образцу (рис. 7,б). Для нахождения электропроводности решается обратная краевая электродинамическая задача.
Необходимо по напряжению с границы проводящей области найти коэффициент диффузии внутри области. С математической точки зрения такая проблема некорректна и не имеет единственного решения.
а б Rc L 20 мкГн Коаксиальный кабель Источник Осцил C питания лограф 200 мкФ R Rx s 800 В 50 Ом Шунт Образец Диэлектрик Индуктивный датчик Осциллограф Запуск Рис. 6. Схема экспериментов по измерению электропроводности при переходе диэлектрик-металл в ударной волне: измерительная ячейка (а) и полная электрическая цепь (б).
a б A A V,B V, B Si, 1 г/смSi 0,1,№3№30,6 x0=3.6 мм x0=0.28 мм 1,0,B 2 C 0,0,2 Px14.8 ГПа Px=13.1 ГПа -= 3.0 0.3 104 Ом-1см-( ) = 9 1.8 103 Ом см ( ) ( ) 0,0,0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 0 200 400 600 8t, мкс t, нс Рис. 7. Экспериментальные записи напряжения (сплошные кривые) и модельные зависимости (пунктирные кривые) для монокристаллического (а) и порошкового (б) кремния. A - начало ударного сжатия, B - окончание переходных процессов, C - расчетный момент выхода волны на стенку.
Процедура решения обратной задачи основывается на ряде упрощающих предположений (одномерная геометрия электромагнитного поля, плоская ударная волна с неизменными параметрами, однородная электропроводность вещества за ударным фронтом). Это дает возможность использовать для анализа электродинамическую модель для системы проводникЦвещество (задача 3 из главы 2). В одномерном случае регистрируемое напряжение V t () предельно просто связано с электрическим полем на границе фольги E t :
() V t V0=E t E0. Для нахождения электропроводности экспериментальная () () запись V t V0 сравнивается с набором модельных зависимостей E t E0, () () соответствующих различным значениям неизвестной электропроводности .
Модельная зависимость E t E0, наилучшим образом согласующаяся с () экспериментальной зависимостью V t V0, описывает эксперимент с () некоторой точностью, которая может быть оценена по степени расхождения кривых. Такая процедура позволяет измерять электропроводность ударносжатого вещества на уровне лучших металлов с погрешностью 20%.
На рис. 7,б пунктиром показаны три модельные кривые для разных значений однородной электропроводности. Средняя кривая соответствует -= 9 103 Ом см ; за исключением начального участка она практически ( ) сливается с экспериментальной записью V t. Крайние кривые соответствуют () вариации электропроводности на 20%. На рис. 7,б показаны также модельные зависимости, соответствующие неоднородной электропроводности вещества.
Кривая 1 соответствует линейному росту от 0 до 2, а кривая 2 - линейному уменьшению электропроводности за ударным фронтом от 2 до 0. Положение экспериментальной кривой V t относительно модельных зависимостей E t () () свидетельствует об адекватности принятого в модели допущения об однородности электропроводности.
Ниже приводятся основные результаты экспериментального исследования металлизации ряда материалов.
Монокристаллический кремний. На рис. 8, а показаны результаты измерений электропроводности монокристалла при ударном сжатии и последующей разгрузке. Использовалась техника ФтонкогоФ образца. При увеличении ударного давления Px электропроводность кремния монотонно увеличивается более чем на пять порядков величиныВ достигая значения 4.5104 Ом-1см-1 при Px23 ГПа. Временное разрешение измерений составляет 200 нс при максимальной электропроводности образца.
Зависимость lg Px имеет два участка: резкий рост и УплатоФ.
( ) Электропроводность на УплатоФ соответствует металлическому состоянию кремния. Она не зависит от режима сжатияВ наличия примесей и типа начальной проводимости образца. Пороговое давление металлизации составляет 10 ГПа ; большая часть образца металлизуется при 12 ГПа.
Характер полученной зависимости Px находится в качественном ( ) согласии со статическими измерениями Банди и Каспера (Bundy F.P., Kasper J.S. // High Temp. - High Press. 1970, 2, 429-436.). Однако, электропроводность на УплатоФ при динамическом сжатии оказывается заметно меньше, чем при статическом сжатии. Оценки показывают, что влияние ударного нагрева мало, и различие в электропроводности обусловлено главным образом генерацией дефектов кристаллической структуры. Оценка концентрации точечных дефектов в ударно-сжатом металлическом кремнии приводит к величине 0.на атом кристаллической решетки. Это значение более чем на порядок величины превышает концентрацию дефектов в ударно-сжатых классических металлах и на пять порядков превышает равновесную концентрацию.
Металлическое состояние кремния в ударной волне является высокодефектным и сильно неравновесным.
б a 1Si 1111ударное нагружение 1разгрузка Coleburn et al., 1972 Si, 1 г/см11Rozenberg, 19Mashimo, 19100 однократное сжатие 1 многократное сжатие 10- крупный порошок статика, Bundy, 19 Mashimo, 1910-10 5 10 15 0 5 10 15 20 Px, ГПа Px, ГПа Рис. 8. Электропроводность монокристаллического (а) и порошкового (б) кремния при ударном сжатии.
Измерения при разгрузке указывают на существенную асимметричность прямого и обратного перехода. Фаза высокого давления оказывается метастабильной для характерных времен ударно-волнового эксперимента.
Порошковый кремний. Результаты измерений электропроводности порошкового кремния показаны на рис. 8,б. Электропроводность монотонно увеличивается с ростом ударного давления. При Px>10 ГПа зависимость Px испытывает насыщение. Временное разрешение измерений составляет ( ) 100 нс и ограничено реверберацией ударной волны в шунте.
Как видно из рис. 8,а,б найденная электропроводность металлического кремния более чем на порядок превышает данные других авторов (Машимо, Колебурн), которые являются заниженными вследствие игнорирования переходных электродинамических процессов.
Сравнение данных, полученных при однократном и многократном сжатии, показывает, что проводимость при Px>10 ГПа носит металлический характер.
Эксперименты с крупным порошком выявили гетерогенный характер проводимости. Сопоставление оценок температуры с фазовой диаграммой кремния привело к выводу, что механизмом металлизации порошка является ----, Ом см , Ом см плавление.
Селен. Зависимость электропроводности селена от ударного давления Px (рис. 9,а) включает два участка: резкий рост, УплатоФ (Px>21 ГПа). На ( ) первом участке селен находится в полупроводниковом состоянии. Зависимость электропроводности от обратной температуры (рис. 9,б) свидетельствует, что ширина энергетической щели селена существенно уменьшается при сжатии.
Электропроводность селена на УплатоФ составляет ~104 Ом-1см-1. Полное изменение электропроводности от начального состояния образца превышает порядков величины. Время УвключенияФ проводимости составляет (как и для кремния) <10 нс. Это время на 9 порядков величины меньше чем в опытах при статическом сжатии.
a б 11Se 1Se 102 Px=21 ГПа сплошной Se 11 3.1 г/см 1.7 г/смKani et al., 1910-10-2 наши данные статика Kani et al., 19 Dunn et al., 1910-10-0 5 10 15 20 25 30 0,5 1,0 1,5 2,0 2,Px, ГПа 1000/T, K-Рис. 9. Зависимость электропроводности селена от давления ударной волны для сплошных и порошковых образцов - а. Зависимость электропроводности сплошного селена от обратной температуры - б.
Эксперименты показали, что порошковый селен металлизуется при меньшем ударном давлении, чем сплошной. Сопоставление оценок температуры с фазовой диаграммой селена указывает, что порошок металлизуется в ударной волне в результате плавления. Вероятным механизмом металлизации сплошного селена также является плавление.
Разгрузка ударно-сжатого селена сопровождается временным сохранением металлической фазы и задержкой обратного перехода.
Металлизация селена и кремния показывает очевидную качественную общность. Это позволяет рассматривать полученные результаты как характерные для ударной металлизации полупроводников.
Металлические порошки. Из-за плохого контакта между частицами и наличия оксидных пленок порошки многих металлов не обладают макропроводимостью при насыпной плотности. Ударное сжатие порошков приводит к появлению металлической проводимости.
На рис. 10 показаны полученные данные для порошков Al трех плотностей.
В отличие от полупроводников, зависимости Px являются немонотонными.
( ) --(Ом*см) , , (Ом*см) 1При ударном сжатии происходит 1.65 г/сммеханическое разрушение 0.5 г/см 0.37 г/смизолирующих пленок и термическое разложение парафиновых добавок (в 10 порошках малой плотности).
Пороговое давление металлизации составляет 0.6 ГПа. Уменьшение Al электропроводности при большом давлении обусловлено большим 1 температурным разогревом.
Px, ГПа Электропроводность крупного порошка оказывается больше, чем для Рис. 10.
мелкого. Это указывает на тепловую неравновесность крупных частиц, испытывающих лишь поверхностный нагрев.
Анализ экспериментов с порошками Al, Mg, Sn, Pb, Cu, Si показывает, что основным параметром, определяющим электропроводность, является относительная плотность ударно-сжатого порошка.
a б 8 A B Диэлектрик A A Исследуемое E B B вещество C D E Диэлектрик Al, 0.37 г/см№ 9Электроды 0 1 2 V Осциллограф t, мкс Рис. 11. Магнитоэлектрическая схема измерений (а) и запись напряжения для трехэлектродной системы (б). Метками обозначены моменты прихода ударной волны на электроды А, В и диэлектрик Е.
Кинематические параметры волны металлизации. Помимо электропроводности, важными параметрами волны металлизации является массовая и волновая скорость. Методы прямой регистрации таких параметров для рассматриваемого класса материалов практически отсутствуют, поэтому была разработана специальная магнитоэлектрическая техника. В веществе располагается система тонких металлических электродов (рис. 11,а). Плоская ударная волна движется в поперечном магнитном поле и замыкает электроды АА. Эдс индукции =u B l ( B - магнитная индукция, l - расстояние между электродами) регистрируется осциллографом (рис. 11,б). Анализ показывает, что измеряемая массовая скорость u соответствует электромагнитному скинслою x2=1 0 D-u в сжатом веществе. Настоящая техника представляет ( ) -, 10 (Ом*см) V, В собой эйлеров датчик массовой скорости. Экспериментальная информация соответствует слою, который перемещается относительно материальных элементов среды. Приход волны на электрод В, соединенный с электродами АА, приводит к уменьшению регистрируемого напряжения, что позволяет по известной базе между электродами А и В найти волновую скорость D.
Найдены кинематические 5 параметры волны металлизации для порошков Se и Al различной плотности и размера частиц Se (рис. 12). Для порошка Al 3 плотности 0.37 г см3 измеренные 0.37 г/смзначения скорости хорошо 0.5 г/смсоответствуют известным данным, 1.48 г/см3 a=20-Al 1.37 г/см3 a=100-1полученным стандартным 1.23 г/см3 a=100-1методом физики ударных волн - Se, 3.1 г.смметодом отражения. Это означает, 1 2 3 что электропроводность порошка u, км/с Al появляется в волне несущей Рис. 12.
полное ударное давление. Таким образом, не подтверждается сообщение Новак (Novac B.M. et al. // J. Phys. D: Appl. Phys., 2001, 34, 174 - 176.) о металлизации порошка в упругом предвестнике. Для крупного порошка толщина скин-слоя оказывается меньше толщины зоны ударного перехода, что дает возможность найти фазу металлизации вещества в ударном переходе. Так, для порошка Al с размером частиц a=100150 мкм включение проводимости происходит в зоне ударного перехода при плотности 77% от плотности сжатого вещества.
Таким образом, выполненные исследования обнаружили металлизацию кремния, селена, ряда порошков при ударном сжатии. Ударно-индуцированная проводимость включается без заметной задержки (<100 нс) и однородна по слою сжатого вещества. В целом, полученные экспериментальные данные подтверждают допущения, принятые в электродинамической модели главы 2.
Разработаны методы измерения электропроводности, массовой и волновой скорости при ударном сжатии, основанные на учете переходных электродинамических процессов. Для исследованных веществ найдены зависимости электропроводности от давления ударной волны Px.
Определены параметры металлического состояния и его особенности, пороговое ударное давление, вероятные механизмы и фаза металлизации, поведение при разгрузке. Полученные данные необходимы для выбора режимов работы управляющих элементов мощных электромагнитных систем.
Основные результаты главы опубликованы в [7-10,13,14,20,21,23,25,35,36, 38-40].
D, км/с Глава 4. Ударно-индуцированный переход металл металл (полупроводник) В главе представлены результаты экспериментального исследования переходов в металлических образцах. Схема измерений отличается от рис. отсутствием шунта (образец теперь проводящий). Как и в главе 3, в зависимости от толщины и электропроводности образца используются различные режимы измерений. Для тонкого образца регистрируется два электрически равновесных состояния (до сжатия и после окончания переходных процессов). Для толстого высокопроводящего образца электропроводность находится из решения обратной краевой задачи на магнитное поле. При решении обратной задачи используются электродинамические модели для переходов металл-металл, магнетикмагнетик, построенные в главе 2. На рис. 13 показаны характерные записи напряжения.
B P1=2.2 ГПа a 3 б R1/R0=3.P2=5 ГПа 2 Ni губка C R1/R0=2.№4Yb x0=5 мм №3x0=0.05 мм A A 0,5 1,0 1,5 2,0,2 0,4 0,6 0,8 1,t, мкс t, мкс B г 0,A C C A 0,80НХС Константан -1 № 70,№3x0=0.35 мм x0=0.5 мм -0,0,6 0,8 1,0 1,-0,2 0,0 0,2 0,4 0,6 0,t, мкс t, мкс Рис. 13. Экспериментальные записи напряжения. Метками обозначены моменты входа (А) и выхода (В) ударной волны из образца, окончания переходных процессов (С).
Иттербий. Измерения электросопротивления иттербия выполнены на тонких фольгах. В отличие от известных работ, а) опыты проведены при двух начальных температурах образца (77К и 290К) и разных режимах нагружения, б) для объяснения данных используются оценки температуры и фазовая диаграмма иттербия. Результаты измерений показаны на рис. 14.
Полученные данные свидетельствуют о двух фазовых переходах в иттербии, происходящих при 2.2 ГПа (переход металЦполупроводник) и 10 ГПа (плавление).
V, B V, B V, В V, В R/R0 R/RYb Рис. 14. Электросоп(290 K) (77 K) ротивление иттербия при 10 однократном ( R1 R0 ) и R1/R0 (Т0=290 К) двухкратном ( R2 R0 ) R2/R0 (Т0=290 К) с зазором (Т0=290 К) 5 10 ударном сжатии. Левая R1/R0 (Т0=77 К) шкала ординат Павловский, 19 Постнов, 19соответствует T0=290 K, Gupta, 190 оценка R1T/Rправая шкала - T0=77 K.
0 5 10 15 Px, ГПа Никелевая губка. Высокопористая никелевая губка (плотность 0.190.57 г см3 ) представляет собой неклассический материал со сложным поведением. При движении ударной волны электросопротивление губки увеличивается до 140 раз. Запись напряжения удовлетворительно описывается моделью скачкообразного изменения электропроводности. Поведение напряжения после выхода ударной волны на стенку свидетельствует, что состояние сжатой губки является существенно гетерогенным и неравновесным.
В объеме образца остается множество проводящих областей, разделенных зонами относительно малой проводимости. В веществе за время порядка нескольких микросекунд происходят процессы установления термодинамического равновесия, активное перемешивание и расширение высоконагретого материала.
Константан. С помощью электродинамической модели ударного сжатия проводника (задача 5 из главы 2) и процедуры решения обратной краевой задачи (близкой к описанной в главе 3), найдена электропроводность константана 1,при однократном ударном сжатии (см.
Константан рис. 15). Взаимное расположение точек для наши данные (однократное сжатие) однократного и многократного ударного Дремин, 1972 (многократное сжатие) сжатия, а также статического сжатия Cu, Бриджмен, 190,согласуется с имеющимися 0 10 20 30 представлениями о влиянии на Px, ГПа электропроводность нормальных металлов Рис. 15.
ударно-индуцированных дефектов структуры и температурного нагрева.
Изменение электропроводности константана мало, что делает удобным использование константана в качестве материала шунта.
Магнитомягкий сплав 80НХС. В экспериментах с магнитным сплавом зарегистрированы разнополярные сигналы сложной формы (рис. 13,г). Записи напряжения качественно объяснены с помощью электродинамической модели ударного сжатия магнетика (задача 6 из глава 2). Сделан вывод, что сплав испытывает быстрое ударно-индуцированное размагничивание. Вероятным механизмом размагничивания является фазовый переход II рода, обусловленный ударным нагревом и снижением температуры Кюри при сжатии.
Результаты главы свидетельствуют, что электродинамические модели, предложенные в главе 2, применимы (с учетом ряда оговорок) для ударносжимаемых проводников. Разработаны новые методы диагностики ударноволновых явлений, основанные на учете переходных электродинамических процессов. Методы позволили получить новые данные о физическом состоянии проводящих материалов (иттербий, никелевая губка, константан, магнитомягкий сплав 80НХС) при ударном сжатии.
Основные результаты главы опубликованы в [9,11,14,27,34].
Глава 5. Детонационные волны проводимости В главе излагаются результаты экспериментального исследования детонационной проводимости для ВВ богатых углеродом, смесей ВВ/металл и металлической губки, заполненной ВВ. Обычно считается, что электропроводность продуктов детонации конденсированных ВВ относительно невелика и составляет 110 Ом-1 см-1. Целями исследования был поиск зон высокой проводимости в детонации и определение структуры проводимости.
Использовалось несколько схем измерений, отличающихся расположением электродов, шунта и направлением распространения детонации.
ВВ богатые углеродом. Применялась адаптированная схема из главы (рис. 6), в которой размеры образца были увеличены, а ширина шунта уменьшена. Для данной ячейки V, B A отсутствуют краевые эффекты растекания тротил тока, которые являются главной №7проблемой в известных схемах измерений Px=22 ГПа детонационной проводимости.
Своеобразной платой за временное разрешение (~30 нс) является худший контроль над степенью стационарности 0 детонации. Давление инициирующей 0 1 2 ударной волны в литом тротиле t, мкс превышало давление Чепмена-Жуге, что Рис. 16.
позволяло рассчитывать на малую длительность перехода ударной волны в детонацию. Из записи напряжения (рис. 16) следует, что электропроводность продуктов детонации неоднородна. К фронту волны примыкает высокопроводящая зона, вне этой зоны электропроводность значительно меньше. Характерные значения электропроводности в двух зонах составляют:
12102 Ом-1см-1 и 2 35 Ом-1 см-1 для литого тротила, 135 Ом-1см-и 2 6 Ом-1 см-1 для сплава тротил/гексоген (ТГ) 50/50.
Пространственная неоднородность электропроводности подтверждена в опытах, где направление распространения детонации было противоположным и на шунт с электродами приходила волна близкая к стационарной. В этом случае для анализа отклика привлекалась электродинамическая модель, учитывающая диффузию поля в толстом проводящем слое.
Область высокой электропроводности пространственно соответствует зоне химической реакции. Подобное качественное поведение ранее наблюдалось для гексогена, тэна, октогена, тетранитрометана, PBX-9501 (эксперименты Ершова А.П., Антипенко А.Г., Таскера Д.). Накопленная информация позволяет утверждать, что сложная структура проводимости характерна для детонации ВВ, а область высокой электропроводности соответствует зоне химической реакции. Отметим, что двухзонная структура проводимости обнаружена лишь в экспериментах с достаточным временным разрешением.
Анализ показывает, что для ВВ богатых углеродом существует корреляция между электропроводностью (в зоне химической реакции и вне ее) и количеством конденсированного углерода, выделяемого к точке Чепмена-Жуге (вычислено по модели Брикли-Кистяковского-Вильсона). Корреляция впервые отмечена Хейзом (Hayes B. // Proc. 4th symp. on detonation. ONR, ACR-126, 1967. P. 595-601) для высокопроводящей зоны. Это означает, что для таких ВВ природа электропроводности обусловлена выделением углерода.
ВВ с металлическими добавками. Выполнены измерения детонационной проводимости смесей октоген/Al, гексоген/Al, октоген/Si, октоген/Cu.
Характерная запись напряжения показана на рис. 17. Здесь же приведен результат электродинамического моделирования, выполненного в предположении однородной электропроводности. Из записи следует, что проводимость неоднородна по толщине и сосредоточена, главным образом, в слое, примыкающем к детонационному фронту. Этот вывод подтверждают опыты с использованием разных схем измерений.
V, B Рис. 17. Экспериментальная запись A B 0,октоген/Al 60/напряжения (сплошная кривая), модельная зависимость для однородной №70,1 2 103 Ом-1см-электропроводности (штриховая кривая).
C 0,Метками отмечены моменты вхождения ударной волны в диэлектрическую 0,пластину (А), входа инициирующей волны в ВВ (В), прихода детонации на стенку 0,2 4 6 (С).
t, мкс Ширина высокопроводящей зоны растет при увеличении количества добавки. Для смесей с большим содержанием добавки (около 60%) кроме зоны высокой электропроводности регистрируется также нарастающая область относительно низкой электропроводности. При выходе на диэлектрическую стенку высокопроводящий слой исчезает и сопротивление определяется обширной областью с малой электропроводностью. При увеличении размера частиц Al сопротивление высокопроводящей зоны растет, а электропроводность и толщина зоны уменьшаются. При выходе детонации на диэлектрическую стенку потеря проводимости происходит быстрее для смесей с бльшим размером частиц.
Полученные экспериментальные данные о структуре детонационной проводимости, влиянии массового содержания добавки и размера частиц на электрические параметры свидетельствуют о физико-химическом взаимодействии добавки с продуктами детонации. Такой вывод подтверждают сложные профили давления в смесях, зарегистрированные при помощи манганинового датчика. Возникновение на поверхности металлических частиц плохопроводящего оксидного слоя приводит к резкому росту макроскопического сопротивления смеси. Окисление крупных частиц (обладающих меньшей суммарной поверхностью) протекает быстрее.
Взаимодействие металлической добавки с продуктами детонации заметно на времени ~ 100 нс, а за время ~ 1 мкс образующийся плохопроводящий слой почти полностью блокирует протекание тока.
Металлическая губка, заполненная взрывчатым веществом. Никелевая губка с крупной ячейкой (~2 мм) заполнялась ВВ. Детонация образца сопровождается необратимым ростом V, B электрического сопротивления в >102 раз Ni + гексоген B за время ~0.3 мкс (рис. 18).
№4Распространение детонационной волны приводит к множественным механическим разрывам тонких металлических перемычек, составляющих элементарную ячейку губки. Наиболее резкое изменение A сопротивления образца происходит при 0,0 0,5 1,0 1,5 2,разрушении последнего слоя перемычек.
t, мкс Сопротивление губки в сжатом состоянии Рис. 18.
не зависит от начального сопротивления образца и определяется продуктами детонации ВВ.
Таким образом, экспериментальные исследования, выполненные, в том числе, с использованием развитой электродинамической модели, выявили сложную структуру детонационной проводимости в ВВ богатых углеродом и смесях ВВ/металл. К фронту детонации в этих составах примыкает зона высокой электропроводности. Зарегистрированная электропроводность является экстремально высокой (более чем на порядок превышает известные значения). Детонация ВВ, заполняющего металлическую губку, наоборот, генерирует зону низкой проводимости. Переносимые детонационной волной зоны высокой или низкой проводимости представляют собой интересный физический объект.
Основные результаты главы опубликованы в [28-30,33,37].
Глава 6. Управление потоками электромагнитной энергии при помощи волн проводимости Экспериментальные исследования, выполненные в главах 3-5, показали, что волны сжатия в материалах разных типов генерируют резкие изменения электропроводности. Переносимые ударной или детонационной волной зоны высокой или низкой проводимости могут быть использованы для управления потоками электромагнитной энергии. В главе 6 излагаются результаты применения волн проводимости для генерации высоких плотностей электромагнитной энергии и коммутации электрического тока. Для выбора материалов, режимов их работы, построения электродинамических моделей процессов использованы полученные выше экспериментальные данные.
Ударно-волновой метод магнитной кумуляции. В первоначально непроводящем веществе с поперечным магнитным полем B0 создается замкнутая конфигурация сходящихся ударных волн (рис. 19). При ударном сжатии вещество приобретает высокую электропроводность. Индукционные токи в сжатом веществе усиливают осевое магнитное поле. Таким образом в области схождения ударных волн генерируется большое магнитное поле.
При ряде упрощающих допущений (нулевая толщина ударного фронта, бесконечная Рис. 19.
электропроводность вещества, постоянное отношение массовой и волновой скорости u D ) можно найти магнитное поле B, магнитный поток Ф и энергию магнитного поля Wm в полости u u u 1- 2 -D D S t S0 () () S0 D B t = B0 , t = 0 , Wm t = W0 . (14) () () S t S0 S t () () Ударно-волновой метод магнитной кумуляции имеет следующие преимущества по сравнению с известным методом генерации поля посредством схлопывания металлической оболочки: а) введение начального магнитного потока в полость практически мгновенно; б) вещество на границе проводник-поле постоянно обновляется, поэтому рост МГД-неустойчивостей подавлен; в) упрощение системы инициирования и уменьшение массы заряда ВВ; г) рабочее вещество выполняет функцию защиты центральной области от струй.
Особенностью сжатия магнитного потока ударными волнами является то, что граница металлизующегося вещества движется со скоростью ударной волны D, а работу против сил магнитного давления осуществляет вещество, имеющее скорость u. Разница между скоростями D и u приводит к тому, что часть магнитного потока остается в металлизующемся веществе и теряется для процесса магнитной кумуляции. Оставшаяся часть потока вытесняется в область перед ударным фронтом. Согласно (14), для получения высоких конечных параметров необходимо использовать сильносжимаемые вещества, для которых отношение u D больше.
Разработаны ударно-волновые генераторы нескольких типов, отличающиеся формой области с веществом и геометрией системы ударных волн. На рис. 20 показан генератор, продемонстрировавший наибольшую эффективность. Начальное магнитное поле создавалось катушками Гельмгольца, расположенными с обеих сторон устройства. Детонатор инициировал 6 отрезков пластичного ВВ. Детонация подводилась к точкам А (рис. 20,а) пластичного ВВ 1, имевшего форму кольца, далее распространялась по цилиндрическим каналам 2 и основному заряду ВВ 3. Выход ударной волны в порошок 4 приводил к замыканию зазоров между медными фольгами 5 и созданию замкнутой проводящей полости. Схождение квазицилиндрической ударной волны приводило к усилению магнитного поля на оси системы. На рис. 21 приведена запись магнитного поля в генераторе. Диаметр области порошка составил 99 мм, диаметр измерительного узла - 4 мм, масса ВВ - 1 кг.
Начальное магнитное поле 43 кГс, время работы генератора 16 мкс, коэффициент усиления 88, максимальное магнитное поле 3.8 МГс (380 Т).
A a A A A A A Рис. 20. Ударно-волновой генератор сверхсильных магнитных полей: схема (а), устройство во взрывной камере (б). 1 - пластичное ВВ, инициируемое в точках А, 2 - каналы со вспомогательным ВВ, 3 - основной заряд ВВ, 4 - порошок, 5 Цмедные фольги, 6 - измерительный узел.
Полученные результаты свидетельствуют о работоспособности метода.
Для порошков Al, Si, Cu зарегистрирована эффективная магнитная кумуляция.
Достигнуты коэффициенты усиления поля 102, что свидетельствует о хорошей устойчивости системы сходящихся ударных волн. Максимальное магнитное поле составило 6.7 МГс. В нескольких опытах получено магнитное поле около 4 МГс, что соответствует плотности электромагнитной энергии 6104 Дж см3 (в 7 раз больше плотности энергии химического ВВ).
Рис. 21. Экспериментальная запись магнитного поля (сплошная кривая) и модельная зависимость (пунктирная кривая): полная запись (а) и ее конечный участок (б). А - расчетный момент прихода ударной волны на датчик.
Анализ результатов показывает, что степенная зависимость для поля (14) может быть неплохим приближением в ряде случаев. Для эффективной кумуляции порошок должен быть достаточно мелким. Размер частиц a (определяющий толщину зоны ударного перехода) должен быть меньше толщины скин-слоя в металлизующемся веществе a<1 D-u.
( ) МГД-модель ударно-волновой магнитной кумуляции. Разработана МГД-модель кумуляции в металлических порошках. В отличие от известных моделей кумуляции (Трубачев А.М., Биченков Е.И., Нагаяма К., Тыл (Tyl J.) и др.), настоящая модель учитывает сжимаемость и электропроводность вещества за ударным фронтом. Модель использует следующие основные положения: а) для порошка используется уравнение состояния Оха-Персона (Oh K.H., Persson P.A. // J. Appl. Phys., 1989, 65, 3852-3856); б) размер частиц порошка пренебрежимо мал; в) электропроводность вещества включается скачком при сжатии и далее остается неизменной.
Одномерное МГД-моделирование кумуляции выполнено при помощи компьютерного пакета МАГ, разработанного в РФЯ - ВНИИЭФ. Параметры моделирования (размеры системы, материалы, тип ВВ, начальное поле) соответствовали проведенным экспериментам. Толщина зоны ударного перехода, определяемая размером счетных ячеек и искусственной вязкостью, выбиралась малой, чтобы магнитное поле было непрерывным при переходе через зону. Использовалось значение электропроводности вещества -= 104 Ом см, которое в среднем описывает эксперименты с алюминиевой ( ) пудрой ПАП-1 (см. главу 3). Модельная зависимость поля в генераторе (пунктирная кривая на рис. 21) хорошо согласуется с экспериментальной записью вплоть до прихода ударной волны на датчик. Это означает, что построенная модель кумуляции является адекватной.
Процесс магнитной кумуляции развивается следующим образом. В начале массовая скорость и давление на ударном фронте уменьшаются вследствие разгрузки продуктов детонации. В дальнейшем, гидродинамическая кумуляция приводит к перераспределению кинетической энергии от внешних слоев сжатого вещества к внутренним, вследствие чего массовая скорость на фронте волны увеличивается. При приближении к оси магнитное поле быстро растет, ударная волна тормозится давлением поля и практически останавливается.
Магнитное поле на оси достигает максимума и далее уменьшается за счет диффузии. При этом одна часть вещества может двигаться к оси с малой скоростью, другая же часть начинает возвратное движение.
Настоящая модель позволяет объяснить следующие парадоксы магнитной кумуляции: а) увеличение начального магнитного поля или размера генератора приводит к уменьшению максимального магнитного поля, б) увеличение электропроводности вещества приводит к уменьшению максимального магнитного поля. В частности, контролируемые потери магнитного потока в кумулирующей области могут быть полезны для получения бльшего магнитного поля, достигаемого в меньшем объеме.
Модель позволяет оптимизировать кумулятивную систему с целью получения бльших магнитных полей. Анализ показывает, что при ограничениях на массу и удельное содержание энергии ВВ перспективным является уменьшение масштаба системы. Моделирование указывает на возможность получения в этих условиях поля до 10 МГс.
Кумуляция магнитного поля детонационной волной. Замкнутая система детонационных волн в смесях ВВ/металл может производить захват и компрессию магнитного потока. Такой способ кумуляции, уступая в эффективности ударно-волновому методу, отличается энергетической автономностью. Использование детонации как самоподдерживающегося процесса дает свободу в выборе геометрии сжатия и ее трансформации в процессе схлопывания, что невозможно или затруднено в известных методах.
Кумуляция магнитного потока детонационной волной экспериментально зарегистрирована на смеси октоген/Al 60/40. Эффективность работы детонационного генератора ограничена невысокими значениями u D (0.для классических ВВ) и магнитного числа Рейнольдса проводящей области Rem = 0 u x0 0.4 ( x0 - размер области).
Коммутация электрического тока при помощи волн проводимости.
Волны проводимости, генерируемые ударными или детонационными волнами, могут быть использованы для коммутации электрического тока. Достоинства коммутатора, работающего на этом принципе, состоят в следующем:
1) прерывание тока происходит без физического разрыва цепи, следовательно, отсутствуют условия для образования дуг; 2) наличие высокого давления и плотного вещества в области разрыва цепи обеспечивает высокую электрическую прочность при выключении; 3) время коммутации определяется временем прохождения волны по рабочему веществу (а также временем фазового перехода) и может быть весьма малым (десятки наносекунд для тонких образцов); 4) возможность совмещения в одном устройстве функций включения и выключения тока.
Для целей коммутации могут быть использованы разобранные выше переходы. С помощью перехода диэлектрик-металл в ударной волне легко выполняется замыкание тока. Размыкание тока производится в волне разрежения. В модельных экспериментах с порошком кремния ток 50 кА выключался за время ~3 мкс. Сопротивление коммутатора в замкнутом состоянии оценивается ~1 мОм, в разомкнутом >4 Ом.
Возможности использования перехода металл-полупроводник более ограничены. В экспериментах с иттербием при плотности тока 105 A ммзарегистрировано увеличение электросопротивления в 25 раз. Перестройка сопротивления ограничена температурным нагревом вследствие ударного сжатия и джоулева тепла, рассеиваемого коммутатором.
Коммутаторы с переходом рабочей среды из одной упорядоченной структуры в другую могут оперировать с I, кА ограниченной энергией, что связано с Ni губка+ТГ теплотой соответствующего фазового №4перехода. Более перспективно для целей коммутации использование перехода вещества в состояние с бльшей степенью неупорядоченности. В этом случае рассеиваемая коммутатором энергия 2 4 6 УработаетФ в правильном направлении, t, мкс приводя лишь к УобострениюФ коммутации.
Подобный переход наблюдается, например, Рис. 22.
в металлической губке, пропитанной литым ВВ. В эксперименте ток Im=11 кА разомкнут за время 1.5мкс (рис. 22).
Сопротивление коммутатора в замкнутом состоянии оценивается ~3 мОм, в разомкнутом 0.4 Ом.
Такой способ коммутации сочетает большую скорость переключения, определяемую фазовой скоростью волны, и высокую электрическую прочность коммутатора в разомкнутом состоянии, характерную для продуктов детонации конденсированных ВВ. Последовательная концентрация тока в несжатой области может приводить к ускорению выключения тока.
Таким образом, в главе показаны возможности использования волн проводимости для получения сверхсильных магнитных полей и коммутации электрического тока. Построена адекватная физико-математическая модель ударно-волновой магнитной кумуляции.
Основные результаты главы опубликованы в [1-6,9,14,18,19,22,31,41-44].
Основные научные результаты диссертации.
1. Построены физические модели электродинамических процессов при ударном сжатии конденсированного вещества. Найдены управляющие электродинамические параметры, характерные времена и длины, специфичные для ударного сжатия. Определена структура токовых волн при переходах диэлектрикЦметалл, металЦметалл, магнетикЦмагнетик в ударной волне.
Многообразие электродинамических процессов, их внутренняя общность и существенные отличия от известных случаев позволяет рассматривать обнаруженные явления как примеры своеобразного класса электродинамики сплошных сред.
2. Разработаны электромагнитные методы исследования конденсированного вещества при ударном сжатии, основанные на учете переходных электродинамических процессов. Посредством регистрации электропроводности, массовой и волновой скорости определены характеристики физического состояния ряда веществ и материалов (кремний, селен, иттербий, никель, константан, порошки металлов, сплав 80НХС, взрывчатые вещества и др.) в ударных и детонационных волнах. В частности, найдены пороговое давление металлизации и параметры металлического состояния, зависимости электропроводности от давления ударной волны, вероятные механизмы переходов, особенности поведения вещества при сжатии и разгрузке.
3. Разработаны методы управления потоками электромагнитной энергии с использованием волн проводимости, генерируемых ударными и детонационными волнами, в том числе, ударно-волновая техника генерации сверхсильных магнитных полей и соответствующих плотностей электромагнитной энергии, техника кумуляции магнитного поля детонационной волной, коммутация электрического тока.
Таким образом, в результате выполнения диссертации разработаны теоретические основы электродинамики ударно-волновых процессов в конденсированных средах. Развитые модели электродинамических процессов являются фундаментальной базой для построения новых технологий измерений, диагностики ударно-индуцированных превращений, исследования физического состояния конденсированного вещества, управления потоками электромагнитной энергии и увеличения генерируемых плотностей энергии.
Список публикаций, содержащих основные результаты работы 1. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Получение сильных магнитных полей ударными волнами в веществе // Письма в ЖТФ. 1982. Т. 8, вып. 15. С. 914-917.
2. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Получение сильных магнитных полей МКгенераторами на пористом веществе // ПМТФ. 1983. №. 5. С. 37-41.
3. Биченков Е. И., Гилев С. Д., Трубачев А. М. Ударно-волновые МКгенераторы // Сверхсильные магнитные поля: Физика. Техника. Применение: Тр. 3-й Междунар. конф. по генерации мегагауссных магнитных полей и родственным экспериментам, г. Новосибирск, 13-17 июня 1983 г. / Под ред. В.М. Титова, Г.А.
Швецова. М.: Наука, 1984. С. 88-93.
4. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Использование ударных волн для генерации сверхсильных магнитных полей // Электромеханические преобразователи энергии.
Киев: Наукова думка, 1986. С. 113-115.
5. Биченков Е.И., Гилев С.Д., Рябчун А.М., Трубачев А.М. Ударно-волновой метод генерации мегагауссных магнитных полей // ПМТФ. 1987. № 3. С. 15-24.
6. Bichenkov E.I., Gilev S.D., Ryabchun A.M., Trubachev A.M. Shock-wave method for generation of megagauss magnetic fields // Megagauss Technology and Pulse Power Application. Proc. of 4-th Intern. сonf. on megagauss magnetic field generation and related topics. / C.M. Fowler, R.S. Caird, D.J. Erickson (Eds). N.Y., L.: Plenum Press, 1987.
P. 89-105.
7. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Измерение высокой электропроводности кремния в ударных волнах // ПМТФ. 1988. № 6. С. 61-67.
8. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Метод измерения электропроводности вещества в ударных волнах // 4-ое Всесоюзное совещание по детонации. Доклады. Черноголовка, 1988. Т. 2. С. 8-12.
9. Биченков Е.И., Гилев С.Д., Трубачев А.М. Ударно-индуцированные волны проводимости в электрофизическом эксперименте // ПМТФ. 1989. №. 2. С. 132-145.
10. Гилев С.Д. Электромагнитные эффекты в измерительной ячейке для исследования электрических свойств ударно-сжатых веществ // ФГВ. 1994. № 2. С. 7176.
11. Гилев С.Д. Электрические свойства высокопористой никелевой губки в ударной волне // ЖТФ. Т. 65, вып. 6. 1995. С. 84-93.
12. Гилев С.Д. Ударно-индуцированные волны проводимости в металлических образцах // ФГВ. 1995. № 4. С. 109-116.
13. Gilev S.D. Electromagnetic methods for investigation of chemical and phase transformations of solids in a shock wave // Metallurgical and Material Applications of ShockWave and High-Strain-Rate Phenomena. Proc. of the intern. сonf. / L.E. Murr, K.P. Staudhammer, M.A. Meyers (Eds). 1995. Amsterdam: Elsevier. P. 785-792.
14. Gilev S.D., Trubachev A.M. Shock-induced conduction waves in solids and their applications in high power systems // Shock Compression of Condensed Matter - 1995. Proc.
of the conf. of the Amer. Phys. Soc. Topical Group on shock compression of condensed matter / S.C. Schmidt, W.C. Tao (Eds). AIP Conference Proceedings 370. Woodbury, N.Y.: AIP Press, 1996. Part 2. P. 933-936.
15. Гилев С.Д., Михайлова Т.Ю. Токовая волна при ударном сжатии вещества в магнитном поле // ЖТФ. 1996. Т. 66, вып. 5. С. 1-9.
16. Гилев С.Д., Михайлова Т.Ю. Электромагнитные процессы в системе проводников, формируемой ударной волной // ЖТФ. 1996. Т. 66, вып. 10. С. 109-117.
17. Гилев С.Д. Ударно-индуцированные волны проводимости в проводнике, помещенном во внешнее магнитное поле // ФГВ. 1996. № 6. С. 116-122.
18. Биченков Е.И., Гилев С.Д., Рябчун А.М., Трубачев А.М. Сжатие магнитного поля ударно-индуцированными волнами проводимости в высокопористых материалах // ПМТФ. 1996. Т. 37, № 6. С. 15-25.
19. Гилев С.Д. Коммутация тока детонационной волной в металлической губке // ЖТФ. 1997. Т. 67, вып. 1. С. 122-124.
20. Gilev S.D., Mihailova T.Yu. The development of a method of measuring a condensed matter electroconductivity for investigation of dielectric-metal transitions in a shock wave // Journal de Physique IV. 1997. V. 5. Colloque C3, Supplement au Journal de Physique III, n 7. 5th Intern. Conf. on mechanical and physical behaviour of materials under dynamic loading. Les Editions de Physique. P. C3-211-216.
21. Гилев С.Д. Влияние проводимости ударно-сжимаемого вещества на электромагнитный отклик системы проводников, формируемой ударной волной // ФГВ.
1997. № 4. С. 128-136.
22. Биченков Е.И., Гилев С.Д., Рябчун А.М., Трубачев А.М. Ударно-волновая кумуляция магнитного поля. Предельные возможности метода // Мегагауссная и мегаамперная импульсная технология и применения. Тр. 7-й межд. конф. по генерации мегагауссных магнитных полей и родственным экспериментам / Под ред.
В.К. Чернышева, В.Д. Селемира, Л.Н. Пляшкевича. Саров: ВНИИЭФ, 1997. Т. 1. С. 121128.
23. Gilev S.D., Trubachev A.M. A Study of Semiconductor-Metal Transition in Shocked Monocrystal Silicon // Shock Compression of Condensed Matter - 1997. Proc. of the Conf. of the Amer. Phys. Soc. Topical Group on shock compr. of cond. matter / S.C. Schmidt, D.P. Dandekar, and J.W. Forbes (Eds). AIP Conference Proceedings 429. Woodbury, N.Y.:
AIP Press, 1998. P. 777-780.
24. Гилев С.Д. Токовые волны, генерируемые ударным сжатием конденсированного вещества в магнитном поле // Химическая физика. 1998. Т. 17, № 2.
С. 38-51.
25. Gilev S.D., Trubachev A.M. Metallization of Monocrystalline Silicon under Shock Compression // Physica Status Solidi (b). 1999. V. 211, N 1. P. 379-383.
26. Гилев С.Д., Михайлова Т.Ю. Электромагнитное поле и токовые волны в проводнике, сжимаемом ударной волной в магнитном поле // ФГВ. 2000. Т. 36, № 6.
С. 153-163.
27. Гилев С.Д. Применение электромагнитной модели для диагностики ударноволновых процессов в металлах // ФГВ. 2001. Т. 37, № 2. С. 121-127.
28. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Высокая электропроводность продуктов детонации тротила // ЖТФ. 2001. Т. 71, вып. 9. С. 123-127.
29. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Электропроводность продуктов детонации тротила // Экстремальные состояния вещества. Детонация. Ударные волны. Тр. Межд.
конф. III Харитоновские тематические научные чтения / Под ред. А.Л. Михайлова.
Саров: ВНИИЭФ, 2002. С. 59-64.
30. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Детонационные свойства и электропроводность смесей взрывчатых веществ с металлическими добавками // ФГВ. 2002. Т. 38, № 2.
С. 104-120.
31. Гилев С.Д., Трубачев А.М. Генерация магнитного поля детонационной волной // ЖТФ. 2002. Т. 72, вып. 4. С. 103-106.
32. Гилев С.Д., Михайлова Т.Ю. Электромагнитное поле при ударном сжатии проводника с током // ЖТФ. 2002. Т. 72, вып. 7. С. 21-27.
33. Gilev Sergey D., Trubachev Anatoliy M. Study of Physical-Chemical Transformations in Detonation Wave by the Electric Conductivity Method // 12th Symposium (Intern.) on detonation, August 11-16, 2002, San Diego, CA. ONR 333-05-2. 2005. P. 240248.
34. Гилев С.Д., Михайлова Т.Ю. Электромагнитное поле при ударном сжатии проводящего магнетика // ФГВ. 2003. Т. 39, № 6. С. 107-118.
35. Gilev S.D., Trubachev A.M. Metallization of silicon in a shock wave: metallization threshold and ultrahigh defect densities // Journal of Physics: Condensed Matter. 2004. V. 16, N 46. P. 8139-8153.
36. Гилев С.Д. Электропроводность металлических порошков при ударном сжатии // ФГВ. 2005. Т. 41, № 5. С. 128-139.
37. Гилев С.Д., Анисичкин В.Ф. Исследование взаимодействия алюминия с продуктами детонации // ФГВ. 2006. Т. 42, № 1. С. 120-129.
38. Гилев С.Д. Металлизация селена при ударном сжатии // ЖТФ. 2006. Т. 76, вып. 7. С. 41-47.
39. Гилев С.Д. Электродный датчик - инструмент для исследования ударного сжатия и металлизации вещества // ФГВ. 2007. Т. 43, № 5. С. 116-125.
40. Gilev S.D. Magnetoelectrical technique for studying the insulator-metal transition under shock compression // Journal of Physics D: Applied Physics. 2007. V. 40, N 15.
P. 4631-4635.
41. Гилев С.Д. Экспериментальное исследование ударно-волновой магнитной кумуляции // ФГВ. 2008. Т. 44, № 2. С. 106-116.
42. Gilev S.D. Model of shock-wave magnetic cumulation // Journal of Physics D:
Applied Physics. 2009. V. 42. N 2. 025501 (6 pp).
43. А.с. №1039404 СССР. МКИ Н 01 Н 39/00. Взрывной переключатель / С.Д.
Гилев, А.М. Трубачев // Открытия. Изобретения. 1989. №31 (приоритет от 16.07.81, зарегистрировано в Госреестре 03.05.83).
44. А.с. №1052104 СССР. МКИ Н 01 Н 39/00. Взрывной переключатель / С.Д.
Гилев, А.М. Трубачев // Открытия. Изобретения. 1989. №31 (приоритет от 16.07.81, зарегистрировано в Госреестре 01.07.83).
Подписано в печать 11.06.2009 Заказ № Формат бумаги 60х84 1/16 Объем 2 п.л.
Тираж 100 экз. Бесплатно Отпечатано на полиграфическом участке Института гидродинамики им. М.А. Лаврентьева СО РАН, 630090, Новосибирск, просп. акад. Лаврентьева,
Авторефераты по всем темам >>
Авторефераты по физике