CC BY
53
преобладания низкочастотных компонент с периодом, сравнимым с интервалом наблюдения. Однако изменения спектра в эксперименте после воздействия КВЧ (см. рис.2,еі) по сравнению с экспериментом до воздействия КВЧ (см. рис.2,г1) не наблюдается, как для предыдущего испытуемого.
На рис .3 представлены результаты опытов по регистрации отклика на КВЧ воздействие для испытуемого №3. Они проводились в такой последовательности: первый опыт 5.04.02 с воздействием КВЧ (см. рис.3,а1-в1), второй опыт 6.04.02 с пустой пробой (см. рис.3,г1-е1). Воздействие КВЧ испытуемый ощущал в виде специфического, распространяющегося по телу волнового процесса.
Воздействие КВЧ зарегистрировано на спектре R-R интервалов (см. рис.3,б1) в виде роста величины мощности фликкерной составляющей части спектра по сравнению с исходным состоянием (см. рис.3,а1) от 1,2* 107 (ед. вр.)2 до 6,5* 107 (ед. вр.)2. Фликкерная часть доминирует и в спектре, полученном для опыта после КВЧ воздействия (см. рис. 3,в2). При предъявлении пустой пробы эти изменения оказались несущественными (см. рис.3,а1 и б1).
4. Заключение
Таким образом, можно отметить, что изменения, возникающие в вегетативной нервной системе в ответ на воздействие КВЧ нетепловой интенсивности, не носят универсального для всех испытуемых характера. Для наших опытов, однако, следует отметить тенденцию увеличения мощности фликкерной части спектра во время эксперимента с воздействием КВЧ. Это, вероятно, говорит о влиянии КВЧ излучения на метаболические процессы в организме, поскольку фликкерная часть спектра характеризует процессы обмена веществ [5]. На АКФ это соответствует увеличению интервала корреляции и преобладанию низкочастотных компонент с периодами, сравнимыми с интервалом наблюдения.
Для повышения достоверности регистрируемых изменений следует использовать дополнительные способы обработки информации, содержащейся в R-R интервалах (например, применение статистических оценок, фрактального анализа, оценивания спектральной мощности в диапазонах LF и HF).
УДК 534.232
АНАЛИЗ ПАРАМЕТРОВ ВОЛНЫ СЖАТИЯ, ВОЗНИКАЮЩЕЙ В ЖИДКОСТИ ПРИ ОПТИЧЕСКОМ ЛАЗЕРНОМ ПРОБОЕ
МЕГЕЛЬ Ю.Е., ШЕВЧЕНКО В.В.______________
Рассматривается вопрос преобразования лазерного излучения в акустическую волну с использованием метода оптического пробоя. Приводятся количественные оценки ряда физических параметров при формировании фронта давления в жидкой среде.
Желательно также исследовать состояние вегетативной нервной системы по дыхательной ритмике. Для повышения достоверности регистрации подпо -рогового воздействия КВЧ целесообразно использовать резонансные явления в вегетативной системе при модуляции воздействия.
Литература: 1. ЛагутинМ.Ф., ОгиенкоА.А. идр. Синергетический подход к анализу кооперативного влияния КВЧ воздействия и тепловых шумов на одноклеточные организмы / / Радиотехника. 2001. Вып. 121. С.20 — 26. 2.Петросян В.И., Синицын Н.И., Елкин В.А. Роль резонансных молекулярно-волновых процессов в природе и их использование для контроля и коррекции состояния экологических систем // Биомедицинская радиоэлектроника. 2001. № 5-6. С.62-129. 3. Блум Ф, Лейзерсон А, Хофстедтер Л. Мозг, разум и поведение. М.: Мир, 1988. 248 с. 4. ЛебедеваН.Н. Реакции центральной нервной системы на электромагнитные поля с различными биотропными параметрами // Биомедицинская радиоэлектроника. 1998. № 1. С.24-36. 5. Даб-ровски А., Дабровски Б., Пиотрович Р. Суточное мони-торирование ЭКГ. М.: Медпрактика, 2000. 208 с. 6. Дослідження варіабельності серцевого ритму у кардіологічній практиці (методичні рекомендації) / Бобров В.О., Чубучний В.М. та ін. Київ: Міністерство охорони здоров’я України, Український центр наукової медичної інформації, 1999. 28c. 7. Родионов Б.Н. Некоторые вопросы обеспечения энергоинформационной безопасности // Вестник новых медицинских технологий. 1999. Т. VI, № 3-4. С.25.
Поступила в редколлегию 03.10.2002
Рецензент: д-р техн. наук, проф. Стрелков А.И.
Лагутин Михаил Федорович, д-р техн. наук, профессор кафедры радиоэлектронных устройств ХНУРЭ. Научные интересы: синергетика, теория и практика нелинейных систем, исследование биологических динамик живых организмов. Увлечения и хобби: растениеводство. Адрес: Украина, 61166, Харьков, пр. Ленина, 14, тел. 40-94-44.
Заболотний Антон Анатольевич, стажер-исследователь кафедры радиоэлектронных устройств ХНУРЭ. Научные интересы: модели взаимодействия КВЧ с водной средой и живыми организмами и методы регистрации таких взаимодействий. Увлечения и хобби: дальний прием радио и телевидения, антенно-фидерные устройства, растениеводство. Адрес: Украина, 61166, Харьков, пр. Ленина, 14, тел. 40-94-44.
При реализации ряда биотехнологических процессов возникает необходимость использования акустических волн для формирования упругих колебаний в жидкой среде. К числу таких процессов относятся: изменение проницаемости клеточных мембран, их разрушение для определенного класса вирусов, разделение ранних эмбрионов, разрушение тканей и т.п. [1].
Преобразование электромагнитного оптического излучения в акустическую волну приводит к появлению гармонических колебаний, а также к возникновению распространяющейся в среде сферической волны сжатия и разряжения. При этом существует несколько механизмов преобразования, зависящих от параметров лазерного излучения [2-7].
РИ, 2002, № 4
133
Явление оптического пробоя в жидкой среде наиболее сложное, поскольку связано с необходимостью учета целого ряда параметров среды и нелинейных эффектов, проявляющихся в ней. Оптический пробой, возникающий в прозрачной среде, представляет, таким образом, качественно единое явление, в основе которого лежит процесс превращения среды в сильно поглощающий объем под действием мощного лазерного излучения. Однако, несмотря на свою сложность, оптический пробой имеет высокий коэффициент трансформации электромагнитного оптического излучения в акустическую волну. При этом коэффициент трансформации достигает значений в несколько десятков процентов [2], что делает его уникальным инструментом для применения в биотехнологических процессах. В этой связи необходимо сделать количественные оценки ряда физических факторов, характеризующих взаимодействие лазерных импульсов с жидкой средой в случае оптического пробоя, и оценить величину акустического давления при различных параметрах излучения Nd-лазера, применяемого в качестве источника формирования такого давления.
Цель данной работы — количественная оценка физических параметров, характеризующих оптико-акустическое взаимодействие лазерных импульсов с жидкой средой при оптическом пробое, и определение исходных данных для проведения экспериментальных работ по взаимодействию мощных импульсных акустических полей с биообъектами.
1. Выбор параметров лазерных импульсов
Эффективность и характер оптико-акустического преобразования в значительной степени определяется характеристиками среды и параметрами лазерных импульсов. Решение поставленной задачи требует выбора исходных данных, для чего необходимо провести некоторые численные оценки.
Предположим, что излучение лазера падает на двухслойную среду воздух-жидкость перпендикулярно к границе раздела, фокусируется линзой и вызывает ударные волны в жидкости. Будем считать, что длительность импульсов лазерного излучения мала по сравнению с процессами теплопередачи и теплопроводности. Диаметр пятна в фокальной плоскости линзы D определяется формулой
D = F •в, (1)
где F — фокусное расстояние линзы, а в — расходимость лазерного излучения.
Плотность мощности, или интенсивность излучения в фокальной плоскости линзы I определяется выражением:
_ W _ 4-W _ 4-W
т. S г-.2 Т-.2 п2 , (2)
т'S л-D -т л-F -О -т
здесь S = лD 2 / 4 — площадь сфокусированного пучка, а W и г — соответственно энергия и длительность лазерного импульса.
Напряженность электрического поля E , создаваемого сфокусированным лазерным пучком, определяется выражением [8]:
E =
2 ■ I ■ I00
V \єо ,
(3)
где до и ^о — соответственно магнитная и электрическая постоянные.
Масса жидкости в объеме взаимодействия равна m = р-S■ L , (4)
здесь р — плотность жидкости, а L — эффективная длина взаимодействия лазерного излучения с веществом, сравнимая с длиной перетяжки.
Для нагревания этой массы на Д t (°С) и ее испарения потребуется соответственно количество теплоты внАГР и в ИСП :
О нагр = Ср • m • At = Сp • At • p • S • L ; (5)
О ИСП =&-p-S ■L , (6)
где Cp и Л — соответственно удельная теплоемкость и теплота испарения жидкости.
Количество теплоты бпотл, поглощаемое данной массой от лазерного излучения, определяется выражением
в!ЮГЛ ~ S-м-Т = S ■ I-г-[I - exp (-a-L)] * иI-т-а-S. ( )
Здесь AI — разница интенсивностей на входе и выходе выделенного объема, а а — коэффициент
4-л-к ,
поглощения жидкости: а =-----, где k — коэф-
фициент поглощения.
Существенно нелинейное возбуждение звука в жидкости, очевидно, будет происходить при нагревании ее выше температуры кипения, т.е. когда начинается процесс испарения жидкости:
Опогл ^ @нагр • (8а)
Однако нелинейные эффекты будут проявляться еще более заметно при условии полного испарения данной массы жидкости, т.е. при выполнении более жесткого неравенства:
Опогл > Онагр +Оисп ■ (8б)
Выражения (8) с учетом (1)-(7) легко преобразовать к следующему виду:
W ■а> Cp-At ■ p-л-F2 -в2/4; (9а)
Wa> (Cp-At + Л)-р-л-F2-в21/4. (9б)
Для генерации мощных импульсных акустических волн в среде методом оптического пробоя обычно применяется несколько известных лазеров и лазер -ных систем. Среди них одними из наиболее перспективных являются твердотельные неодимовые лазеры, генерирующие в ближней ИК области (2 = 1,06 мкм). Энергия импульсов излучения этих лазеров,
134
РИ, 2002, № 4
работающих в режиме модуляции добротности, лежит в пределах 0,01-1,0 Дж при длительности импульсов 10—50 нс и расходимости 0,1—10 мрад.
Заметим, что в экспериментальных работах для оптического пробоя в воде обычно применяются сферические линзы, имеющие фокусное расстояние 12—50 мм [2-7].
По формулам (9а), (9б) нами были рассчитаны характерные пороговые величины, которые приводят к нелинейным эффектам в воде при фокусировке излучения неодимовых лазеров. Необходимые для этих вычислений постоянные воды были взяты из [9,10]. В таблице приведены результаты вычислений, которые были получены для типичных параметров оптического канала F =25 мм и 0=1 мрад. Для определенности было принято At = 100 °С.
Отсюда видно, что условия, которые определяют проявление существенно-нелинейных тепловых процессов в воде, легко достигаются при использовании обычных лазерных систем. Если же применить лазерное излучение более высокого качества, например, уменьшить расходимость в три раза, что сравнительно легко достижимо на практике, то, согласно выражениям (9а), (9б) это приведет к снижению пороговой энергии почти на порядок по сравнению с величинами, представленными в таблице.
Физическая величина Обозначе- ние Стадия испарения
Начало Полное
Энергия Wo мДж. 9 55
Интенсив- ность Iо МВт/см2 б,о-іо4 3,6-Ш5
Напряжен- ность Ео В/см 6,7-іо6 1,65-іо7
Следует отметить, что порог оптического пробоя в воде зависит от степени её очистки, а также от длины волны и длительности импульсов лазерного излучения, и находится в пределах 109-10п Вт/см2 [2,5,7]. Видно, что эта величина не превышает данные расчетов, представленных в таблице. Следовательно, уже при пороговых (по тепловому воздействию) параметрах лазерных импульсов следует ожидать появления плазмы в фокальной плоскости линзы, в результате чего значительная часть их энергии должна поглощаться и расходоваться на образование ударной волны.
температуры порядка 1010 К/с; такой эффект вызывает взрывную волну.
2. Гидродинамический подход
При фокусировке лазерного излучения в жидкость световая энергия эффективно переходит в акустическую. Как правило, плотность выделяемой энергии настолько велика, что жидкость быстро вскипает, в результате чего образуется быстро расширяющаяся область пара и излучается волна сжатия. Если достигаются условия оптического пробоя, появляются полости, заполненные светящейся плазмой. Лазерное излучение хорошо поглощается этой плазмой, сообщая дополнительную энергию полости, что приводит к дополнительному увеличению давления.
Явления оптического пробоя жидкостей, возникающего при фокусировке импульсов твердотельных лазеров с энергией 0,01-0,5 Дж при длительности импульсов около 20-30 нс, исследовались в ряде работ [2-7]. Возникающие при таком пробое плазменные образования интенсивно излучают свет, соответствующий тепловому источнику с температурой порядка 15000 К. Давление в области пробоя составляет величину около 30-50 ГПа. Расширение плазменной полости обычно вызывает появление мощной акустической волны сжатия в окружающей жидкости. Скорость распространения этой волны может в несколько раз превышать скорость звука, а ее форма, как правило, близка к сферической [11].
Теоретическое описание процесса возбуждения волны сжатия при оптическом пробое наталкивается на значительные трудности, среди которых необходимо выделить следующие [2,6,11]:
— для составления баланса энергии нужен расчет состояния вещества в области пробоя;
— гидродинамические явления, возникающие при оптическом пробое, имеют сильно выраженную нелинейность.
С гидродинамической точки зрения, оптический пробой в первом приближении можно рассматривать по аналогии с подводным взрывом как процесс расширения полости в жидкости. Характеристики процесса расширения зависят от соотношения между характерным радиусом полости Я0 , длительностью импульса г и скоростью звука с0 , которое можно описать числом Маха M :
Таким образом, приведенные результаты свидетельствуют, что для последующего анализа можно использовать весь диапазон энергий лазерного излучения, представленный в таблице.
Полученные нами оценки согласуются с известными в литературе результатами. Например, авторами работы [5] было экспериментально установлено, что поглощаемая доля энергии лазерного импульса может достигать 70-80% [5]. В работе [7] отмечается следующее: при поглощении импульса излучения рубинового лазера интенсивностью 17 МВт/см2 и длительностью 25 нс возникает градиент температуры порядка 106 К/см и скорость изменения
РИ, 2002, № 4
M =-
С о
Ro
Со -Т ,
(10)
где Uо = Ro /г — скорость расширения полости.
При M << 1 скорость расширения полости мала по сравнению со скоростью звука, и возмущения плотности жидкости незначительны. Данному условию соответствует простейший механизм возбуждения звука, обусловленный тепловым расширением, когда условия, необходимые для фазовых переходов и оптического пробоя, в среде не достигаются. Возбуждение звука в этом случае может быть описано в рамках теплового механизма, достаточно хорошо исследованного в ряде работ [2,6,11].
135
В другом случае, т.е. при M >1, скорость расширения полости больше или сравнима со скоростью звука. При этом возмущения плотности жидкости становятся заметными, что требует учета сжимаемости жидкости. Этому условию обычно соответствуют механизмы возбуждения звука, обусловленные как фазовыми переходами, так и оптическим пробоем.
pdV+_^ dip V=W.
dt у-1 di dt ;
Л 2 fi _ U VA fi _ U '\U
dt
= 11+U )• H+R [i - U1 dH.
c I c ) dt ’
(11)
(12)
В настоящее время для расчета возбуждения, распространения и эволюции волн сжатия при оптическом пробое используется простейшая модель, основанная на применении представлений, развитых в теории подводных взрывов и импульсных электрических явлений в воде [12,13].
В соответствии с качественной картиной подводного взрыва [12] ударная волна переходит в воду, распространяясь в ней в виде сферического фронта. Вслед за ней возбуждается более слабая волна давления, которая обусловлена пульсациями газового пузыря. Нас в первую очередь интересует головная волна, которая имеет форму импульса с разрывным передним и пологим задним фронтом.
Давление жидкости предполагается изоэнтропи-ческим, описываемым системой уравнений гидродинамики (соответственно уравнениями движения, неразрывности и состояния жидкости, или уравнением Тета) [14]:
ды Vp dp
----Ь ыДы =—— .-------V divp • ы = 0 . p = A ■
dt р ; dt И ; Р
f рЛn
Ро
- B.
Здесь ы, p, р — соответственно гидродинамическая скорость, давление и плотность жидкости (здесь и далее верхний индекс “0” относится к равновесным параметрам); A, B и n — константы, слабо зависящие от температуры, а разница величин A—В= ро , где Ро — гидростатическое давление (для воды A«300 МПа, n= 7).
H = P dP - c2
Ро
p n-1
P + B
A
n—1
n
-1
(13)
где U,R и V = (4/з)-ж-R3 — соответственно скорость расширения полости, ее радиус и объем; Р и H — давление и энтальпия жидкости у поверхности полости; c — скорость звука; у —
показатель адиабаты; W — энергия импульса лазерного излучения; t — время, отсчитываемое на поверхности полости.
Начальные условия системы имеют обычный вид:
t = 0; R = 0; — = 0 dt
Уравнение (11) выражает приближенный закон сохранения энергии при оптическом пробое, в котором, согласно результатам предыдущего раздела, теплота нагревания жидкости и теплота фазового перехода полагаются пренебрежимо малыми. Уравнения (12) и (13) определяют давление на поверхность расширяющейся полости как функцию радиуса и его производных.
В основе метода решения данной задачи лежит предположение Кирквуда-Бете о том, что существует функция G(r, t), которая распространяется
При вычислении давления в движущейся жидкости удобно использовать соотношение, представляющее собой обобщение уравнения Бернулли на нестационарный случай и являющееся первым интегралом уравнения Эйлера:
, 12 дф ,.. .
h н— ы н---= f (t) = const
2 dt ,
где h — удельная энтальпия; ф — потенциал скорости (u = gradp).
При расчете гидродинамических характеристик оптического пробоя, по аналогии с электрическим разрядом [13], можно выделить две задачи, решаемые последовательно:
— расчет расширения полости, образуемой в результате оптического пробоя, при заданном режиме выделения энергии:
— определение параметров волны сжатия, распространяющейся в жидкости за пределами полости.
Процесс расширения полости можно приближенно описать следующей системой уравнений:
со скоростью c = c + u , и ее значение в произвольной точке остается одинаковым:
G(r, t) = r
f 2 ^ u
h л---
2
v у
dr
; G(r, t) = G(R, t) = G(t); t = t +J—
здесь r — радиальная координата волны.
Численное решение системы уравнений (11)-(13) позволяет определить зависимость радиуса полости от времени, скорость ее расширения, давление на ее
поверхности и величину функции G(r, t):
(
G(t) = R
H +
U 2 1 R0
2
2‘•g ,
(14)
где g — медленная функция времени и числа Маха.
3. Асимптотические формулы
В том случае, когда скорость расширения полости превышает скорость звука, ударные волны возникают в непосредственной близости от неё. Это позво -ляет применить асимптотические выражения теории Кирквуда- Бете для описания волн сжатия в жидко -
136
РИ, 2002, № 4
сти, применимые на достаточном удалении от этой полости. В соответствии с этим, волна сжатия имеет форму импульса с разрывным передним и пологим задним фронтом, в котором давление падает по экспоненциальному закону с постоянной времени в и амплитудой pm (r):
P(r О = pm • exp
t
(15)
= Ро • Gq-
ґ \
2 r
c0
Ro.
m
r
p
n +1
c0
(16)
(17)
(18)
Здесь Gq — максимальное значение функции на поверхности сферической полости, а є — величина, которая характеризует затухание ударной волны:
2
є =-
1 +
і
1+4-р-
Gq т- cQ
ln
( r ^
—0
(19)
Формулы (15) — (19) справедливы при следующих условиях:
2-Р-Gq
Т- с0
> 1.
(20)
ln
( r '
Rq
>> 1
(21)
По аналогии с анализом, сделанным в работах [2,12,13], рассмотрим основные теоретические положения, применяемые для описания оптического пробоя жидкостей.
Предположим, что в результате быстрого поглощения энергии W прямоугольного импульса лазерного излучения, имеющего длительность t, в жидкости образуется сферическая область, заполненная плазмой. Эта область расширяется, увеличиваются как масса, так и внутренняя энергия вещества, и при этом совершается работа расширения, как это следует из выражения (11). Внутреннюю энергию плазмы на момент окончания лазерного импульса, пренебрегая теплотой нагревания и теплотой фазо -вого перехода жидкости, можно приравнять полной энергии лазерного излучения:
W =
P-V
у-1
(22)
Заметим, что при температуре, соответствующей области первой ионизации атомов, для плазмы, образованной из воды, эффективный показатель адиабаты у к 1,26 [13].
В соответствии с результатами численного расчета параметр g в (14) равен (по порядку величины) единице. Следовательно, согласно (14), (16) и (19), на поверхности полости (т.е. при r = Rq ) имеем:
R 3 R 2
£ = 1 ; Gq * -0 ; P ~ pQ R2r = PQ U 2 . (23)
г2 г2
Далее, приравнивая давления из формул (22) и (23), можно получить выражение для определения радиуса сферической полости, которая образуется к моменту окончания лазерного импульса:
-0 =
3 • (у-1)
4 -я ■ р
1
W-г2 5
(24)
Используя соотношения (10), (18) и (19), выражения (16) и (17) можно преобразовать к виду, более удобному для анализа:
3 Г r ^
= 4-г-M3 • ln —
IR0 J
pm
r-T
2
2 'PQ • R0
( \
1+, 1 + 8 • M3 • ln r
1_ V 1R0 J
(25)
(26)
Необходимо подчеркнуть, что асимптотические выражения (24)-(26) справедливы только при условиях (20) и (21), т.е. при малых длительностях лазерных импульсов t, и на расстояниях, заметно превышающих радиус полости. Условие (20) с учетом выражений (10), (18) и (23) может быть записано в виде, который более удобен для анализа:
4 • M 3 > 1. (21а)
4. Результаты расчета
На первом этапе мы сделали количественную оценку радиуса полости Rq и числа Маха для волны сжатия M, которые характеризуют оптический пробой в воде, при типичных длительностях и энергиях импульсов излучения Nd-лазера. Результаты расчетов показали, что для всех исследованных режимов величина —о, котораямонотонно увеличивается как с ростом энергии, так и с ростом длительности лазерного излучения, на момент окончания импульса в несколько раз превышает диаметр пятна в фокальной плоскости линзы D (см. формулу (1)). При этом оказалось, что во всех рассмотренных случаях скорость расширения сферической полости, образованной в результате оптического пробоя, превышает скорость звука, т.е. M >1. Это свидетельствует о ярко выраженном нелинейном характере процессов и подтверждает применимость выбранной модели расчета для количественной оценки основных физических величин.
Последующие вычисления распределения начального давления (на фронте распространения волны сжатия) показали, что с точностью, удовлетворительной для практического применения, оно может быть описано асимптотическим выражением (16). В частности, на расстояниях порядка 1—10 см от точки оптического пробоя при типичных параметрах лазерных импульсов амплитуда давления лежит в диапазоне от нескольких сот до нескольких тысяч кПа.
РИ, 2002, № 4
137
Расчеты свидетельствуют также о том, что распространение волны сжатия которое при данных усл о -виях может быть описано с удовлетворительной точностью постоянной времени в, находится в пределах от единиц до ста микросекунд, в зависимости от параметров лазерного импульса, таких как его энергия и длительность.
На рис.1 представлены зависимости P(r,0) от энергии излучения неодимового лазера W , рассчитанные для разных длительностей импульсов излучения t в точке r =5 см, которая представляет практический интерес.
0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0
W, Дж
Рис. 1. Зависимость амплитуды давления P(r,0) в точке r=5 см от энергии излучения Nd-лазера W, рассчитанная для следующих длительностей импульсов излучения t; 1 — 10; 2 - 20; 3 — 50 нс
Отсюда видно, что начальное давление в данной точке, в зависимости от параметров лазерного импульса, составляет величину порядка (1,5-3,5)-106 Па.
На рис. 2 приведены расчетные зависимости давления P(r,0) от длительности импульсов излучения лазера т, рассчитанные для разных энергий в точке r =1 см, которая также может представлять практический интерес.
0 10 20 30 40 50
т, нс
Рис. 2. Зависимость амплитуды давления P(r,0) в точке r=1 см от длительности импульсов излучения Nd-лазера t, рассчитанная для следующих энергий W; 1 - 0,03; 2 - 0,1; 3 - 0,3; 4 - 1,0 Дж
Из рис.1 и 2 видно, что в волне сжатия, которая распространяется в воде при оптическом пробое,
зависимость давления от энергии импульса выражена более заметно, чем от его длительности, что согласуется с асимптотической формулой (26). В то же время расчеты свидетельствуют, что постоянная времени q существенно зависит как от энергии лазерного импульса, так и от его длительности.
Отмеченные факторы следует принимать во внимание при использовании давления волны сжатия, создаваемой лазерным пробоем в жидкости, на биологические объекты.
Выводы
В работе были получены следующие результаты:
1. Рассмотрены гидродинамические характеристики оптического пробоя в жидкости. Получены асимптотические уравнения, которые позволяют описывать распространение ударной волны сжатия, возникающей при типичных параметрах импульсов излучения Nd-лазера.
2. Выполнены расчеты основных физических ве -личин, определяющих распространение ударной волны в жидкости при оптическом пробое. Получены исходные данные, необходимые для проведения экспериментальных исследований.
Литература: 1.Ивенс И., Скейлак Р. Механика и термодинамика биологических мембран. М.: Мир, 1992. 304 с. 2. ЛямшевЛ.М., Наугольных К.А. Оптическая генерация звука. Нелинейные эффекты // Акустический журнал. 1981. Т.27, № 5. С. 641-668. 3. Carome E.F., Moeller C.E., Clark N.A. Intense Ruby-Laser-Induced Acoustic Impulses in Liqquids // J. Acoust. Soc. Am. 1966. V. 40, №
6. P. 1462-1466. 4. BarnesP.A., RieckhoffK.E. Laser induced underwater sparks // Appl. Phys. Lett. 1968. V. 13, № 8. P. 282-284. 5. Иоффе А.И., Мельников НА., Наугольных К.А., Упадышев В.А. Ударная волна при акустическом пробое в воде // ПМТФ. 1970. № 13. С. 125-127. 6. Sigrist M. W. Laser generation of acoustic waves in liquids and gases // J. Appl. Phys. 1986. Vol. 60, N 7. P. R83-R121. 7. Ready J.F. // J. Appl. Phys. 1965. Vol. 36, N 3. P. 462-464. 8. Качмарек Ф. Введение в физику лазеров: Пер. с польск. / Под ред. М.Ф. Бухенского. М.: Мир, 1980. 540с. 9. Золотарев В.М., Морозов В.Н., Смирнова Е.В. Оптические постоянные природных и технических сред. Справочник. Л.: Химия, 1984. 216 с. 10. Кошкин Н.И., Ширкевич М.Г. Справочник по элементарной физике. 9-е изд. М.: Наука, 1982. 208 с. 11 Лямшев Л.М. Лазерное термооптическое возбуждение звука. М.: Наука, 1989. 240 с. 12. Коул Дж. Подводные взрывы. М.: ИЛ, 1950. 495 с. 13. Наугольных К.А, Рой Н.А. Электрические разряды в воде. М.: Наука, 1971. 175 с. 14. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Гидродинамика. М.: Наука, 1986. 736с.
Поступила в редколлегию 15.05.2002
Рецензент: д-р физ.-мат. наук, проф. Бых А.И.
Метель Юрий Евгеньевич, канд.техн.наук, доцент, Харьковский государственный технический университет сельского хозяйства. Адрес: Украина, 61002, Харьков, ул. Артема, 44, тел. 40-43-76.
Шевченко Валерий Викторович, канд.физ.-мат.наук, ст.науч.сотр. Институт радиофизики и электроники. Адрес: Украина, 61002, Харьков, ул. Артема, 44, тел. 4043-76.
138
РИ, 2002, № 4
