А К У С Т И Ч Е С К И Й Ж У Р Н А Л

Т о м 38 1 9 9 2 В ы п. 2

УДК 534.232:539.8.04

© 1992 г. Л .М .Л ямш ев

РАДИАЦИОННАЯ АКУСТИКА И ЕЕ ПРИЛОЖЕНИЯ

(О бзор )

П р и в о д и т с я о б з о р р е з у л ь т а т о в и с с л е д о в а н и й в о з б у ж д е н и я з в у к а в к о н д е н с и р о в а н ­н о й с р е д е м о д у л и р о в а н н ы м п о и н т е н с и в н о с т и и и м п у л ь с н ы м п р о н и к а ю щ и м и з л у ч е н и е м ( п у ч к а м и п р о т о н о в , э л е к т р о н о в , ф о т о н о в и д р . ) . Д е т а л ь н о р а с с м а т р и в а е т с я т е р м о р а ­

д и а ц и о н н ы й ( т е р м о у п р у г и й м е х а н и з м ) , к о г д а о б ъ е м н а я п л о т н о с т ь э н е р г и и , в ы д е л и в ­ш е й с я в в е щ е с т в е , н е в е л и к а и н е п р о и с х о д и т ф а з о в ы х и з м е н е н и й в с р е д е . Р а с с м а т р и ­в а ю т с я т а к ж е д р у г и е м е х а н и з м ы р а д и а ц и о н н о г о в о з б у ж д е н и я з в у к а : о б р а з о в а н и я м и к р о у д а р н ы х в о л н , п у з ы р ь к о в ы й , д и н а м и ч е с к и й , с т р и к ц и о н н ы й , ч е р е н к о в с к и й . О б ­с у ж д а ю т с я н е к о т о р ы е п р и л о ж е н и я р а д и а ц и о н н о й а к у с т и к и : р а д и а ц и о н н о -а к у с т и ч е с к а я м и к р о с к о п и я и в и з у а л и з а ц и я , а к у с т и ч е с к о е д е т е к т и р о в а н и е с в е р х в ы с о к о э н е р г е т и ч е с ­к и х ч а с т и ц , в о з м о ж н о с т и и с п о л ь з о в а н и я н е й т р и н н о г о п у ч к а д л я р а д и а ц и о н н о -а к у с т и ч е с ­к о г о " п р о с в е ч и в а н и я ” З е м л и .

1. Ч Т О Т А К О Е Р А Д И А Ц И О Н Н А Я А К У С Т И К А ?

Радиационная акустика — область акустики, развивающаяся на стыке акустики, ядерной физики, физики вы соки х энергий и элементарных частиц. Ее осн ову составля­ют исследования возбуждения звука в веществе проникающим излучением (пучками протонов, электронов, нейтральных частиц, пучками рентгеновского и сиихрогронного излучений, 7-квантами, одиночными элементарными частицами вы соких энергий и д р .). Сюда же мож но отнести и возбуждение звука лазерным излучением (пучками ф ото ­н о в ).

Исследования радиационно-акустических эф ф ектов откры вают новые возмож ности в изучении сам ого проникающего излучения (акустическое детектирование и радиа­ционно-акустическая дозим етрия), в исследовании физических параметров вещества (радиационно-акустическая м и к роск оп и я ), в решении нетрадиционных прикладных проблем неразрушающего контроля (радиационно-акустическая деф ектоскопия и ви­зуализация); появляются также уникальные возмож ности направленного радиационно­акустического воздействия на физико-механические и химические параметры вещества.

Исследования радиационно-акустических эф ф ектов были стимулированы главным образом прогрессом в области физики вы соких энергий и элементарных частиц. Физика элементарных частиц получила за последние десятилетия очень больш ое развитие. С помощ ью сверхмощ ны х ускорителей получены пучки частиц огром ны х энергий в сотни и тысячи гигаэлсктронвольт (ГэВ) . П роектируются и создаются новые поколе­ния ускорителей на энергии в десятки терраэлектронвольт ( Т э В ) 1 *. С помощ ью ускорителей откры то огром ное число частиц, подверженных подчас удивительным взаимопревращениям и взаимодействиям. Возникли квантовая хромодинамика и единая теория электромагнитного и слабого взаимодействий и положение сейчас тако­во , что физика находится накануне создания единой теории всех фундаментальных взаимодействий - электромагнитного, сильного (я д е р н о го ), слабого и гравитационно­го — теории великого объединения (Т В О ). Чтобы решить эту проблему, требуются дальнейшие эксперименты при еще более вы соких энергиях. П о мере того как стро­

1 Н а п о м н и м : в ф и з и к е в ы с о к и х э н е р г и й п р и н я т ы е д и н и ц ы и з м е р е н и й : 1 Т э В = 1 0 3 Г э В = 1 0 6 М э В == Ю 9 К э В = 1 0 1 2 э В = 1 ,6 Э р г ; ч и с л о ч а с т и ц в п у ч к е в с о в р е м е н н о м у с к о р и т е л е 1 0 1 3 - Ю | 5 .

197

ительство новы х поколений м ощ ны х ускорителей откры вает возмож ности продвиже­ния исследований но физике элементарных частиц в области все более вы соки х энергий, ускорители, первоначально предназначенные для этих исследований, все шире приме­няются в исследованиях но физике твердого тела, биологии, медицине и в радиационно­акустических исследованиях. С другой стороны , оценки показывают, например, что невозмож но будет даже быть мож ет в отдаленном будущ ем построить сверхмощ ные ускорители на требуемые физиками энергии для реализации новых идей ТВО. Только "естественные” ускорители, сущ ествующ ие в недрах галактик, способны генерировать частицы, например нейтрино с энергиями до 108 ТэВ и более. Но для детектирования частиц с такими энергиями на Земле необходимы детекторы огром ны х размеров. И в этом случае экономически оправданными м огут оказаться акустические методы детектирования.

2 . О Т О П Т И К О -А К У С Т И Ч Е С К О Г О Э Ф Ф Е К Т А К Р А Д И А Ц И О Н Н О Й А К У С Т И К Е

Начало радиационной акустики в ш ироком смысле связано с откры тием А. Беллом, У. Рентгеном и Д. Тиндалем [ 1 - 3 ] оптико-акустического эффекта — генерации звука в объеме газа при прохождении прерывистого (м одулированного) потока света или, другими словами, при взаимодействии модулированного оптического излучения (м од у ­лированного пучка ф отонов) с вещ еством (га зом ). Тогда же А . Белл обсуждал вопрос о создании радиофона - "устройства для создания звука лю бы м видом излучения" [1] . Дальнейшие исследования оптико-акустического эффекта послужили, как извест­

но, осн овой развития оптоакустики (ф отоа к усти к и ), в том числе оптико-акустичес­кой спектроскопии газов и конденсированных сред. М ощ ным стимулом развития этого направления в последние десятилетия послужило создание лазера.

Первые исследования радиационно-акустических эф ф ектов были выполнены в 5 0 -60 -е годы . Так, например, в 1956 г. академик И.М. Лифшиц, М.И. Каганов и Д.В. Танатаров [4] рассмотрели излучение звука в твердом теле равномерно движ у­щимся электроном и показали, что при скорости движения электрона, большей ск ор ос­ти звука в среде, происходит "черен ковское” излучение звука (ф он он ов ). Н есколько раньше (1953 г .) аналогичная проблема рассматривалась М. Б укингэм ом [ 5 ] . В 1955 г. Д. Глэзер и Д. Рэм опубликовали статью [6] , в к отор ой сообщ или о возм ож ности реги­страции прохождения частицы в пузы рьковой камере но вибрациям стенки камеры, вызываемым акустическим сигналом, возникавш им при образовании пузы рьков на треке частицы. В 1957—59 гг. Г.А . Аскарьяном бы ло рассмотрено излучение ультра­звуковы х и гиперзвуковы х волн заряженными частицами в плотных средах вследствие локальных нагревов и рождения полостей на треках частиц и была предложена акусти­ческая регистрация частиц [7, 8] . В 1963 г. Р. Уайт экспериментально исследовал воз­буждение звука пучком низко энергетических электронов в твердом теле [9] .Н ескол ь­ко позднее (1967 г .) Р. Грэхэм и Р. Хатчисон [10] провели измерения механических колебаний в кристаллах кварца, сапфира и др. при облучении их импульсами пучка электронов, а в 1969 г. Б. Бирон и Р. Хафстадтер наблюдали механические колебания, возникавшие в керамических иьезодатчиках при действии на них релятивистских электронов [11] . Б . Бирон и Р. Хафстадтер, как и ранее Г.А . Аскарьяк [7, 8] , высказы­вали предположение, что не только электроны, но и другие частицы вы соки х энергий м огут генерировать механические колебания при взаимодействии с вещ еством. В 70-х гг. многочисленные исследования возбуждения звука в конденсированных средах электронными, протонными пучками и одиночными частицами были выполнены в СССР И.А. Б ор ш к овск и м , В.Д. В олови ком , И.И. Залю бовским , А.И. Калиниченко, В.Т. Л азуриком и др. (см . книгу [12] и цитированную там литературу), а в 80-е годы - Л.М. Л ямш евы м и Б.И. Челноковым (см ., например, [13, 14 ]). Основные результаты этих исследований и библиографию мож но найти в книге [ 12 ] . К этом у же периоду относятся публикации ряда зарубежных исследователей о возмож ны х применениях радиационно-акустических эф ф ектов, например Ф. Пирри и др. о б использовании этих

198

эффектов для дозиметрии импульсных пучков ускоренных частиц и для получения данных о глубинном распределении дозы облучения в мишени [15) .

Исследования радиационно-акустических эффектов вряд ли привлекли бы в послед­ние десятилетия внимание ф изиков, если бы это не было связано с перспективами их практических приложений. Сюда в первую очередь следует отнести растровую радиа­ционно-акустическую микроскопию конденсированных сред 116—2 2 ] , акустическое детектирование частиц сверхвы соких энергий (проект ДЮМАНД Underwater Muon and Neutrino Detection) [23—2 8 ) , исследования роли радиационно-акустического механизма генерации подводных ш ум ов при штиле в океане [2 9 ], а также откры ваю­щиеся возмож ности применения новых поколений протонных и линейных сверхмощ ­ных ускорителей для создания пучков сверхвысокоэнергетических нейтрино ( > ЮТэВ) и использования этих пучков в геоакустике (нейтринная геоакустика, проект ГЕНИУС - Geological Exploration Neutrino Induced Underground Sound) [30, 31] и в нейтринно-акустической томографии океана [32 ].

3 . М Е Х А Н И З М Ы Г Е Н Е Р А Ц И И З В У К А П Р О Н И К А Ю Щ И М И З Л У Ч Е Н И Е М

К настоящему времени сложилось определенное представление о механизмах гене­рации звука проникающим излучением. Их обычно связывают с физическими явления­ми (процессами) , в результате к оторы х энергия проникающего излучения преобразует­ся в акустическую энергию. Они зависят от вида излучения, вещества мишени, в к ото ­рой это излучение поглощается, и режима выделения энергии в области поглощения. Механизмы генерации звука проникающим излучением многочисленны и по своей эф­фективности неравнозначны [33] .

3 .1 . Т Е Р М О Р А Д И А Ц И О Н Н Ы Й М Е Х А Н И З М

Выделение тепла — одно из наиболее универсальных физических явлений, протекаю­щих при поглощении проникающего излучения. Тепловая энергия может различными путями частично преобразовываться в энергию звуковы х волн. При умеренных плот­ностях выделившейся энергии, когда не происходит фазовых превращений в веществе, основной вклад в процесс генерации звука дает тепловое расширение области среды, где происходит поглощение излучения. Это - терморадиационный (термоупругий) механизм генерации звука. Звуковы е поля в этом случае удается описать в рамках ли­нейной теории, которая получила довольно ш ирокое развитие, особенно в последние годы [ 1 2 - 1 4 ] .

О снову теоретического рассмотрения, как правило, составляют решения краевых задач для неоднородного волнового уравнения, правая часть к отор ого содержит функ­цию, описывающ ую плотность мощности тепловых источников звука, обусловленных поглощением проникающего излучения в веществе. Для жидких сред это уравнение имеет вид

L д аср Э t

или

bt2

где р — звуковое давление, с — скорость звука, (3 коэффициент объем ного теплового расширения, Ср — удельная теплоемкость жидкости, Q — функция, характеризующаяэнерговыделение (поглощ ение) проникающего излучения и Г = с 2Р/Ср - параметр Грюнайзена.

199

В случае изотропного твердого тела имеем

( Д

(Дс

dt2

Э2Ы2

) divu =(3 - 4/п2)а

) rot U = —

СеРrorF

с )р

J A Q d tcliv F

С/Р(2)

(3 )

Здесь c i и c t — соответственно скорости продольных и поперечных волн, п = Cj/ct , и вектор смешения твердого тела, р - плотность, а - коэффициент линейного теплового расширения, Сс — удельная теплоемкость тела и F сторонняя нетермоунругая сила, приложенная к единице объема тела (о природе которой будет сказано ниж е). F = О, если рассматривается только терморадиационный механизм генераций звука, и, следо­вательно, учитываются только тепловые источники звука.

Из приведенных выше уравнений мож но видеть, что амплитуда зв у к ов ого давления прямо пропорциональна величине параметра Грюнайзена Г и зависит от функции энер­говыделения Q.

Вид функции Q для разных типов проникающ его излучения различен. Для электро­магнитного излучения

Q ( x i , x 2 , x 3 , t) = u 4 x i . х 2 ) ехр(—дх3) ,

г д е х 3 - координата в направлении распространения пучка излучения, / ( * , , х 2) - ин­тенсивность, ц - коэффициент поглощения излучения в среде или обратная величина длины пробега квантов излучения в среде. Например, для света с длиной волны X /= = 1,06 м к м (излучение лазера на неодим овом стекле) и чистой воды д = 0,17 см"1. для излучения С 0 2-лазера (Х7= 10,6 м к м ) и чистой воды ц = 800 см” 1.

Формула (4 ) справедлива для электромагнитного излучения разных видов: свет, рентгеновское излучение, синхротронное излучение, пучки 7 -квантов и т.д., а также для релятивистских электронов, потери энергии к оторы х при взаимодействии с вещ еством связаны с излучением (радиационные потери). В последнем случае эту зависимость представляют в виде [34] :

Здесь Ее - кинетическая энергия падающего электрона, а х 0 - радиационная длина (длина пробега ультрарелятивистского электрона в вещ естве). Заметим, что интенсив­ность проникающ его излучения в пучке мож ет быть определена из выражения

I ( x l , x 2, t) = пр ( х и х 2, t ) E e , ( 6)

где np ( x i , x 2, t) - плотность частиц (эл ек тр он ов ), а функция Q ( x x, х 2, * 3)

ЬЕе( х 3)С ? ( * ь * 2.*з . 0 = -пр(хХух 2у t)— ------ . (7)

дх3

Из ф орм ул ( 5 ) - ( 7 ) нетрудно видеть справедливость (4 ) для релятивистских электро­нов, если положить Д = Х о ‘ .

Мри малых (нерелятивистских) энергиях электронов, но еще больш их, чем средняя энергия возбуждения атома вещ ества, с к отор ы м взаимодействует пучок электронов, потери определяются ионизацией.

Известно, что радиационные потери увеличиваются с ростом энергии Ее почти в точ­ности линейно, а потери энергии Ес на ионизацию — лишь логарифмически. П оэтом у при больш их энергиях Ее (релятивистских ск ор остя х ) преобладают радиационные поте­ри, а с уменьшением энергии электрона ионизация играет все больш ую роль, пока при некоторой критической энергии Ее 1<р потери на ионизацию и потери на излучение нс сравняются.

2 0 0

Для воды , например Ее,кр = ЮО МэВ, а для свинца Ее кр = 10 МэВ. В случае электро­нов с энергией выше критической потери энергии описываются (в среднем) экспонен­циальным законом в соответствии с формулами (5 ) и (4 ) . Для воды и воздуха х 0 рав­но примерно 36 г /см 2 , для алюминия — 24 г /см 2 , а для свинца 6 г /с м 2 (заметим, что в ядерной физике принята единица измерения радиационной длины в г /см 2) . Из приведенных оценок мож но видеть также, что пучок релятивистских электронов с энер­гией 1 ГэВ в воде будет терять до 90%, а в свинце — до 99% своей энергии в соответст­вии с экспоненциальным законом (4 ) и лишь соответственно ок ол о 10 или 1% будет обусловлено потерями на ионизацию.

В случае тяжелых заряженных частиц, к которы м относятся протоны, ядра различных атомов и вообщ е частицы, участвующие в сильных взаимодействиях, закон (4 ) не­применим. Тяжелые заряженные частицы относительно невы соких энергий, проходя через вещ ество, вначале теряют энергию главным образом вследствие неупругих столкновений со связанными электронами атомов тормозящ его вещества. Затем, когда скорость частицы становится настолько малой, что происходит захват ею электро­нов, потери энергии уменьшаются. О днако замедление частицы будет продолжаться, пока ее энергия не сравняется с тепловой энергией атомов среды. П оэтом у по мере продвижения, например протона, в веществе его потери будут расти, пока не будет происходить захват им электронов атомов вещества, после чего потери будут падать. На кривой, характеризующей зависимость потерь протона от так называемой остаточ­ной длины пути его пробега, должен наблюдаться м аксим ум , что и наблюдается в дейст­вительности. Этот максимум получил в ядерной физике название пика Брэгга [3 4 ].

Если частицы обладают весьма вы сокой энергией, достаточной для образования многочисленных вторичных частип (адронов, пионов), в веществе образуются ядерно- элекгромагнитные каскады.

Что касается торможения в конденсированной среде нейтральных тяжелых частиц (важнейшими из к оторы х являются нейтроны), то это торможение осущ ествляется вследствие непосредственных столкновений с ядрами атом ов вещества мишени. В ука­занных случаях получение аналитических зависимостей, как правило, затруднено и приходится довольствоваться эмпирическими зависимостями, основанными на экспе­риментальных данных. Отметим здесь только, что потери энергии нейтральными тяже­лыми частицами значительно меньше соответствую щ их потерь заряженных тяжелых частиц и, как следствие, значительно больше глубины проникновения их в среду но сравнению с заряженными тяжелыми частицами.

Таким образом , определение аналитического вида функции энерго выделения Q во многих случаях затруднительно. П оэтом у при рассмотрении конкретны х задач терм о­радиационной генерации звука нередко принимают экспоненциальный закон поглощения проникающего излучения в вещ естве, а распределение интенсивности в пучке по его радиусу - гауссовы м. Это позволяет получить результаты в окончательном виде. Де­тальное рассмотрение показывает, что основные вы воды теории остаются справедли­выми в большинстве случаев и для других видов излучения, поглощение к оторы х в вещ естве не подчиняется экспоненциальному закону [14 ].

Теория терморадиационной генерации звука вполне удовлетворительно согласуется с экспериментом. Так, звук овое иоле в дальней зоне терморадиационного источника звука в ж идкости (ж идком полупространстве), возникающ его в результате действия пучка проникающего излучения, интенсивность к отор ого изменяется с частотой звука / , а поглощение квантов излучения в жидкости подчиняется экспоненциальному зако­ну, имеет вид

compW

2пСр

exp (ikr)

г

[xkcosO

ц2 + k2 cos2 6exp [

Здесь со = 2цf к = со/с, т - индекс модуляции интенсивности излучения, г - расстоя­ние д о точки наблюдения, 0 - угол между' направлением в точку наблюдения и нор­малью к поверхности ж идкости (направлением падения пучка проникающего излуче-

2 0 1

J___I____I_____ I___0,8 1,2 2,0 4,0

W , к Вт

Р и с . 1. З а в и с и м о с т ь а м ­п л и т у д ы з в у к о в о г о д а в ­л е н и я н а о с и л а з е р н о ­а к у с т и ч е с к о г о и с т о ч н и к а з в у к а в в о д е о т м о щ н о с ­т и л а з е р н о г о и з л у ч е н и я ( 3 5 ]

Р и с . 2 . З а в и с и м о с т ь а м ­п л и т у д ы з в у к о в о г о д а в ­л е н и я о т у г л а н а б л ю д е ­н и я в д а л ь н е м п о л е л а ­з е р н о - а к у с т и ч е с к о г о и с ­т о ч н и к а з в у к а в в о д е ( 3 5 ]

ния на поверхность ж и дкости ), W — мощ ность проникающего излучения (W па /о ), а - радиус пучка, / 0 - интенсивность излучения. Заметим, что ( 8) полностью совпа­дает с выражением для тензора нормальных напряжений охх аналогичного терморадиа­ционного источника звука (ТРИЗ) в твердом теле с точностью до знака (р = — о * * ) и соотнош ения для объем ного /3 и линейного о: коэффициентов теплового расширения (0 = 3 а ) .

Из анализа выражения ( 8) мож но видеть, что амплитуда зв ук ов ого давления в дальнем поле ТРИЗ прямо пропорциональна мощ ности проникающ его излучения р = W; характеристика направленности ТРИЗ зависит от параметров ка и кр~1 . В слу­чае ка < 1 и kfi~l < 1 наблюдается дипольное излучение, при ка < 1 , но кц~1 > 1 — излучение звука происходит в основном вдоль поверхности жидкости, а при ка > 1 , но кц~1 ^ 1 ТРИЗ имеет ф орм у диска и звук излучается в осн овном в направлении распространения пучка проникающего излучения, т.е. в направлении нормали к поверх­ности жидкости.

В качестве иллюстрации соответствия теории и эксперимента на рис. 1 и 2 приведе­ны результаты экспериментов, выполненных авторами работы [3 5 ], которы е исследо­вали возбуждение звука лазерным излучением в воде. Использовался неодимовый ла­зер (X/ = 1,06 м к м ) и осуществлялась внутриимпульсная квазимонохромагическая модуляция света на частоте / = 20 кГц . Исследования проводились в условиях озера; точки — эксперимент, линия — теория.

Из теории следует, однако, что в ближней зоне ТРИЗ амплитуда зв ук ов ого давления изменяется прямо пропорционально интенсивности / проникающ его излучения (а не м ощ н ости ).

Отсюда вытекает, в частности, что с увеличением диаметра пучка проникающего излучения при сохранении других его параметров неизменными амплитуда звук ового давления должна уменьшаться обратно пропорционально квадрату величины диаметра пучка.

При терморадиационном возбуждении звука очень коротким и импульсами прони­кающ его излучения, когда их длительность мала по сравнению с характерными време­нами ’ ’пробега” звука вдоль ’ ’образующ их” ТРИЗ, амплитуда зв у к ов ого импульса в дальнем поле растет прям о пропорционально энергии (а не мощ ности) импульса про­никающего излучения:

р(г, г) “BE

8 пСрГТ^Та

2 r ( t - r / a f t - r / a . ]— - exp [ - ---------------- ] - s exp [ -------------- J ( •yjn T _ T . . )

(9 )a M

Здесь E = Ina2 о — полная энергия в радиационном импульсе, о = J f ( t ) dt, т — длитель-о

2 0 2

А, отн.ед. л, отн.ед.V

Л, см

hl i l 1 1 110 20 30 40

Е9 МэВ

Рис. 3. Зависимость амплитуды акустического сигнала в тонкой алюминиевой пластинке от диа­метра пучка электронов [36]

Рис. 4. Зависимость амплитуды акустического сигнала в толстой алюминиевой пластине от энер­гии электронов [36]

Рис. 5. Зависимость амплитуды акустического сигна­ла (относительные единицы) от диаметра пучка про­тонов в в о д е [3 7 |

н о с т ь р а д и а ц и о н н о го и м п у л ь с а , та = a s m O / c , т м = с о sO / ц с , s = т д / т д . В ы р а ж е н и е ( 9 )

с п р а в е д л и в о д л я т < т а , и s < 1 , ч т о с о о т в е т с т в у е т о б л а с т и т е п л о в ы х и с т о ч н и к о в

( Т Р И З ) в в и д е щ ш и н д р а и н а б л ю д е н и ю з в у к о в о г о п о л я п р и м а л ы х 0 у г л а х н а б л ю ­

д е н и я . П р а к т и ч е с к и т а к о е ж е в ы р а ж е н и е , н е с к о л ь к о о т л и ч а ю щ е е с я с о м н о ж и те л е м в

ф и г у р н ы х с к о б к а х , с п р а в е д л и в о и д л я т < т а , т м и s > 1 , т .е . д л я о б л а с ти т е п л о в ы х

и с т о ч н и к о в ( Т Р И З ) в в и д е д и с к а и с р а в н и т е л ь н о б о л ь ш и х у г л о в н а б л ю д е н и я .

И з в ы р а ж е н и я ( 9 ) м о ж н о в и д е т ь , в ч а с т н о с т и , ч т о в с л у ча е ’’к о р о т к о г о ” р а д и а ц и о н ­

н о г о и м п у л ь с а з в у к о в о й с и гн а л и м е е т у н и в е р с а л ь н ы й в и д — и м п у л ь с а р а з р е ж е н и я

с н е б о л ь ш и м п о л о ж и т е л ь н ы м в с п л е с к о м .

Д л я ’ ’д л и н н ы х ” и м п у л ь с о в п р о н и к а ю щ е г о и з л у ч е н и я , т .е . к о г д а , к а к с л е д у е т и з

т е о р и и , а м п л и т у д а з в у к о в о г о и м п у л ь с а и з м е н я е т с я п р о п о р ц и о н а л ь н о м о щ н о с т и п р о ­

н и к а ю щ е г о и з л у ч е н и я , а н е е г о э н е р г и и , ф о р м а з в у к о в о г о и м п у л ь с а т а к ж е и м е е т у н и ­

в е р с а л ь н ы й в и д — о н а ’’п о в т о р я е т ” в т о р у ю п р о и з в о д н у ю в р е м е н н о й ф у н к ц и и / ' ( / ) ,

о п и с ы в а ю щ е й о г и б а ю щ у ю р а д и а ц и о н н о го и м п у л ь с а .

В с е э ти в ы в о д ы т е о р и и т а к ж е у д о в л е т в о р и т е л ь н о с о г л а с у ю т с я с р е з у л ь т а т а м и э к с п е ­

р и м е н т о в . Н а р и с . 3 п о к а з а н а з а в и с и м о с т ь а м п л и т у д ы а к у с т и ч е с к о г о с и гн а л а о т д и а м е т­

ра п у ч к а р е л я т и в и с т с к и х э л е к т р о н о в в т о н к о й а л ю м и н и е в о й п л а с т и н к е , а н а р и с . 4 п р и в е ­

д е н ы д а н н ы е , х а р а к т е р и з у ю щ и е з а в и с и м о с т ь а м п л и т у д ы а к у с т и ч е с к о г о с и гн а л а в т о л с т о й

п л а с т и н е ( т о л щ и н а п л а с т и н ы с у щ е с т в е н н о б о л ь ш е д л и н ы п р о б е га э л е к т р о н о в ) о т э н е р -

203

Я , П а

Рис. 6. Зависимость акустического сигна­ла в воде от энергии (энергии в сбросе) протонов, электронов и фотонов 1 - данные авторов |38|, 2 - 137], ■*- [39), 4 -. [40|Рис. 7. Изменения акустического сигна­ла, генерируемого пучком протонов в воде, при перемещении гидрофона вдоль прямой, параллельной оси пучка |38|

Рис. 8. Зависимость потерь ионизации а-частиц от длины остаточного пробега в веществе | 34)

Р , отн.ед.

3 7 .5

Е3 0 , 0 -

2 2 .5

10I

/А

115

Рис. 7

I

Л2 0 2 5 L , см

ион. , отн.ед.

Рис. 8

г и и п у ч к а н е р е л я т и в и с т с к и х э л е к т р о н о в . Э т и о п ы т ы п р о в о д и л и с ь на л и н е й н о м у с к о р и ­

т е л е э л е к т р о н о в Ф и з и к о - т е х н и ч е с к о г о и н с т и т у т а А Н У С С Р . Д л и т е л ь н о с т ь и м п у л ь с а

п р о н и к а ю щ е г о и з л у ч е н и я т = 1 0 м к с (м е н ь ш е х а р а к т е р н ы х в р е м е н т а , т м) , а э н е р г и я

э л е к т р о н о в и з м е н я л а с ь в п р е д е л а х 5 — 1 0 М э В [ 3 6 ] . Н а р и с . 5 п о к а з а н а з а в и с и м о с т ь

а м п л и т у д ы з в у к о в о г о с и гн а л а в в о д е о т в е л и ч и н ы д и а м е тр а п р о т о н н о г о п у ч к а [ 3 7 ] .

М о ж н о в и д е т ь , ч т о п р и ф и к с и р о в а н н о й э н е р г и и п у ч к а э л е к т р о н о в и п р о т о н о в и з м е ­

н е н и е д и а м е тр а в д в о е п р и в о д и т к ч е т ы р е х к р а т н о м у и з м е н е н и ю а м п л и т у д ы а к у с т и ч е с ­

к о г о с и гн а л а , ч т о с о г л а с у е т с я с т е о р и е й . Н а б л ю д а е т с я п р я м а я п р о п о р ц и о н а л ь н а я з а в и ­

с и м о с ть а м п л и т у д ы а к у с т и ч е с к о г о с и гн а л а в т о л с т о й п л а с т и н е п р и и з м е н е н и и э н е р ги и

п у ч к а э л е к т р о н о в п р и н е и з м е н н о м д и а м е тр е п у ч к а .

Н а р и с . 6 п р и в е д е н а з а в и с и м о с т ь а к у с т и ч е с к о г о с и гн а л а в в о д е , г е н е р и р у е м о г о к о р о т ­

к и м и и м п у л ь с а м и п р о т о н о в , о т и х э н е р г и и ( э н е р г и и в с б р о с е ) [ 3 8 ] , а т а к ж е д а н н ы е ,

о т н о с я щ и е с я к э н е р г е т и ч е с к о й з а в и с и м о с т и ге н е р а ц и и з в у к а в в о д е к о р о т к и м и л а з е р ­

н ы м и и э л е к т р о н н ы м и и м п у л ь с а м и . М о ж н о в и д е т ь , ч т о в д и а п а з о н е ш е с т и п о р я д к о в п о

э н е р г о в ы д е л е н и ю з а в и с и м о с т ь б л и з к а к л и н е й н о й .

И з т е о р и и с л е д у е т , ч т о и з м е н е н и я а м п л и т у д ы з в у к о в о г о с и гн а л а п о в т о р я ю т п р о ф и л ь

Т Р И З - о б л а с т и п о г л о щ е н и я р а д и а ц и и , е с л и п р и е м н и к з в у к а п е р е м е щ а ть п а р а л л е л ь н о

о с и в б л и ж н е м п о л е Т Р И З . Э т о т а к ж е п о д т в е р ж д а е т с я э к с п е р и м е н т а л ь н о . Н а р и с . 7 п о ­

к а з а н а з а в и с и м о с т ь а м п л и т у д ы а к у с т и ч е с к о г о с и гн а л а , г е н е р и р у е м о г о п у ч к о м п р о т о н о в

в в о д е , п р и п е р е м е щ е н и и ги д р о ф о н а в д о л ь п р я м о й , п а р а л л е л ь н о й о с и п у ч к а , н а р а с с т о я ­

н и и 7 см о т е г о о с и п р и д л и н е п р о б е га п р о т о н о в в в о д е д о 2 5 см [ 3 8 ] . Д л я с р а в н е н и я

н а р и с . 8 д а н а з а в и с и м о с т ь п о т е р ь и о н и з а ц и и а -ч а с т и ц о т д л и н ы о с т а т о ч н о г о п р о б е га

[ 3 4 ] . Х а р а к т е р н ы й м а к с и м у м н а р и с . 8 п о л у ч и л в я д е р н о й ф и з и к е , к а к у ж е о тм е ч а ­

л о с ь , н а з в а н и е п и к а Б р э г г а . М о ж н о в и д е т ь к о р р е л я ц и ю д а н н ы х , п р и в е д е н н ы х н а р и с . 7

и р и с . 8 .

2 0 4

р, отм.ед.р, отн.ед.

Рис. 9. Температурная зависимость амплитуды акустического сигнала в воде, генерируемого пучком протонов 14 1 1

Рис. 10. Температурная зависимость амплитуды акустического сигнала в воде, генерируемого пучком электронов [39)

р. отн.ед

Рис. 11Рис. 11. Относительные уровни звукового давления в воде при условии s < 1.1 - т = 13 мкс, м = 5 с м '1 ; 2 - т = 0,05 м кс; д = 1 см 1 [421

Рис. 12. Звуковые импульсы экспериментально зарегистрированные авторами работы [43] при наблюдении в направлении распространения лазерного пучка:1 - д = 103 с м 2 г- д = 5 с м -1 ; т =0,05 мкс [43)

Из теории терморадиационной генерации звука следует, что амплитуда акустическо­го сигнала прямо пропорциональна величине коэффициента теплового расширения среды (см . выражения (8) и ( 9 ) ) . Этот вы вод теории неоднократно проверялся экспе­риментально путем изучения температурной зависимости амплитуды звука в воде, ге­нерируемого лазерными, электронными и протонными пучками. На рис. 9 и 10 показа­ны соответственно температурные зависимости амплитуды акустического сигнала, ге­нерируемого протонным пучком [41] (рис. 9 ) и электронным пучком (рис. 10) в в о ­де [3 9 ].

Из уравнения генерации звук? проникающим излучением следует, в частности, что амплитуда зв ук ов ого сигнала растет прям о пропорционально величине отношения к оэф ­фициента объ ем н ого (линейного) теплового расширения к удельной теплоемкости среды. В работе [41] получено экспериментальное подтверждение этой зависимости.

В заключение приведем данные расчетов и экспериментов, относящиеся к характе­ристикам радиационно-акустических импульсов для двух характерных случаев: для ’ ’длинного” импульса (т/тц > 1) и для ’ ’к о р о т к о го ’* (т /тм < I ) . На рис. 11 показаны полученные теоретически характерные ф орм ы акустических сигналов, генерируемых в воде прямоугольными ’ ’длинным'* (кривая 1) и "к о р о тк и м ” (кривая 2) лазорными импульсами [4 2 ]. На рис. 12 приведены результаты экспериментов, выполненных ав­торами работы [4 3 ]. В частности, при т /тм = 7,5 экспериментально наблюдался акусти­ческий импульс, представленный кривой 1 рис. 1 2 , совпадающий по ф орм е, как и сле­

2 0 5

довало ожидать, с кривой 1 рис. 11, а при г/тм = 4 • 1СГ3 - отрицательный импульс давления, представленный кривой 2 рис. 1 2 , совпадающий по ф орм е с кривой 2 рис. 1 1 .

Итак, приведенные выше данные свидетельствуют о б удовлетворительном согласии теории и эксперимента, относящ ихся к терморадиационному возбуждению звука прони­кающ им излучением в конденсированной среде.

Значительно сложнее выглядит картина генерации звука при больших плотностях вводимой в среду энергии проникающ его излучения. Возникающие при этом процессы носят типично нелинейный характер. Существенными оказываются эф ф екты , обусл ов ­ленные возрастанием скорости расширения нагреваемого объема среды (гидродина­мическая нелинейность), а также изменением термодинамических характеристик ве­щества в процессе действия проникающ его излучения (тепловая нелинейность). Мри дальнейшем увеличении плотности выделившейся тепловой энергии развиваются более сложные процессы генерации звука, связанные с фазовыми переходами, например в условиях так называемого ’ ’п узы рькового” механизма генерации звука проникающим излучением [7] и механизма образования ударных волн [2 1 ,2 2 ] .

Сущ ествуют и другие ’ ’нетепловые” механизмы генерации звука проникающим из­лучением в веществе.

3.2. Механизм образования микроударных волн

В некоторы х случаях прохождение проникающ его излучения через вещ ество может сопровож даться микроударными волнами. Так, прохождение о ск о л к о в деления через ж идкость мож ет сопровож даться образованием ударных волн вдоль всего трека оск ол ­к ов деления [4 4 ]. С другой стороны , дельта-электроны, возникающие при прохождении ионизирующих частиц через ж идкость, образуют в ней перегретые микрообласти (теп­ловые п и к и ), взры вообразное расширение к отор ы х порождает ударную волну [4 5 ]. Образование ударных волн - сущ ественно нелинейное явление. Теория подобны х про­цессов еще далеко не завершена.

3 . 3 . П узырьковый механизм генерации звука

В ряде работ обсуж дается возмож ность генерации звука в ж идкости ионизирующим излучением за счет образования, осцилляции и схлопывания м икропузы рьков на треках частиц, составляющ их ионизирующее излучение [8, 4 6 - 5 2 ] . Теория п узы рькового ме­ханизма генерации звука в настоящее время еще не завершена. Это связано с тем , что удовлетворительное описание возникающ их явлений требует учета как сложных процес­сов динамики одиночного пузырька и системы пузы рьков, так и нелинейных эф ф ек­тов. Оценки показывают [4 9 ] , что для м икропузы рьков с размерами порядка 10~7 1 0 “8 см и для области взаимодействия с характерным размером порядка 1 см основной вклад в излучение звука вносят квазистабильные, а не схлопывающиеся микропузы рь­ки. При этом акустический сигнал будет подобен сигналу от теплового механизма (тол ько гораздо более сильный).

Экспериментальные работы последнего времени свидетельствуют о том , что пузырь­ковы й механизм генерации звука, по-видимом у, мож ет реализовываться (при нормаль­ных условиях эксперимента, т.е. при атмосф ерном давлении, комнатной температуре и стабильных ж идкостях, если проникающее излучение состой^ из тяжелых частиц, например о ск о л к о в ядер деления [5 2 ].

3 . 4 . Динамический механизм генерации звука

При действии проникающ его излучения на вещ ество происходит передача импульса атомам среды от квантов проникающ его излучения. Последняя сопровож дается воз­буждением зв у к о в ы х волн. Это — динамический механизм генерации звука [5 3 ].

206

р Ж г

Рис. 13. Зависимость динамичес­кой нагрузки о т энергии пучка, действующ его на пластинки тол­щиной /? = 10~2 см , 1-С и , 2 - РЬ, 3 - А1. По вертикальной оси отложено давление на плас­тину. Сплошные кривы е - пучок электронов, штриховые - пучок протонов|53|

В кристаллах динамический эффект зависит от взаимных направлений осей кристалла и скорости частиц, составляющих проникающее излучение [5 4 ]. Динамический меха­низм, так же как и терморадиационный механизм генерации звука, имеет место при лю бом виде проникающего излучения и проявляется как в жидкости, так и в твердом теле. Однако в твердом теле вследствие существования в нем поперечных звуковы х волн динамический механизм может играть принципиальную роль.

Точно так же, как и при терморадиационном механизме, расчет генерации звука в твердом теле (ж идкости) при динамическом механизме мож но провести в рамках ли­нейного приближения (см . уравнения (2 ) и ( 3 ) ) , r f l e F — динамическая сила, приложен­ная к единице объ ем а ). Как видно из уравнений (2 ) и ( 3 ) , при динамическом механиз­ме возникают источники как продольных, так и поперечных волн в твердом теле в от ­личие от терморадиационного механизма, когда сущ ествуют источники только продоль­ных волн. Если кванты излучения состоят из ультрарелятивистских частиц (например, ф о т о н о в ), то динамическая сила равна F = Q/u, где и - скорость света. Из уравнения(2 ) мож но видеть, что при F = Q/u для большинства веществ отношение смешений в звуковы х волнах, обусловленных динамическим механизмом (вторы м слагаемы м), к аналогичным смешениям, обусловленным терморадиационным механизмом (первым слагаем ы м ), оказывается порядка отношения скорости продольных звуковы х волн к скорости света: c ju . Таким образом , учет динамического механизма генерации звука для жидкостей дает лишь несущественную поправку к зв ук ов ом у полю, обусловлен­ному терморадиациоиным механизмом генерации звука. Для твердого же тела в тех случаях, когда поперечные волны не м огут возникнуть за счет отражения или рассея­ния продольных волн, учет динамического механизма генерации звука наряду с тепло­вым механизмом мож ет оказаться принципиально важным.

В заключение приведем в качестве иллюстрации результаты расчетов динамических нагрузок в твердом теле при прохождении через него пучков заряженных частиц [53 ]. При малых энергиях (энергии в сотни килоэлектронвольт и для пластин толщиной ~ 10~2 см ) давление р, оказываемое пучком на пластину, не зависит от вещества мише­ни и растет линейно с энергией: р = ЛоРо^о» гд ер 0, 1>(ь% - импульс, скорость и плот­ность пучка падающих частиц. При больших энергиях частиц в пучке зависимость дав­ления от энергии носит более сложный характер. Результаты численных расчетов дина­мического давления, проведенные в [5 3 ], для алюминиевой, медной и свинцовой плас­тинок, толщиной 1 0 " 2 см при энергиях, начиная с нескольких мегаэлектронвольт, п о­казаны на рис. 13.

3.5. Черенковский механизм генерации звука

Когда частица движется в среде со скоростью , превышающей ф азовую скорость распространения волн, то она излучает эти волны (черснковское излучение). Природа

волн и частицы определяют интенсивность излучения и его характеристики (дисперсию, поляризацию). Черепковское излучение звука может быть описано феноменологичес­ки, если в уравнение теории упругости ввести силу (отнесенную к единице объ ем а ), действующ ую со стороны частицы на реш етку [4 ] :

1 Э2 D( Л -------T T T ) d i v u = ----- - Дб (г - v ? ) , (14 )

с] 9 г p c f

где D - постоянная, имеющая размерность энергии, по порядку величины совпадающая с энергией связи частицы с реш еткой; v — скорость частицы. Поперечные звуковы е волны в рассматриваемом приближении должны отсутствовать, ибо поперечная состав­ляющая силы равна тождественно нулю. Дельтаобразный характер силы показывает, что частица вследствие экранировки действует на атомы, расположенные в пределах одной ячейки. Частица излучает продольные звуковы е волны, а спектральная плот­ность энергии излучения / (со) пропорциональна третьей степени частоты звука [4 ] :

D 27(w ) = ” --------г •4 npucj

Заряженная частица при движении через металл создает вок р уг себя электромагнит­ное поле, которое выводит из равновесия электроны проводимости. Последние благо­даря связи с реш еткой раскачивают ионы.

Наш скорость частицы больше скорости звука, то черепковский механизм приводит к генерации не только продольных, но и поперечных звуковы х волн [5 5 ]. Спектраль­ные плотности излучения продольных //(со ) и поперечных / , (со) звуковы х волн сущ ест­венно зависят от частицы и вещества (металла) (скор ости частицы, длины свободного пробега электронов в металле, дебаевской частоты, энергии Ферми и т .п .). При низких частотах / / (со) > //(со ) . При некоторой частоте со = со значения / , ( со) и / , ( со) становят­ся равными, а при

со > со / /(с о ) > / г(со).

Частота со зависит от скорости частицы v и длины свободн ого пробега электронов 1е . Чем больше 1С и о, тем больше значение со. М аксимального значения со достигает Для ультрарелятивистских частиц (о ^ и ) при lc > 6() (vp/cjft , где vF - фермиевская скорость электронов проводимости металла (~ 10я с м / с ) , 60 ~ Ю "5 см , со « 10"4 с " 1.

Суммарная интенсивность излучения на всех частотах поперечных звуковы х волн будет м ного меньше аналогичной величины для продольных волн: / f (co) — //(сo ) (v c ju 2) < < //(со ) и, следовательно, полная интенсивность излучения звука (на всех частотах) определяется излучением продольных звук овы х волн.

Опосредованный характер возбуждения звуковы х волн (частица - электромагнит­ное поле звук ) не изменяет чсренковского характера их распространения по соот ­ветствующ им конусам cos0/ / = c l t/v, причем для бы стры х частиц (v > c t) раствор к о ­нуса близок к 7г/2 . Торможение частицы (конечность длины траектории) несколько размывает конус, причем размытие зависит от частоты: он о тем больше, чем меньше частота. При предельно низких частотах { c j со > L, L длина трека частицы) излуче­ние весьма мало похож е на черепковское. О но определяется средним ускорением час­тицы и напоминает торм озное излучение света.

Черепковский механизм генерации звука дает сколько-нибудь заметный вклад в излучаемое частицей звук овое иоле лишь на очень вы соких гиперзвуковы х частотах (спектральная плотность излученной энергии пропорциональна третьей степени часто­т ы ) . Гак, согласно [5 6 ], для практически встречающегося диапазона частот порядка сотен килогерц отношение акустической энергии, излученной частицами вследствие че­реп ковского механизма генерации звука, к акустической энергии, обусловленной ди­намическим и терморадиационным механизмами генерации звука, составляет 1 0 " ' 3 и К Г 2 1 .

В заключение этого раздела заметим, что п одобно том у как в электродинамике су-

2 0 8

ш ествует переходное излучение, связанное с движением заряженной частицы через среды с различными электромагнитными свойствами, может существовать переходное радиационно-акустическое излучение, связанное с изменением радиационных и акусти­ческих свойств среды , в которой поглощается проникающее излучение [5 7 ]. Так же как и черенковскос, это переходное излучение относительно слабо.

Сущ ествуют механизмы генерации звука, которы е специфичны для того или иного вида проникающ его излучения или вещества мишени. Остановимся кратко на неко­торы х из них.

3.6. Стрикционная генерация звука

При ионизации происходит микрострикция в поле ионов, которая приводит к замет­ном у проявлению се в макроскопических эффектах [58 ].

Пролетающая заряженная (или любая другая способная к ионизации частица) созда­ет в среде jV, (0 ) пар ионов на единице длины трека. Число этих ионов /V, ( t ) резко уменьшается со временем из-за их рекомбинации. Каждый ион своим полем будет при­тягивать молекулы среды, образуя локальные сгущения. Изменение объема среды на единицу длины трека A V x(t ) = lNx{t )A V y где A V — изменение объема среды в поле каж дого иона (например, для воды A V — 10"12 см 3) . Определим теперь изменение N x(t) со временем. Полагая, что N x(t) — - ocN] (t)/v r2rt где rtT — "радиус’ ’ трека (рас­стояние, на которое диффундируют электроны для торможения и прилипания) и а — коэффициент ион-ионной рекомбинации. П оэтому

/V, ( / ) = N у (0)1(1 + t/t0), t0 = 1rrir/aN, (0 ) .

Существенную роль микрострикционное сжатие может сыграть при возбуждении звука заряженными частицами в условиях, когда величина коэффициента теплового расширения среды мала. В частности, с описанным эф ф ектом микроэлектрострикции, по-видимом у, связаны результаты экспериментов [39, 4 1 ] , в которы х бы ло обнаруже­но, что звуковой импульс от пучка заряженных частиц в воде обращается в нуль и ме­няет знак не при Т = 4° С, когда коэффициент теплового расширения воды 0 = 0 ,а при Т = 5 ,7 °С, когда 0 =* 1 0 '5° С ' 1 (см . рис. 9 и рис. 10 ). Амплитуды импульсов сравни­ваются при 0 = 10 50 С "1; т.е. возможна компенсация терморасширения стрикцион- ным сжатием при этих условиях.

П омимо микроэлектрострикции в поле ионов сущ ествует и быстроперсменная стрикция в поле летящей частицы и в коллективном поле пучков. Рассмотрим стрик- ционный механизм генерации звука на примере генерации звука лазерным излучением в жидкости [5 9 ]. Уравнение генерации звука лазерным излучением в жидкости при учете теплового и электрострикционного механизмов принимает следующий вид [5 9 ]:

А р -1 Ъ2р 0 bQ 1

Ы Э t 8я(Р

де) д < ^ > ,

Эр т( 1 5 )

здесь е - диэлектрическая проницаемость жидкости, Е - напряженность электрическо­го поля светового излучения в жидкости, < > означают усреднение по периоду световых колебаний, (Эб/др)^ — производная от диэлектрической проницаемости по плотности при постоянной температуре. Второе слагаемое в правой части уравнения (1 5 ) соответ­ствует стрикционному механизму генерации звука. Приведем оценку [59] по порядку величины выражения Д < Е2 >;

о 1 9 8л 1 +(ак )2 + (ар)2М Е 2 > ~ ( — + к2 + II2) E q ---------q o ------------- ----------------

а пи

где п = ч /б 7 — коэффициент преломления среды, к — волновое число возбуж даемой зву­ковой волны, а — радиус лазерного пучка, д — коэффициент поглощения света в жид­кости , Е 0 — амплитуда напряженности электрического поля, и скорости света, — интенсивность светового импульса в центре пучка. П оскольку I bQ/dt I ~ то от­ношение первого слагаемого в правой части уравнения (15 ) (описывающ его источники

209

терморадиационного механизма генерации звука) к о втором у слагаемому равно

пи cj \ха•-------------------------- X ----------------------------

Эе 1 + { a k f + (а ц )2

Ср(рэ 7 ) т

Из этого соотнош ения следует, что электрострикционный механизм генерации звука преобладает над терморадиационным лишь в области очень вы соких или очень низких частот. Для воды , например, при д > 0,2 с м ”1 в диапазоне частот от 102 д о 109 Гц тер­морадиационный механизм будет доминирующ им по отношению к электрострикцион- ному.

3.7. Н екоторые другие механизмы генерации звука

Среди других механизмов генерации звука проникающим излучением мож но отметить механизм раскачки упругих волн вследствие обратного пьезоэффекта [6 0 ], обусл ов ­ленный механической деформацией пьезокерамики под действием электрического поля проникающего излучения, а также уже упоминавшийся ранее переходной меха­низм генерации звука [5 7 ]. Укажем еще, что при образовании в месте поглощения про­никающего излучения в среде слабоионизированной плазмы взаимодействие электри­ческих и магнитных полей излучения с плазмой может привести к нарушению равновес­н ого состояния среды и, как следствие, к излучению звуковы х волн.

Рассмотренные механизмы генерации звука имеют различные физические ограниче­ния по интенсивности, природе и частотному диапазону излучаемых звуковы х волн. Количественные значения мож но получать путем решения конкретны х краевых задач. При этом сущ ественно, что для большинства реально встречающихся ситуаций многие рассмотренные механизмы генерации звука вносят лишь небольшие поправки к зву­к о в о м у полю, обусловленному действием терморадиационного механизма.

Сказанное справедливо лишь в тех случаях, когда объемная плотность выделившей­ся в среде энергии проникающ его излучения невелика и не происходит фазовых прев­ращений.

Когда плотность выделившейся энергии велика, развиваются механизмы, некоторые из к оторы х рассмотрены выш е, а также специфические нелинейные механизмы, п од об ­ные тем , которы е имеют м есто при действии лазерного излучения [59, 6 1 ,6 2 ] . Однако, здесь эти механизмы рассматриваться не будут.

4. НЕКОТОРЫЕ ПРИЛОЖЕНИЯ РАДИАЦИОННОЙ АКУСТИКИ

Н екоторые из применений радиационной акустики уже освещались в литературе (см ., например, монографию [1 2 ] ) . Здесь мы приведем лишь те примеры, которы е от­носятся к контролю качества продукции (радиационно-акустическая м икроскопия и визуализация), детектированию элементарных частиц сверхвы соких энергий, а также, казалось бы , соверш енно необычному применению новы х поколений сверхмощ ных ускорителей в геоакустике.

4.1. Растровая радиационно-акустическая микроскопияи визуализация

Традиционные м етоды исследования и визуализации м и крообъ ектов , такие, как оп ­тическая и электронная м икроскопия, имеют ряд ограничений. Например, оптический и растровый электронный м икроскопы обладают вы сокой разрешающей способностью , но они не пригодны для изучения внутренних областей непрозрачных материалов. При использовании рентгенотелевизионных м и кроскоп ов возникают трудности, свя­занные с расш ифровкой получаемых изображений, особенно при изучении слабокон­трастных объектов.

Отмеченные недостатки отсутствую т у радиационно-акустического микроскопа

2 1 0

(РАМ) [21, 2 2 ]. Принцип действия РАМ основан на явлении генерации и распростране­ния в объекте звук овы х и тепловых волн, возбуж даемы х зондирующ им, модулирован­ным по интенсивности проникающим излучением. Заметим, что в большинстве случа­ев, рассматривая генерацию звука проникающим излучением, ролью тепловых волн пренебрегают, так как размеры области тепловыделения всегда велики по сравнению с длиной тепловой волны. В случае РЛМ, напротив, пучок проникающ его излучения ф окусирую т, размеры области малы, а тепловые волны часто играют принципиальную роль. Акустические колебания и тепловые волны, возникающие в объекте, чаше всего регистрируются приемником звука. Акустический сигнал зависит от локальных свойств объекта, п оэтом у при перемещении радиационного пучка в двух взаимно ортогональ­ных направлениях будет формироваться радиационно-акустическое изображение объ ек ­та. В общ ем случае он о является результатом трех процессов: вариации поглощаемой мощ ности проникающ его излучения вследствие изменения от точки к точке радиацион­ных свойств объекта, взаимодействия тепловых волн с тепловыми неоднородностями объекта, взаимодействия акустических волн с упругими неоднородностями объекта.

Первый процесс несет информацию тол ько о радиационно-поглощательных свойствах объекта. При доминировании этого процесса радиационно-акустическое изображение по сущ еству идентично оптическому или растровом у электронному изображению. Разрешающая способность РАМ в этом случае определяется диаметром зондирующ его пучка, а глубина визуализации подповерхностной структуры — глубиной проникнове­ния излучения. Второй процесс характеризуется взаимодействием тепловых волн с м и к ­ронеоднородностями объекта, дает качественно новую информацию и позволяет сущ ест­венно расширить представления о физических свойствах объекта. Третий процесс, не­сущий информацию о механических нерегулярностях объекта, играет существенную роль, если длина акустической волны того же порядка; что и размеры микронеодно­родности в объекте (обы чно это происходит на частотах модуляции, превышающих 100 М Гц). В этом случае радиационно-акустическое изображение идентично акусти­ческом у (как в акустическом м икроскоп е) и разрешающая способность имеет поря­д ок длины звук овой (гиперзвуковой) волны.

4.1.1. Растровая лазерно-акустическая микроскопия

Исторически первым примером радиационно-акустической микроскопии служит лазерно-акустическая или, как часто ее называют, фотоакустическая микроскопия (ФАМ ) (см ., например, [1 6 ] , а также обзор [20] и цитированную там литературу).

Принцип работы ф отоакустического м икроскопа сводится к следующ ему. Лазерный луч (И К , видим ого или УФ диапазонов), модулированный п о интенсивности, перемеща­ется по поверхности излучаемого объекта. Модуляция осущ ествляется механически или электрически. Акустический сигнал с приемника подается через предусилитель на синхронный детектор. В ы ход синхронного детектора вы водится на устройство визуа­лизации (дисплей, самописец, запоминающий осциллограф ), развертки к отор ого син­хронизированы с перемещением лазерного луча.

В зависимости от способа регистрации акустического сигнала ФАМ делятся на схемы с м икроф он ом (газомикрофонная регистрация) и схем ы с пьезоиреобразователем. Сущ ествуют также схем ы ФАМ, регистрация полезного сигнала в к оторы х осущ ествля­ется вспомогательным лазерным лучом и фотоприемником.

Среди областей применения ФАМ мож но отметить неразрушаюший профильный анализ - изучение структуры слоистых неоднородных материалов, исследование м ик­росхем , контроль химического состава сложных соединений, исследование изменений кристаллической структуры полупроводников при ионной имплантации, возмож ность визуализации объемны х или поверхностных областей, обладающих различными тепло­выми характеристиками вследствие неоднородности кристаллической структуры , непосредственный контроль лазерного отжига, исследования фазовы х переходов в кристаллах, а также измерения толщины и контроль равномерности анодного осажде­ния пленок на полупроводниковы х подлож ках. Большие надежды разработчики ФАМ

211

связывают с его применением не только в электронной промыш ленности, но и в ме­дицине и биологии.

Но разрешающей способности ФАМ уступает оптическим и электронным м и к р оск о ­пам, но превосходит их по информативности изображений,так как позволяет визуали­зировать детали м икроструктуры объ ектов , непрозрачных для ф отонов и электронов, открывает новые направления в м икроскопии и может расширить и дополнить тра­диционные методы м икроскопического анализа.

4.1.2. Растровая электронно-акустическая микроскопия

В последнее десятилетие разрабатываются и уже используются схем ы ФАМ с эле­ктронным возбуж дением, где роль лазерного луча выполняет пучок электронов. Сфо­кусированный электронный пучок используется для возбуждения акустических и тепловых волн в образце (твердом тел е), а акустические сигналы регистрируются пьезо- приемником, находящимся в непосредственном контакте с образцом . Другими слова­ми. используется та же схема, что и в ФАМ с пьезоприемником. Первые работы с опи­санием схемы электронно-акустической м икроскопии появились о к ол о десяти лет на­зад (в 1980 г.) [17, 18]. П реимущ ество использования электронов вместо ф отонов состоит прежде всего в том , что пучок электронов мож но ф окусировать в пятно мень­ших размеров. Длина пробега электронов зависит от энергии электрона и в непрозрач­ных для света веществах может быть сущ ественно больш е, чем ф отонов. Оба эти ф акто­ра откры ваю т возмож ности повышения разрешающей способности микроскопа.

Впервые РЭАМ были созданы на основе стандартных электронных м икроскоп ов (РЭМ) и фактически представляли собой некий вариант их модернизации. Стандарт­ный РЭМ по сущ еству дополняется лишь несколькими устройствами: м одулятором интенсивности электронного пучка, роль к отор ого играют дополнительные отклоняю ­щие пластины в камере РЭМ, и держателем исследуемого образца в РЭМ, снабженным пьезоприемником с необходимой электроникой для усиления и визуализации акусти­ческого сигнала.

РЭАМ оказывается более универсальным прибором , чем стандартный РЭМ или даже растровый фотоакустический (РФ АМ ). К том у же, как правило, один и тот же прибор может работать в обои х режимах - РЭАМ и РЭМ. Сопоставление изображений, получен­ных в разных режимах работы, открывает новые возмож ности в изучении структуры исследуемого образца-объекта.

Растровая электронная акустическая микроскопия и визуализация применяются в микроэлектронике для контроля качества интегральных м икросхем , для контроля де­ф ектов кристаллической структуры металлов и сплавов, исследования характера дислокаций и других нарушений характеристик материалов в условиях пластических деформаций при больш их нагружениях, для визуализации ф орм колебаний вибрирую­щих поверхностей, а также при неразрушаюшем контроле наличия дефектов-треш ин в микрообразцах, деталях и т.д.

Для иллюстрации возмож ностей РЭАМ на рис. 14 показаны изображения кремниевой структуры с ф осф оресцирую щ им покрытием. Можно видеть, что на изображении (рис. 14. я ) , полученном с пом ош ью стандартного растрового электронного м и к р оск о ­па (РЭМ), кремниевые структуры иод покрытием не видны. Напротив, рисунок 14 ,0 и в демонстрирует хорош ее по качеству изображение кремниевой структуры , полученное с помош ью РЭАМ [1 9 ].

4 .1.3. Рентгено-акустическая растровая визуализация

Предложение использовать в растровой ф отоакустической м икроскопии и визуали­зации рентгеновский пучок вм есто лазерного луча обсуж далось в работах [63, 6 4 ]. Результаты экспериментальных исследований растровой рентгеноакустической визуа­лизации изложены в появивш ейся сравнительно недавно статье [6 5 ]. Ее авторы исполь­зовали синхротронное излучение рентгеновского диапазона с энергией Ю к эВ . Источни-

212

Р и с . 1 4 . И з о б р а ж е н и я к р е м н и е ­в о й с т р у к т у р ы , п о л у ч е н н о й с п о ­м о щ ь ю Р Э М ( д ) , и Р Э А М с р а з ­л и ч н ы м р а з р е ш е н и е м (б и в ) 119]

к о м служил высокоэнергетический синхротронный источник Корнельского универси­тета (СШ А). Рентгеновское излучение представляло собой периодическую последова­тельность импульсов длительностью 0,160 нс с энергией 1,12 мкД ж /имп и частотой следования 360,6 кГц . Исследования проводились с образцами-дисками из алюминия диаметром 5,72 см и толщиной 1,52 см . Заметим, что длина пробега квантов рентге­н овск ого излучения с энергией 10 кэВ в алюминии составляет 0,14 мм. Для сравнения укаж ем, что для лазерного излучения она равна 3,76 нм.

Была выполнена серия экспериментов при сканировании пучка в о взаимно перпен­дикулярных направлениях по поверхности образца. Размеры пучка на поверхности образца были 2 X 2 м м , а размеры сканируемой площадки — 12 X 12 мм или 1 8 X 1 8 мм с ориентацией "п о центру" диска.

Акустический сигнал принимался пьезонреобразователем из PZT-керамики. Приме­нялись приемники диаметром 18,5 и 1,3 м м , которы е укреплялись на противополож ­ной п о отношению к облучаемой стороне образца-диска в центре. Проводились также опы ты , когда приемник диаметром 1,3 мм укреплялся на боковой стороне диска. Приемники были демпфированы, чтобы обеспечить необходимую частотную полосу.

213

Рис. 15. Пространственная картина распределения отношений среднеквадратичных амплитуд акустических сигналов для огибающих на частотах, а - 2 ,5/0,5 и б - 1,5/0,5 кГц 165]

Исследования проводились в двух режимах. В одном из них коллимированный пучок рентгеновского излучения действовал непосредственно на поверхность образца- диска и перемешался в о взаимно перпендикулярных направлениях. На вы ходе прием­но-усилительного тракта фиксировалось среднеквадратичное значение амплитуды акус­тического сигнала, которое синхронно с движением пучка отображалось на видеом о­ниторе. Другой режим, которы й был назван авторами реж имом двойной модуляции, отличался от первого тем, что осущ ествлялась низкочастотная модуляция интенсивнос­ти рентгеновского излучения, к отор ое , как уже отмечалось, сам о представляло перио­дическую последовательность импульсов с весьма вы сокой частотой следования, равной 390,6 кГц. Использование режима двойной модуляции бы ло основано на пред­ставлении о том , что длина тепловой волны в образце-мишени, соответствующ ая низ­кочастотной огибающей, больш е, чем для частоты следования последовательности им­пульсов первичного рентгеновского излучения. Это позволяет увеличить глубину кон­тролируемого (тепловой волной) приповерхностного слоя образца. Последнее оказы ­вается немаловажным, поскол ьку акустические волны м егагерцевого диапазона до­вольно бы стро затухают.

Одной из основны х задач, решавшихся авторами экспериментов [6 5 ], бы ло выяс­нение возмож ностей контроля деф ектов рентгеноакустическим м етодом . С этой целью проводились опыты п о визуализации пространственной картины распределения амп­литуд акустического сигнала, возбуж даем ого рентгеновским пучком в образце-диске с внутренней неоднородностью в виде цилиндрической полости с образующ ей, ориенти­рованной в плоскости диска. Измерения, выполненные как в условиях без низкочастот­ной модуляции рентгеновского излучения, так и в режиме модуляции, не позволили получить удовлетворительного изображения дефекта — полости на картине пространст­венного распределения амплитуд акустического сигнала, возбуж даем ого в диске рентге­новским излучением. В этой связи было предложено использовать в качестве инфор­мационного сигнала отношение среднеквадратичных значений амплитуд акустических сигналов низкочастотной огибающей в мишени на двух частотах модуляции. Результаты экспериментов приведены на рис. 15, а и б, на к оторы х показано пространственное рас­пределение отношения среднеквадратичных значений амплитуд акустических сигналов для огибающ их на частотах 2,5 /0 ,5 кГ ц и соответственно — 1,5/0,5 кГц. Можно видеть довольно четкое изображение дефекта - цилиндрической полости внутри образца дис­ка. Проведенные эксперименты подтвердили реальную возмож ность использования рентгеноакустической визуализации в неразрушаюшем контроле. Очевидно, что при условии достаточной ф окусировки рентгеновского пучка имеется реальная возм ож ­ность осущ ествления растровой рентгеноакустической микроскопии.

214

4.1.4. Ионно-акустическая микроскопия и визуализация

Использование пучка ионов в растровой радиационно-акустической микроскопии и визуализации впервые обсуждалось, по-видимому, в наших сообщ ениях в 1983 г. [21, 2 2 ]. В 1985 г. появилась информация о создании ионно-акустического микроскопа [66] . Результаты экспериментальных исследований растровой ионно-акустической визуализации деф ектов в металлах обсуждались недавно в статье [6 7 ]. В этой работе пучок ионов с помош ью модифицированной лучевой оптики стандартного ионного масс-спектрометра формировался, направлялся и перемешался на поверхности образ­ца из алюминия. Пучок имел на поверхности образца пятно диаметром 300 нм. У ско­ряющее напряжение варьировалось в пределах от 1 д о 10 кВ , а частота модуляции интен­сивности пучка — от 15 Гц до 20 кГц . Опыты преследовали две цели. Во-первых, необ­ходим о было экспериментально установить характер механизма радиационно-акусти­ческого преобразования и, во-вторы х, выяснить возмож ности использования его в ион­но-акустической визуализации.

Было установлено экспериментально, что в рассматриваемом диапазоне энергий ио­нов доминирующ им механизмом возбуждения звука модулированным пучком ионов при его взаимодействии с вещ еством является терморадиационный механизм. Показа­но также, что пучок ионов может быть эффективно использован в растровой радиаци­онно-акустической микроскопии и визуализации наряду с пучками ф отонов (лучом ла­зера) , электронов и рентгеновского излучения.

4.2. Акустическое детектирование частиц сверхвы соких энергий в космических лучах.

П роект ДЮМАНД

Областью сверхвы соких энергий в космических лучах принято считать энергии > Ю 1 7 эВ (1 0 s Т эВ ). Граница области не связана с каким-либо физическим явлением, а определяется энергетическим порогом регистрации ш ироких атмосферных ливней (Ш А Л ), образующ ихся в результате взаимодействия высокоэнергетической частицы с атомными ядрами вещества в атмосфере, крупнейшими существующими установка­ми, такими, как в Я кутске (СССР), Хаверл-Парк (Англия) и др. Плошадь этих двух указанных установок соответственно 18 и 12 к в .к м . Размеры установки определяются энергией частицы, поскольку размеры ШАЛ увеличиваются с ростом энергии, и необ­ходимостью регистрировать весьма редкие собы тия — появление частиц сверхвы соких энергий в спектре космических лучей. Представления о числе зарегистрированных со ­бытий м огут дать следующие данные. За десять лет работы установки Хаверл-Парк бы­ло зарегистрировано 70 000 ливней с энергией выше 6 • I0 1 6 эВ, 52 000 ливней в интер­вале энергий 10 1 7 —101 8 эВ, 4 000 ливней с энергией выше 1018 эВ, 144 ливня с энер­гией выше 1019 эВ и всего лишь 16 - с энергией 5 • 10' 9 эВ [68] .

Большой интерес астрофизиков вызывает нейтринное излучение. Это обусловлено прежде всего колоссальной проникающей способностью нейтрино, благодаря которойпоявляются реальные возмож ности "заглянуть” в глубь звездных недр. Это особенно относится к исследованиям при энергиях > 1 ТэВ, при которы х только нейтрино могут принести информацию о процессах вы сокой энергии, проходящ их в эпоху с большими красными смещениями, о б уникальных физических объектах - скрытых источниках и др.

В астрофизике возникло новое направление - нейтринная астрономия, которая всту­пила в фазу своего экспериментального развития. На Северном Кавказе запущен Бак- санский нейтринный телескоп. Подобные установки создаются в США и Италии. Однако основная установка, с введением которой м огут открыться широкие возможности экспериментальной нейтринной астрономии — это ДЮМАНД (Deep Underwater Muon and Neutrino Detection), которая пока еше в стадии проектирования. О б установке ДЮМАНД речь пойдет ниже.

Нейтринное излучение условно делят на два класса: атмосферное и космическое.

215

В нервом случае нейтрино генерируются в результате взаимодействия ускоренных частиц с атомными ядрами вещества в атмосфере. Космическое нейтринное излучение возникает в космических объектах как результат столкновения ускоренны х частиц с атомными ядрами, а также при взаимодействии вы сокоэнергетических протонов с низкоэнергетическими реликтовыми фотонами в косм ическом пространстве. Регистри­руют нейтрино вы соки х энергий по производимы м ими мюонам, адронам и электро­нам, возникающим при взаимодействии нейтрино с нуклонами. В подземных экспери­ментах м ю оны регистрируются с помощ ью специальных детекторов, чаше всего сцин- тилляционных. В подводных — детектором служит сама вода. Вдоль траектории м ю о­на рождаются тормозны е ф отоны , электрон-позитропные пары и адроны, которы е дают начало электромагнитным и ядерно-электромагнитным ливням. При энергии > 100 ТэВ вдоль траектории мюона возникает пучок электромагнитного ливня. Адроны, генери­рованные в нейтринно-нуклонных соударениях, дают начало ядерно-электромагнитным ливням. Длина такого ливня в воде или грунте в отличие от электромагнитного ливня, генерируемого м ю он ом , невелика; по этой причине м огут регистрироваться ливни от нейтрино, провзаимодействовавш их с нуклонами только внутри детектора. В воде электроны электромагнитного и ядерно-электромагнитного ливней создают черенков- ское оптическое излучение, которое мож ет быть зарегистрировано системой оптических детекторов — реш еткой ф отоприемников.

Впервые идея о возмож ности регистрации космических нейтрино была выдвинута академиком М.А. М арковым в 1960 г. [6 9 ]. Новый этап в развитии нейтринной астро­номии вы сокой энергии начался в связи с обсуж дением проекта гл убок оводн ого экспе­римента ДЮМАНД. Первоначально детектор ДЮМАНД должен представлять собой ги­гантских размеров (1 к м X I к м X 1 к м ) пространственную реш етку ф отоприемников, погруженных па глубину о к ол о 5 км в океане. Расстояние между регистрирующими элементами — фотоприемниками - не долж но сколько-нибудь превышать длину опти­ческой прозрачности воды для видимой и ближней ультрафиолетовой частей спектра. Слой воды над установкой служит защитой от мю онов космических лучей.

Г .А. Аскарьяи и И.В. Долгошеин [24, 25] и независимо Боуэн [26, 27] предложили акустический метод регистрации сверхвысокоэнергетических нейтрино (Я,, > К)7 Т эВ ). Этот м етод основан на акустическом детектировании частиц, выдвинутом Г.А. Аскарья- ном еще в 1957 г. [26, 2 7 ]. Решетку оптических приемников предлагалось заменить более дешевой реш еткой акустических приемников (ги д р оф он ов ), тем более что гид­рофонов может оказаться значительно меньше, чем ф отоприемников, так как акусти­ческая прозрачность воды больше ее оптической прозрачности.

Суть метода акустической регистрации сверхвы сокоэнергстических нейтрино состо ­ит в следующ ем. Ядерно-электромагнитный каскад, порождаемый взаимодействием нейтрино с вещ еством детектора, сопровож дается бы стры м (практически мгновенным) нагреванием воды в у зк ом канале вдоль оси каскада. Это вызывает расширение объема жидкости в канале и приводит к возникновению импульса давления, распространяю­щегося в воде перпендикулярно оси каскада (л и вн я).

При очень вы соки х энергиях, как показывают оценки, в окрестности оси ливня ф ор­мируется узкий (нескол ько см ) и длинный (L — 10 м ) пучок частиц. Нагревание сре­ды в области действия пучка происходит за счет ионизационных потерь электронов ливня, замедлившихся до энергии ниже критической. Таким образом , в области п ог­лощения электронов ливня образуется цилиндрический терморадиациоиный источник звука. Его радиус (радиус нагретой части канала) определяется распределением элек­тронов но поперечному сечению канала. Длина составляет

L = (In

где Eh - энергия ливня (адрона, дающего начало ливню ). Екр = 7 3 МэВ критическая энергия эл ектрон а ,// выражено в метрах.

В больш ом цикле работ, посвященных акустической регистрации высокоэиергети-

216

ческих частиц (проекту ДЮ МАНД), их авторы анализируют параметры звукового поля в ближней зоне, образующ егося в воде электромагнитного каскада — терморадиа- ционного источника звука [2 4 -2 7 ,7 0 ] . Используя уравнение терморадиационной гене­рации звука в жидкости и рассчитывая различными способами функцию энерговыде­ления получают ф орм у и амплитуду радиационно-акустического импульса. Времен­ная зависимость функции Q{r, t) всегда принимается в ви д е-5 (/)- функции, ибо время образования электромагнитного каскада много меньше других характерных "акусти­ческих '’ времен, а пространственная зависимость определяется на основе некоторых аппроксимаций или различных прямых вычислений плотности выделения энергии в каскаде. Например, в работе [71] приводится следующее выражение для вычисления амплитуды радиационно-акустического сигнала в м орской воде:

Р т а хгде р та х — звуковое давление (в паскалях), Е — энергия частицы (в Т Э В ), г — расстоя­ние от оси канала (в м етрах). Фактор <р(г) учитывает отклонение закона затухания звук ового сигнала от цилиндрического закона (г/г) и для г = 50, 100, 250, 500 и 1000 м , соответственно ip(r) = 1,0; 0 ,95 ; 0 ,28; 0,12. Для частицы с энергией Е = 101 7 эВ на расстоянии 100 м от оси каскада амплитуда акустического сигнала равна р та х = = 4 • 103 Па. Форма акустического сигнала и его максимальная амплитуда в действи­тельности будут зависеть от особенностей ионизационных потерь в канале ядерно- электромагнитного ливня, т.е. от вида функции распределения, описывающей энерго­выделения Q(r, t) .

Чтобы зарегистрировать акустический сигнал от ливня в океане, важно знать не толь­к о амплитуду и ф орму сигнала (его сп ек тр ), но и величину затухания звука при его распространении, а также характеристики помех — спектральный состав окружающих ш ум ов в океане. Все это приводит к необходимости определения оптимальной поло­сы частот приема радиационно-акустического сигнала. Затухание звука уменьшается при уменьшении частоты (другими словами, растет длина поглощения з в у к а ), но зато с понижением частоты уменьшается, как известно, и уровень окружающ их ш умов — п о­мех в океане. П оэтом у в большинстве работ, так или иначе связанных с проектом ДЮМАНД, приводятся оценки величины эффективного зв ук ов ого давления либо в некоторой оптимальной полосе частот, либо на фиксированной (оптимальной) час­тоте.

0 ,44^ (г)

4.3. Нейтрино для ^ оакусти ки . П роект ГЕНИУС

Примером будущ их применений новых поколений мощ ных ускорителей может слу­жить возмож ное использование пучков нейтрино вы соких энергий в геофизике, и в част­ности в геоакустике. Здесь нейтрино, образно говоря , м огут сыграть такую же роль, какую играют рентгеновские лучи в медицине и неразрушающем контроле.

В самых общ их чертах схема геофизического применения нейтринных пучков выгля­дит следующ им образом [30, 3 1 ] . Пучок нейтрино, сформированный на ускорителе, нацеливается в заданном направлении и проходит значительное расстояние (сотни и тысячи к м ) в Земле. По мере распространения пучок генерирует вторичные излучения: мюонное, радио и акустическое.

Зондом м огут служить сами нейтрино: поглощение нейтрино на его пути может слу­жить мерой количества вещества на пути нейтрино. Вторичные излучения в этом случае служат для детектирования нейтринного пучка и измерения его параметров. В других случаях нейтринный пучок может использоваться лишь как источник вторичных излу­чений, которы е по мере распространения "отбираю т” информацию о характеристиках Земли. Реализация геоакустических (как и геофизических) применений нейтринных пучков требует выполнения противоречивых требований: проникающая способность нейтрино должна сочетаться с сильным взаимодействием нейтрино с вещ еством, так

217

как нейтринный пучок должен выполнять роль достаточно м ощ ного терморадиацион­ного источника звука. Как показали расчеты, эти условия м огут быть выполнены для пучков нейтрино с энергией - ТэВ и выше. При этих энергиях нейтринный пучок, созданный ускорителем , является узким , остронаправленным, что обеспечивает доста­точно вы сок ую объем ную плотность выделившейся при его взаимодействии с вещ ест­вом энергии и создает условия эффективной генерации звука в грунте или в воде.

Итак, когда м ы говорим о нейтрино для геоакустики, речь идет, конечно, тол ько об идеях, которы е пока еше представляются фантастическими, и сегодня мож но говорить только о проектах и прогнозах, ориентированных на ускорители следующих п окол е­ний. Более т о го , явления, происходящ ие при таких энергиях, в настоящее время доступ­ны лишь в экспериментах с космическими лучами (о чем шла речь выше в предыдущем разделе) и в значительной степени требую т изучения.

А . Раджула, С. Глэш оу, Р. Вильсон и Г. Шарнак, предложившие идею использованиядля геологических исследований терм оакустического сигнала, генерируемого нейтрин­ным пучком в горных породах, по-видимом у, первыми выполнили оценки параметров протонного ускорителя, необходи м ого для создания нейтринного пучка и генерируемо­го им акустического сигнала [3 0 ] . Эти оценки они положили в осн ову выдвинутого ими проекта ГЕНИУС (Geological Exploration Neutrino Induced Underground Sound). Ими рассмотрены возмож ности создания циклического ускорителя на энергии прото­нов Ер = 3—20 ТэВ, которы й получил название ’ ’Геотрон” в отличие от ускорителя протонов на энергию Ер = 1 ТэВ, получивш его название ’ ’Теватрон” , п оскол ьку в этом последнем случае речь идет о н ов ом поколении ускорителей на энергии, исчисляемые в терраэлектронвольтах.

Таким образом , проект ГЕНИУС мож ет служить вторы м примером грандиозного проекта в области физики вы соких энергий и радиационной акустики. Первым — мож но считать проект ДЮМАНД.

Если для протонного ускорителя на энергию Ер = 1 ТэВ знаменательным явилось то, что эта ’ ’машина” каждые несколько минут ’ ’выбрасывает” примерно 1 0 14 протонов с обш ей кинетической энергией в мегаджоуль, то для ’ ’ Геотрона” эти параметры оказы ­ваются еше более внушительными. Так, число протонов в импульсе составляет 10 15 , а полная энергия - Е = 109 Дж. При использовании самых современных сверхпроводни­ков для создания магнитной системы ускорителя радиус его кольцевого вакуум ного канала при энергии протонов Ер = 10 ТэВ оказывается примерно равным 6 к м , а при энергии Ер = 20 ТэВ - соответственно 12 к м . Весьма важным параметром ускорителя служит мощ ность синхротронного излучения, котор ую авторы [32] оценивают соот ­ветственно в 16 и 64 кВт. Чтобы обезопасить окруж ающ их от синхротронного излучения, авторы [30] обсуж дают в качестве одной из возмож ностей размещение кольцевой ка­меры протонного ускорителя на энергии Ер = 10—20 ТэВ в море.

В нейтринной геоакустической разведке полезных ископаемых источником акусти­ческих волн служит нейтринный пучок, распространяющийся гл убок о в Земле, а при­ем звука должен осущ ествляться антенной из геоф онов на ее поверхности или гидроф о­нов, если измерения акустических сигналов ведутся в м оре.

Что касается параметров пучка нейтрино, то оценки показывают, что для ускорителя на энергию протонов Ер = 10 ТэВ диаметр нейтринного пучка на расстоянии 1000 к м от ускорителя составит о к ол о 10 м , а п оток нейтрино в пучке — Ю 10 нейтрино/м . А м ­плитуда зв у к ов ого давления на расстоянии 1000 м от оси пучка — 10 Па, а оптималь­ная полоса частот лежит в о б л а с т и /— 100 Гц.

Амплитуда сигнала оказывается очень малой. Однако принципиальной, с точки зре­ния приема сигнала, служит величина отношения сигнал-пом еха. Уровень помех - сейсмических ш ум ов или ш ум ов океана, если речь идет о гидроакустическом приеме, в области характерных частот ( f - 100 Гц) мож ет оказаться примерно на пять порядков выше уровня сигнала, и тем не менее прием сигнала в этих условиях мож ет оказаться не безнадежным. П омехоустойчивость мож но увеличить, пользуясь решеткой-антенной с больш им числом приемников. Если помеха на приемниках антенны некоррелирована и, напротив, сигнал на всех приемниках антенны коррелирован, то помехоустойчивость

2 1 8

приема растет прям о пропорционально \fn , где п — число приемников в антенне. Далее, для повышения помехоустойчивости приема мож но использовать когерентное накопле­ние сигнала. П оскольку положение источника звука и приемной антенны фиксировано, то и время накопления может быть выбрано достаточно больш им. В частности, этому способствовало бы использование при создании ’Т еотрон а” вм есто циклического про­тонного ускорителя пионного линейного ускорителя. Это позволило бы увеличить частоту повторения нейтринных (геоакустических) импульсов.

5 . З А К Л Ю Ч Е Н И Е

Прежде всего мож но констатировать, что теоретические и экспериментальные иссле­дования терморадиационного механизма генерации звука проникающим излучением в конденсированной среде оказались к настоящ ему времени довольно продвинутыми. Изучены процессы генерации при непрерывном (модулированном) и импульсном воз­действии проникающ его излучения на вещ ество. Установлены основные законом ернос­ти формирования акустических сигналов и выяснены связи характеристик этих сигна­лов с параметрами радиации, а также с термодинамическими, акустическими и радиа­ционными свойствами вещества. Теория терморадиационной генерации звука в конден­сированной среде получила убедительное экспериментальное подтверждение, что делает возм ож ны м обоснованный вы бор источников проникающ его излучения при решении практических задач, таких, как радиационно-акустической микроскопии и визуализа­ции, применения радиационно-акустических эф ф ектов в неразрушающем контроле и др. Открываются перспективы осущ ествления грандиозных и быть мож ет, с современных позиций, даже фантастических проектов в нейтринной астрофизике - проект ДЮМАНД и нейтринной геоакустике - проект ГЕНИУС. Радиационное возбуждение звука может оказаться полезным и в других, казалось бы , необычных ситуациях: например, для возбуждения акустических сигналов в космических телах с помощ ью лазерного излу­чения с Земли или пучков проникающ его излучения с космических платформ, созда­ния вертикальных гидроакустических антенн в океане с эффективной вы сотой в нес­к ол ьк о десятков метров (если использовать лазерное излучение в сине-зеленой области света) или протяженных антенн длиной в десятки и сотни килом етров (с помощ ью пучков м ю онова нейтрино) — задачи, не имеющие просты х технических решений при использовании традиционных излучателей.

Резюмируя, следует, однако, подчеркнуть, что речь практически всюду шла о ли­нейной теории, которая, как мож но бы ло видеть, позволяет описать радиационно-акус­тические эф ф екты , когда интенсивность проникающ его излучения, а точнее плотность выделившейся в вещ естве энергии проникающ его излучения, невелика. Лишь в отдель­ных случаях, когда речь шла о радиационных эффектах, возникающих при действии тя­желых частиц, о ск о л к о в деления или 6-электронов, говорилось о нелинейных механиз­мах радиационной генерации звука. Явление же взаимодействия проникающ его излу­чения с вещ еством , вообш е говоря , п о природе своей нелинейно. И с этих позиций и теория и эксперимент (практические применения вы водов линейной теории) ограниче­ны рамками малых возмущений (малых интенсивностей). Во-вторых, даже в рамках линейной теории рассмотрены лишь сравнительно простые ситуации. Если говорить о терморадиационной генерации звука в твердом теле, то рассмотрена лишь простейшая модель изотропного уп ругого тела. На практике приходится иметь дело с телами слож ­ной структуры , таки м и ' как полупроводники, пьезоэлектрики и сегнетоэлектрики, ферромагнетики и др., в к отор ы х важно учитывать в процессе генерации звука взаимо­действие проникающ его излучения с разными подсистемами: реш еткой, электронно­дырочной, спиновой и др., так же как и взаимодействие этих подсистем в сложных твердотельных структурах.

Широкие перспективы для создания новы х технологий м огут открыть исследования нелинейных радиационно-акустических эф ф ектов. Нелинейные акустические эффекты возникают в вещ естве уже тогда, когда еще не происходит изменения агрегатного со- тояния вещества и не наблюдается фазовы х переходов., но скорость расширения объема

219

в е щ е с т в а , ’ ’ п о г л о т и в ш е г о ” п р о н и к а ю щ е е и з л у ч е н и е , д о в о л ь н о в е л и к а . У ч а с т о к с р е д ы в э т о м с л у ч а е ’ ’ р а б о т а е т ” к а к и с т о ч н и к в о л н к о н е ч н о й а м п л и т у д ы , к о т о р ы е , в с в о ю о ч е ­р е д ь , м о г у т т р а н с ф о р м и р о в а т ь с я в у д а р н ы е в о л н ы . П о д д е й с т в и е м э т и х у д а р н ы х в о л н м о г у т и з м е н я т ь с я м е х а н и ч е с к и е , ф и з и ч е с к и е и х и м и ч е с к и е с в о й с т в а в е щ е с т в а , ч т о м о ж е т б ы т ь и с п о л ь з о в а н о в н о в ы х т е х н о л о г и я х .

П р и д е й с т в и и м о ш н о г о п р о н и к а ю щ е г о и з л у ч е н и я н а в е щ е с т в о в у с л о в и я х , к о г д а в о з ­н и к а ю т ф а з о в ы е п е р е х о д ы , в о з м о ж н ы а в т о к о л е б а т е л ь н ы е п р о ц е с с ы [ 7 2 ] , м о ж е т п р о и с ­х о д и т ь и с п а р е н и е в е щ е с т в а и л и , н а п р и м е р , о п т и ч е с к и й п р о б о й п о д д е й с т в и е м м о щ н о г о л а з е р н о г о и з л у ч е н и я и м о г у т о б р а з о в ы в а т ь с я у д а р н ы е и з в у к о в ы е в о л н ы г и г а н т с к о й а м п л и т у д ы с п а р а м е т р а м и , н е д о с т и ж и м ы м и т р а д и ц и о н н ы м и с п о с о б а м и . И с т о ч н и к и м о щ н о й р а д и а ц и и у ж е р а з р а б о т а н ы и л и р а з р а б а т ы в а ю т с я , н е р е д к о , к с о ж а л е н и ю , д л я и с п о л ь з о в а н и я в л у ч е в о м и п у ч к о в о м о р у ж и и , к а к о б э т о м с в и д е т е л ь с т в у е т о п у б л и к о ­в а н н ы й о б з о р а м е р и к а н с к и х ф и з и к о в [ 7 3 ] . Б у д е м н а д е я т ь с я , ч т о э т и и с т о ч н и к и н и к о г ­д а н с б у д у т и с п о л ь з о в а н ы п о ’ ’ п р я м о м у ” н а з н а ч е н и ю , а н а й д у т п р и м е н е н и е в м и р н ы х ц е л я х , в т о м ч и с л е в р а д и а ц и о н н о - а к у с т и ч е с к и х т е х н о л о г и я х .

С П И С О К Л И Т Е Р А Т У Р Ы

1. Bell A. G. U p o n t h e p r o d u c t i o n o f s o u n d b y r a d ia n t e n e r g y / / P h ilo s . M ag. 1 9 8 1 . V . 1 1 . N 7 1 . P. 5 1 0 - 5 2 8 .

2 . Roentgen W.S. O n t o n e s p r o d u c e d b y th e in t e r m it t e n t ir r a d ia t io n o f a g a s / / P h ilo s . M ag. 1 8 8 1 . V . 1 1 . N 6 8 . P. 3 0 8 - 3 1 1 .

3 . Тиндаль Д. З в у к . M .: Г И З , 1 9 2 2 . 3 1 9 с .4 . Каганов М.И., Лифшиц ИМ., Танатаров Л.В. Р е л а к с а ц и я м е ж д у э л е к т р о н а м и и р е ш е т к о й / /

Ж Э Т Ф . 1 9 5 6 . Т . 3 1 . № 2 ( 8 ) . С . 2 3 2 - 2 3 7 .5 . Buckingam M.J. T h e in t e r a c t io n o f e le c t r o n s w it h la tt is e v ib r a t io n s , r a d ia t io n b y fa s t e l e c t r o n / / P r o c .

P h y s . S o c . 1 9 5 3 . V . 6 6 . P. 6 0 1 - 6 0 4 .6 . Glaser D.A., Rohm D.C. C h a r a c te r is t ic s o f B u b b le C h a m b e r s / / P h y s . R e v . 1 9 5 5 . V . 9 1 . N 2 . P . 4 7 4 -

4 7 9 .7 . Аскарьян Г.А. Г и д р о д и н а м и ч е с к о е и з л у ч е н и е о т т р е к о в и о н и з и р у ю щ и х ч а с т и ц в с т а б и л ь н ы х

ж и д к о с т я х / / А т о м , э н е р г и я . 1 9 5 7 . Т . 3 . № 8 . С . 1 5 2 - 1 5 3 .8 . Аскарьян Г.А. И з л у ч е н и е п о в е р х н о с т н ы х и о б ъ е м н ы х в о л н с ж а т и я п р и н а л с т а н и и н с р с л я т и в и с т -

с к о г о э л е к т р о н н о г о п о т о к а н а п о в е р х н о с т ь п л о т н о й с р е д ы / / Ж Т Ф . 1 9 5 9 . Т . 2 9 . С . 2 6 7 2 6 9 .9 . White R.M. E la s t ic w a v e g e n e r a t io n b y e l e c t r o n b o m b a r d m e n t o r e le c t r o m a g n e t ic w a v e a b s o r p t i o n / /

J . A p p l . P h y s . 1 9 6 3 . V . 3 4 . N 7 . P. 2 1 2 3 - 2 1 2 4 .1 0 . Graham R.A., Ilatchison R.E. T h e r m o e la s t ic s tress p u ls e s r e s u lt in g f r o m p u ls e d e l e c t r o n b e a m s / / A p p l .

P h y s . L e t t . 1 9 6 7 . V . 1 1 . N 2 . P . 6 9 - 7 1 .1 1 . Beron B.L., flofstadter R. G e n e r a t io n o f m e c h a n ic a l v ib r a t io n b y p e n e t r a t in g p a r t ic le s / / P h y s . R ev .

L e t t . 1 9 6 9 . V . 2 3 . N 4 . P . 1 8 4 - 1 8 6 .1 2 . Залюбовский И.И., Калиниченко А.И., Лазурик В.Т. В в е д е н и е в р а д и а ц и о н н у ю а к у с т и к у . К и е в :

В и ш а ш к . , 1 9 8 6 . 1 6 7 с.1 3 . Лямшев Л М ., Челноков Б.И. Г е н е р а ц и я з в у к а в т в е р д о м т е л е п р о н и к а ю щ и м и з л у ч е н и е м / /

А к у с т . ж у р н . 1 9 8 3 . Т. 2 9 . № 3 . С . 3 7 2 - 3 8 1 .1 4 . Лямшев Л М ., Челноков Б.И. Г е н е р а ц и я з в у к а п р о н и к а ю щ и м и з л у ч е н и е м в к о н д е н с и р о в а н н ы х

с р е д а х / / Р а д и а ц и о н н а я а к у с т и к а ( о т в . р е д . Л я м ш е в Л . М . ) . М .: Н а у к а , 1 9 8 7 . С . 5 8 - 1 3 4 .1 5 . Perrv F.S. T h e r m o c la s t i c d o z im e t r y o f r e la t iv is t ic e l e c t r o n b e a m s / / A p p l . P h y s . L e t t . 1 9 7 0 . V . 1 7 . N 9.

P . 4 0 8 - 4 1 1 .1 6 . Busse G., Rosencweig A. S u b s u r fa c e im a g in g w i t h p h o t o a c o u s t i c s / / A p p l . P h y s . L e t t . 1 9 8 0 . V . 3 6 .

N 1 0 . P . 8 1 5 - 8 1 6 .17 . Brundis E., Rosencweig A. T h e r m a l-w a v e m i c r o s c o p y w it h e l e c t r o n b e a m s / / A p p l . P h y s . L e t t . 1 9 8 0 .

V . 3 7 . N 1 . P . 9 8 - 1 0 0 .1 8 . Cargill G. U lt r a s o n ic im a g in g in s c a n n in g e l e c t r o n m i c r o s c o p y / / N a tu r e . 1 9 8 0 . V . 2 8 6 . P . 6 9 1 - 6 9 3 .1 9 . Cargill G. E le c t r o n - a c o u s t i c m i c r o s c o p y / / P h y s . T o d a y . 1 9 8 1 . V . 3 4 . N 1 0 . P . 2 7 - 3 2 .2 0 . Морозов А.И., Раевский В.Ю. Ф о т о а к у с т и ч е с к а я м и к р о с к о п и я / / З а р у б е ж . э л е к т р о н , т е х н и к а .

1 9 8 2 . № 2 . С . 4 6 - 7 1 .2 1 . Лямшев ЛМ ., Челноков Б.И. Р а д и а ц и о н н о -а к у с т и ч е с к а я м и к р о с к о п и я к о н д е н с и р о в а н н ы х с р е д / /

А к у с т . ж у р н . 1 9 8 4 . Т . 3 0 . № 4 . С . 5 6 4 - 5 6 6 .2 2 . Лямшев Л М ., Челноков Б.И. Р а д и а ц и о н н о - а к у с т и ч е с к а я м и к р о с к о п и я б и о л о г и ч е с к и х о б ъ е к ­

т о в : Т е з . д о к л . В с е с о ю з . к о н ф . ’ ’ В з а и м о д е й с т в и е у л ь т р а з в у к а с б и о л о г и ч е с к о й с р е д о й ” . M .: А К И Н , 1 9 8 3 . С . 6 5 .

2 3 . Березинский В .С П р о е к т Д Ю М А Н Д / / П р и р о д а . 1 9 7 6 . № И . С . 2 8 - 2 9 .2 4 . Аскарьян Г.А., Долгошеин Б.-А. А к у с т и ч е с к а я р е г и с т р а ц и я н е й т р и н о в ы с о к и х э н е р г и й н а б о л ь ­

ш и х г л у б и н а х : П р е п р и н т № 1 6 0 . М .: Ф И А Н С С С Р , 1 9 7 6 . 1 7 с .

2 2 0

2 5 . Аскарьян Г.А., Долгошеин И.А. А к у с т и ч е с к а я р е г и с т р а ц и я н е й т р и н о в ы с о к и х э н е р г и й / / П и с ь м а в Ж Э Т Ф . 1 9 7 7 . Т . 2 5 . № 5 . С . 2 2 8 - 2 3 3 .

2 6 . Bowen Т. S o n ic p a r t ic le d e t e c t i o n / / P r o c . 1 9 7 6 D U M A N D . S u m m e r W o r k s h o p . H o n o lu lu . S e p t . 6 19. B a ta v ia . F N A L 1 9 7 7 . P . 5 2 3 - 5 3 0 .

2 7 . Bowen T. S o n ic p a r t ic le d e t e c t i o n . 1 5 th in te r n . C o s n i . R a y . C o n f . P lo v d iv : 1 9 7 7 . V . 6 . P. 2 7 7 - 2 8 2 .2 8 . Березинский B.C, Зацепин Г.Т. В о з м о ж н о с т и э к с п е р и м е н т о в с к о с м и ч е с к и м и н е й т р и н о о ч е н ь

в ы с о к и х э н е р г и й : п р о е к т Д Ю М А Н Д / / У Ф Н . 1 9 7 7 . Т . 2 2 . № 1 ( 5 0 0 ) . С . 3 - 3 6 .2 9 . Лямш ев Л.М., Фурдуев А.В., Челноков Б.И., Яковлев В.И. О б о д н о м м е х а н и з м е г е н е р а ц и и п о д ­

в о д н ы х ш у м о в п р и ш т и л е в о к е а н е / / Л к у с т . ж у р и . 1 9 8 5 . Т . 3 1 . № 5 . С . 7 0 9 - 7 1 0 .3 0 . Rujula A., Glashow S., Wilson R., Charpak G. N e u t r in o e x p lo r a t io n o f t h e e a r th . P r cp r . H U T P - 8 3 /A 0 1 9 .3 1 . Царев В.А., Чечин В.А., Н е й т р и н о д л я г е о ф и з и к и . М .: З н а н и е , 1 9 8 5 . 6 4 с . (Ф и з и к а , № 1 2 ) .3 2 . Lyamshev LM. R a d ia t io n a c o u s t ic s . C o l . d e P h y s iq u e . C o l . C 2 / / S u p p l . N 2 . T . 5 1 . F e v r . 1 9 9 0 . C 2 - 1.3 3 . Лямшев Л.М., Челноков Б.И. О с н о в н ы е м е х а н и з м ы 1Х 'н ср а ц и и з в у к а п р о н и к а ю щ и м и з л у ч е н и е м

в к о н д е н с и р о в а н н ы х с р е д а х / / Р а д и а ц и о н н а я а к у с т и к а ( о т в . р е д . Л я м ш е в Л . М . ) . М . : П а у к а , 1 9 8 7 . С . 5 8 - 1 3 4 .

3 4 . Э к с п е р и м е н т а л ь н а я я д е р н а я ф и з и к а / П о д р е д . С е г р е Э .М . : И з д - в о и н о с т р . л и т . , 1 9 5 5 . Т . 1 . 6 6 3 с .3 5 . Muir T.G., Culbertson C.R., Clyncj J.R . E x p e r im e n t s o n t h e r m o a c o u s t i c s a r ra y s w it h la ser e x c i t a t i o n s / /

A c o u s t . S o c . A m e r . 1 9 7 6 . V . 5 9 . N 4 . P . 7 3 5 - 7 4 3 .3 6 . Боршковский И.А., Воловик В.Д., Гришаев И.А. и др. И с с л е д о в а н и е в о з б у ж д е н и я а к у с т и ч е с к и х

в о л н в м е т а л л а х б ы с т р ы м и з а р я ж е н н ы м и ч а с т и ц а м и и г а м м а - к в а н т а м и / / Ж Э Т Ф . 1 9 7 2 . Т . 6 3 . № 4 ( 1 0 ) . С . 1 3 3 7 - 1 3 4 2 .

3 7 . Sulac L., Armstrong Т . Baranger И. et a l E x p e r im e n t a l s tu d ie s o f th e a c o u s t ic s u g n a tu re o f p r o t o n b e a m s tr a n s v e rs in g f lu id m e d ia / / N u c l. In s tr u m , a n d M c c h . 1 9 7 9 . V . 1 6 1 . N 2 . P. 2 0 3 - 2 1 7 .

3 8 . Данильченко И.А., Лбов И.Г., Медведев А.Ю. и др. И с с л е д о в а н и е х а р а к т е р и с т и к а к у с т и ч е с к о г о си г н а л а в б л и ж н е й з о н е п у ч к а п р о т о н о в в в о д е . С б . Р а д и а ц и о н н а я а к у с т и к а / П о д р е д . Л я м ш е - в а Л .М . М . : Н а у к а , 1 9 8 7 . С . 5 1 - 5 8 .

3 9 . Голубничий П.И., Калюжный Г.С., Корчи ков С.Д. и др. О м е х а н и з м е г е н е р а ц и и а к у с т и ч е с к о г о и з ­л у ч е н и я в ж и д к о с т и п у ч к а м и и о н и з и р у ю щ и х ч а с т и ц / / П и с ь м а в Ж Т Ф . 1 9 8 1 . Т . 7 . № 5 . С . 2 7 2 — 2 7 6 .

4 0 . Голубничий II.И., Калюжный Г.С., Никольский С.И., Яковлев В.И. О в о з м о ж н о с т и м о д е л и р о в а ­н и я а к у с т и ч е с к и х э ф ф е к т о в , в о з н и к а ю щ и х п р и п р о х о ж д е н и и п у ч к о в и о н и з и р у ю щ и х ч а с т и ц с к в о з ь ж и д к о с т и с п о м о ш ь ю л а з е р н о г о и з л у ч е н и я . К р . с о о б ш . п о ф и з и к е . М .: Ф И Л И С С С Р ,1 9 7 8 . № 8 . С . 1 9 - 2 3 .

4 1 . Hunter S.D., Jones W.V. A c o u s t i c s ig n a ls o f n o n -t h e r m a l o r ig in f r o m h ig h e n e r g y p r o t o n s in w a t e r / / J. A c o u s t . s o c . A m e r . 1 9 8 1 . V . 6 9 . N 6 . P. 1 5 5 7 - 1 5 6 2 .

4 2 . Касоев С.Г., Лямшев Л.М. К т е о р и и г е н е р а ц и и з в у к а в ж и д к о с т и л а з е р н ы м и и м п у л ь с а м и / / А к у с т . ж у р н . 1 9 7 7 . Т . 2 3 . № 6 . С . 8 9 0 - 8 9 8 .

4 3 . Hutcheson I.., Roth О., Barnes Г. L a ser g e n e r a te d a c o u s t i c w a v e s in l iq u id s . R e c o r d s o f 1 1 th S y m p . o n e l e c t r o n , i o n a n d la ser t e c h n o l o g y . B o u ld e r ( C o l . ) . 1 9 7 1 . P. 4 1 3 - 4 2 0 .

4 4 . Гольданский В.И., Ланцбург Е.Я., Ямпольский Н.А. О г и д р о д и н а м и ч е с к о м э ф ф е к т е п р и п р о ­х о ж д е н и и о с к о л к о в д е л е н и я ч е р е з к о н д е н с и р о в а н н о е в е щ е с т в о / / П и с ь м а в Ж Э Т Ф . 1 9 7 6 . Т . 2 1 . № 6 . С . 3 6 5 - 3 6 7 .

4 5 . Аношин А.И. О б а к у с т и ч е с к о м и з л у ч е н и и и о н и з и р у ю щ и х ч а с т и ц в в о д е / / Ж Т Ф . 1 9 7 7 . Т . 4 7 . № 1 0 . С . 2 1 8 6 - 2 1 9 2 .

4 6 . Воловик В.Д., Попов Г.Ф. У п р у г и е в о л н ы в с т а б и л ь н ы х ж и д к о с т я х о т и м п у л ь с н ы х п у ч к о в з а р я ­ж е н н ы х ч а с т и ц / / П и с ь м а в Ж Т Ф . 1 9 7 5 . Т . 1 . № 1 3 . С . 6 0 1 - 6 0 3 .

4 7 . Воловик В.Д., Петренко В.В., Попов Г.Ф. О м е х а н и з м е г и д р о д и н а м и ч е с к о г о и з л у ч е н и я з а р я ж е н ­н ы х ч а с т и ц в в о д е / / П и с ь м а в Ж Т Ф . 1 9 7 7 . Т . 3 . № 1 0 . С . 4 5 9 - 4 6 2 .

4 8 . Воловик В.Д., Кобизской В.И., Попов Г.Ф. А к у с т и ч е с к и й э ф ф е к т о т ч а с т и ц с в е р х в ы с о к и х э н е р ­г и й в н е к о т о р ы х с т а б и л ь н ы х ж и д к о с т я х / / И з в . А Н С С С Р . С е р . ф и з . 1 9 7 6 . Т . 4 0 . № 5 . С . 1 0 6 5

1 0 6 7 .4 9 . Воловик В.Д., Калиниченко А.И., Лазурик В.Т., Попов Г.Ф. О г е н е р а ц и и у п р у г и х в о л н п у ч к а м и

з а р я ж е н н ы х ч а с т и ц в с т а б и л ь н ы х ж и д к о с т я х / / Ж Т Ф . 1 9 7 9 . Т . 4 9 . № 6 . С . 1 3 4 3 - 1 3 4 5 .5 0 . Greenspan М., Tsohiegg С ./Г . R a d ia t io n - in d u c e d a c o u s t i c c a v i t a t io n : a p p a r a tu s a n d s o m e r e s u l t s / / J. R es .

N a t. S ta n d . C . 1 9 6 7 . V . 7 1 . N 4 . P . 2 9 9 - 3 1 2 .5 1 . Marietti P., Settc D., Wandcrlingh F. D e t e c t i o n s o f c a v it ie s p r o d u c e d in a l iq u id b y io n iz in g p a r t ic le s / /

J . A c o u s t . S o c . A m e r . 1 9 6 9 . V . 4 5 . N 2 . P . 5 1 5 - 5 1 8 .5 2 . Голубничий П.И., Кубленко В.Г., Яковлев В.И. О м е х а н и з м е г е н е р а ц и и з в у к а в ж и д к о с т я х о с ­

к о л к а м и д е л е н и я / / А к у с т . ж у р н . 1 9 8 5 . Т . 3 1 . № 5 . С . 7 0 9 - 7 1 0 .5 3 . Ахиезер И.А., Лазурик-Элъцуфин В.Т. Д и н а м и ч е с к и й э ф ф е к т п р и п р о х о ж д е н и и п у ч к о в з а р я ж е н ­

н ы х ч а с т и ц в т в е р д ы х т е л а х / /Ж Т Ф . 1 9 7 2 . Т . 6 3 . № 5 . ( И ) , С . 1 7 7 6 - 1 7 7 9 .5 4 . Насонов Н.Н. Д и н а м и ч е с к и й э ф ф е к т п у ч к о в б ы с т р ы х з а р я ж е н н ы х ч а с т и ц в к р и с т а л л а х / / У к р .

ф и з . ж у р н . 1 9 8 2 . Т . 2 7 . № 1 2 . С . 1 9 5 7 - 1 8 5 9 .5 5 . Каганова И.М., Каганов М.И. Ч с р с н к о в с к о е и з л у ч е н и е з в у к а Ч а ст и ц е й , д в и ж у щ е й с я ч е р е з м е ­

т а л л / / Ф Т Т . 1 9 7 9 . Т . 1 5 . № 7 . С . 2 1 1 9 - 2 1 2 5 .5 6 . Боршковский И.А., Воловик В.Д. И с с л е д о в а н и я в о з б у ж д е н и я а к у с т и ч е с к и х в о л н в м е т а л л а х

э л е к т р о н а м и и п р о т о н а м и / / И з в . в у з о в . Ф и з и к а . 1 9 7 3 . № 1 0 ( 1 3 7 ) . С . 7 2 - 7 6 .

221

57. Павлов В.И., Сухоруков А.П. Переходное излучение акустических волн // УФН. 1985. Т. 147.. №1. С. 83-115.58. Аскарьян Г.А., Долгошеин Б.А. Микроэлсктрострикция при ионизации среды // Письма в ЖЭТФ.

1978. Т. 28. № 10. С. 617-620.59. Бункин Ф.В., Трибельский М.И. Нерезонансное взаимодействие мощного оптического излучения

с жидкостью // УФН. 1980. Т. 130. № 2. С 193-239.60. Воловик В.Д, Иванов СИ. К вопросу о термоупругой дозиметрии пучков заряженных частиц //

ЖТФ. 1975. Т. 45. № 8. С. 1789-1791.61. Лямшев Л.М. Оптико-акустические источники звука // УФН. 1981. Т . 1 35. № 4. С. 637-669.62. Лямшев Л.М., Наугольных К.А. Оптическая генерация звука. Нелинейные эффекты (обзор) II

Акуст. журн. 1981. Т. 27. № 5. С. 641-668.63. Kim K.Y., Sachse W. Observation of X-ray generated ultrasound // Proc. 1983 IEEE Ultrason. Symp.

1983. P. 677-680.64. Kim K.Y., Sachse W. X-ray generated ultrasound // J. Appl. Phys. Lett. 1983. V. 43. P. 1099-1101.65. Sachse W., Kim K.Y., Pierce W.P. X-ray generated ultrasonic signals characteristics and imaging appli­

cations II IEEE Trans. On Ultrasonic, Ferroelastics and Frequency Control. 1986. V. UFFC-33. N 5. September. 1986. P. 546-560.

66. Tateno II., Оно T et a l Ion beam exited acoustic image and specific element image of teeth. Proc. 6th Symp. Ultrasonic electronics. Tokyo: 1985. // Jap. J. Appl. Phys. 1986. V. 25. Suppl. 25-1. P. 1880190.

67. Satkewicz P.G., Murphy J.S. et a l Ion-acoustic imaging of surface flows in aluminium // Rev. Progr. Quantitative Nondestructure Evaluation. N.Y., L.: Plenum-Press. 1986. N 5A. P. 455-463.

68. Березинский B.C., Буланов С.В., Гинзбург В.Л. и dp. Астрофизика космических лучей. М.: Наука,1984. 360 с.

69. Markov М.А. On high-energy neutrino physics // Proc. 10th Intern. Conf. on high-energy phys. Roches­ter. 1960. P. 579-585.

70. Воловик В.Д., Калиниченко А.И., Лазурик B .T , Попов Г.Ф. Термоакустический эффект каска­дирующей частицы в воде // Письма в ЖТФ. 1978. Т. 4. № 10. С. 611-615.

71. Askarijan G.A., Dolgoshein В.A., Kalinowsky A.N., Mokhov N. V. Acoustic detection of high-energy particle showers in water // Nucl. Instr. and Meth. 1979. V. 164. N 2. P. 267-278.

72. Селищев C.B. Автоколебательные процессы при воздействии концентрированных потоков энер­гии на материалы: Дис. ... д-ра физ.-мат. наук. Новосибирск: Ин-т теплофизики СО АН СССР, 1988.450 с.

73. Доклад Американскому физическому обществу экспертной группы о научных и технических аспектах пучкового оружия // УФН. 1988. Т. 155. № 4. С. 559-679.

Акустический институт Поступила в редакциюим. Н.Н. Андреева 17.10.91Российской Академии наук

L .M . L y a m s h e v

R A D I A T I O N A C O U S T I C S A N D ST S A P P L I C A T I O N St

R a d ia t io n a c o u s t ic s is a n e w b r a n c h o f a c o u s t ic s , d e v e lo p in g o n t h e b o u n d a r y o f a c o u s t ic s , n u c le a r p h y ­s ics . e le m e n t a r y p a r t ic le s a n d h ig h -e n e r g y p h y s ic s . I t s fu n d a m e n t a ls a re la y in g in th e r e s e a r c h o f a c o u s t i ­ca l e f f e c t s d u e t o th e in t e r a c t io n o f p e n e tr a t in g r a d ia t io n , e .g . e le c t r o n , p r o t o n , io n b e a m s . X -r a y s and 7 - r a d ia t io n , b e a m s o f n e u tra l p a r t ic le s a n d s in g le h ig h -e n e r g y p a r t ic le s w it h m a tte r . T h e re se a rch o f s o u n d e x c i t a t i o n b y la ser r a d ia t io n ( o r b y th e p h o t o n b e a m s ) c a n b e c la s s if ie d as r a d ia t io n a c o u s t i c s t o o . th o u g h th is is a n in d e p e n d e n t b r a n c h a lr e a d y .

T h e s t u d y o f r a d ia t io n -a c o u s t ic a l e f f e c t s le a d s t o th e n e w o p p o r t u n i t i e s in t h e p e n e t r a t in g r a d ia t io n re­s e a rch ( a c o u s t i c a l d e t e c t i o n , r a d ia t io n -a c o u s t ic a l d o s i m e t r y ) , s tu d y o f t h e p h y s ic a l p a r a m e te r s o f m a tte r ( r a d ia t io n -a c o u s t ic a l m i c r o s c o p y a n d o t h e r s ) , in a s o lu t io n o f s o m e a p p lie d p r o b le m s o f n o n d e s t r u c t iv e tes­t in g ( r a d ia t io n -a c o u s t ic a l t e s t in g o f n o n h o m o g e n e o u s m e d ia ) , a n d a ls o f o r th e ta rg e te d r a d ia t io n -a c o u s t i ­c a l in f lu e n c e o n p h y s ic a l a n d s h e m ic a l s t r u c tu r e o f t h e m a t t e r .

R e s u lt s o f t h e o r e t ic a l a n d e x p e r im e n t a l in v e s t ig a t io n s a re g iv e n . D i f f e r e n t m e c h a n is m s o f th e s o u n d g e ­n e r a t io n b y p e n e t r a t in g r a d ia t io n in l iq u id s a n d s o l id s a re c o n s id e r e d . S o m e a p p l i c a t io n s - t h e r a d ia t io n a c o u s t ic a l m i c r o s c o p y a n d v is u a lis a t io n , th e a c o u s t ic a l d e t e c t i o n o f h ig h e n e r g y X -r a y p a r t ic le s a n d p o s s i ­b i l i t y o f u s in g o f h ig h e n e r g y n e u t r in o b e a m s in g e o a c o u s t i c s a re d is cu s s e d .

2 2 2