Механизм сонолюминесценции - Mechanism of sonoluminescence - Wikipedia

Сонолюминесценция это явление, которое возникает, когда небольшой пузырь газа акустически подвешен и периодически перемещается в жидкий раствор на ультразвуковых частотах, что приводит к схлопыванию пузырька, кавитация, и световое излучение. Тепловая энергия, которая выделяется при схлопывании пузыря, настолько велика, что может вызвать слабое излучение света.^[1] Механизм излучения света остается неясным, но некоторые из текущих теорий, которые относятся к тепловым или электрическим процессам, являются Тормозное излучение радиация аргон исправление гипотеза^[2] и горячая точка. Некоторые исследователи начинают отдавать предпочтение объяснениям тепловых процессов, поскольку разницы температур постоянно наблюдаются с помощью различных методов спектрального анализа.^[3] Чтобы понять механизм излучения света, важно знать, что происходит внутри пузыря и на его поверхности.

Для создания пузырька, способного проводить сонолюминесценцию, требуется установка, подобная следующей.

Текущие конкурирующие теории

До начала 1990-х все исследования различных химических и физических параметров сонолюминесценции проводились с использованием многопузырьковой сонолюминесценции (MBSL).^[4] Это было проблемой, поскольку все теории и динамика пузырьков основывались на сонолюминесценции одиночного пузырька (SBSL), и исследователи полагали, что колебания пузырьков соседних пузырьков могут влиять друг на друга.^[4] Сонолюминесценция одного пузырька не была достигнута до начала 1990-х годов и позволила изучить влияние различных параметров на один кавитирующий пузырь.^[4] После того, как многие из ранних теорий были опровергнуты, оставшиеся правдоподобные теории можно разделить на два разных процесса: электрический и тепловой.^[1][4]

Однопузырьковая сонолюминесценция (SBSL)

SBSL излучает больше света, чем MBSL, из-за меньшего количества взаимодействий между соседними пузырьками.^[4] Еще одно преимущество SBSL заключается в том, что одиночный пузырек схлопывается без воздействия других окружающих пузырей, что позволяет проводить более точные исследования теорий акустической кавитации и сонолюминесценции.^[4] Были выдвинуты некоторые экзотические теории, например, от Швингера в 1992 году, который намекнул на динамическое Эффект Казимира как потенциальный процесс испускания фотонов. Некоторые теории говорят, что место излучения света находится в жидкости, а не внутри пузыря. Другие теории SBSL объясняют, что испускание фотонов из-за высоких температур в пузыре аналогично теориям горячих точек MBSL. Что касается тепловыделения, преобладает большое количество различных процессов. Поскольку во время коллапса температуры повышаются от нескольких сотен до многих тысяч кельвинов, это могут быть процессы молекулярной рекомбинации, излучения, индуцированного столкновениями, молекулярного излучения, эксимеров, атомной рекомбинации, радиационных присоединений ионов, нейтральных и ионных Тормозное излучение, или излучение ограниченных электронов в пустотах. Какая из этих теорий применима, зависит от точных измерений и расчетов температуры внутри пузыря.^[1]

Многопузырьковая сонолюминесценция (МБСЛ)

В отличие от однопузырьковой сонолюминесценции, многопузырьковая сонолюминесценция - это создание множества колеблющихся и схлопывающихся пузырьков. Обычно в MBSL световое излучение от каждого отдельного пузырька слабее, чем в SBSL, потому что соседние пузырьки могут взаимодействовать и влиять друг на друга.^[4] Поскольку каждый соседний пузырек может взаимодействовать друг с другом, это может затруднить проведение точных исследований и определение свойств схлопывающегося пузыря.

Многопузырьковая сонолюминесценция создает множество колеблющихся и схлопывающихся пузырьков, которые излучают свет. Обычно световое излучение слабее, чем при сонолюминесценции с одним пузырем. Яркие синие точки, которые видны при просмотре изображения с высоким разрешением, представляют собой пузырьки сонолюминесценции.

Пузырьковый интерьер

Одним из самых больших препятствий в исследованиях сонолюминесценции была попытка получить измерения внутренней части пузыря. Большинство измерений, таких как температура и давление, косвенно измеряются с использованием моделей и динамики пузырьков.^[1]

Температура

Некоторые из разработанных теорий о механизме SBSL приводят к прогнозам для максимальной температуры от 6000 K до 20000 K. Все они имеют общее: а) внутренняя часть пузыря нагревается и становится, по крайней мере, столь же горячей, как измеренная. для МБСЛ: б) водяной пар является основным ограничивающим фактором температуры и в) средняя температура по пузырьку не поднимается выше 10000 К.^[1]

Динамика пузыря

Эти уравнения были составлены с использованием пяти основных предположений:^[5] причем четыре из них являются общими для всех уравнений:

1. Пузырь остается сферическим
2. Содержимое пузыря подчиняется закон идеального газа
3. Внутреннее давление остается равномерным по всему пузырю.
4. Нет испарение или же конденсация происходит внутри пузыря

Пятое предположение, которое меняется в зависимости от формулировки, относится к термодинамическому поведению жидкости, окружающей пузырек. Эти предположения сильно ограничивают модели, когда пульсации велики, а скорости стенки достигают скорость звука.

Формулировка Келлера-Миксиса

Формулировка Келлера-Миксиса - это уравнение, выведенное для больших радиальных колебаний пузырька, заключенного в звуковое поле. Когда частота звукового поля приближается к собственной частоте пузыря, это приведет к колебаниям большой амплитуды. Уравнение Келлера-Миксиса учитывает вязкость, поверхностное натяжение, падающую звуковую волну и акустическое излучение, исходящее от пузырька, что ранее не учитывалось в расчетах Лаутерборна. Лаутерборн решил уравнение, которое Плессет, и другие. модифицировано на основе оригинального анализа Рэлея больших колеблющихся пузырьков.^[6] Келлер и Миксис получили следующую формулу:^[5]

${\displaystyle \left(1-{\frac {\dot {R}}{c}}\right)R{\ddot {R}}+{\frac {3}{2}}{\dot {R^{2}}}\left(1-{\frac {\dot {R}}{3c}}\right)=\left(1+{\frac {\dot {R}}{c}}\right){\frac {1}{\rho _{l}}}\left[p_{B}(R,t)-p_{A}\left(t+{\frac {R}{c}}\right)-P_{\infty }\right]+{\frac {Rdp_{B}(R,t)}{\rho _{l}cdt}}}$

куда ${\displaystyle R}$ - радиус пузыря, точками обозначены первая и вторая производные по времени, ${\displaystyle \rho _{l}}$ плотность жидкости, ${\displaystyle c}$ скорость звука в жидкости, ${\displaystyle p_{B}(R,t)}$ - давление на жидкой стороне границы раздела пузырька, ${\displaystyle t}$ время, и ${\displaystyle p_{A}(t+R/c)}$ это запаздывающее давление движения.

Формулировка Просперетти

Просперетти нашел способ точно определить внутреннее давление пузыря, используя следующее уравнение.^[7]

${\displaystyle {\dot {p}}={\frac {3}{r}}\left((\gamma -1)K{\frac {\partial T}{\partial r}}{\Bigg |}_{R}-\gamma p{\dot {R}}\right)}$

куда ${\displaystyle T}$ это температура, ${\displaystyle K}$ - теплопроводность газа, а ${\displaystyle r}$ - радиальное расстояние.

Формулировка Флинна

Эта формулировка позволяет изучать движения и влияние теплопроводности, сдвиговой вязкости, сжимаемости и поверхностного натяжения на небольшие кавитационные пузырьки в жидкостях, которые приводятся в движение полем акустического давления. Влияние давления пара на кавитационный пузырек также можно определить с помощью межфазной температуры. Формулировка специально разработана для описания движения пузыря, который расширяется до максимального радиуса, а затем резко схлопывается или сжимается.^[8] Эта система уравнений решалась с использованием улучшенной Метод Эйлера.

${\displaystyle \left(1-{\frac {\dot {R}}{c}}\right)R{\ddot {R}}+{\frac {3}{2}}{\dot {R^{2}}}\left(1-{\frac {\dot {R}}{3c}}\right)=\left(1+{\frac {\dot {R}}{c}}\right){\frac {1}{\rho _{l}}}\left[p_{B}(R,t)-p_{A}(t)-P_{\infty }\right]+{\frac {R}{\rho _{l}c}}\left(1-{\frac {\dot {R}}{c}}\right){\frac {dp_{B}(R,t)}{dt}}}$

куда ${\displaystyle R}$ - радиус пузыря, точками обозначены первая и вторая производные по времени, ${\displaystyle \rho _{l}}$ плотность жидкости, ${\displaystyle c}$ скорость звука в жидкости, ${\displaystyle dp_{B}(R,t)}$ - давление на жидкой стороне границы раздела пузырька, ${\displaystyle t}$ время, и ${\displaystyle p_{A}(t)}$ это движущее давление.

Уравнение Рэлея-Плессета

Теория динамики пузыря была основана в 1917 г. Лорд Рэйли во время работы с Королевским флотом по исследованию кавитационных повреждений гребных винтов кораблей. За несколько десятилетий его работы были усовершенствованы и развиты Милтон Плессет, Андреа Просперетти, и другие.^[1] В Уравнение Рэлея-Плессета^[1] является:

${\displaystyle R{\ddot {R}}+{\frac {3}{2}}{\dot {R^{2}}}={\frac {1}{\rho _{l}}}\left(p_{g}-P_{0}-P\left(t\right)-4\mu {\frac {\dot {R}}{R}}-{\frac {2\gamma }{R}}\right)}$

куда ${\displaystyle R}$ - радиус пузыря, ${\displaystyle {\ddot {R}}}$ - производная второго порядка от радиуса пузырька по времени, ${\displaystyle {\dot {R}}}$ - производная первого порядка от радиуса пузырька по времени, ${\displaystyle \rho _{l}}$ плотность жидкости, ${\displaystyle p_{g}}$ - давление в газе (которое предполагается однородным), ${\displaystyle P_{0}}$ - фоновое статическое давление, ${\displaystyle P(t)}$ это синусоидальное управляющее давление, ${\displaystyle \mu }$ это вязкость жидкости, и ${\displaystyle \gamma }$ это поверхностное натяжение границы раздела газ-жидкость.

Поверхность пузыря

Поверхность схлопывающегося пузырька, подобная тем, которые наблюдаются в SBSL и MBSL, служит пограничным слоем между жидкой и паровой фазами раствора.

Поколение

MBSL наблюдался во многих различных решениях в различных условиях. К сожалению, его труднее изучать, поскольку пузырьковое облако неравномерно и может выдерживать широкий диапазон давлений и температур. SBSL легче изучать из-за предсказуемой природы пузыря. Этот пузырь поддерживается в стоячая акустическая волна умеренного давления, примерно 1,5 атм.^[9] Поскольку при таких давлениях кавитации обычно не происходит, засеять пузырь можно несколькими способами:

1. Переходное вскипание при коротком импульсе тока в нихромовой проволоке.
2. Небольшая струя воды возмущает поверхность, вызывая пузырьки воздуха.
3. Быстро формирующаяся паровая полость с помощью сфокусированного лазерного импульса.

Стоячая акустическая волна, которая содержит пучности давления в центре защитной оболочки, заставляет пузыри быстро сливаться в один радиально колеблющийся пузырек.

Крах

Как только одиночный пузырек стабилизируется в пучности давления стоячей волны, его можно заставить излучать световые импульсы, заставляя пузырек совершать сильно нелинейные колебания. Это достигается за счет увеличения давления акустической волны, чтобы нарушить устойчивый линейный рост пузырька, что приводит к схлопыванию пузырька в неуправляемой реакции, которая возвращается только из-за высокого давления внутри пузырька на его минимальном радиусе.

Afterbounces

Свернувшийся пузырек расширяется из-за высокого внутреннего давления и испытывает убывающий эффект, пока пучность высокого давления не вернется в центр сосуда. Пузырь продолжает занимать примерно то же пространство из-за силы акустического излучения, Сила Бьеркнеса, а плавучесть сила пузыря.

Колебания пузыря соответствуют антиузлам давления

Химия поверхности

Влияние различных химических веществ, присутствующих в растворе, на скорость схлопывающегося пузырька было недавно изучено. Нелетучие жидкости, такие как серный и фосфорная кислота было показано, что они вызывают вспышки света длительностью несколько наносекунд с гораздо меньшей скоростью стенки пузырька,^[10] и производят в несколько тысяч раз большее световое излучение. Этот эффект, вероятно, маскируется в SBSL в водных растворах из-за поглощения света молекулами воды и загрязнителями.

Поверхностное натяжение

Из этих результатов можно сделать вывод, что разница в поверхностном натяжении между этими разными соединениями является источником различных излучаемых спектров и временных масштабов, в которых происходит излучение.

Световое излучение

Инерция схлопывающегося пузырька создает высокие давления и температуры, способные ионизировать небольшую часть благородного газа в объеме пузырька. Эта небольшая часть ионизированного газа прозрачна и позволяет регистрировать объемную эмиссию. Свободные электроны из ионизированного благородного газа начинают взаимодействовать с другими нейтральными атомами, вызывая термическое воздействие. тормозное излучение радиация. Поверхностное излучение излучает более интенсивную вспышку света с большей продолжительностью и зависит от длины волны. Экспериментальные данные свидетельствуют о том, что в случае сонолюминесценции происходит только объемное излучение.^[1] Когда звуковая волна достигает минимума энергии, пузырь расширяется, и электроны могут рекомбинировать со свободными ионами и останавливать излучение света. Время светового импульса зависит от энергия ионизации благородного газа с аргоном, имеющим световой импульс 160 пикосекунд.

Сияние (Вт / нм)	Относительная яркость[1]
1.50×10−12	Яркий
9.00×10−13	Полуяркий
1.75×10−13	Тусклый
7.00×10−14	Очень тусклый
2.00×10−14	Чрезвычайно тусклый

Тип решения	Средняя макс. сияние (Вт / нм)[1][11]
Ксенон в воде	1.04×10−9
Криптон в воде	8.00×10−10
Аргон в воде	7.75×10−10
Неон в воде	5.40×10−10
Гелий в воде	4.45×10−11
^3Он в воде	3.60×10−11

Электрические процессы

В 1937 г. при объяснении излучения света предпочтение отдается электрическим разрядам. Первые идеи были о разделении зарядов в кавитационных пузырьках, которые рассматривались как сферические конденсаторы с зарядами в центре и на стенке. При схлопывании емкость уменьшается, а напряжение увеличивается до тех пор, пока не произойдет электрический пробой. Еще одним предложением было разделение зарядов путем увеличения флуктуаций заряда на стенке пузырька, однако разрыв должен происходить во время фазы расширения динамики пузырька. Эти теории разряда должны предполагать, что излучающий пузырь подвергается асимметричному схлопыванию, потому что симметричное распределение заряда не может излучать свет.^[1]

Тепловые процессы

Поскольку схлопывание пузыря происходит за микросекунды,^[5] теория горячих точек утверждает, что тепловая энергия возникает в результате адиабатический схлопывание пузыря. В 1950 году предполагалось, что внутренние температуры пузырька достигают 10 000 К при схлопывании сферически-симметричного пузырька.^[1] В 1990-е годы спектры сонолюминесценции использовались Suslick для измерения эффективных температур излучения пузырьковых облаков (многопузырьковая сонолюминесценция) 5000 К,^[12][13] а в последнее время температура достигает 20 000 К при кавитации одиночного пузыря.^[10][14][15]

При схлопывании пузырька, в котором возникает кавитация, на короткое время образуется горячая точка. Это горячее пятно содержит высокотемпературное ядро, окруженное более холодной внешней оболочкой.

Стабильность формы пузыря

Предел для окружающего размера пузырька устанавливается в связи с возникновением нестабильности формы колеблющегося пузырька. Пороги устойчивости формы зависят от изменений радиальной динамики, вызванных различной вязкостью жидкости или частотами возбуждения. Если частота уменьшается, параметрическая нестабильность подавляется, так как стабилизирующее влияние вязкости может проявляться дольше, чтобы подавить возмущения. Однако схлопывание пузырей, вызываемых низкочастотными колебаниями, способствует более раннему возникновению неустойчивости Рэлея-Тейлора. Пузырьки большего размера можно стабилизировать, чтобы показать сонолюминесценцию при приложении не слишком высокого давления нагнетания. На низких частотах водяной пар становится более важным. Пузырьки можно стабилизировать путем охлаждения жидкости, при этом излучается больше света.^[1]

Отвод возбужденного холодного конденсата

Недавние исследования времени вспышки в цикле пузыря,^[16] показали, что вспышка SL может произойти за 100 наносекунд раньше времени минимального радиуса пузырька. В этот момент движение стенки пузыря дозвуковое, и термодинамические модели предполагают, что внутренние температуры и давления пересекают умеренные условия. Таким образом, модель сонолюминесценции «удар молотка по наковальне для создания искры» может оказаться недействительной. Вместо этого авторы отмечают, что те же адиабатические модели, которые успешно моделируют движение пузыря, подразумевают, что в пузыре могут существовать очень низкие температуры: во время цикла расширения пузырек начинается около комнатной температуры на своем равновесном радиусе. В верхней части последующего расширения адиабатическая модель подразумевает, что достигаются такие низкие температуры, как 4 Кельвина. Он достаточно холодный, чтобы конденсировать большинство газов и любой водяной пар, присутствующий в пузыре. Сохранение энергетических аргументов подразумевает, что этот метастабильный конденсат должен содержать несколько МэВ энергии. Эта энергия возбуждения исходит из скрытого тепла, содержащегося в газах непосредственно перед их конденсацией. По мере того как пузырек сжимается и проходит через свой равновесный радиус, конденсат разрушается и выделяет свою энергию. Эта модель предсказывает, что каждый конденсат накапливает скрытую тепловую энергию, выделяемую в разряде, которая определяется следующим образом:

${\displaystyle E={\frac {c_{v}}{R_{g}}}P_{0}nb}$,

куда ${\displaystyle c_{v}}$ - постоянная объемная теплоемкость на моль газа в пузырьке, ${\displaystyle R_{g}}$ - постоянная идеального газа, ${\displaystyle P_{0}}$ атмосферное давление окружающей среды, ${\displaystyle n}$ - количество молей газа в пузыре, а ${\displaystyle b}$ - ван-дер-ваальсовый исключенный объем на моль. Для пузырьков размером от 8 до 10 ${\displaystyle \mu m}$, эта формула предсказывает, что каждая вспышка будет выделять около 1 пикоджоуля (7 МэВ) энергии. Калиброванные измерения яркости пузырьков показывают, что каждая вспышка содержит примерно столько энергии. Кроме того, эта формула предсказывает, что пузырьки, содержащие ксенон, будут ярче, чем криптон или аргон, из-за большего объема ксенона без учета Ван-дер-Ваальса, эффект, который также наблюдается. Когда происходит разряд, достигаются высокие температуры, но в этой модели они не рассматриваются как причина вспышки.

Смотрите также

• Bubble Fusion

Рекомендации

1. Майкл П. Бреннер (2002). «Однопузырьковая сонолюминесценция». Обзоры современной физики. 74 (2): 425–484. Bibcode:2002РвМП ... 74..425Б. CiteSeerX  10.1.1.6.9407. Дои:10.1103 / RevModPhys.74.425.
2. Томас Дж. Матула; Лоуренс А. Крам (1998). «Свидетельства газообмена в однокупулярной сонолюминесценции». Письма с физическими проверками. 80 (4): 865–868. Bibcode:1998ПхРвЛ..80..865М. Дои:10.1103 / PhysRevLett.80.865. S2CID  115140924.
3. К.С. Suslick; W.B. Макнамара III; Ю. Диденко (1999). «Условия горячей точки во время множественной пузырьковой кавитации» (PDF). Сонохимия и сонолюминесценция: 191–205. Дои:10.1007/978-94-015-9215-4_16. ISBN  978-90-481-5162-2.
4. Джо Желько Состарич (1999). Межфазные эффекты на водную сонохимию и сонолюминесценцию. С. 1–252.
5. Гайтан, Д. Фелипе; Лоуренс А. Крам; Чарльз С. Черч; Рональд А. Рой (июнь 1992 г.). «Сонолюминесценция и динамика пузырька для одного стабильного кавитационного пузырька». Журнал Акустического общества Америки. 91 (6): 3166–3183. Bibcode:1992ASAJ ... 91.3166G. Дои:10.1121/1.402855. Архивировано из оригинал 14 апреля 2013 г.. Получено 29 мая 2011.
6. Келлер, Джозеф Б .; Майкл Миксис (август 1980 г.). «Колебания пузыря большой амплитуды». Журнал Акустического общества Америки. 68 (2): 628–633. Bibcode:1980ASAJ ... 68..628K. Дои:10.1121/1.384720. Архивировано из оригинал 14 апреля 2013 г.. Получено 30 мая 2011.
7. Просперетти, Андреа; Лоуренс А. Крам; Керри В. Коммандер (февраль 1988 г.). «Нелинейная динамика пузыря». Журнал Акустического общества Америки. 83 (2): 502–514. Bibcode:1988ASAJ ... 83..502P. Дои:10.1121/1.396145. Архивировано из оригинал 14 апреля 2013 г.. Получено 30 мая 2011.
8. Флинн, Х.Г. (июнь 1975 г.). «Динамика кавитации. I. Математическая формулировка». Журнал Акустического общества Америки. 57 (6): 1379–1396. Bibcode:1975ASAJ ... 57.1379F. Дои:10.1121/1.380624. Архивировано из оригинал 14 апреля 2013 г.. Получено 30 мая 2011.
9. Flannigan DJ, Suslick KS. 2008. Внутри схлопывающегося пузыря: сонолюминесценция и условия во время кавитации. Анну. Rev. Phys. Chem. 59: 659–83
10. Flannigan, D.J .; Суслик, К.С. «Образование плазмы и измерение температуры во время кавитации одиночного пузыря» Природа, 2005, 434, 52-55.
11. Барбер, Брэдли П.; Роберт А. Хиллер; Ритва Лосфстедт; Сет К. Путтерман; Кейт Р. Венингер (1997). «Определение неизвестных сонолюминесценции». Отчеты по физике. 281 (2): 65–143. Bibcode:1997ФР ... 281 ... 65Б. Дои:10.1016 / S0370-1573 (96) 00050-6.
12. Flint, E.B .; Суслик, К. С. (1991). «Температура кавитации». Наука. 253 (5026): 1397–1399. Bibcode:1991 Наука ... 253.1397F. Дои:10.1126 / science.253.5026.1397. PMID  17793480. S2CID  22549622.
13. McNamara III, W.B .; Диденко, Ю .; Суслик, К. С. (1999). «Температуры сонолюминесценции при многопузырьковой кавитации». Природа. 401 (6755): 772–775. Bibcode:1999Натура.401..772М. Дои:10.1038/44536. S2CID  4395942.
14. Диденко, Ю .; McNamara III, W.B .; Суслик, К. С. (2000). «Молекулярная эмиссия из одиночного пузырька сонолюминесценции». Природа. 406 (6798): 877–879. Bibcode:2000Натура.406..877М. Дои:10.1038/35038020. PMID  11057659. S2CID  4335459.
15. Диденко, Ю .; Суслик, К. С. (2002). «Энергоэффективность образования фотонов, радикалов и ионов при кавитации одиночного пузыря». Природа. 418 (6896): 394–397. Bibcode:2002Натура.418..394D. Дои:10.1038 / природа00895. PMID  12140551. S2CID  658166.
16. Т. Э. Бреннан, Г. Фралик (2011). «Время появления сонолюминесценции». arXiv:1111.5229 [Physics.gen-ph ].