Обнаружение и исследование аномальных (незатухающих) тепловых волн Текст научной статьи по специальности «Физика»

196

нелинейная термодинамика

ОБНАРУЖЕНИЕ И ИССЛЕДОВАНИЕ АНОМАЛЬНЫХ (НЕЗАТУХАЮЩИХ) ТЕПЛОВЫХ ВОЛН

1Высоцкий В.И., 2Корнилова А.А., 1Василенко А.О., 1Высоцкий М.В., 2Хаит Е.И., 2Волкова Н.Х.

1Киевский национальный университет им. Т.Шевченко, www.univ.kiev.ua 01601 Киев, Украина

2Московский государственный университет им. М.В.Ломоносова, http://www.msu.ru 119991 Москва, Российская Федерация Поступила 03.12.2016

Представлены результаты обнаружения и исследования принципиально нового физического явления — генерации незатухающих температурных волн, которые могут существовать в разных средах только на определенных частотах, величина которых зависит от времени локальной релаксации теплового возбуждения в этих средах (времени термализации). В воздухе, при нормальных условиях, минимальная частота такой волны соответствует 70-90 МГц, а в металлах и полупроводниках она равна 1012-1014 Гц. В проведенных экспериментах эти волны генерировались с помощью кавитационных процессов, а регистрировались в воздухе на расстоянии до 2 м, причем это расстояние было ограничено только условиями эксперимента.

Ключевые слова: кавитация, ударные волны, акустический детектор, температурная волна, уравнение теплопроводности, тепловая релаксация

PACS: 47.55.Bx; 43.25.Yw; 43.25.Ed; 44.10+ 62.50.Ef; 66.70.-f_

Содержание

1. Введение (196)

2. уравнения температуропроводности и его решения для системы с памятью (197)

3. регистрация и исследование незатухающих температурных волн в кавитационных экспериментах (199)

4. Заключение (203) Литература (205)

1. ВВЕДЕНИЕ

В наших предыдущих исследованиях [1-6] рассматривались различные радиационные процессы, которые сопутствуют кавитации струи жидкости, выходящей под давлением из узкого канала. В ходе этих исследований мы наблюдали интересные физические процессы, сопутствующие взаимодействию этой струи с мишенью (в частности, возбуждением ударных волн в этой мишени и генерацией импульсного рентгеновского излучения, формируемого при внутреннем отражении этих ударных волн от противоположной поверхности мишени). Кроме того, в этих же экспериментах мы наблюдали неизвестные ранее высокочастотные волны, регистрируемые акустическим детектором в воздухе на достаточно большом расстоянии от этой

внешней поверхности мишени. Предварительные уточняющие эксперименты показали, что частота этих аномальных волн соответствует интервалу 70- 90 МГц.

Из данных, хорошо известных в прикладной акустике, следует, что такие волны, относящиеся к гиперзвуку, не могут распространяться в воздухе. Коэффициент их поглощения при нормальных условиях

8(ы) ~ 10-12 ы2см-1 (1)

в указанном интервале частоты равен очень большой величине 8(ы) ~ 104 см-1, а длина пробега не превышает несколько микрон. Более подробно эти зависимости будут рассмотрены ниже. Их регистрация является своеобразным парадоксом. Этот парадокс дополнительно усиливается тем обстоятельством, что в этих исследованиях использовались стандартные широкополосные акустические детекторы с резонансной частотой 1-2 МГц, эффективность которых в области гиперзвука мала. В проведенных экспериментах мы предприняли все меры предосторожности, чтобы сделать невозможным любой путь попадания сигнала от источника к детектору, кроме прямого распространения в воздухе.

испмисмила тсомпп1у1илмм1/д обнаружение и исследование аномальных ны1иньинал 1ьгмцдинамика (незатухающих) тепловых волн

Проведенный нами последующий анализ показал, что эти волны соответствуют не «обычному» гиперзвуку, а являются тепловыми (температурными) волнами, которые в силу ряда особых причин являются незатухающими. Физический механизм возбуждения и распространения таких волн рассматривается ниже.

2. УРАВНЕНИЕ

ТЕМПЕРАТУРОПРОВОДНОСТИ И ЕГО РЕШЕНИЯ ДЛЯ СИСТЕМЫ С ПАМЯТЬЮ

Рассмотрим предпосылки, обоснования и «слабые» места классического уравнения теплопроводности, решение которого приводит к температурным волнам.

В течение многих десятилетий при анализе задачи теплопроводности использовалась классическая гипотеза Фурье, согласно которой нестационарный поток тепла пропорционален градиенту температуры

д(г, г) = -Л(Т (г, г)), (2)

и распространяется в направлении уменьшения этого градиента (напр., [7-9]). Здесь X—коэффициент теплопроводности.

Если объединить (2) с законом сохранения энергии для локальной области (уравнением непрерывности) в среде с объемной плотностью р и теплоемкостью с

дТ(г,г) .. _ .

рсу —-—=(г, г х (3)

то можно получить классическое уравнение параболического типа для температурного поля

д7|^ = Мг,{&ай [Т (г, г)]}. (4)

В одномерном случае решение этого уравнения представляет суперпозицию встречных плоских волн

Т (ю, х, г) = Лав'(юг-кх) + Бав'(юг+кх) =

= Л е~8хе'(юг-кх) + Б е3хе'(юг+кх)

РСУ

к = к(-0, к = Яек = 4ю/20,3 = 1тк = л1ю/20. (5) Здесь О = Л/ рсу — коэффициент температуропроводности.

Из этого решения видно, что температурные волны, получаемые на основе системы уравнений (2-4), характеризуются очень сильным затуханием с коэффициентом 3 = / 20, который точно равен волновому числу к .

Очевидно, что решение (5) с таким соотношением волнового числа и коэффициента поглощения, при котором практически

полное поглощение волны происходит на пространственном интервале, равном длине волны, только с большим приближением можно назвать волной.

Такие «стандартные» решения хорошо известны. Они, в частности, рассматриваются в качестве иллюстрации в любом учебнике по математической физике и используются при решении некоторых прикладных задач (в частности, задачи о распространении в почве предельно низкочастотной температурной волны, вызванной сезонными изменениями температуры с периодом 1 год).

Анализ исходных уравнений (2)-(4) показывает, что при их выводе неявным образом используются, как минимум, два важных условия — принцип локального термодинамического равновесия и принцип локальности. Принцип локальности разрешает перейти от уравнения сохранения энергии в интегральной форме к уравнению сохранения энергии в дифференциальной (локальной) форме. Принцип локального термодинамического равновесия обосновывает возможность описания неравновесной системы, в которой имеется градиент температуры, концентрации и т.д., путем введения локальных равновесных состояний небольших подсистем. Эти очень важные принципы справедливы только для медленных процессов, когда время релаксации подсистем к равновесному состоянию т существенно меньше характерного времени процесса (например, продолжительности теплового фронта для импульсного воздействия или периода колебаний для гармонического теплового воздействия).

В 50-х годах 20 века в работах СаИапео и УегпоИе были сделаны попытки рассматривать нестационарные процессы теплопередачи, что привело к гиперболическому уравнению для температурного поля [10, 11]. Были также рассмотрены гиперболические и нелинейные параболические модели теплопередачи с целью анализа новых режимов передачи тепла, включая режим с обострением [12]. К сожалению, эти и подобные «неполные» методы и модели не позволяют использовать тепловые процессы для эффективной обработки экспериментальных данных, связанных с взаимодействием быстрых частиц с окружающей средой (например, кристаллические мишени).

нелинейная термодинамика

Эта проблема подробно рассмотрена в наших работах [13-16]. Обсуждаемые ниже методы показывают, что более правильным и адекватным является пересмотр базовых соотношений и исходных концепций, используемых без нужного ограничения при получении «стандартных» исходных соотношений (2-4). Главная из них относится к гипотезе об использовании локально равновесной (термализованной) среды при выводе этих соотношений. Для уточнения этого обстоятельства необходимо оценить реальное время тепловой релаксации в разных средах [17, 18].

В плазме время установления равновесного (максвелловского) распределения в пределах электронной подсистемы в небольшой области равно

т(ее) ъ^(квТе)12/4жМев\ (6)

где п, m, T — соответственно, концентрация электронов, масса электрона и электронная температура, Л ~ 15 — «кулоновский» логарифм.

Для ионной подсистемы в плазме время релаксации равно т(") ъ / те Те).

Близкое к этой величине время релаксации, определяющее «максвеллизацию» электронного газа на уровнях энергии в зоне проводимости, примыкающих к уровню Ферми, соответствует времени т ~ 10-14-10-12 сек.

В воздухе время релаксации т ~ (1.5-2),10-8 сек определяется как длительностью процесса «максвеллизации» поступательных степеней свободы газа ттах ^ так и гораздо большим временем релаксации колебательных и вращательных степеней свободы молекул. При изменении температуры и, особенно, плотности и состава воздуха (например, при наличии водяных паров), величина т может изменяться в широких пределах (т ~ 10-7-10-8 сек).

Также очевидно, что время релаксации должно зависеть от интенсивности тепловой волны и от температуры среды, в которой распространяется волна. Решение такой нелинейной задачи — крайне сложная проблема.

Очевидно, что для тепловых процессов, протекающих существенно медленнее, чем приведенные величины т, учет релаксации будет несущественным, поскольку при описании таких процессов всегда можно использовать равновесные характеристики.

Наиболее простой учет процесса температурной релаксации (без наличия нелокальности и временной неоднородности процесса установления температуры) может быть осуществлен с помощью видоизмененного уравнения непрерывности

дТ (г, г + т)

- " (7а)

PCv

dt

= -divq (r, t),

(7b)

соответствующего интегральному соотношению

—IЖТ (г, г + т)с1У = -1 С[(г, г )Ш,

дг V Я

получаемому при интегрировании

дифференциального соотношения (7 а) с помощью формулы Гаусса.

Здесь ЖТ (г, г + т) = реуТ(г, г + т) — объемная плотность тепловой энергии; П — вектор внешней нормали к поверхности, окружающей объем V.

Из (7Ь) следует, что изменение полной тепловой энергии в момент времени / + т в малом объеме V определяется потоком энергии С (г, г) через поверхность S, ограничивающую этот объем, соответствующему предыдущему моменту времени /.

Подставляя соотношение (2) в (7а), получаем уравнение температуропроводности с задержкой т, которое в одномерном случае в однородной среде имеет вид

dT (x, t + т) _д T (x, t)

- = G -г-.

dt дх2

Решение уравнения (8)

суперпозицией температурных волн

. , cosaT T (а,х,t) = Ла expi -к . х iexp

л/Г

(8)

определяется Г + sinfflrx

{i (at - К1 + sin а тх)} -{i (at + К1 + sin а тх)}, (9)

( cos®T +B® exp I к , . х | exp V V1 + sin®T

cos® т > 0, к = / 2G,

впервые полученных в работах [13-16]. Каждая из этих волн принципиально отличается от температурных волн, соответствующих «стандартному» решению (5).

Для волн, определяемых решением (9), коэффициент затухания

„ cos ®т I--ттг cos ®т

о = к , — = V® / 2G -

л/l + sin ат

зависит как

>/1 + ЯП®т (10а) от коэффициента

температуропроводности О = Х/роу, так и от времени задержки т и частоты волны ы. При предельно малом значении ыт << 1 из (10а) находим

8 ъу]а /2О(1-®т/2). (10Ь)

При т = 0 решения (5) и (10а,Ь) совпадают.

нелинейная термодинамика

-2

-4

5/К Гх.......... ........... ....... К

п/1 Ч \ N1 4 «ч 7п/2 \9п/2 | \ | \ | \ | N | \ ■

Рис. 1. Зависимость от частоты нормированного коэффициента поглощения температурной волны: 1 — решение (5) "классическое" уравнение температуропроводности (4), соответствующего т = 0; 2 — решение (10) уравнения температуропроводности (8) с произвольной задержкой т.

На рис. 1 представлены частотные зависимости коэффициента поглощения «обычной» тепловой волны в среде при отсутствии задержки (при т = 0) и аналогичной волны с задержкой (т ф 0) (10). Коэффициент поглощения имеет физический смысл только при 8/ К > 0 (в верхней полуплоскости). Для графика (1) величина т является формальным параметром, необходимым для сопоставления (1) и (2) в пределах одинаковой шкалы.

Видно, что при произвольном значении т коэффициент поглощения тепловых волн в среде с задержкой т ф 0 всегда меньше, чем в среде без такой задержки. Из анализа решения (9) следует, что тепловые волны могут существовать только при условии созыт > 0, которому соответствует физически результат — волна в среде затухает в направлении распространения. Возбуждение температурных волн с частотой, соответствующей условию созыт < 0, в уравнении (9) невозможно, т.к. существование таких волн противоречит принципу причинности — их амплитуда возрастает в направлении распространения.

Волнам с частотами ып = (п + 1/2)п/т, п = 0, 1, 2... (11)

соответствующими условиям созыпт = 0 и зтыпт = 1, отвечают действительные волновые числа кп = +Кпу[2 и равный нулю коэффициент затухания, а общее решение уравнения (9) в этом случае имеет вид суперпозиции прямой и обратной незатухающих температурных волн

Т{юп, X,г) = АШп ехр {/(апг -кп^2х)} + +Вопп еХР { (®пг + К

Кп =4^12. (12)

72х)},

Физический механизм формирования этих волн связан с влиянием тепловой релаксации на фазовые условия, определяющие диссипацию энергии теплового движения.

Возбуждение таких волн возможно разными методами.

Наиболее оптимальный связан с возможным использованием локального периодического нагрева с частотой (11), соответствующей одной из таких волн. Такая система может основываться, например, на процессе взаимодействия высокочастотной электромагнитной волны с частотой «п с поглощающей поверхностью. Такая поверхность будет источником незатухающих тепловых волн. Возможно также использование волн с несущей частотой, существенно превышающей ып (например, излучение лазера), модулированных этой частотой.

Другой, более простой вариант, связан с воздействием на границу между конденсированной средой и воздухом коротких акустических импульсов, длительность которых Д/ должна быть меньше времени т релаксации теплового возбуждения в воздухе. В этом случае в спектре локальных тепловых волн, формируемых в окрестности области локального нагрева, формируемого под действием этих импульсов, будут присутствовать непоглощающиеся тепловые волны с частотами, соответствующими условию (11). Именно такой случай реализуется в рассматриваемых ниже экспериментах.

3. РЕГИСТРАЦИЯ И ИССЛЕДОВАНИЕ НЕЗАТУХАЮЩИХ ТЕМПЕРАТУРНЫХ ВОЛН В КАВИТАЦИОННЫХ ЭКСПЕРИМЕНТАХ

Исследование особенностей распространения в воздухе волн, которые не относятся к электромагнитным и акустическим колебаниям и образование которых было стимулировано на поверхности мишени очень короткими механическими ударами, связанными с кавитационными явлениями в жидкости, было проведено на основе нескольких систем, используемых нами при проведении экспериментов по кавитации струи воды [1, 4, 5, 17, 18]. Схема одной из них представлена на рис. 2.

В этой системе вода под давлением 250 атм прокачивалась по каналу через форсунку малого диаметра в кавитационную камеру. На выходе

4

2

о

нелинейная термодинамика

т

Evolution of cavitating bubble

i*. " 1

Рис. 2. Схема и фотография установки для формирования рентгеновскогоимучешяприкавитшрш

камере.

канала возникало пузырьковое кавитационное облако, формируемое процессом развития кавитационных пузырьков в движущейся струе воды. Воздействие этой струи на внутреннюю поверхность металлической мишени

формировало интенсивные ударные волны. Внутренняя поверхность металлической мишени находилась на расстоянии 14 мм от выходного отверстия канала, а пространство между этой поверхностью и форсункой образовывало кавитационную камеру.

Для регистрации упругих волн в воздухе за внешней стороной металлической мишени использовался широкополосный акустический приёмник из пьезокерамики ЦТС-19 диаметром 20 мм и резонансной частотой 1 МГц.

В первых экспериментах приёмник перемещался вдоль оси установки в интервале расстояний от 5 мм до 21 см от внешней поверхности металлической мишени. Измерения проводились с шагом 1 см. При контрольных измерениях приемник поворачивался относительно оси установки под углами 0, 20, 90 и 180 градусов. В экспериментах использовались мишени из вольфрама и молибдена.

На рис. 3 представлен вид сигналов, регистрируемых приемником на разных расстояниях от мишени из вольфрама. Видно, что в пространстве за мишенью (в воздухе) регистрировались как низкочастотные (НЧ), так и высокочастотные (ВЧ) сигналы, частота которых слабо изменялась с расстоянием.

Простой анализ показывает, что низкочастотный сигнал с частотой ы1р ~ 8.3- 8.9 кГц соответствует пространственному акустическому резонансу, существующему в пределах кавитационной камеры. Этот резонанс

соответствовал «петле положительной обратной связи», осуществляемой при последовательном движении ударной волны от мишени через стенки кавитационной камеры до форсунки канала и соответствующей модуляции параметров этой форсунки, влияющих на темп формирования кавитационных пузырьков в струе воды. Этот резонанс способствовал установлению режима периодической синхронизованной кавитации струи жидкости, при которой кавитационные пузырьки возникали и формировались не спорадически, а синхронизованными группами.

Такая система аналогична классическому электронному генератору Ван-дер-Поля. Небольшое изменение этой частоты может быть связано с обратным воздействием низкочастотных акустических волн, отраженных от приемника в направлении к мишени.

Амплитуда низкочастотного сигнала по мере удаления приёмника от мишени спадает и характеризуется апроксимационным коэффициентом убывания волны ~ 0.05 см-1. Это затухание достаточно хорошо согласуется с законами акустики и определяется совместным действием двух факторов: а) "обычному" линейному затуханию низкочастотной звуковой волны; Ь) дифракционному расширению фронта низкочастотной волны, генерируемой ограниченным по апертуре источником.

Принципиально другая ситуация соответствует процессу регистрации ВЧ сигнала, амплитуда которого возрастает с увеличением расстояния ВЧ волны по мере удаления от мишени синхронно с уменьшением амплитуды НЧ волны! Эти результаты представлены на рис. 4.

испмисмила тс01\лппмил1\лм1/л обнаружение и исследование аномальных ны1иньинал 1ьгмцдинамика (незатухающих) тепловых волн

Возможное объяснение этого удивительного в другую (затухание и релаксация низкочастотного феномена может быть связано с гипотетической теплового возбуждения приводит к генерации перекачкой части тепловой энергии из одной волны

L=0.5 см •^AU~4.4mV

V AU~0.52mV^

L=3 см •^AU~2.7mV AU~0.62mV^

L=9 см Г ^AU=2.4mV AU=0.83mV

L=15 см •^AU~2.1mV AU~0.89mV^

L=21см ^AU«1.8mV Ji1AU«1.042mV^

time, ms

Рис. 3. Низкочастотные (слева, u> ~ 8.3-8.9 кГц) и высокочастотные (справа, ы ~ 80-85 МГц) сигналы, регистрируемые акустическим приемником, находящемся в воздухе на разных расстояниях L от мишени. Амплитуды регистрируемых сигналов

AU представлены около соответствующих графиков.

нелинейная термодинамика

3 -, и, шУ

2,5 2 1,5 1

0,5 0

ю=8.3-8.9 кН

-Ь---

ю=80-85 МН

Ь, сш

0 5 10 15 20 25

Рис. 4. Синхронное изменение амплитуд низкочастотной и высокочастотной тепловых волн в воздухе при изменении расстояния от источника до места регистрации.

высокочастотной тепловой волны). Механизм такого процесса пока не определен.

На больших расстояниях от мишени наблюдается насыщение амплитуды.

Максимальное значение амплитуды этой волны соответствовало расстоянию 21 см. Необходимо указать, что оба сигнала (как низкочастотный, так и высокочастотный) убывали по амплитуде при поворотах приёмника в вертикальной и горизонтальной плоскостях. Это свидетельствует о том, что сигналы были эмитированы мишенью и не являлись фоном.

Необходимо сразу отметить, что регистрация акустического сигнала с частотой ы ~ 8085 Мгц на расстоянии Ъ = 10-20 см от внешней (противоположной по отношению к падающей на мишень струе воды в состоянии кавитации) представляет собой парадокс, который невозможно объяснить, исходя из "стандартных" представлений акустики. Этот вывод непосредственно следует из выражения для коэффициента затухания звука для газов и жидкостей (напр., [19])

8(Т) =

т

2р{с(Т )}3

+ # | + Я(Т)

1 1

(13)

где е(Т) ~ (331.3 + 1.21Т°)'102 см/сек — скорость звука, р — плотность воздуха, ер = 1000 (Дж/кг'К) и е^ = 717 (Дж/кг'К) — удельные теплоемкости воздуха при комнатной температуре и нормальном давлении при постоянном давлении и объеме, п = 1.9 10-5 (Пах) и £= 7.2-10-6 (Пах) — коэффициенты сдвиговой и объемной вязкости воздуха, Т° — температура в градусах Цельсия.

Из этой формулы следует, что распространение гиперзвука с частотой ы ~ 80-85 Мгц в воздухе при комнатной температуре соответствует очень большому коэффициенту затухания 8(Т) ~ 10000 ешл. Длина пробега такой волны в

воздухе не превышает <1> ~ 1-2 мкм, что в 10000 раз (!) меньше результатов экспериментов.

Этот результат становится еще более парадоксальным, если учесть, что резонансная частота используемого акустического детектора была 1 МГц, что в 85 раз меньше частоты регистрируемого сигнала и свидетельствует о достаточно низкой эффективности регистрации. Исходя из этого очевидно, что реальная амплитуда ВЧ сигнала в месте нахождения акустического детектора была очень большой.

Второй парадокс связан с обсужденным выше эффектом пространственного возрастания амплитуды ВЧ волны, которое синхронизовано с соответствующим убыванием амплитуды НЧ волны.

Эти парадоксы могут быть естественным образом разрешены, если считать, что ВЧ волна является не акустической, а незатухающей температурной волной, рассмотренной выше.

Частота этой волны хорошо согласуется с результатами расчета.

В воздухе время релаксации определяется как длительность процесса «максвелизации» ттах ^ так и более длительными процессами внутренней и взаимной релаксации колебательных и вращательных состояний молекул Ы2 и О . Величина ттах т зависит от среднего сечения с ъ ЛжБ2 упругого рассеяния близких по размеру молекул N2 и О2 (их диаметр можно принять равным С ~ 3А), составляющих основу воздуха, средней скорости молекул газа V = л/экТ / т и полной концентрации молекул п ~ 3'1019 см-3. При нормальных условиях (нормальное давление и комнатная температура) находим

тш^ъ 10/п <ст^ >ъ 104шГш /П <С>Ъ 2т\ (14) Учет релаксации вращательных и колебательных состояний молекул позволяет характеризовать время локальной релаксации величиной т ~ 15-20 ш, что соответствует оценке минимальной частоты незатухающей температурной волны в интервале ы0 ~ 70-90 МГц и изменяется при вариациях давления и влажности.

Еще одна серия исследований была проведена при использовании аналогичного экспериментального оборудования, в основе которого лежит установка КМТ, рассмотренная в работах [17, 18]. Принципиальная схема этой установки аналогична представленной на рис. 2, а отличие состоит только в направлении свободного выхода струи воды. Цель этих исследований состояла в

нелинейная термодинамика

и \л/, МНг

-0.0015

Рис. 5. Часть панорамного спекпра сигналов, регистрируемых акустическим детектором, находящимся на расстоянии Г = 18.5 ст от внешней повфхностимишени, и фрагментырегистрируемого

сигнала на расстоянии Г = 185 см и Г = 198 см. изучении возможности распространения температурных волн на существенно большее расстояние.

На рис. 5 представлен фрагмент панорамного спектра регистрируемых волн в области частот до 300 МГц при Г = 18.5 см, а также фрагменты регистрируемого сигнала на расстоянии Г = 18.5 см и Г = 198 см от места образования этих волн (внешней поверхности трубки, сквозь которую проходила струя воды). Аналогичный панорамный спектр фиксировался и на других расстояниях от излучающей поверхности (0.5, 18.5, 100 и 198 см).

Частоты сигналов, регистрируемых

акустическим детектором с резонансной частотой 1 МГц, соответственно равны ы0 — 74 МГц и ы1 — 225 МГц, хорошо согласуются с формулой (11), определяющей спектр незатухающих температурных волн. Отличие самой низкочастотной из этих волн от частот со — 80-85МГц, регистрируемых в предыдущем эксперименте, может быть связано с тем, что эти частоты определяются временем тепловой релаксации (14), которое изменяется при изменении плотности, температуры и состава воздуха. Поскольку в

данном эксперименте струя воды после генерации ударных волн выходила в свободное пространство, то это приводило к повышенной влажности воздуха в пространстве около экспериментальной установки и, в итоге, могло немного изменить время релаксации (от т = пы0/2 — 18.4-19.6 нс при ы0 — 80-85 МГц до т = пы0/2 — 21 нс при с0 — 74 МГц). Очевидно, что аналогичная причина (в частности, небольшое изменение температуры окружающего воздуха около экспериментального оборудования, работающего в течение длительного эксперимента, длившегося несколько часов с сопутствующей перестановкой и фиксацией детектора на разные расстояния, и соответствующее изменение концентрации молекул) объясняет небольшое отличие частот волн с0 — 80-85 МГц, регистрируемых на разных расстояниях.

Несмотря на то, что эти волны регистрировались на существенно разном расстоянии от места образования (Г = 18.5 см и Г = 198 см), их амплитуды на выходе системы регистрации оказались одинаковыми и равными и — 1 милливольт, что подтверждает отсутствие их затухания в воздухе.

4. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Проведенные эксперименты свидетельствуют о регистрации неизвестного ранее до наших работ явления — генерации и распространения незатухающих высокочастотных тепловых (температурных) волн с частотой с0 > 75-85 МГц, которые регистрируются акустическим детектором на большом расстоянии (до 2 м) от источника.

Следует отметить, что это расстояние было ограничено только размерами лаборатории и следует ожидать, что такие волны будут без затухания распространяться на значительно большее расстояние. Эти волны принципиально отличаются от «классических» гиперзвуковых волн мегагерцового диапазона, которые не могут распространяться в воздухе и затухают на очень малом расстоянии (единицы и десятки микрон) от места возбуждения.

Эти незатухающие тепловые волны могут возбуждаться и распространяться только в средах с конечным (отличным от нуля) временем локальной термодинамической релаксации, а их частота полностью определяется этим временем.

Показано, что частота этих волн зависит от параметров среды распространения (в данном случае — воздуха). Условие возбуждения таких

нелинейная термодинамика

волн связано с очевидным требованием, чтобы в спектре теплового возбуждения присутствовали спектральные компоненты на этих частотах. Это условие накладывает очевидное ограничение на параметры тепловых импульсов — их длительность должна быть настолько малой, чтобы в спектре присутствовали необходимые частоты.

Используемый метод возбуждения тепловых волн за счет воздействия ударных волн при кавитации удовлетворяет этим условиям, поскольку минимальная длительность переднего фронта сформировавшейся ударной волны равна At ~ A//vW где А/ ~ 10d — протяженность фронта ударной волны, определяемая средним расстоянием d между атомами или молекулами, vsW - скорость ударной волны, определяемая числом Маха и скоростью звука в данной среде.

В металлах и других конденсированных средах vsW ~ (2-5)^105 см/с, d ~ (1.5-2)^ и Atmn ~ (0.3-0.8)^10-13 с. Соответственно в воздухе при нормальном давлении vsW ~ (0.5-1)^105 см/с, d « пуъ ~ 30А и А/ . ~ 10-12 с.

air (air)mm

Из этих оценок следует, что при оптимальных условиях, соответствующих формированию ударных волн, максимальная частота незатухающих тепловых волн в воздухе может достигать wmax ~ 1/At ~ 1ГГц. Эта оценка очень хорошо согласуется с результатами рассматриваемого выше эксперимента. На рис. 6 представлена высокочастотная часть общего панорамного спектра регистрируемых тепловых волн, более низкочастотная часть которого представлена выше на рис. 5.

Из вида этого спектра следует, что максимальная частота незатухающих тепловых волн при данном методе возбуждения достигает wmax ~ 1ГГц,

щ U jdV

L=18J an

it^taLljй

w, MHz

шфЛ - 1

Рис. 6. Высокочастотная часть панорамного спектра сигналов, регистрируемых акустическим детектором, находящимся на расстоянии Г=18.5 ст от внешней поверхности мишени.

что полностью согласуется с результатами теоретической оценки.

Эти волны имеют очень малую скорость распространения, которая, согласно расчетам, оказывается намного меньше, чем скорость обычного звука и не превышает 50-100 м/с.

В заключение можно указать еще на один потенциально возможный фактор импульсной генерации температурных волн на выходной (наружной) поверхности экрана или трубки, на внутреннюю поверхность которых воздействуют акустические ударные волны, вызванные кавитацией струи воды. Ранее в качестве основного механизма возбуждения тепловых волн около этой внешней поверхности (правой поверхности мишени на рис. 2) нами рассматривался процесс внутреннего отражения ударных волн от этой поверхности с соответствующим резким «встряхиванием» и ионизацией поверхностных атомов, что ведет к генерации мягкого рентгеновского излучения и очень быстрого нагрева приповерхностного слоя воздуха.

Результаты исследований последнего времени показывают, что существует еще один механизм такого импульсного нагрева, связанный с особенностями ударного импульсного воздействия на атомы.

В работах [20-22] было показано, что при быстрой (импульсной) обратимой деформации нестационарного гармонического осциллятора происходит формирование когерентных коррелированных состояний частиц, которые находятся в нестационарном параболическом поле, соответствующему этому осциллятору. Специфика этого состояния приводит к синхронизации квантовых флуктуаций в суперпозиционном состоянии и формированию гигантских флуктуаций импульса и кинетической энергии, которые на много порядков превышают средние значения. Результатом этого процесса является резкое возрастание вероятности химических и ядерных реакций с участием частиц, находящихся в параболическом поле и частиц, которые это поле создают и, соответственно, сопутствующее этому импульсное выделение энергии. В частности, в этих работах было показано, что при таком модулирующем воздействии флуктуации кинетической энергии частиц (в частности ядер атомов) могут достигать 10-50 кэВ при средней тепловой (комнатной) энергии мишени на уровне кТ — 0.025 эВ!

нелинейная термодинамика

Простой анализ показывает, что процесс прохождения ударной волны по конденсированному веществу хорошо согласуется с этим сценарием усиленного энерговыделения. Действительно, при движении ударной волны сквозь такую среду происходит сильное сжатие вещества на ее переднем фронте и растяжение на заднем. Для каждого из атомов среды, находящегося в окружении ближних соседей, это эквивалентно нестационарной импульсной деформации гармонического осциллятора, поле которого формируют ближайшие соседи. Особо сильно такой эффект, ведущий к формированию когерентных коррелированных состояний, проявляется на внешней (выходной) поверхности кавитационной камеры, где происходит отражение ударных волн от границы плотного материала стенки камеры с воздухом. Косвенное подтверждение такого механизма энерговыделения состоит в обнаружении на этой внешней поверхности чужеродных химических элементов, которые отсутствовали в ее составе до воздействия на мишень струи воды с кавитационными пузырьками. Такие элементы могут быть результатом протекания импульсных ядерных реакций с участием ядер мишени и ядер атомов, входящих в состав воздуха. Такой процесс является предельно коротким и его длительность определяется временем существования

когерентного коррелированного состояния [20-22].

Мы планируем исследовать этот сценарий при проведении дополнительных и более длительных экспериментов.

ЛИТЕРАТУРА

1. Vysotsky VI, Kornilova AA, Korneeva YuV, Krit TB. Issledovanie anomalnykh radiatsionnykh i teplovykh yavleniy pri kavitatsii strui zhidkosti. 1. Anomal'nye effekty pri generatsii rentgenovskogo izlucheniya, stimulirovannogo protsessom kavitatsii zhidkosti [The study of abnormal radiation and thermal phenomena in the cavitation jet fluid. 1. Anomalous effects in the generation of X-rays, stimulate fluid cavitation]. In%henernayafi%ika, 2016, 2:33-45 (in Russ.).

2. Kornilova AA Vysotsky VI, Koldamasov AI, Hyun Ik Yang, Denis B. McConnell, Desyatov AB. Generation of intense directional radiation during the fast motion of a liquid jet through a narrow dielectric channel. Journal of surface investigation. X-ray, synchrotron and neutron techniques, 2007, 1(2):167-171.

3. Kornilova AA Vysotsky VI, Sysoev NN, Desyatov AB. Generation of X-rays at bubble cavitation in a

fast liquid jet in dielectric channels. Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques,

2009, 3(2):275-283.

4. Kornilova AA, Vysotsky VI, Sysoev NN, Litvin NK, Tomak VI, Barzov AA. Shock-cavitational mechanism of X-ray generation during fast water stream cavitation. Moscow University Physics Bulletin,

2010, 65(1):46-50.

5. Kornilova AA Vysotsky VI, Sysoev NN, Litvin NK, Tomak VI, Barzov AA. Generation of intense x-rays during ejection of a fast water jet from a metal channel to atmosphere. Journal of Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques, 2010, 4(6):1008-1017.

6. Vysotsky VI, Kornilova AA, Sysoev NN. Rentgenovskoe izluchenie pri kavitatsii bystroy strui zhidkosti [X-rays at a fast cavitation liquid jet]. Radioelektronika. Nanosistemy. Informationnye tekhnologii (RENSIT), 2010, 2(1-2):57-69 (in Russ.).

7. Shashkoff AG, Bubnov VA, Janowski SYu. Volnovye yavleniya tepbprovodnosi sistemno-strukturny podkhod [Wave phenomena of thermal conductivity: system-structural approach]. Moscow, Editorial URSS, 2004, 296 p.

8. Telegin AS, Shwydkiy VS, Yaroshenko YuG. Teplomassoperenos [Heat and mass transfer]. Moscow, Akademkniga Publ., 2002.

9. Sobolev SL. Local non-equilibrium transport models. Physics Uspekhi, 1997, 40:1043-1053.

10. Cattaneo CR. Sur une forme de l'équation de la chaleur éliminant le paradoxe d'une propagation instantanée. Comptes Rendus, 1958, 247:431-433.

11. Vernotte P. Les paradoxes de la theorie continue de l'équation de la chaleur. Comptes Rendus, 1958, 246:3154-3155.

12. Samarsky AA, Galaktionov VA, Kurdyumov SP, Mikhaylov AP. Re%himy s obostreniem [The sharpening regimes]. Moscow, Nauka Publ., 1987.

13. Vysotskii VI, Vassilenko VB, Vasylenko AO. Propagation of temperature waves in medium with internal thermal relaxation. Bulletin of Taras Shevchenko National Univ. of Kyiv, Series Rafiophysics, 2013, 1:11-14.

14. Vysotskii VI, Vassilenko VB, Vasylenko AO. Periodic heat transfer regimes in active medium. Bulletin of Taras Shevchenko National Univ. of Kyiv, Series Physics & Mathematics, 2013, 2:255-260.

15. Vasylenko AO, Vysotskii VI, Vassilenko VB. Heat transfer equation with delay for media with thermal memory. Intern. J. of Sciences: Basic and Applied Research (IJSBAR), 2015, 12(1):160-166.

16. Vysotskii VI, Vasilenko AO, Vassilenko VB, Vysotskyy MV. Nonequilibrium thermal effects during pulsed action on conducting medium. Inorganic Materials: Applied Research, 2015, 6(3):199-204.

нелинейная термодинамика

17. Vysotskii VI, Kornilova AA, Vasilenko AO. Observation and investigation of X-ray and thermal effects at cavitation. Current Science, 2015, 108(4):114-119.

18. Vysotsky VI, Kornilova AA, Vasilenko AO, Tomak VI. Detecting and investigation of undamped temperature waves excited under water jet cavitation. Surface Investigation. X-ray, Synchrotron and Neutron Techniques, 2014, 8(6):1086-1192.

19. Gurbatov SN, Rudenko OV Akustika v zadachakh [Acoustics in problems]. Moscow, Nauka Publ., 1996.

20. Vysotskii VI, Vysotskyy MV Coherent correlated states and low-energy nuclear reactions in non stationary systems. European Phys. Journal. a., 2013, 49(8):1-12.

21. Vysotskii VI, Adamenko SV, Vysotskyy MV. Acceleration of low energy nuclear reactions by formation of correlated states of interacting particles in dynamical systems. Annals of Nuclear energy, 2013, 62:618-625.

22. Vysotskii VI, Vysotskyy MV The formation of correlated states and optimization of the tunnel effect for low-energy particles under nonmonochromatic and pulsed action on a potential barrier. Journal of Experimental and Theoretical Physics, 2015, 121 (4):559-571.

Высоцкий Владимир Иванович

д.ф.-м.н., проф., член-корреспондент РАЕН

Киевский национальный университет им. Т.Шевченко

64/13, ул. Владимирская, Киев 01601, Украина

[email protected]

Корнилова Алла Александровна

к.ф.-м.н., с.н.с., действительный член РАЕН

МГУ им. М.В. Ломоносова, физический факультет

1/2, Ленинские горы, 119991 Москва, Россия

[email protected]

Василенко Антон Олегович

Киевский национальный университет им. Т.Шевченко

64/13, ул. Владимирская, Киев 01601, Украина

[email protected]

Высоцкий Михаил Владимирович

к.ф.-м.н., ассистент

Киевский национальный университет им. Т.Шевченко

64/13, ул. Владимирская, Киев 01601, Украина

[email protected]

Хаит Ефим Ильич

ведущий электроник

МГУ им. М.В. Ломоносова, физический факультет 1/2, Ленинские горы, 119991 Москва, Россия [email protected] Волкова Наиля Хасьяновна

ведущий электроник

МГУ им. М.В. Ломоносова, физический факультет 1/2, Ленинские горы, 119991 Москва, Россия [email protected]

DETECTION AND INVESTIGATION OF ANOMALOUS (UNDAMPED) THERMAL WAVES

Vladimir I. Vysotskii, Anton O. Vasilenko, Mikhail V. Vysotskyy

Shevchenko Kiev National University, http://www.univ.kiev.ua 64/13, st. Vladimirskaya, 01601 Kyiv, Ukraine

[email protected], [email protected], [email protected] Alla A. Kornilova, Efim I. Hait, Nailia H. Volkova

Lomonosov Moscow State University, http://www.msu.ru 1/2, Leninskie gory, 119991 Moscow, Russian Federation [email protected], [email protected], [email protected]

Abstract. Results of the detection and study of fundamentally new physical phenomenon - generating undamped temperature waves, which can exist in different environments only at certain frequencies, the value of which depends on the time of the local relaxation of thermal excitations in these environments (the thermalization time) are presented. In the air, under normal conditions, the minimal frequency of such wave corresponds to 70-90 MHz and in metals and semiconductors it is 1012- 1014 Hz. In the experiments these waves are generated via cavitation processes and registered in the air at a distance of 2 m and this distance is limited only by the experimental conditions

Keywords: cavitation, shock waves, acoustic detector, thermal wave, the heat equation, thermal relaxation PACS: 47.55.Bx; 43.25.Yw; 43.25.Ed; 44.10.+i; 62.50.Ef; 66.70.-f

Bibliography — 22 references Received 03.12.2016 RENSIT, 2016, 8(2):196-206_DOI: 10/17725/rensit.2016.08.196