Г.В.Шпатаковская - Институт теплофизики экстремальных
advertisement
Научно-координационная Сессия "Исследования неидеальной плазмы" (2-3 декабря 2003, Президиум РАН, Москва) ТЕЗИСЫ ДОКЛАДОВ СЕССИЯ B ========================================== О КВАНТОВЫХ ПОПРАВКАХ К МОДЕЛИ ТОМАСА-ФЕРМИ В СИСТЕМАХ РАЗНОЙ РАЗМЕРНОСТИ. Г.В.Шпатаковская ИММ РАН Проблема использования градиентных квантовых поправок в квазиклассических расчетах свойств систем фермионов размерности меньшей трех возникла в связи с появлением физических объектов типа квантовых точек. В частности появились работы, в которых к исследованию двумерных квантовых точек применялась усовершенствованная модель Томаса-Ферми с учетом обменных, корреляционных и градиентных эффектов. Отметив отсутствие в литературе вывода формулы для квантовой поправки второго порядка в двумерном случае, авторы этих работ использовали для поправки к кинетической энергии выражение, подобное трёхмерному, но с другим коэффициентом и получили хорошее совпадение своих расчетов с результатами точной модели Кона-Шэма. В докладе предлагается вывод выражений для градиентной квантовой поправки второго порядка к плотности и энергии фермионов в системах с размерностью 1D, 2D и 3D. Показано, что в двумерном случае обсуждаемая квантовая поправка тождественно равна нулю. = = = «» = = = НЕПРОСТОЕ ПОВЕДЕНИЕ ПРОСТЫХ МЕТАЛЛОВ ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ М.В. Магницкая1, Е.Г. Максимов2, В.Е. Фортов3 Институт физики высоких давлений им. Л.Ф. Верещагина РАН 2 Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН 3 Институт теплофизики экстремальных состояний, ОИВТ РАН 1 Некоторые простые металлы, включая щелочные и щелочноземельные sэлементы, демонстрируют при высоких давлениях достаточно необычное поведение. Многие из них при сжатии испытывают фазовые переходы, переходя при этом во все менее и менее плотноупакованные структуры. Часто это крайне сложные анизотропные структуры, которые ранее были известны лишь для бинарных сплавов переходных металлов, либо вообще являются уникальными. Одна из таких «странных» структур с 16 атомами в элементарной ячейке реализуется, например, в литии при p > 48 ГПа. Некоторые простые одно- и двухвалентные металлы проявляют под давлением также необычные электрические свойства, превращаясь в полуметаллы или даже полупроводники. В докладе будут подробно представлены как экспериментальные свидетельства непростых свойств простых металлов, так и различные теоретические подходы к их объяснению, основанные, главным образом, на первопринципных расчетах. ЭЛЕКТРОФИЗИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА КАЛЬЦИЯ ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ И ТЕМПЕРАТУРАХ В.Е. Фортов, А.М. Молодец, В.И. Постнов, Д.В. Шахрай, К.Л. Каган. Институт проблем химической физики РАН, 142432 Черноголовка, Россия А.В. Иванов, Е.Г. Максимов Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, 117924 Москва, Россия М.В. Магницкая Институт физики высоких давлений им. Л.Ф. Верещагина РАН, 142190 Троицк, Московская обл., Россия Впервые в условиях ступенчатого ударного сжатия измерены значения удельного электросопротивления кальция с ОЦК и ПК структурой при давлениях 10-40 ГПа и температурах 800-1200 К, а также расплава кальция при давлении 32 ГПа и температуре 1580 К. С использованием вычисленной нами из первых принципов кривой холодного сжатия в диапазоне давлений 10-30 ГПа рассчитаны методом термодинамических потенциалов участки линий равновесия между ГЦК Ca и ОЦК Ca, а также между расплавом кальция и ОЦК Ca." Выявлен ход ударной адиабаты Ca в области ее пересечения с найденными линиями равновесия трех фаз. В диапазоне давлений 15-30 ГПа и температур 800-1300 К определена зависимость удельного электросопротивления кальция от температуры и давления. Проведен анализ этой зависимости с учетом результатов первопринципных расчетов плазменной частоты и скорости релаксации электронов. Область существования кальция с ГЦК структурой оказалась недоступной для используемой методики ступенчатого ударного нагружения. Для проникновения в эту область необходимо существенно (в разы) уменьшать амплитуды последовательных ударных волн или использовать метод квази-изэнтропического сжатия, в котором ударные волны отсутствуют. В этом случае сравнительно невысокие температуры квази-изэнтропического сжатия позволят достичь полупроводникового состояния кальция с ГЦК структурой. Работа выполнена при финансовой поддержке академической программы "Теплофизика и механика экстремальных энергетических воздействий" 2003 г. и грантов РФФИ 03-02-16322, 02-02-16658 и 01-02-97010. МОДЕЛЬ СТРАТИФИКАЦИИ ВЗРЫВАЮЩИХСЯ МИКРОПРОВОЛОЧЕК Н.Б. Волков 1, Г.С. Саркисов 2, K. Struve 3, D. McDaniel 3 1 Институт электрофизики , УрО РАН , Екатеринбург , ул . Амундсена , 106, 620016, Россия 2 Ktech Corporation, 2201 Buena Vista, Suit 400, Albuquerque, NM, 87106, USA 3 Sandia National Laboratories, PO BOX 5800, Albuquerque, NM, 87185, USA Проблема стратификации взрывающихся проводников, несмотря на длительную историю исследования еще далека от решения. В качестве физических механизмов стратификации рассматриваются перетяжечные МГД [1], электротермические [2] и конвективные неустойчивости [3]. Наносекундный электрический взрыв микропроволок в вакууме согласно экспериментам [4] при медленном (20 A/ns) и быстром (150 A/ns) воде энергии обладает рядом особенностей: (1) перетяжечные МГД неустойчивости отсутствуют; (2) взрыв проводника начинается в момент вытеснения электрического тока в быстро расширяющуюся плазменную корону; (3) наблюдается эффект полярности, свидетельствующий о влиянии электронной термоэмиссии с проволоки на ионизацию окружающего пара [5]; (4) стратификация газо -плазменного керна наблюдается после прекращения ввода энергии внутрь его. Существующие модели стратификации взрывающихся проводников не учитывают эти особенности. Нашей целью является построение и исследование модели стратификации взрывающихся микро -проводников, основанной на новых экспериментальных результатах [4]. Предполагается, что начальные возмущения поверхности керна формируются на стадии образования плазменной короны в результате конвективной и электрогидродинамической неустойчивости. После полного вытеснения электрического тока узкую переходную область между ней и керном заменяем резкой границей и считаем ее движущимся разрывом, на котором выполняются законы сохранения. Быстро расширяющаяся горячая плазменная корона совместно с электрическим полем внутри холодного газо-плазменного керна способствует развитию неустойчивости Рихтмайера -Мешкова уже имеющихся возмущений его границы. Сформулированы полная и упрощенная физико -математические модели стратификации взрывающейся микропроволочки, учитывающие высказанные выше соображения. Проведен линейный анализ устойчивости границы «керн-корона». Показано, что характерный размер возмущений границы «керн-корона» хорошо согласуется с результатами экспериментов [4]. [1] K.B. Abramova, N.A. Zlatin and B.P. Peregood. Sov. Phys. JETP, 1975. V. 69. P. 1019. [2] А .А . Валуев , И .Я . Дихтер , В .А . Зейгарник . ЖТФ , 1978. Т . 48. С . 2018. [3] N.B. Volkov, N.M. Zubarev and A.M. Iskol’dskii. JETP, 1996. V. 82. P. 228. [4] G.S. Sarkisov, et al. Invited talk at the Int. Conf. on SCCS, Santa Fe, NM, September 2-6, 2002. [5] G.S. Sarkisov, P.V. Sasorov, K.W. Struve, et al. Phys. Rev. E, 2002. V. 66. Art. No. 046413. ИЗМЕРЕНИЕ ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТИ АЛЮМИНИЯ ПРИ НЕПРЕРЫВНОМ ПЕРЕХОДЕ ИЗ КОНДЕНСИРОВАННОГО СОСТОЯНИЯ В ГАЗООБРАЗНОЕ В. Н. Коробенко, А. Д. Рахель, А. И. Савватимский, В. Е. Фортов Институт теплофизики экстремальных состояний ОИВТ РАН (Москва) Методика импульсного джоулевого нагрева [1] позволяет исследовать переход металла из конденсированного состояния в газообразное, поддерживая при этом почти однородное состояние вещества в образце. При помощи этой техники было измерено электрическое сопротивление алюминиевого образца в процессе, при котором динамическое давление поддерживалось на уровне 20 – 45 кбар, а плотность металла уменьшалась от нормальной плотности твердого тела до значений примерно в 15 – 30 раз меньших. Поскольку отмеченный уровень давлений гораздо выше критического давления (по разным оценкам, критическое давление алюминия составляет 3 - 5 кбар), переход из конденсированного состояния в газообразное был непрерывным. Результаты, полученные в настоящей работе, показали, что для процесса с характерным давлением 20 – 25 кбар плотностная зависимость проводимости алюминия радикально меняет свой характер при определенном значении плотности (при этой плотности на соответствующей зависимости формируется “колено”). Плотность, соответствующая этому “колену”, примерно в 8 10 раз меньше, чем нормальная плотность твердого тела, а внутренняя энергия образца в этом состоянии в несколько раз превышает теплоту сублимации алюминия. При повышении давления от 20 до 40 кбар, плотностная зависимость проводимости в области “колена” становится гораздо более пологой и плавной. 1. Korobenko V.N., Rakhel A.D., Savvatimskiy A.I., Fortov V.E. Plasma Physics Reports, 28 (12) 1008 (2002). ОБЪЕМНЫЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ РАЗРЯД ПОСТОЯННОГО ТОКА В ТВЕРДОМ КСЕНОНЕ Е.Б.Гордон, (ИПХФ РАН, Черноголовка) Б.М.Смирнов, (ИВТ РАН, Москва) Высокая подвижность избыточных электронов в твердом Хе, более чем на 3 порядка превышающая подвижность в газе той же плотности, и малые упругие потери позволяют ускорить электроны в умеренных полях до энергий, достаточных для электронного возбуждения самой матрицы; эффективно излучающей в ВУФ области спектра. Однако при этом высокие атомные плотности делают абсолютно невероятными процессы ионизации и, значит, лавинное размножение электронов. Важным препятствием набору электронами энергии от электрического поля является их рассеяние на автоионизационном состоянии, лежащем на 0.4 эв ниже энергии атомного возбуждения. Тем не менее, электроны «просачиваются» через соответствующий барьер, приводя к эффективному возбуждению экситонов. Устойчивый объемный разряд удалось экспериментально реализовать в трехэлектродной ячейке с фотокатодом, в которой пространство между сеткой и анодом было заполнено кристаллом Хе, а верхний – «катод-сетка» - промежуток заполнялся легким инертным газом малого давления. Такая конструкция позволила: 1) устранить эффект обратной диффузии, препятствующий проникновению электронов вглубь ТИГ, 2) обеспечить электронную лавину в газе и 3) достичь мощной положительной обратной связи за счет фотоэлектронной эмиссии под действием экситонного излучения, сопровождающего дрейф электронов. Достигнуто эффективное преобразование энергии электростатического поля в ВУФ свет (квантовый выход равен 20 фотонов на один дрейфующий электрон при напряжении 1000 в и КПД преобразования - 18%). Обсуждаются другие схемы организации разряда через жидкие и твердые инертные газы, а также перспективы развития нового метода изучения плазмохимических реакций в условиях низкотемпературной матричной изоляции твердым ксеноном введенных в него реагентов (и продуктов) – при разряде в твердом Хе средняя энергия электронов, равная 8 эв, даже выше чем в мощном газовом разряде. Опубликовано в: 1. Е.Б.Гордон, О.С.Ржевский, В.В.Хмеленко, КЭ, 21(3), 207 (1994). 2. E.B.Gordon, V.V.Khmelenko, O.S.Rzhevsky, Chem.Phys.Lett., 217, 605 (1994). 3. Е.Б.Гордон, А.Ф.Шестаков, ФНТ, 27(9-10), 1192 (2001). 4. A.Usenko, G.Frossati, E.B.Gordon, Phys.Rev.Lett., 90(15), #153201 (2003). 5. Е.Б.Гордон, Дж.Фроссати, А.Усенко, ЖЭТФ, 123(5), 962 (2003). ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ РАЗРЯД В ГАЗЕ СВЕРХВЫСОКОЙ ПЛОТНОСТИ КАК ИСТОЧНИК НЕИДЕАЛЬНОЙ ПЛАЗМЫ А.А. Богомаз, А.В. Будин, Ф.Г. Рутберг, А.Ф. Савватеев Институт Проблем Электрофизики РАН 191186, Россия, С.-Петербург, Дворцовая наб.18, тел. (812) 315 1757 факс: (812) 117 5056 <rutberg@iperas.spb.su> На двухступенчатой установке с предварительным адиабатическим сжатием проводились исследования мощного электрического разряда, инициированного взрывом проволочки в водородной среде. Максимальная концентрация молекул водорода, достигнутая после адиабатического сжатия (непосредственно перед разрядом), превышала 1022 см-3 . Получен устойчивый разряд в водороде при начальной концентрации молекул водорода до 3.3·1022 см-3 и давлении до 350 МПа. Для значений параметров дуги в максимуме тока I = 105 А, E = 103 В/см, P = 300 МПа в случае водородной плазмы для каналовой модели полученные в результате расчета значения концентрации ионов водорода, температуры канала и его радиуса соответственно составляют 1.2·1020 см-3, 1.3·105 К и 0.14 см. Параметр неидеальности в этом случае составляет величину ~ 0.1. В случае, если весь разрядный ток протекает по парам инициирующей проволочки, то по проделанным оценкам общая концентрация ионов, температура канала и его радиус составляют соответственно 1021 см-3, 8.4·104 К, 0.2 см. В этом случае параметр неидеальности составляет величину ~ 0.8. В настоящее время проводятся исследования по определению концентрации металла в канале разряда. ПИНЧ-ЭФФЕКТ В ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЕ В.С. Беляев Центральный научно-исследовательский институт машиностроения Российское авиационно-космическое агентство, 141070, Королев, Россия <VadimBelyaev@mtu-net.ru> Результаты работы коллектива исследователей, объединенных проектами МНТЦ, показали принципиальную возможность реализации в лазерной плазме пинчевания магнитного поля. Представлены связанные с этим результаты комплексных теоретических и экспериментальных исследований атомных и ядерных процессов в лазерной плазме. Наш подход отличается кардинальным предположением об определяющей роли и влиянии магнитного поля, генерируемого в лазерной плазме, на атомные и ядерные процессы. Такой подход предполагает эффективную трансформацию энергии лазерного излучения в энергию магнитного поля. Высокие значения индукции квазистационарного магнитного поля, спонтанно возникающего в лазерной плазме, обеспечивает развитие процесса пинча далее в условиях твердотельной плотности, т.е. при высоких значениях кинетического давления. Исследования электронов высокой кинетической энергии, образующихся в лазерной плазме, хорошо объясняются генерацией в плазме сверхсильных магнитных полей, а появление малой группы (“хвоста”) электронов с более высокой энергией – развитием пинч-эффекта и связанного с ним локальным ростом магнитного поля. Представлены результаты исследований распределения по энергии ионов в субрелятивистской плазме (1017 - 1018 Вт/см2). Обнаружена значительная (~20 %) доля быстрых ионов с энергией более 10 кэВ. Важной особенностью энергетического распределения является также его сравнительно медленный спад с энергией, позволяющей зарегистрировать ионы с энергией более 100 кэВ. Был исследован выход нейтронов из плазмы мишени из дейтерированного полиэтилена (CD2)n. Максимальный выход нейтронов составил 5x104 за выстрел. Результаты проведенных экспериментов позволяют высказать предположение о развитии в исследуемой плазме явления пинчевания магнитного поля. Показана принципиальная возможность реализации в лазерной плазме критерия Лоусона для безубыточной термоядерной реакции D-D синтеза. Эта возможность связана с ростом плотности при пинчевании и большим временем жизни квазистационарного магнитного поля, созданного в плазме. Оценки этого времени жизни сделаны на основании предположения, что магнитное поле существует по крайней мере в течение процесса развития пинча. Последний моделируется на базе развитой теории аномальной диффузии Бома. Основа проводимых исследований – ключевое свойство лазерной плазмы – генерация в ней сверхсильных квазистационарных магнитных полей. Исследованы особенности генерации таких полей, влияние на этот процесс контраста лазерного излучения и прежде всего предымпульсов. Внимание к разного рода предымпульсам связано с требованием эффективной генерации магнитных полей в лазерной плазме. Это отличительная черта наших исследований. Представлены описание и результаты экспериментального опробывания существенно нового метода измерения сверхсильных магнитных полей, генерируемых в лазерной плазме. Основа метода – регистрация резонансного взаимодействия с магнитным полем возбужденных ионов через их энергетические уровни, близко расположенные к уровням энергии магнитного поля (уровням Ландау). Исследования характеристик магнитных полей, потоков электронов и нейтронов, распределения по энергиям ионов в лазерной плазме подтверждают возможность реализации в этой плазме пинч-эффекта и перспективы его применения для изучения атомных и ядерных процессов, включая процессы синтеза с реализацией критериальных условий безубыточной термоядерной реакции. Работы выполнена при поддержке Международного научно-технического центра (проект 2155). УЛЬТРАХОЛОДНАЯ РИДБЕРГОВСКАЯ НЕИДЕАЛЬНАЯ ПЛАЗМА ЩЕЛОЧНЫХ МЕТАЛЛОВ. Б.Б. Зеленер, Б.В. Зеленер, Э.А. Маныкин, В.С. Филинов, В.Е. Фортов Предложена модель [1] для ридберговской плазмы цезия и рубидия в области температур Т = 1 К-5 К и концентрации n = 109 - 1015cм-3, что соответствует интервалу значений параметра неидеальности γ = 1 - 50 и параметра вырождения nλ3 << 1. Проведены расчеты методом Монте-Карло энергии и корреляционных функций. Заряды в этой плазме взаимодействуют при помощи псевдопотенциалов [2]. В рамках полученных результатов обсуждаются имеющиеся экспериментальные данные, в том числе данные [3]. 1. V.S. Filiniov, E.A. Manykin, B.B. Zelener, B.V. Zelener, Proceedings of ‘12th International Laser Physics Workshop’ (2003). 2. Б.В. Зеленер, Г.Э. Норман, В.С. Филинов, Теория возмущений и псевдопотенциал в статистической термодинамике, Наука, Москва, 101(1981). 3. M.P. Robinson, B. L. Tolra, M.W. Noel et al, Phys. Rev. Let. 85, 21, 4466(2000). ИОНИЗАЦИОННЫЙ ПОТЕНЦИАЛ И ПРИРОДА НОСИТЕЛЕЙ ЗАРЯДА В ЖИДКИХ ВОДОРОДАХ В ШИРОКОМ ИНТЕРВАЛЕ ДАВЛЕНИЙ А. Г. Храпак (ИТЭС ОИВТ РАН) и К. Ёшино (Осакский университет) Опираясь на результаты экспериментов по исследованию спектра поглощения экситонов в конденсированных H2 и D2, предложена простая модель для оценки энергии дна зоны проводимости электронов V0 и ширины запрещенной зоны Eg (потенциала ионизации). Результаты оценки E g неплохо согласуются с экспериментальными значениями, полученными при измерении проводимости водородов при однократном ударном сжатии. Показано, что электроны в жидких водородах локализованы, но не в электронных пузырьках как это считалось ранее, а в молекулярных отрицательных ионах, вокруг которых образуются полости радиусом ~ 5 Å. Проводимость жидких водородов при не слишком больших давлениях связана с переносом тяжелых комплексов – положительно заряженных кластеров и отрицательно заряженных пузырьков. С ростом давления и плотности происходит диссоциация молекул и более выгодной становится локализация электронов на атомах, так же с образованием полости вокруг атомарного отрицательного иона. При достаточно большой плотности атомов вероятность тунельного перескока электрона от одного атома к другому становится близкой к единице, уровень отрицательного иона вырождается в зону и проводимость обуславливается переносом этих квазисвободных электронов. Делается предположение, что предложенный механизм переноса зарядов играет важную роль в области металлизации жидких водородов. ВОЛНА РАЗМНОЖЕНИЯ ЭЛЕКТРОНОВ ФОНА В ПЛОТНОМ ГАЗЕ. БЕЗФОТОННЫЙ МЕХАНИЗМ РАСПРОСТРАНЕНИЯ СТРИМЕРОВ К АНОДУ И К КАТОДУ С.И. Яковленко. Как известно, стример формируется в плотном газе из электронной лавины, когда плотность электронов в лавине вырастает настолько, что образовавшаяся плазма начинает концентрировать на себе внешнее электрическое поле [1-7]. Механизм продвижения стримера до сих пор не до конца ясен, хотя этот вопрос рассматривается уже давно, и в настоящее время много работ посвящено численному моделированию стримеров (см. например, [8-13] цит. там литературу). Аноднонаправленное движение стримера обычно связывают с дрейфовым движением электронов на его фронте. Однако существование стримеров, направленных к катоду вызывает удивление. Сейчас для катоднонаправленного стримера наиболее широко принята фотонная гипотеза Мика, Леба и Ретера [1-7]. Согласно этой гипотезе из головки стримера излучаются фотоны, ионизующие газ перед нею. Акты фотоионизации порождают лавины, направленные к головке. Перекрываясь, лавины обеспечивают продвижение стримера. Эта теория была значительно усовершенствована Фирсовым и Лозанским [6]. Ряд принципиальных недостатков фотонной теории побуждает искать другие механизмы. Например, в работах [14,15] представлены попытки построения безфотонного механизма распространения стримеров на основе ленгмюровских колебаний плазмы. Однако эти идеи не оформились в завершенную теорию. Поэтому, фотонная гипотеза, несмотря на постоянную критику, наиболее принята. Такое положение дел имеет место, возможно, лишь потому, что не видно другого механизма, обеспечивающего движение области ионизации к катоду. В данной работе предложен радикальный отказ от фотонной гипотезы. Рассмотрен безфотонный механизм, который может обеспечить продвижение стримера в обоих направлениях. Он связан с размножением электронов всегда имеющегося фона в неоднородном электрическом поле. Движение стримера обусловлено концентрацией электрического поля на его головке. При сильных полях электростатическое взаимодействие электронов в головке стримера намного превышает их кинетическую энергию, что позволяет говорить о неидеальности стримерной плазмы на фронте распространения ионизации. На основе простого уравнения, учитывающего размножение фоновых электронов, получено аналитическое выражение для скорости фронта ионизации. Это выражение хорошо согласуется с численными расчетами, выполненными как в рамках простой модели размножения электронов фона, так и в рамках подробной диффузионно-дрейфовой модели. В частности, на основе диффузионно-дрейфовой модели продемонстрировано движение фронта ионизации от анода малого радиуса к катоду, обусловленное размножение электронов фона. Протабулировна зависимость скорости фронта волны ионизации, как функция напряженности поля на границе стримера для He, Xe, N2 и SF6. Показано, что некоторые особенности движения стримера, в частности, движение рывками, может быть связано с недавно обнаруженной немонотонностью зависимости частоты ионизации от напряженности поля [16,17]. ЛИТЕРАТУРА 1. 2. 3. 4. 5. 6. Л. Лёб. Основные процессы электрических разрядов в газах. М.-Л.: ГИТТЛ, 1950. 672 с. В.Л. Грановский. Электрический ток в газе. Т. 1. М.: ГИТТЛ. 1952. 432 с. П.А. Капцов. Электроника М.: ГИТТЛ. 1954. 467 с. Дж. Мик, Дж. Крэгс. Электрический пробой в газах. М.: ИЛ. 1960. Г. Ретер, Электронные лавины и пробой в газах. М.: Мир, 1968. 390 с. Э.Д. Лозанский, О.Б. Фирсов. Теория искры. М.: Атомиздат. 1975. 272 с. 7. Ю.П. Райзер. Физика газового разряда. М.: Наука. 1992. – 536 с. 8. M.C. Wang, E.E. Kunhard. Streamer dynamics. Phys. Rev. A. V. 42, No 4, p. 2366-2373, 1990 9. P.A. Vitello, B.M. Penetrante, J.N. Bardsley. Simulation of negative-streamer dynamics in nitrogen. Phys. Rev. E. V. 49, No 6, p. 5574-5598 1990 10. A.A. Kulikovsky. Positive streamer in a weak field in air: A moving avalanche-to-streamer transition. Phys. Rev. E, V. 57, No 6, 7066-7074 1998 11. A. Rocco, U. Ebert, W. Hundsdorfer. Branching of negative streamers in free flight. Phys. Rev. E. V. 66, No 035102(R), p. 1-4, 2002 12. M. Arrayás, U. Ebert, W. Hundsdorfer. Spontaneous branching of anode-directed streamers between planner electrodes. Phys. Rev. Lett. V. 88, No 17, p. 174502-1 – 174502-4, 2002 13. A.A. Kulikovsky. Phys. Rev. Lett. V. 89, No 22, p. 229401(1), 2002 14. Н.С. Руденко, В.И. Сметанин. Механизм распространения стримеров на основе плазменных колебаний. Изв. ВУЗов “Физика”, № 7, с. 34-39, 1977 15. Бабич Л.П., Об участии плазменных электронов в искровом пробое газов. Физика Плазмы. 7, вып. 6, с. 1419-1422, 1981 16. Ткачев А.Н., Яковленко С.И. Письма в ЖЭТФ. Т. 77. Вып. 5. С. 264-269, 2003. 17. Ткачев А.Н., Яковленко С.И. Письма в ЖТФ. Т. 29. Вып. 16. С. 54-62, 2003. ЧИСЛЕННЫЙ АНАЛИЗ АНОМАЛИЙ, ВОЗНИКАЮЩИХ В УПРУГИХ ПОСТОЯННЫХ КРИСТАЛЛОВ ВСЛЕДСТВИЕ ЭЛЕКТРОННЫХ ТОПОЛОГИЧЕСКИХ ПЕРЕХОДОВ. Г.В.Синько, Н.А.Смирнов В докладе на основе детальных первопринципных расчетов электронной структуры hcp-кристалла цинка обсуждается масштаб аномалий, возникающих в упругих свойствах кристаллов вследствие электронных топологических переходов (ЭТП) при изменении давления. Показана неоходимость анализа изменения поверхности Ферми при расчете зависимости удельной энергии деформированного кристалла от параметра деформации. Установлена высокая чувствительность параметров кристаллической решетки, при которых возникает ЭТП, к использовавшемуся в расчетах шагу сетки в зоне Бриллюэна. ***************************************************** ПЕРВОПРИНЦИПНЫЕ РАСЧЕТЫ ХОЛОДНЫХ КРИВЫХ ДЛЯ ПЯТИ КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ СТРУКТУР ЖЕЛЕЗА. Г.В.Синько, Н.А.Смирнов В докладе представлены результаты первопринципных расчетов холодных кривых 5 кристаллических структур железа - магнитная bcc, парамагнитная bcc, fcc, hcp, dhcp. Путем сравнения потенциалов Гиббса этих структур при Т=0 определена относительная устойчивость этих структур. Обсуждается характер изменения формы поверхности Ферми при изменении давления для каждой из рассмотренных структур железа. МОДЕЛИРОВАНИЕ РАЗРУШЕНИЯ КРИСТАЛЛА В ОБЛАСТИ ОТРИЦАТЕЛЬНЫХ ДАВЛЕНИЙ Куксин А.Ю. МФТИ Вещество в твердом или жидком состоянии может существовать при отрицательных значениях давления, т.е. в растянутом состоянии. Однако такое состояние вещества метастабильно, оно стремится «схлопнуться», и через некоторое конечное время произойдет спонтанная релаксация: отдельные группы атомов перестроятся, уменьшив локальные напряжения, возникнут микротрещины – произойдет пластическая деформация. Исследование поведения твердых тел при отрицательных давлениях дает представление о процессах, происходящих при их деформациях, разрушении. Сейчас ведутся экспериментальные исследования как сильно «растянутых» твердых тел [1], так и жидкостей [2]. Моделирование методом молекулярной динамики [3] является хорошо подходящим способом исследования начальной стадии процесса развития несплошностей и структурной релаксации, что связано с характерными для данного метода временными и пространственными масштабами. Кратко опишем методику проводимого компьютерного эксперимента. Начальное состояние – растянутая гранецентрированная кубическая кристаллическая решетка, в каждом узле которой находятся атомы одного сорта. Динамика системы рассчитывается численным интегрированием уравнений Ньютона для системы N частиц, находящихся в ячейке с периодическими граничными условиями и взаимодействующих друг с другом по потенциалу Ленарда-Джонса. Хотя, формально, моделируемый объем в силу граничных условий и бесконечен, ясно, что моделируются лишь процессы, развивающиеся в характерных объемах, меньших размера «размножаемой» в пространстве ячейки, что и ограничивает нас лишь начальной стадией разрушения кристалла. В приведенной работе N достигало 32 000 частиц. Изначально сгенерированный кристалл «релаксирует», частицы участвуют в тепловых колебаниях около своих положений равновесия. Через некоторое время устанавливается квазиравновесное состояние, в котором такие величины, как «мгновенные» давление и температура какое-то время флуктуируют около своих средних значений (их разумно считать параметрами какого-то конкретного микросостояния системы). В нашей модели с растянутым кристаллом первоначально быстро установившееся квазиравновесное состояние, соответствующее отрицательному давлению p1, через некоторое время так же быстро, почти скачком изменяется. Новому квазиравновесию отвечает давление p2>p1, причем у нас оно так же было отрицательным, но уже меньшим по абсолютной величине, то есть более стабильным (время жизни второго состояния заметно больше, нежели первого). На микроскопическом уровне в кристалле во втором состоянии наблюдаются полости, размер и форма которых, вообще говоря, зависит от числа частиц N в расчетной области, участки с разрушенной решеткой и остатки кристаллической структуры. Быстрые же изменения температуры, давления соответствуют процессу образования и роста полости. Механизм возникновения микротрещин, микрополостей в твердом теле может быть выявлен при геометрическом анализе получаемых в данном моделировании серий микросостояний. Основан он на различии в характере расположения близких и дальних соседей у молекул в жидкости и в твердом теле. Оказывается, что наиболее значительные «перестройки» в расположении атомов в ранние моменты времени имеют место именно в тех местах, где впоследствии возникнут полости. Таким образом, полости как бы «проплавляются»: сначала вещество плавится, а затем в тех местах появляются и разрастаются полости, образуя по соседству повышенную плотность. 1. Kanel G., Razorenov S. et al. J. Appl. Phys. V.90, №1, p. 136 – 143, 2001. 2. Уткин А.В., Сосиков В.А., Богач А.А. Сб.: «Физика экстремального состояния вещества-2001» (ИПХФ, Черноголовка, 2002) с.44. 3. Г.Э. Норман, В.В. Стегайлов. ДАН, т. 386, № 3, 328-332, 2002. ПЛАВЛЕНИЕ ПЕРЕГЕТОГО КРИСТАЛЛА . МОЛЕКУЛЯРНО -ДИНАМИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ В.В. Стегайлов Московский физико -технический институт , Институт теплофизики экстремальных состояний РАН Плавление , как фазовый переход первого рода , описывается в классической термодинамике в рамках теории Гиббса равновесия фаз . При этом , вообще говоря, рассматриваются квазистатические обратимые процессы . В то же время плавление вещества в экстремальных состояниях , достигающихся , например , в современных ударно -волновых экспериментах , при мощном импульсном лазерном нагреве поверхности или сверхбыстрых электровзрывах проводников , является динамическим фазовым переходом . В связи с этим представляет интерес изучение механизмов разупорядочения кристаллических твердых тел на атомном уровне. В данной работе методом молекулярной динамики (МД ) моделируется плавление в кристалле , не содержащем неоднородностей и дефектов кристаллической структуры . В качестве потенциалов межчастичного взаимодействия используются потенциалы мягкого отталкивания , Леннарда -Джонса и потенциал погруженного атома . МД расчет заключается в численном интегрировании классических уравнений движения многочастичной системы , начиная с заданной конфигурации частиц. Трехмерные периодические граничные условия используются для устранения поверхностных эффектов . В работе рассматривается два случая . В первом случае моделируется спонтанный распад кристалла, первоначально находящегося в перегретом состоянии. Анализируются распределения времени жизни метастабильного кристалла по ансамблю независимых МД траекторий, соответствующих определенной степени перегрева . Рассчитывается температурная зависимость частоты гомогенной нуклеации, по которой делается оценка кинетического предела устойчивости кристалла. Во втором случае моделируется распад кристалла при нагреве с постоянной скоростью . При этом первоначально кристалл находится при температуре ниже температуры плавления , затем скорости частиц в модели масштабируются таким образом , что температура кристалла растет линейно со временем . Распад кристалла происходит при достижении некоторой предельной температуры . Рассчитывается зависимость предельной достижимой температуры от скорости линейного нагрева. Численные данные в первом и втором случаях анализируются на основе классической теории гомогенной нуклеации . Показывается самосогласованность результатов расчетов в обоих случаях .
