В. В. Сурков Электромагнитные эффекты при землетрясениях и

МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ
МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ИНЖЕНЕРНО-ФИЗИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ
(ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ)
В. В. Сурков
Электромагнитные эффекты при
землетрясениях и взрывах
Монография посвящена физической теории электродинамических явлений, сопутствующих взрывам
и землетрясениям. Рассматривается широкий круг вопросов, включающий эффекты ударной поляризации и разрушения твёрдой среды взрывом, электроразрядные явления в трещинах и на поверхности земли, влияние продуктов взрыва, остаточные электромагнитные поля. Изучаются сейсмоэлектрические
явления, индукционный сейсмомагнитный эффект, генерация низкочастотных геомагнитных возмущений и возбуждение ионосферы взрывом. В монографии приводится критический обзор данных об электромагнитных предвестниках землетрясений и обсуждаются современные теории, объясняющие данное
явление. Рассматриваются электрокинетические, поляризационные и другие явления в очаге землетрясения.
Для научных работников, аспирантов и студентов, специализирующихся в области теоретической
геофизики.
Рецензенты: канд. физ.-мат. наук Ю. Б. Иванов (МИФИ),
д-р. физ.-мат. наук Е. Н. Фёдоров (Институт физики Земли РАН)
Рекомендовано к изданию редсоветом МИФИ
 В. В. Сурков, 2000.
Email: [email protected]
Оглавление
Введение……………………..……………………………………………..…………………………………….2
Глава 1. Генерация электромагнитных полей при ударном сжатии и разрушении твёрдых тел
1.1. Эффекты ударной поляризации и деполяризации твердых диэлектриков.
Ударное намагничивание и размагничивание.…..……………………………………………………..4
1.2. Электростатические поля, образующиеся при разрушении тел.
Электрическое поле в трещине и поре………………………..……………………………………….12
1.3. Электромагнитные эффекты, связанные с разрушением. Лабораторные эксперименты…….……17
1.4. Долговременные электромагнитные поля………………………………………………………….…22
1.5. Заключение……………………………………………………………………………………………....27
1.6. Список литературы……………………………………………………………………………………...30
Глава 2. Сейсмомагнитные и сейсмоэлектрические явления, обусловленные упругими волнами
2.1. Индукционный сейсмомагнитный эффект……………………….……………………………………37
2.2. Индукционные сейсмомагнитные явления, обусловленные продольными волнами……………....40
2.3. Электромагнитный предвестник сейсмической волны………….…………………………………...46
2.4. Вариации геомагнитного поля, возбуждаемые поверхностными волнами…...………………..…...49
2.5. Электрокинетический и сейсмоэлектрический эффекты………………………………………….…54
2.6. Заключение………………………………………………………………………………………………59
2.7. Список литературы……………………………………………….……………………………………..60
Глава 3. Электромагнитные эффекты при землетрясениях
3.1. Электромагнитные предвестники землетрясений. Экспериментальные наблюдения…..…………63
3.2. Теория электрокинетических явлений в неоднородных средах.………………………………….…71
3.3. Теория электрокинетического эффекта в макроанизотропной среде……..………………………...78
3.4. Фрактальные свойства сейсмоэлектрических явлений……………………………………………….82
1
3.5. Генерация УНЧ электромагнитных полей в процессе образования трещин….……….……………91
3.6. Природа УНЧ электромагнитных шумов, предваряющих некоторые землетрясения..………....…94
3.7. Тектономагнитные и магнитогидродинамические эффекты……………………………………….110
3.8. Другие электромагнитные эффекты при землетрясениях…………………………………………..113
3.9. Заключение……………………………………………………………………………………………..115
3.10. Список литературы…………………………………………………………………………………...118
Глава 4. Низкочастотные поля подземного взрыва
4.1. Электромагнитный импульс подземного взрыва…...……………………………………………….128
4.2. Диамагнитный плазменный эффект подземного взрыва……………………………………………135
4.3. Электромагнитное поле ударной волны при подземном взрыве……..…………………………….140
4.4. Заключение……………………………………………………………………………………………..146
4.5. Список литературы……………………………………………….……………………………………149
Глава 5. Атмосферные электрические эффекты
5.1. Электромагнитное поле при взрыве заряда конденсированного ВВ в воздухе….………………..152
5.2. Электрическое поле газопылевого облака взрыва…………………………………………………..156
5.3. Молнии и другие электроразрядные явления, возникающие при взрывах, землетрясениях
и извержениях вулканов………...…………………………………………………………………….163
5.4. Эффект воздушной ударной волны в приземном атмосферном слое..…………………………….170
5.5. Искусственные приёмы, приводящие к усилению электромагнитного сигнала взрыва….………173
5.6. Заключение……………………………………………………………………………………………..179
5.7. Список литературы……………………………………………….……………………………………181
Глава 6. Возбуждение ионосферы
6.1. Экспериментальные методы наблюдения ионосферы при взрывах и землетрясениях..…………185
6.2. Ионосферные предвестники землетрясений…………………………………………………………190
6.3. Теория распространения в ионосфере низкочастотных возмущений…………….………………..193
6.4. Теория возбуждения ионосферы акустическими волнами..…...……………………………………205
6.5. Возбуждение ионосферы молниями и электрическими разрядами…………………………….….217
6.6. Заключение……………………………………………………………………………………………..226
6.7. Список литературы……………………………………………….……………………………………230
Введение
При подземных взрывах и землетрясениях возникает комплекс разнообразных электромагнитных
эффектов, имеющих различную физическую природу. Для адекватной интерпретации опытных данных
необходимо иметь теорию, позволяющую оценить влияние тех или иных явлений и выявить преобладающий эффект. В настоящей монографии сделана попытка построения такой теории, охватывающей
широкий круг вопросов. Электродинамические явления, связанные с деформацией и разрушением вещества, характерны как для подземных взрывов, так и для землетрясений. Применяемый в работе подход
позволяет взглянуть на эти явления с единых позиций.
Перечислим некоторые из упомянутых выше эффектов, которые можно наблюдать при мощном подземном взрыве в радиусе нескольких десятков километров. Вначале практически одновременно со взрывом регистрируется так называемый электромагнитный импульс (ЭМИ) взрыва, который представляет
собой короткий сигнал длительностью около одной секунды. У этого сигнала может быть несколько
причин. Это расширение сильно нагретой плазмы в подземной полости, радиационное возбуждение полей при ядерном взрыве, поляризация грунта в ударной волне, распространяющейся по среде. Электрические токи, распространяющиеся по проводящей земле, вызывают возмущение геомагнитного поля.
Генерация токов при прохождении сейсмических волн мимо пункта наблюдения создаёт так называемые
косейсмические явления. Следующая фаза электродинамических явлений при взрыве связана с выходом
ударной волны на поверхность земли и образованием в атмосфере воздушной ударной волны. Сжатие
воздуха в волне, распространяющейся вдоль поверхности земли, меняет концентрацию заряженных аэрозолей, что создаёт возмущение геоэлектрического поля в приземном слое атмосферы. Атмосферная
волна, распространяющаяся вверх, и достигающая нижней границы ионосферы, приводит к возбуждению ионосферной плазмы. Это возбуждение может распространяться в гиротропном Е-слое ионосферы
вдоль поверхности Земли, и может излучаться в магнитосферу в виде альвеновской и быстрой магнитозвуковой волн. Нередки случаи, когда на месте проведения взрыва сохраняются долговременные локальные аномалии электромагнитного поля Земли, сохраняющиеся в течение нескольких суток и даже месяцев. Эти явления могут быть связаны с необратимым разрушением среды взрывом, а также с эффектами
ударного намагничивания и размагничивания магнетитсодержащих пород и металлических конструкций.
2
При наземных взрывах сильный эффект создают электрические заряды, содержащиеся в газопылевом
облаке и продуктах взрыва. Низкочастотные электрические поля, вызванные подъёмом облака, наблюдаются в течение нескольких часов и в отдельных случаях сопровождаются молниевыми разрядами.
Лабораторные эксперименты показали, что при разрушении различных материалов возникают световые вспышки и электромагнитные шумы в радиодиапазоне. Во время разрушения наблюдаются эмиссия
электронов с энергиями до 100 кэВ, выход ионов, рентгеновское излучение. Эти данные приводят к косвенному заключению о наличии сильных электрических полей в растущих трещинах. В другой серии
экспериментов установлено, что на фронте ударной волны, распространяющейся по твёрдому телу, возникает скачок потенциалов. В магнитных материалах на фронте ударной волны наблюдается скачок намагниченности вещества. Все эти явления несомненно оказывают влияние на результаты натурных экспериментов со взрывами.
Один из возможных путей решения проблема прогноза землетрясений связан с поиском электромагнитных предвестников землетрясений. Такие предвестники наблюдаются довольно часто, и к настоящему времени по этому вопросу накоплен обширный экспериментальный материал. Однако совершенство
методики измерений и увеличение чувствительности аппаратуры позволяют усомниться в достоверности
многих данных, полученных в прошлые десятилетия.
В настоящее время в научной литературе обсуждаются такие явления, как свечение, которое наблюдалось при некоторых землетрясениях в ночное время, изменение электропроводности среды перед землетрясениями, вариации электрических потенциалов в земле, низкочастотный электромагнитный шум,
предваряющий ряд землетрясений за несколько часов до их начала, возмущения электронной концентрации в ионосфере, а также ряд других эффектов. Природа этих явлений до сих пор представляется загадочной. В научной литературе пока не существует единой точки зрения на причины возникновения электромагнитных предвестников землетрясений. Поэтому в монографии приводятся различные подходы к
данной проблеме, и даётся критический анализ основных теоретических направлений.
В первой главе рассматриваются электромагнитные явления, обусловленные деформацией и разрушением твёрдых тел. Изучается эффект ударной поляризации диэлектриков на различных структурных
уровнях. Вначале исследуется кинетика движения дислокаций и точечных дефектов кристаллической
решётки в ударной волне. Затем акцент переносится на процессы, протекающие в окрестностях трещин и
неоднородностях. Рассчитываются электрические поля в растущей трещине и захлопывающейся поре,
обсуждаются лабораторные опыты, связанные с наблюдением эмиссии частиц и излучения при разрушении вещества. Рассматриваются эксперименты со взрывами в натурных условиях. В частности, изучаются долговременные локальные изменения электромагнитного поля Земли, возникающие на месте проведения взрыва из-за необратимых деформаций и разрушения среды.
Вторая глава посвящена сейсмомагнитным и сейсмоэлектрическим явлениям, возникающим при распространении сейсмических волн в проводящих слоях земли. Подробно изучается индукционный сейсмомагнитный эффект, обусловленный возмущением геомагнитного поля продольными и поверхностными волнами Рэлея в идеально упругих и диссипативных проводящих средах. Исследуются особенности и
структура электромагнитного предвестника упругой волны. Приводится теория электрокинетического
эффекта во влажных грунтах, и на её основе изучается сейсмоэлектрический эффект упругих волн.
В третьей главе приводится обзор данных по наблюдению электромагнитных эффектов при землетрясениях. Основное внимание уделяется электромагнитным предвестникам землетрясений (ЭПЗ), таким
как: локальные изменения электрического сопротивления и потенциалов земной коры, ультранизкочастотный (УНЧ) электромагнитный шум, возникающий за несколько суток или часов до начала некоторых
землетрясений, повышенный выход радона из недр Земли и другие эффекты. Рассматривается возможность регистрации ЭПЗ с помощью так называемого ВАН-метода, который обсуждается в последнее
время в научной литературе. В этой главе даётся критический обзор основных направлений теоретических исследований, посвящённых объяснению указанных явлений. Первое из них связано с электрокинетическим эффектом. Этот круг явлений последовательно рассматривается для однородных, неоднородных, анизотропных и фрактальных сред. Второе направление посвящено поляризационным эффектам,
возникающим при раскрытии микротрещин в очаге землетрясения. И, наконец, последнее, возможно
самое перспективное направление, – это теория так называемого магнитоакустического ЭПЗ, в которой
возникает эффект когерентного усиления УНЧ-сигналов отдельных трещин. В заключение главы рассматриваются тектономагнитные и магнитогидродинамические эффекты как возможные причины появления ЭПЗ.
В четвёртой главе собраны описания эффектов, приводящих к радиоизлучению и низкочастотным
полям при подземных взрывах. Приводится обзор опубликованных в открытой печати данных об электромагнитном импульсе (ЭМИ) подземного ядерного взрыва. Подробно исследуются разные механизмы
генерации ЭМИ. Во-первых, это вытеснение геомагнитного поля из камуфлетной полости, заполненной
3
высокотемпературной плазмой, во-вторых – генерация ЭМИ ударной волной за счёт эффекта ударной
поляризации грунта, и, наконец, это возбуждение полей гамма-излучением ядерного взрыва.
В пятой главе рассматриваются некоторые электромагнитные эффекты в атмосфере, возникающие
при воздушных и наземных взрывах. Прежде всего, исследуются поля, непосредственно связанные с
расширением продуктов взрыва и взрывной воздушной волны. Затем рассматривается низкочастотное
электрическое поле, обусловленное электрическими зарядами газопылевого облака, которое появляется
после взрыва. Изучается зависимость электрических параметров этого облака от массы взрывчатого вещества. Исследуются условия возникновения молний в газопылевых облаках, образующихся при взрывах и во время вулканической деятельности. Обсуждаются некоторые особенности наземных ядерных
взрывов, в частности – образование молний, распространяющихся вверх от поверхности земли. Рассматривается эффект возмущения геоэлектрического поля воздушной ударной волной, распространяющейся
в приземном атмосферном слое. В последнем параграфе исследуются методы усиления электромагнитных сигналов от взрывов с целью практических приложений.
Шестая глава посвящена изучению возможных причин возбуждения ионосферы землетрясениями и
наземными и подземными взрывами. В первом параграфе рассматриваются различные методы наземных
измерений и результаты спутниковых наблюдений за состоянием параметров ионосферы. Затем приводится обзор данных, которые можно интерпретировать как ионосферные предвестники землетрясений.
Третий параграф посвящён детальному изложению теории возбуждения ионосферы акустическими волнами. Основное внимание уделяется гиротропному Е-слою ионосферы, в котором распространяются токи и ультранизкочастотные поля. В заключение обсуждается возможность воздействия на ионосферу
молний и высотных электрических разрядов типа "Red Sprite", которые инициируются взрывами и ударными волнами.
Многие теоретические результаты воспроизведены в монографии более простыми методами, чем в
оригинальных статьях автора. Цель такого подхода состоит в том, чтобы помочь читателю понять физическую сущность рассматриваемых явлений. При изложении теорий других авторов мы также стремились воспроизвести их результаты по-своему, используя наиболее простые методы. При этом мы старались дать максимально ясное и вместе с тем достаточно строгое изложение. В тоже время мы старались
не закрывать глаза на сделанные приближения, что позволяет лучше понять место и значимость той или
иной теории.
Работа выполнена при поддержке грантов МНТЦ № 1121 и 835.
Глава 1. Генерация электромагнитных полей при ударном сжатии и
разрушении твердых тел
Динамическое деформирование и разрушение твердых тел сопровождается разнообразными электромагнитными эффектами. Основные закономерности явлений зависят от масштабов разрушений, интенсивности и длительности воздействия нагрузок и ряда других факторов.
В лабораторных экспериментах при разрушении небольших образцов наблюдаются такие эффекты,
как генерация низкочастотных электромагнитных полей (в основном радиодиапазона), эмиссия заряженных частиц, рентгеновское излучение, свечение, образование микроразрядов в трещинах. Куски разрушенного вещества приобретают, как правило, электрические заряды.
Эксперименты по ударному сжатию различных веществ: металлов, полупроводников, диэлектриков –
показали, что на фронте ударной волны всегда возникает скачок потенциала. В магнитных материалах
возникают эффекты ударного намагничивания и размагничивания веществ.
Указанные явления определяют особенности электромагнитных полей, образующихся при крупномасштабных тектонических явлениях, к которым относятся землетрясения, извержения вулканов, глубинные подземные взрывы большой мощности. Поэтому целесообразно вначале изучить микроскопические процессы, лежащие в основе указанных эффектов.
1.1. Эффекты ударной поляризации и деполяризации твердых диэлектриков.
Ударное намагничивание и размагничивание
Ударная поляризация диэлектриков
Исследования по данной проблеме берут свое начало с работы [Stepanow, 1933], в которой установлено, что при медленной деформации ионных кристаллов появляется разность потенциалов между про4
тивоположными сторонами деформируемых образцов. Эффект Степанова не может быть объяснен известными явлениями пиро- и пьезоэлектрической природы. В работах [Caffin and Goodfellow, 1955; Fishbach and Nowick 1958; Урусовская, 1968] показано, что в ионных кристаллах причина данного эффекта
обусловлена движением электрически заряженных дислокаций под действием механических напряжений
в кристаллах.
Подобный же эффект возникает при распространении ударной волны (УВ) в диэлектриках. На рис.
1.1.1 показана принципиальная схема типичного лабораторного эксперимента [Минеев и Иванов, 1976].
Исследуемый образец 1 зажимался между электродом 2 и металлическим экраном 4. Направление движения фронта плоской УВ отмечено стрелками. Электрод и охранное кольцо 3 выполнялись из металлов,
акустический импеданс которых близок к импедансу материала образца. Буквами R и R1 обозначены
входное сопротивление осциллографа и сопротивление нагрузки охранного кольца. Подбор параметров
цепи осуществлялся таким образом, что указанная схема фактически была эквивалентна электрической
цепи короткозамкнутого конденсатора, образованного
экраном и электродом. Взрывное устройство и размеры
образцов подбирались таким образом, чтобы затуханием
плоской УВ и влиянием боковых разгрузок в течение
времени эксперимента можно было пренебречь.
При возникновении УВ и распространении ее по образцу во внешней цепи, не содержащей источников напряжения, появлялся ток, что свидетельствовало об образовании ЭДС или скачка потенциала на ударном
фронте. В экспериментах регистрировалось падение напряжения на сопротивлении R нагрузки. На опыте поляризационный ток был прямо пропорционален площади S
электрода. Поэтому площадь охранного кольца S1 и нагрузочное сопротивление R1 подбирались так, чтобы
S1R1 = SR. В этом случае падения напряжений на сопротивлениях R1 и R одинаковы, что позволяет избежать
влияния краевых эффектов. Характерные значения параметров: S1 = S = 1 − 3 см2, толщина образца l = 0,1 − 3
см, R1 = R = 92 Ом − обеспечивали условия короткозамкнутости электрической цепи: tr << l /U, где tr − время релаксации измерительной цепи, U − скорость УВ.
Рис. 1.1.1. Принципиальная схема лабораторного эксперимента по изучению эффекта ударной поляризации [Минеев
и Иванов, 1976]
На рис 1.1.2 приведена типичная осциллограмма поляризационного тока, вызванного ударным нагружением монокристалла NaCl с амплитудой давления в 10 ГПа [Минеев и Иванов, 1976]. По вертикальной оси отложено падение напряжения на сопротивлении нагрузки. Ток возникал в момент входа УВ
в образец и резко уменьшался в момент выхода УВ из образца. Соответствующие моменты времени показаны на рис. 1.1.2 стрелками.
Полагают, что время нарастания переднего фронта УВ, составляющее 0,02 − 0,10 мкс, обусловлено в
основном неодновременностью входа УВ в различные части образца. Результаты опытов с NaCl и KBr
показали, что начальный скачок тока пропорционален SU / l. Эффективная плотность поверхностного
заряда на фронте УВ достигала 10−4 − 10−3 Кл/м2 в зависимости от кристаллографического направления,
по которому распространялась УВ. Время релаксации
поляризации составляет 0,1 − 0,2 мкс. Указанные закономерности типичны для всех исследованных ионных
кристаллов (NaCl, LiF, KBr, RbCl, MgO, LiD, CsCl и др.).
Особенности тех или иных сигналов зависят от амплитуды УВ, характеристик атомных решеток исследуемого
вещества, концентрации и вида легирующих примесей,
плотности дислокаций в образце и других параметров
[Иванов и др. ,1965; Linde et al., 1966].
Рис. 1.1.2. Типичная осциллограмма поляризационного тока, вызванного ударным нагружением монокристалла NaCl
[Минеев и Иванов, 1976]
5
Эффект ударной поляризации обнаружен во многих полярных диэлектриках: полиметилметакрилате,
полиэтилене, тринитротолуоле, полиамидной смоле, дибутилфталате, воде, а также − в полупроводниках
p- и n-типов (кремний, германий и др.). Для этих веществ эффективная поверхностная плотность заряда
на фронте УВ варьируется в пределах 10−7 − 10−2 Кл/м2, а время релаксации составляет около 0,1 − 1 мкс
[Eichelberger and Hauver, 1962; Минеев и др., 1967 б].
В полярных диэлектриках физический механизм данного явления обусловлен ориентацией полярных
молекул в направлении движения УВ. Разворот молекулы под действием механических напряжений в
волне может происходить в том случае, когда одна часть молекулы имеет большую массу, чем другая. В
результате элемент объема среды в УВ приобретает наведенный дипольный момент, то есть поляризацию. Тепловое движение молекул оказывает разориентирующее влияние и приводит к релаксации ударной поляризации [Eichelberger and Hauver, 1962]. Некоторые диэлектрики за фронтом УВ приобретают
свойства проводника, что также вызывает уменьшение ударной поляризации. В этом случае поляризационные заряды экранируются носителями тока.
Обратный эффект − ударная деполяризация − наблюдался в поляризованных сегнетоэлектриках и
пьезоэлектриках [Neilson, 1957; Neilson and Benedick, 1960]. Установлено, что данное явление обусловлено частичной или полной потерей сегнетоэлектрических свойств вещества при его ударном сжатии.
Для ионных кристаллов, имеющих простые атомные решетки типа NaCl, было предложено объяснение эффекта ударной поляризации, основанное на относительном упруголинейном смещении в УВ ионов
противоположного знака [Harris, 1965]. Ввиду малости упругих смещений ионов при небольших ударных давлениях, выводы теории [Harris, 1965] не согласуются с опытом [Минеев и др., 1967a] ни по амплитуде, ни по длительности сигналов. В работах [Linde et al., 1966; Wong et al., 1969] указано, что возможная причина эффекта может быть связана с наличием в кристаллах электрически заряженных дислокаций (состаренных) и компенсирующих облаков точечных дефектов. Исследование ионных кристаллов
привело к результатам, которые, по мнению авторов работ [Тюняев и др., 1968; Тюняев и Минеев 1971],
противоречат этой точке зрения, поскольку амплитуда поляризационного тока убывала с увеличением
пластичности исследуемых материалов, а знак поляризации в области малых давлений не соответствовал
знаку зарядов дислокаций как свежих, так и состаренных.
В работах [Минеев и Иванов, 1976; Минеев и др.; 1967 a] предположено, что эффект ударной поляризации в ионных кристаллах обусловлен точечными дефектами, которые диффундируют через фронт УВ.
При низких давлениях (до 40 − 50 ГПа) основная роль отводилась положительно заряженным вакансиям,
которые являются носителями тока при нормальных условиях. В УВ по данным [Pratt, 1961; Klein, 1965]
концентрация точечных дефектов достигает 1016 − 1017 см−3 на каждый процент пластической деформации. Установлено также, что амплитуда сигналов зависит от начальной концентрации легирующих примесей (Ca 2+, Mn 2+, I − и т.п.) [Тюняев и др., 1969; Тюняев и Минеев; 1973]. Однако количественные оценки не дали согласия с экспериментом из-за малости коэффициентов диффузии дефектов.
Причина рассматриваемого эффекта может состоять в разрушении кристаллов и движении заряженных межблочных границ. Для монокристаллов это предположение, по-видимому, не согласуется с лабораторными экспериментами. Действительно, время нарастания поляризации при разрушении на несколько порядков больше времени нарастания сигналов, которые наблюдались экспериментально. Можно
также предположить, что в ионных кристаллах ударная поляризация возникает на электронном уровне.
Однако и здесь имеется противоречие, так как время электронной релаксации, составляющее около 10−14
с для связанных электронов и около 10−8 с для свободных электронов, слишком мало по сравнению со
временем релаксации сигналов.
В цитированных выше работах не учитывалось, что электрический заряд подвижных краевых дислокаций может иметь разные знаки при быстрых и медленных деформациях. Величина этого заряда определяется разностью энергий связи с дислокацией вакансий отрицательных и положительных ионов [Klein
and Gager, 1966; Шевцова, 1983; Тяпунина и Белозерова; 1988]. Поэтому в дальнейшем при теоретическом анализе явления ударной поляризации будем рассматривать как точечные дефекты, так и дислокации.
Остановимся на результатах работ [Сурков, 1985; 1992; Сироткин и Сурков, 1986], базирующихся на
изучении кинетики точечных и линейных дефектов структуры в области фронта УВ. Преимущество данного подхода состоит в том, что в нем удается учесть зависимость коэффициентов диффузии и скорости
размножения дефектов от параметров УВ и структуры решетки.
Рассмотрим одномерное сжатие диэлектрика в плоской УВ, полагая, что фронт волны имеет конечную ширину. Вначале исследуем процессы, связанные с переносом зарядов точечными дефектами. На
фронте УВ происходит интенсивное размножение дефектов по Френкелю (пары вакансия − межузельный
ион). Сжатие кристаллической решетки вызывает искажение равновесной конфигурации атомов в окрестностях дефектов, в результате чего последние могут перемещаться. Обозначим концентрации частиц iго сорта в сечениях с координатами (x − δ / 2) и (x + δ / 2) (δ − постоянная решетки) через Ni1 и Ni2 , а час6
тоты перескоков частиц на одно межатомное расстояние через νi±, где индексы + и − отвечают перемещению дефектов вдоль направления распространения волны и против [Малкович, 1982]. Тогда проекция
плотности потока jix=(ν+i1Ni1 − ν−i2Ni2)δ. Разлагая это выражение по параметру δ и учитывая перенос дефектов вместе с веществом и под действием электрического поля, получаем
2
∂N i
δ ∂ +
 δ

(1.1.1)
ν i + ν i−  −
ν i+ + ν i−
+ N i v x + σ i E x qi .
jix = N i δ ν i+ − ν i− −
2 ∂x
∂x

 2
Здесь vx − проекция массовой скорости v вещества в УВ, qi − заряд частиц данного вида, σi − удельная
ионная электропроводность, Ex − проекция напряженности электрического поля E. Функции σi, νi± зависят от температуры T и механических напряжений в УВ. Различие функций ν+ и ν−, как показывает анализ, качественно не изменяет рассматриваемый эффект. Поэтому в дальнейшем будем считать, что ν+ =
= ν− = ν.
Скорость размножения дефектов при пластической деформации среды пропорциональна скорости
изменения девиатора тензора механических напряжений dγ / dt. Учитывая процессы размножения и рекомбинации дефектов и обобщая (1.1.1) на трехмерный случай, запишем уравнения непрерывности и
Максвелла в следующем виде
(1.1.2)
ji = − δ 2 ∇ν i N i + N i v + σ i E qi ,
(
)
(
)
∂N i
dγ
+ ∇ ⋅ ji = M i
− µ ni N n N i ,
∂t
dt
ε 0 ∇ ⋅ (εE) = ρ,
ρ = ∑ qi ( N i − N i 0 ) ,
(1.1.3)
(1.1.4)
i
где Mi − коэффициент размножения дефектов, µni − коэффициент рекомбинации вакансий и межузельных
ионов, причем из закона сохранения электрического заряда следует, что Mn = Mi и µni = µin , ε − диэлектрическая проницаемость, ε0 − электрическая постоянная, Ni0 − начальная концентрация дефектов, ρ −
плотность электрического заряда.
Коэффициенты µni пропорциональны сечению рассеяния частиц, которое порядка 4δ2, и скорости частиц, которая порядка νδ, то есть µni ∼ νδ3. Оценки при типичных значениях параметров в УВ: Mi ≅ 1025
м−3, dγ / dt ≅ ≅ 107 с−1, Ni ≅ 1024 м−3, δ = 0,281 нм (решетка NaCl), показывают, что рекомбинационный член
мал по сравнению с функцией источника Mdγ / dt вплоть до частот ν ≅ 1012 Гц. Поэтому в дальнейшем
этот член не учитывается. Электропроводностью среды можно пренебречь при следующем условии:
eδ2 ∇ νiNi > σiE (e − элементарный заряд). Если воспользоваться выражением σi = e2δ2Ni(νi+ + νi−) / (2kT)
(k − постоянная Больцмана), то указанное ограничение имеет вид: E < kT / (eλ), где λ − характерный размер УВ в кристаллах. При T ≅ 103 K и λ ≅ 10−7 − 10−6 м получаем E < 105 − 106 В/м.
Таким образом, на фронте УВ, где велики градиенты всех величин, можно не учитывать релаксационные процессы, связанные с рекомбинацией частиц и влиянием электропроводности среды. При этом
поведение частиц описывается независимыми уравнениями, которые можно получить, подставляя (1.1.2)
в (1.1.3). Опуская индекс i, запишем уравнение для плоской УВ, распространяющейся вдоль оси x
∂N ∂Nv
∂ 2 νN
dγ
+
− δ2
=M
.
(1.1.5)
2
∂t
∂x
dt
∂x
Здесь dγ / dt − модуль скорости сдвиговой пластической деформации. Выражение (1.1.5) представляет
собой уравнение типа Фоккера-Планка с источником. При постоянной величине ν последнее слагаемое в
левой части (1.1.5) преобразуется к обычному виду, характерному для диффузионных уравнений, с коэффициентом диффузии νδ2.
В случае переноса заряда краевыми дислокациями под N и M в уравнениях следует понимать число
дислокаций и коэффициент их размножения, отнесенные к единице площади, а под q − электрический
заряд на единицу длины дислокации, который считаем постоянным [Шевцова, 1983]. Частота ν = cd / δ,
где cd − скорость скольжения дислокаций. С учетом указанных изменений уравнение (1.1.5) пригодно
для описания кинетики дислокаций.
В работе [Сироткин, Сурков; 1986] найдено решение (1.1.5) для стационарной УВ, параметры которой зависят от одной переменной ξ = (x − Ut) / λ, где U − скорость УВ, λ − характерный масштаб УВ. Это
решение, полученное разложением по малому параметру α = δ2ν0 / (Uλ), имеет вид
d ν
(N 0 + Mγ ) .
(1.1.6)
N − N 0 = Mγ − α
dξ ν 0
Здесь N0 и ν0 значения концентрации и частоты перескоков дефектов перед фронтом УВ при ξ → ∞. В
нулевом приближении (α = 0) изменение концентрации N − N0 обусловлено только размножением дефек7
тов. В следующем приближении по α учтено изменение концентрации, вызванное перемещением дефектов с частотой ν.
Проанализируем особенности решения (1.1.6) для низких напряжений в УВ, когда точечные дефекты
и дислокации перемещаются по термофлуктуационному механизму. Частота перемещений дефектов i-го
сорта из одного равновесного положения в другое определяется выражением
ν i = ν i∗ exp[− ui (kT )],
ui = ui 0 − β i γ ,
(1.1.7)
где k − постоянная Больцмана, ui − энергия активации, νi и βi − константы. Линейная зависимость ui от γ
справедлива, если γ << 1, когда эффекты ангармонизма колебаний решетки несущественны.
Параметры выражения (1.1.7) можно оценить в случае кристаллической решетки NaCl, для которой
известны [Киттель, 1978] эмпирические формулы энергии взаимодействия ионов. Поскольку радиус ионов Cl − больше, чем у ионов Na +, то энергия активации последних оказывается ниже. При сжатии решетки по кристаллографическому направлению [1,0,0] получаются следующие оценки [Сурков, 1985;
Сироткин и Сурков, 1986]: для катионов Na + uk0 = 3,2 − 4,5 эВ, βk = 7,1 − 11 эВ; для вакансий Na+ uv0 = 0,86
эВ, βv = −1,5 эВ. Из-за разных знаков βk и βv поведение катионов и вакансий в УВ оказывается существенно различным, так как с ростом ударного давления и деформации γ частота νk растет, а νv − падает.
Полагая, что распределение заряда определяется перемещением дефектов одного типа, вычислим с
помощью (1.1.4), (1.1.6), (1.1.7) плотность электрического заряда ρ(x) и проекцию напряженности электрического поля Ex(ξ) на фронте УВ
qδ 2 d
ρ=−
ν(ξ)[N 0 + Mγ (ξ)],
λU dξ
(1.1.8)
qδ 2
[ν 0 N 0 − ν(ξ){N 0 + Mγ (ξ)}],
Ex =
εε 0U
где ν = ν∗exp[ − {u0 − βγ(ξ)} / (kT)], ν0 = ν∗exp[ − u0 / (kT)].
Аппроксимируем деформацию на фронте УВ зависимостью вида: γ = (γm / 2)(1 − th(ξ)), где γm − амплитуда ударного сжатия, и используем данные: ε = 5,3, λ = 0,1 мкм, ν∗ = 5⋅1012 Гц, M = 1025 м−3, N0 = 1022 м−3,
δ = 0,3 нм, а также эмпирические параметры ударносжатого NaCl при давлении 10 ГПа [Баум и др., 1975]:
U = 4,4 км/с, T = 450 K, γm = 0,22. Расчеты по формуле (1.1.8) показывают, что максимальная плотность
заряда катионов составляет ρ ≈ 1,2⋅10−16 Кл/м2, анионов − ρ ≈ 4,4⋅10−9 Кл/м2, причем плотность заряда в
обоих случаях положительна (избыток катионов и недостаток анионов на УВ). При этом напряженность
электрического поля не превосходит 0,1 мкВ/м. Это означает, что термофлуктуационный механизм перемещения дефектов не согласуется с опытными данными [Минеев и Иванов, 1976].
Иной механизм эффекта возможен при достижении пороговой деформации γ∗ = uk0 / βk ≈ 0,4, когда
возникает надбарьерное перемещение катионов. Реальное значение γ∗ может быть меньше данной величины из-за влияния раздвижения ближайших к катиону атомов и за счет ангармонизма колебаний кристаллической решетки, которые не учитывались в работах [Сурков, 1985; Сироткин и Сурков, 1986].
Роль вакансий с ростом давления, по-видимому, уменьшается из-за увеличения потенциального барьера
uv. Рассматривая для этого случая движение только катионов с частотами ν =ν∗ = const, приходим к следующим соотношениям:
qδ 2 ν ∗ M dγ
E x = E∗ [γ (ξ) − γ ∗ ] + E 0 + E1 ;
ρ=−
,
λU dξ
(1.1.9)
qδ 2 ν ∗ M
qδ 2
[ν ∗ (N 0 + Mγ ∗ ) − ν 0 N 0 ].
E∗ = −
E0 = −
,
εε 0U
εε 0U
Здесь E1 − поле сторонних зарядов, находящихся на пластинах конденсатора.
Для дислокаций заряды qd на единицу длины могут быть различны на термофлуктуационной стадии
(1.1.8) и на фазе скольжения (1.1.9). Пороговая деформация для дислокаций: γ∗ = Y / K, где Y − предел текучести, K − модуль объемного сжатия. В случае NaCl γ∗ ≈ (3 − 6)⋅10−3, что существенно меньше соответствующей величины для катионов.
Из выражения (1.1.9) видно, что на ударном фронте сосредоточен положительный заряд. Используя
приведенные выше значения параметров катионов, получаем следующие оценки, характеризующие
электрическое поле в УВ для надбарьерного режима перемещения дефектов: ρ ≈ 3,6⋅102 Кл/м3, E ≈ 7,7⋅105
В/м. Для дислокаций при qd = 1,7⋅10−11 Кл/м [Шевцова, 1983] и M ≈ 1017 м−2 получаем соответственно ρ ≈
≈ 3,8⋅102 Кл/м3 и E ≈ 8,2⋅105 В/м. Заряды противоположных знаков располагаются на длине релаксации
или на стенке образца. Распределение этих зарядов можно получить, учитывая электропроводность вещества.
8
В работе [Минеев и Иванов, 1976] измерялась эффективная плотность заряда Σ на единицу площади
поверхности фронта УВ
Σ = 2εε 0 E ∗ γ m = 2 qδ 2 ν ∗ Mγ m U .
(1.1.10)
Результаты экспериментов в NaCl для различных кристаллографических направлений, вдоль которых
распространялась УВ, показаны на рис. 1.1.3 кружками. Там же приведены сплошными линиями расчетные зависимости Σ (1.1.10) от амплитуды ударного сжатия γm.
Как видно из рис. 1.1.3 и полученных формул, линейный участок зависимости Σ(γm) объясняется линейной связью между скоростью размножения дислокаций (или точечных дефектов) и скоростью пластической деформации.
.
.
а
.
б
Рис. 1.1.3. Зависимость эффективного поверхностного заряда на ударном фронте от амплитуды деформации в монокристалле NaCl для кристаллографических осей: а) [1,0,0], б) [1,1,0], в) [1,1,1]. Линии отвечают теории [Сироткин и
Сурков, 1986], кружки − экспериментальным данным [Минеев и Иванов, 1976]
Согласование с данными эксперимента осуществлялось подбором параметра M. Результаты приведены в таблице.
Направление
[1,0,0]
[1,1,0]
[1,1,1]
Md , 1017 м−2
4,5
8,4
2,3
Mp , 1025 м−3
4,7
8,5
2,4
E∗ , 106 В/м
4,7
9,5
2,6
γ∗
0,29
0,32
0,31
Как в случае дислокационного механизма переноса заряда, так и в случае движения точечных дефектов, рассчитанные коэффициенты размножения дислокаций Md и точечных дефектов Mp близки к экспериментальным величинам [Григорьев и др., 1979; Pierce, 1961].
Тем не менее, дислокационный механизм эффекта ударной поляризации более предпочтителен из-за
того, что порог эффекта по деформации γ∗ меньше для дислокаций на 2 − 3 порядка. Учитывая, что экспериментальные параметры Md и Mp находятся в отношении qdMd ≈ eMp, можно предположить, что точечные дефекты захватываются и переносятся дислокациями, чем и определяется заряд последних.
Проведенный выше анализ не справедлив при высоких давлениях, когда наблюдается изменение полярности электрического сигнала. Этот эффект может быть связан с тем, что для точечных дефектов достигается пороговое значение γ∗ ≈ 0,3 − 0,4, при котором скорость их перемещения в УВ сопоставима или
даже больше скорости дислокаций. Смена механизма переноса заряда будет достаточно резкой из-за экспоненциального характера зависимостей (1.1.8), чем можно будет объяснить пороговый характер эффекта.
9
В таблице представлены максимальные значения E∗ при деформациях γm, соответствующих точкам
излома на рис 1.1.3. Они на 1 − 2 порядка меньше критического поля Ec пробоя диэлектрика (Ec ≈ 1,3⋅108
В/м для NaCl). Однако следует учесть, что повышение концентрации дефектов в УВ и существенная деформация решетки при γ ≈ 0,3 могут привести к образованию дополнительных локальных уровней в запрещенной зоне кристалла, то есть к снижению Ec . Таким образом, для объяснения сигнала нельзя исключать явление электронного пробоя кристалла.
В ряде работ развиты феноменологические модели, в которых на фронте УВ задавался скачок поляризации, а за фронтом предполагалась экспоненциальная релаксация ударной поляризации, обусловленная тепловыми и механическими процессами [Allison, 1965], либо электропроводностью, возникающей в
диэлектрике за фронтом волны [Иванов и Новицкий, 1966; Иванов и др. 1968; Зельдович, 1967; Зайдель,
1968]. В работе [Минеев и др., 1970] введен дополнительный параметр − время нарастания ударной поляризации вещества. В рамках данных моделей авторами [Минеев и Иванов, 1976; Минеев и др., 1970;
Allison, 1965; Иванов и Новицкий, 1966; Иванов и др., 1968; Зельдович, 1967; Зайдель, 1968; Якушев и
др., 1968; Лисицын и др., 1970] рассчитывался поляризационный ток, который затем сравнивался с экспериментом для определения исходных параметров моделей.
Оценим поляризационный ток в цепи короткозамкнутого конденсатора в рамках феноменологического подхода [Зельдович, 1967]. Если пренебречь релаксационными процессами в диэлектрике и проводимостью, наведенной УВ в сжатом веществе, то электрический заряд будет сосредоточен на фронте УВ и
на пластинах конденсатора (рис. 1.1.4). Обозначим поверхностную плотность заряда правой пластины (−
Σ1), левой (− Σ2), диэлектрическую проницаемость среды перед фронтом УВ обозначим ε1 , за фронтом ε2
. При отсутствии сопротивления нагрузки во внешней цепи разность потенциалов между пластинами
конденсатора равна нулю, поэтому
Σ − Σ1 + Σ 2
Σ − Σ1 − Σ
(1 − x ) = 0 .
x+ 2
2εε 0 k
2ε 1 ε 0
Здесь Σ − плотность поверхностного заряда на УВ, который считаем бесконечно узким, l − толщина диэлектрика, x = Ut − расстояние, пройденное УВ; k = 1 + γm − степень сжатия вещества в УВ. Учитывая
соотношение: Σ = Σ1 + Σ2 , находим, что плотность тока во внешней цепи подчиняется закону [Зельдович,
1967]:
dΣ
ΣΘT
j= 1 =
,
(1.1.11)
dt
[ΘT + t (1 − Θ)]2
где T = l / U − время прохождения волной первоначальной толщины l диэлектрика, Θ = ε2 k /ε1.
Формула (1.1.11) не учитывает, что в реальном эксперименте ток во внешней цепи устанавливается не
скачком, а за конечное время τ ≈ RC, где C − емкость элементов внешней цепи, а R − сопротивление нагрузки. В остальном соотношение (1.1.11) удовлетворительно описывает начальную фазу сигнала, изображенного на рис. 1.1.2.
Подставив (1.1.10) в (1.1.11), получим оценку
амплитуды плотности тока jm = j(0):
Σε U 2qδ 2 ν ∗ Mγ m
.
(1.1.12)
jm = 1 =
kε 2 l
ε 2 l (1 + γ m )
Σ
2
Σ
Σ1
Используя указанные выше параметры, а также γm =
0,2 и l = (0,1 − 1) см, находим jm = (24 − 2,4)⋅10 А/м2,
что соответствует по порядку величины экспериментально измеренным токам.
Качественные отличия от рассмотренного нами
поведения тока в цепи конденсатора возникнут,
если время релаксации ударной поляризации τr <<
T. Допустим, что вещество за фронтом УВ становится проводником с коэффициентом электропроводности σ2. Тогда указанное условие принимает
вид: τr = ε2ε0 / σ2 << T. Фронт УВ несет поверхностный заряд плотности Σ (на рис. 1.1.4 для определенности выбран знак плюс), а за ним образуется слой
компенсирующего заряда противоположного знака.
Рис. 1.1.4. Схематическое изображение распределения зарядов в ударносжатом веществе и на пластинах коротко
замкнутого конденсатора: Σ, – Σ1, – Σ2 − поверхностные плотности зарядов на фронте УВ и на пластинах конденсатора. Стрелками показано направление распространения УВ
10
Оценим толщину этого слоя, следуя работе [Зельдович, 1967]. Свяжем систему координат с фронтом
УВ и направим ось y в сторону противоположную движению УВ (рис. 1.1.4). В этой системе отсчета скорость u вещества, набегающего на фронт УВ, определится из закона сохранения массы: u = U / k. Плотность тока, обусловленная как движением заряженного вещества вместе со средой, так и током проводимости σ2Ey имеет вид
j y = σ 2 E y + Uρ k ,
где ρ − плотность объёмного заряда. Условие стационарности тока в форме: jy = 0, означает, что
(1.1.13)
ρ = − kσ 2 E y U .
Подставив (1.1.13) в уравнение Максвелла (1.1.4), получаем
dE y
kE y
=−
.
dy
Uτ r
(1.1.14)
Интегрируя (1.1.14) при условии E(0) = E m = Σ / (ε2ε0), получаем
E = E m exp(− y y 0 ),
y 0 = Uτ r k .
Влияние электропроводности существенно, если характерный размер двойного электрического слоя
y0 << l, где l = (0,1 − 1) см − толщина образца. Отсюда получаем ограничение σ2 >> Uεε0 / (kl) ≈ (20 − 2)⋅10−5
См/м. Сравнение этой величины с экспериментальным значением электропроводности ударносжатых
веществ (например, в NaCl при давлении 10 ГПа σ2 ≅ 10−3 − 10−5 См/м [Минеев и Иванов, 1976]) показывает, что релаксационные процессы могут влиять на форму сигнала.
При отсутствии внешней нагрузки потенциалы пластин конденсатора можно считать равными друг
другу. Разность потенциалов δϕ и эффективная емкость Ce между фронтом УВ и правой пластиной конденсатора порядка
∞
εε S
UΣ
δϕ = ∫ E y dy = E m y 0 =
,
Ce = 1 0 ,
(1.1.15)
kσ 2
l − Ut
0
где S − площадь пластин. Плотность тока во внешней цепи
ε1 ε 0U 2 Σ
δϕ dC e
j=
=
.
2
S dt
kσ 2 (l − Ut )
(1.1.16)
Из (1.1.16) следует, что j → ∞ при t → l / U. Фактически же во внешней цепи содержится сопротивление нагрузки и σ2 имеет конечное значение. Учет этого обстоятельства показывает, что максимальное
значение j не превосходит величины jm (1.1.12), найденной без учета проводимости вещества в УВ.
Формула (1.1.16) так же как и (1.1.11), требует корректировки при малых временах, поскольку начальное значение j = 0. Если параметр τr меньше времени релаксации цепи τ = RC, то вначале за время
порядка τr ток нарастает, а напряжение достигает величины δϕ, а затем за время порядка τ ток уменьшается до значения, определяемого (1.1.16). Если τr > τ, то ток вначале нарастает за время τ, а затем уменьшается за время τr до величины (1.1.16). Предсказываемая форма сигнала в обоих случаях соответствует
экспериментальной зависимости, приведенной на рис. 1.1.2.
Ударное намагничивание и размагничивание
магнитных материалов
Известно явление намагничивания при ударе ферромагнетиков, находящихся во внешнем магнитном
поле при низкой температуре. Данный эффект отличается от обычного магнитоупругого эффекта тем,
что намагничивание необратимо [Кондорский, 1940; 1959; Goodenough, 1954; Поливанов, 1957]. В поликристаллах данное явление объясняют зависимостью ориентации осей лёгкого намагничивания и величины коэрцитивной силы от внешних упругих напряжений [Поливанов, 1957].
Эффект ударного намагничивания возникает на фронте УВ и имеет малую длительность. Например,
эксперименты по ударному сжатию железа, ферро- и ферримагнетиков показали, что при давлении до 11
ГПа за время около 1 − 10 мкс на ударном фронте появляется дополнительная намагниченность порядка
(1 − 2)⋅106 А/м, которая затем релаксирует в волне разгрузки [Новиков и Минеев, 1974; 1983]. При наличии внешнего магнитного поля это явление связывают с обратимой перестройкой в УВ доменов в направлении внешнего поля [Новиков и Минеев, 1983]. Теория, объясняющая причины и кинетику релаксационных процессов, по-видимому, ещё не разработана.
При ударном давлении свыше 11 ГПа в железе начинает превалировать обратный эффект − скачкообразное уменьшение намагниченности вещества на ударном фронте [Anderson and Neilson, 1957; Kulterman et al., 1958; Royce, 1966; 1968]. Возможная причина этого эффекта заключается в перестройке атомной решётки железа в УВ при давлении 13 ГПа из α-фазы (магнитной) в ε-фазу (немагнитную) [Royce,
11
1968; Keller and Mitchell; 1969; Новиков и Минеев, 1974]. Хотя частичный переход железа из ферромагнитного состояния в парамагнитное уже наблюдался при давлении 5 ГПа [Keller and Mitchell; 1969]. Значительный эффект размагничивания (на 90 % при давлении 4 ГПа) обнаружен в никелевых ферритах
[Royce, 1966]. В работе [Wayne, 1969] отмечено, что эффект ударного размагничивания может быть связан со снижением температуры Кюри при росте давления и температуры в УВ.
1.2. Электростатические поля, образующиеся при
разрушении тел. Электрическое поле в трещине и поре
Электростатические поля и заряды на поверхностях разрушенных тел
Разрушение и интенсивная деформация твердых тел приводят к появлению статических и переменных электромагнитных полей в широком диапазоне частот. В ранних работах [Френкель, 1948; Леб,
1963] изучались электростатические поля, образованные зарядами разрушенных тел. Например на поверхностях скола монокристаллов щёлочно-галлоидных соединений плотность заряда составляет (5 −
7)⋅10−7 Кл/м2 [Урусовская, 1968; Корнфельд, 1970; 1971; 1975; Набитович и др., 1976; Боев и Галанов,
1980]. Такой же порядок величины (10−7 − 10−8 Кл/м2) имели заряды, измеренные после разрушения базальта, перидотита, мелкозернистого мрамора, ПММА и других веществ [Пархоменко, 1968; Шевцов и
др., 1975; Егоров и др., 1978; Килькеев и Юн, 1979; Пархоменко и Балбачан, 1981; Балбачан и Пархоменко, 1983; 1987]. Для многих минералов и горных пород обнаружено появление электрического потенциала, распределенного по длине образцов, и возникновение объемных зарядов при одноосном сжатии веществ без разрушения (полевые шпаты [Шевцов и др., 1975], гранит, песчаник, сланцы [Егоров и др.,
1978]) и растяжении (мрамор, гипосульфит [Килькеев и Юн, 1979]). Механоэлектризация (механоэлектретный эффект) в горных породах влияет на их электрическое сопротивление, а величина эффекта зависит от влажности породы [Балбачан, 1984; 1987; Балбачан и Пархоменко, 1987]. В работе [Балбачан,
1990] сообщается о влиянии трибоэлектризации на скорость распространения упругих волн в горных
породах. Ниже остановимся на экспериментах, выполненных на сухих породах.
Заряды на вновь образованных поверхностях разрушенных материалов, как правило, распределены в
виде флуктуационных мозаичных положительно или отрицательно заряженных областей. Электрометрические измерения с помощью зонда показали, что плотность заряда в отдельных областях может достигать значений порядка 10−4 − 10−2 Кл/м2 [Финкель, 1977; Финкель и др., 1979]. Гетерогенная электрическая структура поверхности типична и для неразрушенных кристаллов за исключением особо чистых
кристаллов, выращенных в вакууме [Воробьев, 1982]. Линейные размеры отрицательно и положительно
заряженных макрообластей около 50 − 500 мкм. Однако плотность заряда на них значительно меньше,
чем на поверхностях скола.
По данным работ [Корнфельд, 1970; 1971; Финкель, 1977; Финкель и др., 1979] при несимметричном
раскалывании образцов на две части меньшая из них чаще имеет отрицательный потенциал по отношению к большей части. Объяснение этого эффекта связывают с перемещением точечных дефектов [Корнфельд, 1970] либо дислокаций [Молоцкий, 1976] поперек направления роста магистральной трещины,
разрушающей образец. Теоретический анализ [Молоцкий, 1976] показал, что асимметричное скольжение
дислокаций в вершине трещины, где напряжения особенно велики, может привести к разделению противоположных электрических зарядов между неравными частями разрушенного образца. Однако результаты работы [Боев, Галанов, 1980], где проводились эксперименты на образцах LiF, аналогичных тем, которые использовались в работе [Финкель и др., 1979], показали, что распределение зарядов по знаку между двумя частями расколотого образца имеет случайный характер. Таким образом, хотя плотности поверхностного заряда (порядка 10−6 Кл/м2 [Боев и Галанов, 1980]) в обеих работах приблизительно одинаковы, экспериментальное подтверждение эффекта разделения зарядов по знаку между частями образца
остается под вопросом.
Внешние электрические поля влияют на процесс разрушения твёрдых тел. Воздействие внешнего поля на динамику развития магистральных трещин исследовалось в экспериментах [Финкель и др., 1975;
Финкель, 1977].
Электрическое поле в трещинах
Во всех опытах измерение зарядов образцов производилось спустя определенный промежуток времени после разрушения. С течением времени заряд уменьшался вследствие релаксационных процессов и
эффекта экранировки поля зарядами ионов воздуха, адсорбированными поверхностью вещества. Поэтому можно ожидать, что на динамической стадии разрушения во время роста магистральной трещины,
12
плотность зарядов на ее берегах гораздо выше измеренной на опыте величины. Этот вывод косвенно
подтверждается данными измерений, выполненных в процессе роста трещин. Так, например, при раскалывании диэлектрических кристаллов [Беляев и др., 1962], нарушении адгезии твёрдых тел [Дерягин и
др. 1973; 1976] в растущих трещинах возникают сильные электрические поля. Напряжённость электрического поля в трещинах достигает значений 108 − 109 В/м, что приводит к появлению газоразрядной
микроплазмы, электрическим разрядам между бортами трещин, радиоизлучению [Корон и др., 1979;
Клюев и др., 1984; 1986; Липсон и др., 1986]. Возникают явления кратковременной эмиссии электронов
[Дерягин и др., 1973] и ионов [Тупик и Валуев, 1985], причём энергия электронов достигает величины
100 кэВ.
Столь большие значения энергий электронов не могут быть результатом взаимодействия точечных
дефектов кристаллической решетки с дислокациями, как это предполагалось в работе [Кротова и др.,
1975]. В работах [Молоцкий, 1977; Молоцкий и Малюгин, 1983] объяснение данного эффекта связывают
с действием электрического поля, образованного хаотическими зарядами на берегах трещин. Электроны,
захваченные поверхностными ловушками, освобождаются из них вследствие тепловых флуктуаций или
иных причин, а затем ускоряются электрическим полем поверхностных зарядов. В работе [Молоцкий и
Малюгин, 1983] плотность мозаичных флуктуационных зарядов задавалась дважды периодической
функцией координат x и y в виде: σ = σmcos (αx) cos (βy), где α и β − параметры периодичности зарядовой
структуры. Решение уравнения Лапласа для потенциала с соответствующими граничными условиями
позволило найти распределение потенциала в пространстве и энергию w эмитируемых электронов:
σ e cos(αx ) cos(βy )
,
(1.2.1)
w= m
ε 0 (ε + 1) α 2 + β 2
где e − элементарный заряд. Если период пространственной структуры таков, что α = β = π / a, то среднее
значение энергии электронов
2 2 σ m ea
w = 3
.
(1.2.2)
π ε 0 (ε + 1)
Этот результат легко объяснить качественно. Вблизи поверхности в окрестности центра заряженной
ячейки напряженность электрического поля E ∼ σm / εε0. В силу знакопеременности функции распределения зарядов поле убывает при удалении от поверхности на малых расстояниях порядка характерного
размера ячеек a. Следовательно, эмитируемый электрон может набрать максимальную энергию w ∼ eEa ∼
∼ σmea / (εε0), которая по порядку величины согласуется с (1.2.1), (1.2.2).
Поперечное поле в трещине оказывается короткодействующим. Чтобы объяснить, каким образом в
этом поле электроны набирают энергию, достаточную для объяснения эффекта, приходится вводить
большую локальную плотность σm поверхностного заряда. В работах [Финкель и др., 1975; Молоцкий,
1977] указывается, что во время разрушения σm должно быть больше на 2 − 3 порядка плотности остаточных зарядов.
В работах [Сурков, 1986; Гершензон и др., 1986] предлагается иной механизм явления механоэмиссии
электронов, основанный на разделении зарядов между вершиной трещины, ее стенками и поверхностью
образца. При этом электроны набирают энергию в дальнодействующем поле, направленном не поперек,
а вдоль трещины.
Рассмотрим эффект образования продольного электрического поля в трещине, растущей в кристаллическом диэлектрике [Сурков, 1986]. Вблизи вершины трещины в силу геометрического фактора механические напряжения на несколько порядков превосходят средние напряжения в образце. Поэтому в окрестности вершины трещины образуется пластическая зона, в которой происходит интенсивное размножение дислокаций и точечных дефектов. При этом в пластической зоне возникают процессы, подобные
тем, которые приводят к разделению электрических зарядов на фронте УВ. Для их описания используем
уравнения (1.1.2)–(1.1.4).
Рассмотрим два вида дефектов с противоположными зарядами ± q. Умножим уравнение (1.1.3) при i =
1 на q1 = q, а затем умножим то же уравнение при i = 2 на q2 = − q. Складывая затем результаты, получаем
уравнение непрерывности для плотности тока J
∂ρ
(1.2.3)
J = ρv − qδ 2 ∇(ν1 N 1 − ν 2 N 2 ) + (σ1 + σ 2 )E .
+ ∇ ⋅ J = 0,
∂t
Полагаем, что подвижность и электропроводность у дефектов первого типа больше, чем у второго
типа, причем ν1 = const. Тогда, преобразуя (1.2.3) с помощью (1.1.4) и пренебрегая током, обусловленным
движением среды, получаем
∂ρ ρ
+ + ∇ ⋅ j d = 0,
jd = − qD∇N ,
(1.2.4)
∂t τ
13
где τ = εε0 / σ1 − время релаксации зарядов, D = ν1δ2 − коэффициент диффузии, jd − плотность диффузионного тока. В случае дислокаций D = cd δ .
Оценки слагаемых в уравнениях Максвелла показывают, что поставленная задача квазистационарна.
Поэтому граничные условия на поверхности среды и берегах трещин, соприкасающихся с воздухом или
вакуумом, выглядят следующим образом
∂Σ
∂N
(1.2.5)
= σE n − qD
Σ = − εε 0 E n ,
,
∂t
∂n
где Σ − плотность поверхностного заряда. Индекс n обозначает направление нормали к поверхности.
Кроме того, здесь учтено, что все поверхности плоские и в силу симметрии задачи в воздухе En = 0.
Выразив из (1.2.4) плотность заряда, подставим ее в уравнение Пуассона для потенциала ϕ квазистационарного электрического поля
t
exp(− t τ )
∆ϕ =
(1.2.6)
∫0 exp(t ′ / τ)∇ ⋅ jd (r, t ′)dt ′ .
εε 0
Здесь ∆ − оператор Лапласа.
Рассмотрим тонкую трещину, движущуюся в плоскости z, x в образце, бесконечном в направлении
оси z (рис. 1.2.1). Ограничимся случаем, когда функцию N можно аппроксимировать с помощью выражения вида
ζ = x − vct ,
(1.2.7)
qDN = A(1 − exp(ζ λ ))exp(− y λ ⊥ )η(− ζ ),
где A = const, η − единичная функция, vc − скорость роста трещины. В соответствии с (1.2.7) распределение дефектов стационарно в окрестности вершины трещины, причем их плотность убывает на длинах
порядка λ или λ⊥ , являющихся характерными масштабами пластической зоны в продольном и поперечном направлениях.
Наиболее интересен случай, когда длина релаксации зарядов lr = vcτ >> λ, λ⊥. Решение задачи показывает, что в пределе lr >> vc t >> λ заряд на
единицу длины фронта трещины Q = 2Atλ⊥ /
λ. Можно показать, что точно такой же заряд противоположного знака расположен в
двойном электрическом слое толщины порядка λ⊥ , образованном объемными зарядами на берегах трещин. При t >> τ эти заряды
равны
Q = 2Aτλ⊥ / λ.
x
0
Схематическое распределение зарядов
для q > 0 приведено на рис. 1.2.1. В этом
случае вершина трещины переносит с собой
положительный заряд Q, а её стенки оказываются обедненными положительными зарядами вследствие диффузии дефектов.
Рис. 1.2.1. Схематическое распределение электрических зарядов вблизи вершины и стенок тонкой трещины отрыва,
растущей в образце
Используя функцию Грина уравнения (1.2.6), определяющую потенциал заряженной нити, можно
найти распределение потенциала на поверхности трещины. Например, при t << τ разность потенциалов
между свободной поверхностью образца x = 0 и вершиной трещины (vc t >> λ, λ⊥) имеет вид [Сурков,
1986]
v t
Atλ ⊥
ln c .
(1.2.8)
ϕ=−
πλεε 0 λ ⊥
Если t >> τ, то на удалении от вершины трещины, большем или порядка lr , разность потенциалов оказывается практически не зависящей от x, t (с точностью порядка λ⊥ / l). Её величина определяется формулой
(1.2.8), в которой t следует заменить константой τ. Фактически ϕ совпадает по порядку величины с потенциалом указанных выше линейных зарядов Q, если они разнесены на длину трещины vc t, либо на
длину релаксации lr (при t >> τ).
В экспериментах [Гершензон и др., 1986] штыревая антенна располагалась в непосредственной близости от разрушаемого образца, то есть в ближней (неволновой) зоне. Зависимость электрического сигнала от длины растущей трещины оказалась близкой к линейной. Этот результат качественно согласуется с теоретической зависимостью (1.2.8).
14
Подставляя в формулу (1.2.8) следующие параметры точечных дефектов и материала образца: N =
= 1023 − 1024 м−3, ν =5⋅1012 Гц, δ = 3⋅10−10 м, λ⊥= 10λ = 1 мм, vc t = 1 см, σ = 10−5 См/м, ε = 5, находим, что
ϕ ≅ 104 − 105 В. Плотность поверхностного заряда на фронте трещины Σf ∼ Q / (2λ) ∼ 3⋅10−3 Кл/м2, что на
порядок меньше, чем в теории с поперечным полем в трещине [Молоцкий и Малюгин, 1983]. Не исключена возможность и дислокационного механизма разделения зарядов. При q = 1,7⋅10−11 Кл/м, Nd = 1016
м−2, cd = 1,5 км/с получаем ϕ и Σf такого же порядка величины.
Таким образом, для разности потенциалов в продольном поле трещины получена оценка 10 − 100 кВ,
позволяющая качественно объяснить появление на эксперименте электронов с энергиями 10 − 100 кэВ.
Перемещение заряда, связанного с вершиной трещины, наблюдалось экспериментально в работе [Гершензон и др., 1986] при разрушении кристаллов LiF, что также подтверждает выводы теории [Сурков,
1986; Гершензон и др., 1986]. Предложенный в работе [Сурков, 1986] механизм образования продольного электрического поля в трещине может быть экспериментально проверен при измерении углового распределения эмитируемых электронов.
Сходный физический механизм привлекался в работе [Тарасов и др., 1990] для объяснения эффекта
возникновения распределения потенциала на поверхности земли над штольней, расположенной в угольном массиве на глубине 300 м. Измеренная разность потенциалов в направлении вдоль штольни достигала около 200 мВ. Локальный максимум потенциала сдвигался в направлении фронта очистительных работ, располагаясь вблизи области повышенных напряжений. В работе [Тарасов и др., 1990] предполагается, что сторонние силы в очаге механических напряжений обусловлены диффузией катионных вакансий в минералах (калиевые и натриево-кальциевые полевые шпаты с примесными ионами K+, Na +, Ca 2+ ).
Электрическое поле в порах
В работе [Килькеев и Куксенко, 1980] указывается на возможную роль дислокационного механизма
накопления зарядов вблизи субмикроскопических нарушений в объёме образца. В работе [Сурков, 1991]
отмечается, что при захлопывании микропор и пустот в диэлектрике могут появляться большие электрические поля, приводящие к локальному пробою вещества.
Быстрое сжатие пор возникает при распространении ударной волны (УВ) по пористому веществу.
Большие сдвиговые деформации вблизи поверхностей пор приводят к интенсивному разогреву вещества
и даже к появлению локальных зон плавления [Дунин и Сурков, 1982].
Рассмотрим сжатие отдельной поры, предполагая, что ширина фронта УВ намного больше её размеров [Сурков, 1991]. Вокруг поры возникает зона пластических деформаций, в которой происходит интенсивное размножение дислокаций и точечных дефектов кристаллической решётки. Предположим для простоты, что существует только два вида дефектов с противоположными по знаку зарядами. Кинетика дефектов описывается уравнениями (1.1.2)–(1.1.4). В первом приближении полагаем, что плотность потока
дефектов ji (i = 1, 2) определяется скоростью v перемещения атомной решётки: ji = Niv. Подставим это
соотношение в (1.1.3) и предположим, что вещество не сжимаемо, то есть ∇⋅ji = 0. Тогда решение (1.1.3)
без учёта рекомбинации дефектов может быть записано в виде Ni = Ni0 + + Mγ. В следующем приближении ищем малые поправки ni << Ni. Подставляя концентрацию в виде: Ni = Ni0 + Mγ + ni в (1.1.2), (1.1.3),
получаем
∂n i
1
(1.2.9)
+ ∇ ⋅ (n i v ) − δ 2 ∆ (N i 0 + Mγ )ν i + ∇ ⋅ (σ i E) = 0 ,
∂t
qi
где коэффициенты электропроводности σi зависят от концентрации частиц. С помощью (1.2.9) не трудно
получить уравнение непрерывности тока (1.2.3), в котором следует положить N1 = N2 =N0 + Mγ, причём
N01 = N02 . Электрический ток, описываемый последним слагаемым в (1.2.3), возникнет в том случае, когда величины ν1 и ν2 различны, то есть различны подвижности дефектов относительно решётки.
Для оценки сделанных выше приближений учтём, что в окрестности поры с характерным размером a
скорость пластической деформации γ& ∼ v / a, а напряжённость электрического поля E ∼ ρa / (εε0). Отсюда
получаем, что первое и третье слагаемые в ji много меньше второго слагаемого при условиях: γ& >>νδ2/a2,
γ& >> n / (Nτ), где τ ∼ εε0 / σ − время релаксации. Если временной масштаб ударного фронта ts << τ, то второе неравенство выполняется всегда, а для первого условия при a = 1 мм, δ = 0,3 нм и ν < < 1013 Гц получаем ограничение γ& >> 0,1 с−1.
Рассмотрим модель пористой среды, содержащей круглые поры одинакового радиуса a. Предположим, что пористость среды мала. В этом случае влиянием пор друг на друга можно пренебречь, полагая,
что распределение деформаций, электрических зарядов и полей вокруг пор сферически симметрично.
Тогда из уравнений (1.1.4) и (1.2.3) следует
15
(
)
E
∂E r v r ∂ 2
∂
r E r + α N (ν 2 − ν1 ) + r = 0,
+ 2
r
r
∂t
∂
∂
τ
r
.
2
εε 0
eδ
,
.
α=
τ=
σ1 + σ 2
εε 0
(1.2.10)
Здесь r − расстояние от центра поры, Er и vr − радиальные составляющие векторов E и v, e − элементарный заряд. Введём поток Φ вектора E: Φ = = 4πr2Er и перейдём к лагранжевым переменным r0 , t , где r0
− начальная координата элемента среды с текущей координатой r = r (r0 , t). Тогда уравнение (1.2.10) преобразуется к виду:
∂Φ Φ αr 2 ∂
(1.2.11)
+ +
N (ν 2 − ν 1 ) = 0 .
∂t
τ
4π ∂r
Граничные условия на поверхности поры при r0 = a0 следующие
(r0 = a 0 + 0) ,
Σ = εε 0 E r ,
(1.2.12)
J r = − ∂Σ ∂t ,
где Σ − плотность поверхностного заряда. Кроме того, в силу симметрии задачи внутри поры Er = 0. Решение уравнения (1.2.11) с граничными условиями (1.2.12) и нулевыми начальными условиями имеет
вид:
t
α
 t′ − t  2 ∂
Φ (r0 , t ) =
exp
N (ν 1 − ν 2 )dt ′,
r = r (r0 , t ) .
(1.2.13)
r
4π ∫0
 τ  ∂r
Для несжимаемого вещества связь лагранжевых и эйлеровых переменных, а также сдвиговая деформация среды выглядят так:
(1.2.14)
r 3 (t ) − r03 = a 3 (t ) − a 03 ,
γ (r, t ) = a 03 − a 3 (t ) r 3 (t ) ,
В интеграле (1.2.13) можно положить, что N ≈ Mγ. Частоты перемещений дефектов структуры νi зависят от распределения механических напряжений и температуры вблизи поры. Однако при давлениях
меньших 1 ГПа, когда происходит захлопывание пустот в УВ, разогрев вещества мал, а напряжения в
пластической зоне меняются слабо (по логарифмическому закону) [Дунин и Сурков, 1982]. Поэтому будем полагать, что величина ν1 − ν2 не зависит от r. Используя указанные приближения и соотношение
(1.2.14), получаем
t
3
3
3α
 t ′ − t  a (t ′) − a 0 dt ′
Φ (r0 , t ) =
M (ν1 − ν 2 )∫ exp
.
(1.2.15)
 3
23
4π
 τ  r0 + a 3 (t ′) − a 03
0
(
)
(
(
)
)
Большинство сред в условиях пластического течения обладают большой вязкостью, поэтому радиус
поры во время ударного сжатия среды уменьшается плавно без осцилляций. Поэтому зависимость радиуса поры от времени может быть аппроксимирована в виде:
 t 
a 3 (t ) = a *3 + a 03 − a *3 exp − ,
(1.2.16)
t ≥ 0,
 ts 
(
)
где характерное время сжатия ts и конечный радиус поры a* зависят от амплитуды УВ.
Подставим (1.2.16) в (1.2.15). При t << τ можно найти приближённое значение для интеграла, учитывая, что экспонента в (1.2.15) близка к единице. Переходя затем к эйлеровым переменным r, t и вспоминая, что E = Φ / (4πr2), приходим к следующему выражению для напряжённости электрического поля
f (r, a )
E r (r, t ) = 9α(ν 1 − ν 2 )Mt s
,
(1.2.17)
r2
где использовано обозначение
2
a 3 − a 3  1 (r − r ) r 2 + rr1 + r12
2r0 + r1 
2r + r1
1 
 ,
+
−
f = r0 − r − 0 2 *  ln 0 1 2 2
arctg
arctg
2
r1
3r1 
3 
3r1
 6 (r − r1 ) r0 + r0 r1 + r1
r13 = r 3 − a 3 + a*3 .
Здесь r0 и a находятся из (1.2.14) и (1.2.16).
Если t >> τ, то интеграл в (1.2.15) набирается, в основном, на верхнем пределе. При этом получаем:
(1.2.18)
E r (r, t ) = 3α(ν1 − ν 2 )Mτ a *3 − a 03 (1 − exp(− t τ )) r 4 .
Этот ответ следует также из (1.2.3), если положить для больших времён J = 0 и v = 0.
Данные формулы получены в предположении линейной зависимости N(γ) для точечных дефектов. В
действительности эта зависимость ограничена условием N < N* ∼ 1028 − 1029 м−3, где N* − концентрация
атомов в решётке. Так, например, при r = a и M = 1025 м−3 соотношения (1.2.17), (1.2.18) справедливы,
(
)
(
(
(
)
)
)
16
если a > ac = a0(M / N*)1/3 ∼ 0,1a0. При дальнейшем сжатии поры можно полагать N = N*, а в функцию f подставлять a = ac . В данном случае в диапазоне a* << a << a0 можно пользоваться приближённой формулой
13
23
 2
E r (a, t ) = 3 15 + 3 α(ν 2 − ν1 )a 0 t s M N *  4a  .
(1.2.19)


Оценим максимальную величину электрического поля, возникающего в процессе сжатия поры. В качестве нижней оценки возьмём ν2 − ν1 ∼ 1
с−1 (ионные кристаллы, нормальные условия). Тогда задавая ts = 1 мс,
получаем из формулы (1.2.19) Er ∼ 108 В/м при a ∼ 0,5 мкм. Зависимость
Er на поверхности поры от её радиуса при тех же параметрах и a* = 0,1
мкм приведена на рис. 1.2.2.
Таким образом сжатие пор в УВ сопровождается нарастанием напряжённости электрического поля, что может приводить к локальным
электрическим пробоям вещества (для ионных кристаллов напряжённость пробоя Ec ∼ 108 В/м). Разрядные процессы наряду с рекомбинацией
дефектов кристаллической решётки ограничивают процесс кумуляции
электрического поля при захлопывании пор.
(
)
Рис. 1.2.2. Зависимость радиальной составляющей напряжённости электрического поля на поверхности сферической
сжимающейся поры от её радиуса [Сурков, 1991]
В экспериментах [Лямкин и др., 1983] по ударному сжатию порошкообразных материалов наблюдались свечение и эмиссия электронов при выходе УВ на свободную поверхность вещества, что подтверждает выводы теории о наличии сильных электрических полей в ударносжатой пористой среде.
1.3. Электромагнитные эффекты, связанные с разрушением.
Лабораторные эксперименты
В этом параграфе, в основном, остановимся на лабораторных экспериментах по регистрации электромагнитных сигналов радио- и более высокочастотного диапазонов, эмиссии частиц и других эффектах, которые возникают в процессе разрушения образцов. Такие эксперименты были выполнены для понимания механизмов разрушения твёрдого вещества, для развития методов неразрушающего контроля за
состоянием конструкций, подверженных нагрузкам, а также изучения аномальных электромагнитных
явлений, появляющихся перед землетрясениями и извержениями вулканов.
Электромагнитные поля радиодиапазона, возникающие при
разрушении диэлектрических материалов
В предыдущем параграфе отмечалось, что в растущих трещинах возникают сильные электрические
поля, с напряжённостью до 108 − 109 В/м, что приводит к появлению интенсивных электроразрядных
процессов [Дерягин и др. 1973; 1976; Корон и др., 1979; Клюев и др., 1984; 1986; Липсон и др., 1986;
Martelli et al., 1989]. Характерные времена разрядов, по оценкам, составляют около 0,1 мкс, а их линейные размеры ∼ 10−2 − 10−3 см. Разрядные процессы, а также колебания в газоразрядной микроплазме, образующейся между стенками трещин, создают широкополосное радиоизлучение в диапазоне от акустических частот до дециметровых волн. Импульсное радиоизлучение при нагружении минералов и горных
пород наблюдалось в работах [Гольд и др., 1975; Марков и Станко, 1990; Иванов и др., 1990]. В процессе
кристаллизации воды также зафиксированы импульсы радиоизлучения, которые, по-видимому, связаны с
образованием микротрещин в твёрдой фазе [Качурин и др., 1982].
Эксперименты с породами, содержащими кварц, показали [Nitsan, 1977; Warwick et al., 1982], что одной из возможных причин данного явления может быть пьезоэффект, приводящий к генерации поля во
время резкого сброса напряжений в образцах при разрушении. Объёмы образцов варьировались в пределах от 1 до 104 см3, а площадь трещин оценивалась как 0,01 − 100 см2 [Nitsan, 1977]. Типичный сигнал,
генерируемый отдельной микротрещиной, представлял собой всплеск затухающих колебаний с общей
длительностью 5 (турмалин) или 10 (кварц) микросекунд. При разрушении цилиндрического образца из
песчаника (средний размер зёрен 1мм) диаметром 2 см общая длительность сигнала составила около 200
мкс, а мощность излучения на частоте 5 МГц оценивается как 2⋅10−15 Вт. При этом электромагнитная
энергия, излучаемая отдельной микротрещиной, составляет порядка 10−19 Дж, а полная энергия излуче17
ния при разрушении образца с объёмом 50 см3 – около 10−18 Дж. Основываясь на данных аналогичных
экспериментов на гранитах и кварцсодержащих породах, авторы работы [Warwick et al., 1982] оценили
энергию излучения микротрещины как 2,5⋅10−23 Дж, что сильно расходится с указанной выше оценкой
[Nitsan, 1977]. В работе [Перельман и Хатиашвили, 1981] интенсивность излучения трещины в диэлектрике (с характерным размером около 10 мкм) в волновой зоне оценивается как 6⋅10−27 Вт. Предполагают, что механизм излучения связан с ускорением хаотически заряженных берегов трещин, возникающих
при разрушении [Перельман и Хатиашвили, 1981; Хатиашвили, 1984].
В работе [Nitsan, 1977] электромагнитные импульсы были обнаружены для всех пород, в которых
присутствовал кварц, но ни в одном случае не было сигналов при разрушении материалов, не содержащих кварца. Этот результат противоречит многочисленным данным других исследований, которые показывают, что данный эффект присущ не только пьезокристаллическим материалам, но практически всем
диэлектрикам. Так, например, рост трещин в базальтах, не содержащих кварца, также приводит к появлению электрических сигналов и световых вспышек, но гораздо меньшей величины, чем в пьезоэлектрических веществах [Brady and Rowell, 1986; Cress et al., 1987].
Заметим, что все приведённые выше оценки мощности излучения базируются на формулах, справедливых для волновой зоны. Применение этих формул в условиях эксперимента является неверным, поскольку измерительные приборы располагались в ближней, а не волновой зоне.
В работе [Martelli et al., 1989] разрушаемый образец окружался семью магнитными катушками, которые измеряли сигналы в диапазоне частот от 500 Гц до 830 кГц. Во время сжатия гранитных и базальтовых образцов возникали осцилляции в радиодиапазоне, длящиеся около 15 мс. Интересно, что в нескольких низкочастотных каналах наблюдалась фазовая когерентность сигналов на протяжении десятков периодов. Это явление не связано с пьезоэффектом, поскольку время релаксации последнего намного короче периода наблюдаемых осцилляций. В работе [Martelli et al., 1989] предполагают, что данный эффект
мог быть вызван низкочастотными колебаниями плазмы, образующейся при разрушении.
В работе [Warwick et al., 1982] отмечается, что электромагнитные сигналы появляются синхронно с
акустической эмиссией разрушаемого образца. В записи электрического поля доминировали частоты
около 50 кГц, а максимум магнитного поля отвечал диапазону 1 − 2 МГц. Исследования [Brady and Rowell, 1986; Cress et al., 1987] показывают, что максимум спектральной плотности электрических сигналов,
регистрируемых при разрушении материалов, приходится на частоты от 900 Гц до 5 кГц. Широкополосные электрические поля (10 Гц − 100 кГц) возникают не только при одноосном нагружении гранитов, но
и при разрушении образцов под действием изгибающего момента сил [Ogawa et al., 1985]. В некоторых
случаях во время разрушения материалов одновременно с радиосигналами возникает световая эмиссия
[Schloessin, 1985; Martelli et al., 1989].
Одновременная запись акустических и электромагнитных импульсов перед разрушением и во время
разрушения образцов производилась в работе [Yamada et al., 1989]. Цилиндрические гранитные образцы
длиной 62,5 мм и диаметром 25 мм подвергались одноосному сжатию с малой скоростью деформации
(около 10−6 с−1), при которой полное разрушение образцов происходило через десятки минут. Датчики
акустической эмиссии, расположенные в различных точках поверхности образцов, фиксировали импульсы, возникающие в процессе микрорастрескивания вещества. Электромагнитные импульсы измерялись
катушками, надетыми с малым зазором на цилиндрическую поверхность образцов. Резонансная частота
магнитных катушек изменялась от 80 кГц до 1,2 МГц. В одном из экспериментов на 211 случаев акустической эмиссии пришлось 15 случаев электромагнитной эмиссии, в другом − на 135 акустических событий − 31 электромагнитное событие. Впрочем, этот результат мог быть иным при более высокой чувствительности электромагнитных датчиков.
В работе [Yamada et al., 1989] обнаружено, что акустическая эмиссия возрастает к моменту полного
разрушения образца, в то время как электромагнитная − более активна на ранней стадии нагружения.
Предполагается, что и акустический, и электромагнитный импульсы эмитируются одновременно, поскольку обусловлены одной причиной − быстрым (в течение 1 − 100 мкс) ростом отдельной микротрещины. Ряд косвенных признаков указывает на то, что источником сигналов является микротрещина отрыва,
а не сдвиговая трещина. Этот вывод согласуется с тем фактом, что накопление микротрещин отрыва
вблизи вершины сдвиговой трещины характерно именно для подготовительной стадии разрушения.
Спектр электромагнитных сигналов имел максимум в диапазоне 0,5 − 1 МГц [Yamada et al., 1989], что
согласуется с данными [Nitsan, 1977; Warwick et al., 1982], которые нашли, что максимуму отвечают
частоты 1 − 2 МГц. В то же время в работе [Cress et al., 1987] максимум спектральной плотности электромагнитных сигналов приходился на более низкий диапазон частот: 1 − 5 кГц.
Низкочастотные электрические сигналы, появляющиеся перед разрушением при одноосном сжатии
образцов в гидравлической машине, обнаружены также в работе [Hadjicontis and Mavromatou, 1994]. Использовались образцы кубической формы размером 3 см из естественных пород (кварц, гранит, извест18
няк). Измерения электрических сигналов велись двумя методами. В первом − на противоположные поверхности образцов наносились проводящие покрытия площадью 2 см2, с которых снималась разность
потенциалов. Во втором методе использовались две очень тонкие медные пластины с площадью 2 см2,
которые располагались близко к поверхностям образцов (зазор около 1 см). Усилитель электрометра обладал высоким входным сопротивлением порядка 1013 Ом. Нагружение образцов проводилось с постоянной скоростью, причём электрические импульсы возникали только во время роста механического напряжения. Установлено, что величина сигналов зависит от скорости нагружения образцов. Для объяснения
результатов экспериментов предлагается дислокационная модель [Hadjicontis and Mavromatou, 1994].
Дислокационные сегменты окружены облаками электрически заряженных точечных дефектов. На фазе
нагружения дислокации изгибаются и смещаются относительно облаков, в результате чего среда поляризуется. А затем после прекращения деформаций связанные заряды релаксируют и среда нейтрализуется.
Электромагнитные эффекты, возникающие при распространении звуковых волн
в диэлектрических материалах
В работе [Хатиашвили, 1981] наблюдались электрические сигналы, возбуждаемые упругой волной,
распространяющейся в диэлектрических образцах (монокристаллы LiF, NaCl, KСl). Измерения велись с
помощью штыревой антенны, расположенной на расстоянии 7 мм от образцов. Частоты акустической
волны и возбуждаемого ею электромагнитного поля практически совпадали. Амплитуда сигналов составила от 1 мВ для отожжённых кристаллов до 4 мВ при увеличении концентрации дислокаций в образцах.
Обнаружено, что эффект имеет порог по интенсивности звуковой волны. На основе этого наблюдения
сделано предположение, что эффект заключается в возбуждении вынужденных колебаний заряженных
краевых дислокаций в упругой волне [Молоцкий, 1980; Хатиашвили, 1981]. При большой интенсивности
звука в качестве одной из возможных причин данного явления рассматривают сближение и раздвижение
флуктуационно-заряженных берегов микротрещин [Хатиашвили и Перельман, 1982].
В экспериментах [Бивин и др., 1982] производилось метание ударника, разгоняемого до скорости 5 −
500 м/с. После попадания ударника в мишень возникало электромагнитное поле, которое измерялось с
помощью антенн трёх типов (штыревой, рамочной и ферритовой), расположенных на расстоянии около 1
м. В качестве мишени использовались различные среды: винипласт, эбонит, древесина, песок, глина,
пластилин и т.д.). Сигналы порядка 10 − 50 мВ возникали во всех случаях. Их длительность около 1 − 5
мс приблизительно соответствовала времени торможения ударника в мишени. В работе приведена ошибочная интерпретация результатов экспериментов как волнового поля, хотя измерения велись в неволновой зоне.
Эксперименты с полиметаллическими образцами показали, что при динамических нагрузках возникают низкочастотные (25 − 50 кГц) и высокочастотные (0,7 − 1,25 МГц) радиоимпульсы [Дёмин и др.,
1981]. Сигналы в образцах возникали через 45 − 50 мкс после прихода упругой волны к образцу. При повторных воздействиях упругих волн количество и амплитуда электромагнитных сигналов уменьшались.
Авторы работы предполагают, что причина этого явления заключается в пьезоэффекте.
Во многих исследованиях [Хатиашвили, 1981; Бивин и др., 1982] электромагнитное поле измерялось
стандартной радиоантенной с ферритовым сердечником или штыревой антенной, находившимися на
расстояниях в несколько см от образцов. Для типичных частот сигналов (1 − 7 МГц), регистрируемых на
опыте, данные расстояния относятся к неволновой зоне. Между тем авторы этих экспериментов ошибочно интерпретирует свои данные как результат радиоизлучения, то есть исходят из теоретических представлений, справедливых только в волновой зоне. Поэтому оценки параметров источников поля получаются неверными.
Электромагнитные эффекты, возникающие при распространении звуковых волн в металлах
В металлах также наблюдались электромагнитные сигналы, стимулированные акустической волной,
распространяющейся в образце [Misra, 1978; Бивин и др., 1982]. Возможная причина этого явления, называемого пьезогальваническим эффектом [Гуревич, 1957; Алексеев и др., 1984; Журавлёв, 1985], состоит в том, что волна деформаций в металле модулирует распределение концентрации электронов. Затем
из области сжатия, где концентрация ионов и электронов больше, последние диффундируют в область
разрежения. Диффузионные потоки электронов частично компенсируются встречными электрическими
токами. Состояние термодинамического равновесия электронной подсистемы характеризуется равенством
µ − eϕ = const ,
где µ − химический потенциал, приблизительно равный энергии Ферми εF электронов в металле при нулевой температуре. Напряжённость поля сторонних сил Eef выражается так:
19
E ef =
αε
αε
1
1 dµ
∇ne ≅ F ∇ne = F ∇ρ ,
∇µ =
e
e dne
ene
eρ
(1.3.1)
где α − безразмерный коэффициент порядка единицы, ne − концентрация электронов, ρ − плотность среды. В отсутствие магнитного поля уравнение Максвелла имеет вид
∂E
j + ε0
(1.3.2)
=0.
∂t
Полагая плотность полного тока j = σ(E + Eef) конечной и устремляя формально σ к бесконечности (поскольку проводимость металла велика), заключаем, что электрическое поле в металле E = − Eef . Используя это соотношение и подставляя (1.3.2) в (1.3.1), получаем
αε ε ∂ ∇ρ αε0 ε F ∂
αε ε
∂ρ
=
∇ ln ρ ≈ 0 F ∇
j= 0 F
.
(1.3.3)
e ∂t ρ
e ∂t
eρ
∂t
Теперь воспользуемся уравнением непрерывности в форме
∂ρ
+ ∇ ⋅ (ρv ) = 0 ,
(1.3.4)
∂t
где v − массовая скорость среды. Подставляя (1.3.4) в (1.3.3), получаем окончательное выражение для
плотности полного тока
αε ε
(1.3.5)
j ≈ 0 F ∆v .
e
Для численных оценок используем параметры: εF = 5 эВ, v = 5 м/с, скорость продольной волны Cl = 5
км/с, её частота ν = 100 кГц. Тогда, выбирая в качестве характерного масштаба длину волны, получаем
j ∼ (ε0εFvν2) / (eCl2) ∼ 0,1 мкА/м2. Разность потенциалов на длине волны δϕ ∼ εFv / (eCl) ∼ 3 мВ. Частота электрического сигнала совпадает с акустической частотой, что подтверждается на эксперименте [Бивин и
др., 1982].
Отметим также, что электрические поля в металлах при прохождении упругих волн могут быть вызваны изгибными колебаниями заряженных дислокационных сегментов [Молоцкий, 1980].
При ударном сжатии некоторых металлов на концах образцов возникает разность потенциалов 10 −
− 100 мВ [Минеев и Иванов, 1976]. Время релаксации эффективной ЭДС на ударном фронте составляло около 0,1 − 1 мкс. В качестве возможных причин эффекта рассматривались процесс увлечения электронов деформируемой решёткой, проскок электронов по инерции относительно решётки (эффект Толмена − Стюарта), термоЭДС, деформация поверхностных двойных электрических слоёв [Гуревич, 1957;
Стихановский, 1973; Нестеренко, 1974; Кашаев и др., 1980; Злобин и др., 1981]. Исследования показали,
что данное явление не укладывается в рамки рассмотренного выше пьезогальванического эффекта. Остальные механизмы также дают малое амплитудное значение δϕ, не превышающее 1 мВ. В работе [Минеев и Иванов, 1976] полагают, что в металлах возможен эффект ударной поляризации, подобный эффекту в диэлектриках, рассмотренному в параграфе 1.1. Тем не менее, вопрос о происхождении скачка
потенциалов на ударном фронте в металлах, по-видимому, остаётся открытым.
Полевые эксперименты по изучению электромагнитных эффектов
при распространении звуковых волн
В ряде случаев генерация радиоизлучения обусловлена наличием в породе электропроводящих тел.
Так, например, в экспериментах [Соболев и др., 1980; Дёмин и др., 1981] при взрывах взрывчатых веществ (ВВ) с массами 2 − 6 кг на месторождении полиметаллов возбуждалось радиоизлучение на частотах 0,2 − 3 МГц в момент прохождения взрывной волны по рудному телу. Измерения велись на расстоянии 120 м от места взрыва и 130 − 140 м от рудного тела. По оценке авторов, на расстоянии 1 м от рудного тела напряжённость электрического поля должна была составлять ∼ 107 В/м. В работе [Дёмин и др.,
1981] утверждается, что интенсивность зарегистрированного излучения в 10 − 102 раз превосходит интенсивность излучений пьезоэлектрической и сейсмоэлектрической природы. Поэтому высказано предположение, что эффект вызван образованием в рудном теле активных элементов типа транзисторов и
тиристоров, связанных в цепочки.
Радиосигналы с частотами свыше 5 кГц измерялись во время карьерных взрывов на расстоянии 60 м
от карьеров [O′Keefe and Thiel, 1991]. Для объяснения наблюдаемого эффекта предложены три механизма: разрушение породы во время взрыва, электрические разряды при ударе частиц грунта о дно шахтного
ствола и микроразрушения на свежеобразованных стенках карьеров при релаксации механических напряжений. В пользу последнего механизма говорит то обстоятельство, что отдельные импульсы наблюдались в течение одной минуты после взрыва.
20
Оптическое излучение
Измерения в оптической области показали, что при хрупком разрушении диэлектриков [Беляев и др.,
1962; Дерягин и др., 1973; 1976; Беляев и Мартышев, 1964; Brooks, 1965; Thiessen and Meyer, 1970; Altier
et al., 1979] и сегнетоэлектриков [Chandra and Shrivastava, 1978] возникает свечение. Обычно это явление
связывают с эффектом триболюминесценции (механолюминесценции). Однако этот эффект характерен
не для всех веществ.
В работе [Brady and Rowell, 1986] при спектроскопических наблюдениях во время разрушения образцов обнаружены только типичные линии излучения газа, в которых находились образцы, без соответствующего непрерывного спектра, обусловленного излучением из ионизованных областей. Известно, что
ионизованные атомы излучают в ультрафиолетовой области. Возможно, что эта часть спектра лежала вне
области чувствительности их аппаратуры. Используя гелиевую атмосферу, они обнаружили интенсивное
излучение с длиной волны 0,7065 мкм, соответствующей переходу между атомными уровнями с энергиями 22,76 и 20,96 эВ. В работе [Brady and Rowell, 1986] выдвинуто предположение о том, что возбуждение атомов вызвано бомбардировкой экзоэлектронами, эмитируемыми из разрушаемого образца.
Образование ионизованных областей отмечалось в работе [Martelli et al., 1989], где производилось
разрушение образцов гранита и базальта в вакууме и в атмосфере. Во всех случаях фотоумножитель зарегистрировал световые вспышки длительностью 20 мс. Светящиеся вертикальные линии и пятна появлялись на поверхности разрушения, но не на внешних сторонах образца. Сходство изучаемых явлений
для гранита и базальта, которые являются триболюминесцентным и нетриболюминесцентным материалами соответственно, указывает на то, что триболюминесценция не играла здесь ведущей роли. Во всех
случаях ядро вспышки было окружено светящимися потоками разлетающейся пыли. Предполагается, что
свечение вызвано, по крайней мере, двумя механизмами. Первый − связан с областью разрушения, а второй вызван пылевыми струями, вылетающими из зоны разрушения. Поскольку свечение струй возникает
как в атмосферных условиях, так и в вакууме, то источником излучения является не только атмосферный
газ, но и ионизованные и возбуждённые атомы самого разрушаемого вещества, а также газы, первоначально содержащиеся в порах и трещинах.
При разрушении и пластической деформации металлов также возникают оптические явления [Абрамова и др., 1971; 1983; 1985; Молоцкий, 1978; 1981; Тупик и Валуев, 1980; 1985; Тупик и др., 1983]. Интенсивность свечения была максимальна в оптическом и инфракрасном диапазонах и имела длительность 0,1 − 1 мкс. Одна из возможных причин данного эффекта заключается в возбуждении фотолюминесценции электрическими разрядами в движущихся трещинах [Беляев и др., 1962; Беляев и Мартышев,
1964; Дерягин и др., 1973]. Триболюминесценция может возникать при выходе дислокаций на поверхность металла [Молоцкий, 1978; 1981], а также в результате возбуждения электронных состояний при
разрыве межатомных связей [Тупик и Валуев, 1980].
Эмиссия электронов и ионов при разрушении вещества
Суммарный заряд фрагментов разрушенного тела всегда имеет положительный знак [Корнфельд,
1970; 1971; Килькеев и Куксенко, 1979]. Большинство исследователей связывают это явление с процессом кратковременной эмиссии электронов на стадии разрушения вещества. В ионных кристаллах механоэмиссии электронов наблюдается еще до появления крупных трещин и отколов [Закревский и др.,
1979; Цаль и др., 1982]. При квазистатическом нагружении эмиссия возникает, когда относительная деформация превзойдет пороговое значение 0,02 − 0,1. Авторы работы [Закревский и др., 1979] считают,
что данное явление не связано с одиночным скольжением в зоне разрушения, то есть эффект не зависит
от движения и размножения дислокаций. Они полагают, что механоэмиссия возникает при тех деформациях, когда происходит пересечение полос скольжения и появляются большие локальные деформации.
Выход электронов в вакуум связывается с образованием в напряженных областях электронных возбуждений типа околодефектных экситонов. Одновременно с эмиссией наблюдается механолюминесценция и
резкий рост электропроводности.
Динамическое разрушение образцов в вакууме также сопровождается эмиссией электронов [Дерягин
и др., 1973; 1976; Кротова и др. 1975; Быкова и др., 1987]. В работах [Enomoto and Hashino, 1990; 1992;
Enomoto et al., 1993] измерялась эмиссия заряженных частиц во время разрушения образцов в атмосферных условиях, причем согласно оценкам скорость образования зарядов составляла порядка 0,6 Кл/(м3⋅с).
В работе [Кротова и др., 1975] для измерения эмиссии электронов использовались ФЭУ с порогом регистрации 20 кэВ, что позволяло фиксировать в среднем около 30 импульсов при разрушении одного кристалла LiF в вакууме. Средняя энергия эмитируемых электронов, зарегистрированных прибором, составила 30 кэВ. В отдельных случаях энергия электронов достигала 100 кэВ. При раскалывании слюды
энергия механоэлектронов составляла от 10 до 100 кэВ.
21
Возможная причина появления электронов столь больших энергий обсуждалась в параграфе 1.2. Она
заключается в том, что электроны, освобождающиеся из поверхностных ловушек в стенках растущей
трещины, ускоряются продольным электрическим полем, направленным вдоль стенок трещины [Сурков,
1986; Гершензон и др., 1986]. Это поле образовано разноимёнными электрическими зарядами, расположенными в вершине и на бортах растущей трещины.
Кроме того, электроны с энергией около 100 кэВ могут возникать при возбуждении и ионизации
внутренних оболочек атомов, находящихся в поверхностном слое трещины. В пользу этого предположения говорит тот факт, что эмиссия механоэлектронов нередко сопровождается рентгеновским излучением, причём не только тормозным, но и характеристическим [Слабкий и др., 1973; Липсон и др., 1986].
При разрушении хрупком диэлектриков [Липсон и др., 1986; Клюев и др., 1986] и пластической деформации металлов и их сплавов [Тупик и Валуев, 1985] иногда наблюдается одновременная эмиссия не
только электронов, но и положительно заряженных ионов. Пик интенсивности эмиссии ионов приходится на момент образования и развития трещин. Разрушение водородосодержащих тел сопровождается
испусканием атомарного водорода [Клюев и др., 1986]. При ударном разрушении кубического монокристалла LiD размером 3 − 4 мм регистрировалось около 10 нейтронов на один акт разрушения, что позволило авторам работы обсуждать возможность осуществления в трещинах ядерных реакций типа
D(d,n)3He, не требующих высоких энергий.
Рентгеновское и γ-излучение
Характерным результатом разрушения твёрдых тел как диэлектриков, так и проводников, является
возникновение тормозного рентгеновского излучения [Гораздовский, 1967; Слабкий и др., 1973; Клюев и
др., 1984; Липсон и др., 1986]. Особенность рентгеновского спектра состоит в отсутствии у спектра чётких границ [Липсон и др., 1986]. Источником излучения служат локальные плазменные образования в
трещинах и процессы торможения эмитируемых частиц [Клюев и др., 1984; Липсон и др., 1986]. Обнаружены также линии характеристического рентгеновского излучения, связанные с возбуждением внутренних оболочек атомов при разрушении кристаллической решётки [Слабкий и др., 1973; Липсон и др.,
1986].
В экспериментах [Клюев и др., 1986] при раскалывании кристаллов радиоактивных веществ наблюдалось γ-излучение с энергией 4 МэВ. Об аномальном увеличении фонового γ-излучения после взрыва 2
кг ВВ в рудном теле на месторождении полиметаллов сообщается в работе [Соболев и др., 1984]. Эксперимент проводился в полевых условиях. Аппаратура, находящаяся на расстоянии 12 − 15 метров, зафиксировала увеличение числа импульсов γ-излучения до 1000 − 1200 через 1,5 − 2 мс после прихода упругой
волны к сейсмоприёмнику. В диапазоне энергий квантов 0,4 − 0,7 МэВ превышение над фоном составляло более 10 % в течение 1,5 мс.
1.4. Долговременные электромагнитные поля
Экспериментальные результаты
В ряде работ сообщалось о возникновении локальных долговременных магнитных полей на месте
проведения наземных и подземных взрывов [Stacey, 1964; Ундзенков и Шапиро, 1967; Барсуков и Сковородкин, 1969; Шапиро и Иванов, 1969; Hasbrouk and Allen, 1972; Акопян и др., 1973; Козлов и др.,
1974; Ержанов и др., 1985]. Во время взрыва обычно регистрируют кратковременный электромагнитный
импульс (ЭМИ) длительностью от нескольких мс до нескольких секунд в зависимости от массы и типа
ВВ. Характеристики этого импульса будут рассмотрены в главе 4. Здесь же остановимся на явлениях,
возникающих после спада сигнала ЭМИ.
Измерения, проведённые через 1 ч 50 мин после взрыва в районе Медео, показали, что на расстоянии
700 м от места взрыва напряжённость геомагнитного поля изменилась на 6,4 мА/м. Спустя 5 ч возмущения уменьшились вдвое, причём релаксация поля до прежнего уровня продолжалась в течение суток
[Барсуков и Сковородкин, 1969]. Взрыв был проведён в граните, естественная остаточная намагниченность которого J = 5 − 100 мА/м.
6 января 1971 г на острове Амчитка (Алеутские острова) был проведён подземный ядерный взрыв с
тротиловым эквивалентом 5 Мт, получивший название эксперимент CANNIKIN [Hasbrouk and Allen,
1972]. Через 30 с после взрыва протонный магнитометр, находящийся на эпицентральном расстоянии 3
км, зафиксировал постепенное увеличение индукции магнитного поля на 9 нТл. На расстоянии 9 км изменение поля составило около 2 нТл. Магнитная съёмка, произведённая в районе взрыва, показала изменение индукции геомагнитного поля примерно на 10 нТл. Эти изменения сохранялись в течение 8 суток.
22
Остаточное магнитное поле возникало во время проведения промышленных карьерных взрывов в
слабомагнитных горных породах (J = 1 − 10 мА/м) [Акопян и др., 1973; Козлов и др., 1974]. Масса ВВ
варьировалась в пределах от 1 т до 30 т, измерения велись на расстояниях от 50 до 320 м. Во всех случаях был зафиксирован сигнал ЭМИ с амплитудой индукции магнитного поля 0,5 − 100 нТл. За ним следовало необратимое изменение местного геомагнитного поля на несколько нТл.
Результаты экспериментов связывают с изменением намагниченности горных пород под действием
упругих напряжений, возникших под действием взрыва. Восстановление геомагнитного поля до прежнего уровня могло бы происходить вследствие релаксации упругих напряжений в горных породах. В частности, в лабораторных испытаниях образцы пород показали обратимые изменения намагниченности в
диапазоне давлений до (1 − 1,5)⋅102 МПа (упругая область) [Акопян и др., 1973].
Влияние деформаций и напряжений на намагниченность горных пород отмечалось в работе [Abdullabekov et al., 1972]. После заполнения подземной камеры вблизи Ташкента природным газом под давлением 30 атм, изменение полного вектора индукции геомагнитного поля достигло 20 нТл на расстоянии в
несколько километров.
В некоторых экспериментах восстановления поля до прежней величины не наблюдалось. Предполагают, что необратимые изменения поля связаны с пластическим деформациями горных пород.
Таким образом, магнитный сигнал при взрывах в горных породах можно условно разделить на три
стадии [Козлов и др., 1974; Ержанов и др., 1985]: 1) быстрый обратимый сигнал (ЭМИ) длительностью
не более одной секунды и амплитудой 0,1 − 100 нТл; 2) необратимые изменения величиной до 10 − 20
нТл, релаксирующие в течение нескольких часов или суток; 3) долговременные необратимые изменения
величиной в несколько нТл, сохраняющиеся сутки и месяцы.
Остаточная намагниченность гранитных образцов исследовалась в лабораторных условиях [Шапиро
и Иванов, 1969]. По образцам, выполненным в виде кубиков объёмом 27 см3, наносился удар свободно
падающим с высоты 7 см грузом массой 0,68 кг. Первоначальная естественная намагниченность составляла 1,5 − 2,6 А/м. После серии из нескольких десятков ударов в образцах появлялась необратимая намагниченность порядка 2 − 5 А/м, направленная вдоль вектора геомагнитного поля. Затем возникало явление насыщения намагниченности. В работах [Stacey, 1964; Стейси, 1972] сообщается, что при напряжениях 10 МПа изменения намагниченности в магнетитсодержащих изверженных породах достигают 1
%.
В поликристаллах ферромагнетиков данное явление обычно связывают с изменением ориентации
осей лёгкого намагничивания и величины коэрцитивной силы под действием внешних упругих напряжений [Поливанов, 1957]. В горных породах указанные изменения происходят в магнитных включениях,
содержащихся в веществе.
Теория эффекта остаточной намагниченности пород
В некоторых теориях предполагается, что приращение намагниченности ∆J под действием упругих
напряжений выражается через вектор начальной намагниченности J и девиатор тензора напряжений sij
следующим образом [Добровольский, 1991]:
3
3
∆J i = C ∑ J j s ij ,
2 j =1
где C − пьезомагнитный коэффициент.
Для анализа лабораторных испытаний обычно используют прямо пропорциональную зависимость
вида [Stacey, 1964; Стейси, 1972]
∆J = CJσ ,
(1.4.1)
где σ − нормальная составляющая тензора напряжений, а пьезомагнитный коэффициент варьируется в
пределах: C ∼ (0,5 − 1,7) ГПа−1 [Капица, 1955; Stacey, 1964].
Указанное соотношение может быть использовано [Сурков, 1989] для оценки эффекта необратимого
намагничивания пород при проведении крупномасштабных наземных и подземных взрывов. Вначале
рассмотрим камуфлетный подземный взрыв, предполагая, что распределение механических напряжений
вблизи от места взрыва сферически симметрично.
Первоначальная намагниченность среды J постоянна. После взрыва в образовавшейся зоне разрушения с радиусом R0 остаточная намагниченность, по-видимому, носит хаотический характер вследствие
переупаковки кусков разрушенной породы. Поэтому вклад этой области в магнитное поле учитывать не
будем.
Предположим, что в зоне радиальной трещиноватости и упругой области, ограниченных радиусом
R > R0, приращение начальной намагниченности описывается формулой (1.4.1). Причём σ будет обозна23
чать амплитуду модуля радиальной составляющей тензора напряжений в УВ, которая зависит только от
расстояния r от места взрыва. В области r > R остаточная намагниченность отсутствует.
Интегрируя магнитные поля элементарных магнитных моментов ∆JdV по объёму V, находим возмущение B индукции геомагнитного поля в произвольной точке с координатой r
r
p ⋅r
µ
(R 0 < r < R ).
B = − 0 ∇ m3 ,
p m = 4πCJ ∫ r ′2 σ(r ′)dr ′;
(1.4.2)
4π
r
R0
При r ≥ R верхний предел интегрирования в (1.4.2) равен R.
На далёких расстояниях от места взрыва, где необратимая намагниченность отсутствует, магнитное
поле, как и следовало ожидать, имеет магнитодипольный характер: B ∼ r−3. Такой характер зависимости
предлагался в работе [Козлов и др.,
1974]. Однако экспериментальные
измерения, проведённые после наземного взрыва в песке химического
ВВ массой 251 т (эксперимент МАССА) [Ержанов и др., 1985] в различных пунктах в диапазоне расстояний
от 0,5 до 10 км от места взрыва, показали, что характер убывания остаточного магнитного поля ближе к
зависимости B ∼ r−1.
Рис. 1.4.1. Зависимость от расстояния индукции долговременных магнитных возмущений, возникающих после наземного взрыва ВВ массой 251 т в песке: 1 – экспериментальные данные [Ержанов и др., 1985 ]; 2 – теоретическая
зависимость [Сурков, 1989]
Для объяснения этого факта обратимся к зависимости (1.4.2), учитывая, что в упругой зоне амплитуда
напряжений подчиняется закономерности вида: σ(r) = P∗R0 / r, где параметр P∗ имеет величину порядка
предела прочности среды на разрыв или раздавливание. Тогда для области R0 < r < < R получаем зависимость вида:
µ CP R 
R 2   3(J ⋅ r )r

− J .
B = 0 ∗ 0 1 − 20  
(1.4.3)
2r 
r  r 2

Вдали от места взрыва, когда r >> R0 , магнитные возмущения, как видно из формулы (1.4.3), убывают
с расстоянием приблизительно как r−1, то есть гораздо медленнее, чем это следовало бы из дипольного
закона.
На рис. 1.4.1 приведены экспериментальная зависимость B(r) (кривая 1) для эксперимента МАССА
[Ержанов и др., 1985 ] и расчёт по формуле (1.4.3) (пунктирная кривая 2) при следующих параметрах:
P∗ = 0,1 ГПа, С = 1 ГПа−1, R0 = 100 м, J = 0,12 А/м. Угол наклона вектора J к земной поверхности выбирался равным π / 4.
Теоретическая и экспериментальная зависимости близки за исключением расстояний r < 0,5 км. Расхождения в этой области могут быть связаны с влиянием других механизмов образования остаточных
магнитных полей, некоторые из которых будут рассмотрены ниже.
Покажем, что для наземных взрывов эффект может быть больше из-за изменения симметрии рассматриваемой задачи. Аналогичное явление для камуфлетных взрывов связано с отражением взрывной волны в грунте от свободной поверхности.
Для оценки данного эффекта рассмотрим модельный источник механических напряжений на
границе упругого полупространства y < 0 (рис.
1.4.2). Вектор начальной намагниченности среды J
лежит в плоскости x1, z, образующей угол γ с поверхностью среды x, z. Ось z совпадает с линией
пересечения данных плоскостей.
Рис. 1.4.2. Система координат, расположение источника упругих напряжений и ориентация вектора J начальной
намагниченности среды
Интегрирование по объёму в данном случае удобно вести в сферической системе координат. Для проекции магнитного поля на ось z после ряда преобразований получим [Сурков, 1989]:
24
B z (0,0, z ) =
µ 0 CJ
πz 3
 z 
d   r ′  
 r ′f    r ′σ(r ′)dr ′ +
 ∫  πr ′ cos ψ − z sin ψ sin γ
dr ′   z  
 R0 

d   z  2
 r ′f    r ′ σ(r ′)dr ′;
+ sin ψ sin γ ∫
dr ′   r ′  

z
R
(1.4.4)
f (x ) = K (x ) − E(x ),
где K(x) и E(x) −полные эллиптические интегралы первого и второго рода, соответственно. Если z ≥ R, то
второй интеграл в формуле (1.4.4) исчезает, а в первом интеграле верхний предел интегрирования равен
R.
В упругой области в диапазоне расстояний R0 << z << R, когда выполняется закон σ ∼ r−1, из формулы
(1.4.4) получаем приближённую зависимость:
µ CJP* R0 
R sin ψ sin γ 
Bz (0,0, z ) = 0
(1.4.5)
 cos ψ +
.
2z
2z


Как видно из этого соотношения, оценка (1.4.3) увеличивается приблизительно в R / z раз. Согласно
формуле (1.4.5) для расстояний ≈ 10 − 20 км получаем, что Bz ∼ 20 нТл.
Данная формула даёт лишь грубую оценку явления, поскольку при её получении не учтено влияние
разгрузки среды вблизи свободной поверхности. Так, например, неограниченный рост Bz при формальном стремлении R к бесконечности связан с тем, что в действительности убывание σ с расстоянием вблизи свободной поверхности происходит быстрее, чем r−1.
Намагничивание обсадной колонны и других
металлических конструкций
При подземных взрывах необходимо учитывать ударное воздействие на технические сооружения и
конструкции, способные намагничиваться при ударе и вибрациях в магнитном поле Земли. Одной из таких конструкций является обсадная колонна, отделяющая стенки скважины, по которой спускается
взрывное устройство, от окружающей горной породы.
Рассмотрим эффект, вызванный намагничиванием такой колонны в геомагнитном поле при прохождении взрывных волн [Сурков, 1989]. Для упрощения задачи представим обсадную колонну в виде однородно намагниченного сплошного стержня длины l и радиуса r0 << l. Стержень расположен вертикально
в земле. Если расстояние до стержня r (полярный радиус) заключено в пределах r0 << r << l, то магнитное
поле вдали от его концов:
µ r 2  2r (J τ ⋅r )

(1.4.6)
B = 0 20 
− Jτ  ,
2r  r 2

где Jτ − составляющая вектора намагниченности, перпендикулярная стержню.
Максимальная намагниченность стержня, которую можно достигнуть при многократном встряхивании его в магнитном поле составляет J ∼ 0,1Js, где Js − намагниченность насыщения [Кондорский, 1959].
Для стального стержня с радиусом r0 = 0,2 м и Js ∼ 2⋅106 А/м с помощью формулы (1.4.6) получим B ∼ 20
нТл на расстоянии r = 500 м.
На большом удалении от обсадной колонны, когда r >> l, магнитное поле даётся формулой (1.4.2).
Задавая l = 100 м и r = 1 км и вычисляя магнитный момент pm стержня, находим, что B ∼ 0,3 нТл.
Полученные оценки показывают, что вблизи от места взрыва статические магнитные поля могут быть
связаны как с намагничиванием породы, так и с намагничиванием металлических конструкций. Однако
на больших расстояниях первый эффект более существен, так как его величина медленнее убывает с расстоянием.
Эффекты перераспределения земных токов и
изменения электропроводности в разрушенной среде
В породе, окружающей место подземного взрыва, могут протекать как естественные теллурические
токи, так и токи искусственного происхождения, обусловленные электрохимическими процессами на
поверхности обсадной колонны. Возникновение контактной разности потенциалов на поверхности металлических труб, составляющих обсадную колонну, связано с различием типов проводимости: электронным в металле и ионным в окружающей трубу породе. Аналогичный эффект известен для рудных
месторождений [Семёнов, 1974]. Контактная ЭДС зависит от глубины, поскольку с глубиной меняется
минеральный состав воды, содержащейся в породе. В результате в обсадной колонне и в окружающей её
среде возникают токи, искажающие местное электромагнитное поле Земли. Эти изменения поля, имеющие квазистатический характер, могут быть обнаружены ещё до проведения подземного взрыва.
25
Ударное воздействие взрыва приводит к разрушению среды и к изменению электропроводности среды в разрушенном объёме. Вследствие этого воздействия происходит перераспределение земных токов,
которое ведёт, в свою очередь, к дополнительному необратимому возмущению естественного электромагнитного поля. Измерения этих возмущений позволят судить о характере подземного взрыва и его параметров [Сурков, 1989].
Для оценки указанного явления рассмотрим тонкий металлический стержень длиной l, погружённый
в однородную среду с электропроводностью σ (рис. 1.4.3). Будем
z
предполагать, что верхняя часть стержня представляет собой отрицательный электрод, как это обычно бывает у рудных металлических тел [Семёнов, 1974], а нижняя - положительный электрод. Действие взрыва приводит к образованию в среде сферической области
θ1 r1
разрушенной породы с радиусом R0, где полагаем электропроводность,
равной σf.
ρ
Распределение токов считаем стационарным, причём полный ток
l0
I известен. Тогда потенциал ϕ электрического поля определится
R
уравнением Пуассона. Граничные условия задачи: потенциал и его
l
r0
производная по радиусу непрерывны на границе шара, а на свободr
θ
ной поверхности должна обращаться в нуль нормальная составляющая плотности тока.
R0
Рис. 1.4.3. Схема распределения контактной ЭДС вдоль обсадной колонны. Кружком обозначена зона разрушения,
образующаяся при взрыве
Решение данной задачи для точечного источника тока без учёта влияния свободной поверхности имеет вид:
∞
r0n r n +1 ,
(r0 < R0 );
nλ n Pn (cos θ) 
δI  1
δϕ =
λ n =  2 n +1
(1.4.7)
 + (σ − σ f )∑
,
n +1
4πσ  R
 R0
(r0 r ) , (r0 > R0 );
n =1 nσ f + (n + 1)σ 

где δϕ и δI − потенциал и ток точечного источника тока, r0 − расстояние от источника до центра шара,
Pn (cos θ) − полиномы Лежандра. Величины R, r, θ показаны на рис. 1.4.3. Первое слагаемое в формуле
(1.4.7) описывает невозмущённое решение, отвечающее случаю σ = σf .
Зададим токи, генерируемые участками стержня, в виде:
δI − = − Idr0 l0 , δI + = − Idr0 (l − l0 ) ,
(1.4.8)
где l0 − длина отрицательного электрода. Подставляя (1.4.8) в (1.4.7) и интегрируя по r0 , получим решение задачи для электрода конечной длины в неограниченной среде. Добавляя к решению потенциал, создаваемый зеркальным источником, учтём приближённо влияние свободной поверхности z = 0 в виде:
(z ≤ 0);
ϕ = ϕ 0 (ρ, z ) + ϕ 0 (ρ,− z ) + ϕ i (r , θ) + ϕ i (r1 , θ1 ),
(1.4.9)
Здесь индекс 1 относится к зеркальному источнику (рис. 1.4.3), ρ − полярный радиус. Кроме того, использованы обозначения
I (σ − σ f ) ∞ Λ n Pn (cos θ)  R0  n +1
Ig (ρ, z )
; ϕi =
ϕ0 =
  , (r > R0 );
∑
4πσ(l − l 0 )
4πσ(l − l 0 ) n =1 nσ f + (n + 1)σ  r 

lR0n
2n + 1
l
Λn =
−
− 1 −
n + 1 l 0 (l − l 0 )n  l 0
n
 R0 
  ;
 l 
(z + l 0 ) + ρ 2 + z + l0

l 
+ 1 −  ln
.
z 2 + ρ2 + z
 l0 
−z−l
В том же приближении для воздуха (z > 0) имеем
ϕ = [ϕ 0 (ρ, z ) + ϕ i (r, θ)] .
(1.4.10)
Невозмущённое решение, обозначаемое индексом нуль, является точным, поскольку при σ = σf условия на границе при зеркальном отображении выполняются автоматически.
В случае, когда R0 << l, (l − l0) в выражении для ϕi можно ограничиться первым членом ряда. Если к
тому же ρ >> l, то упрощается и слагаемое ϕ0 . Так, на плоскости z = 0 имеем:
3I (σ − σ f )lR02
Il (l + l0 )
.
(1.4.11)
ϕ0 = −
,
ϕ
=
i
32
8πσρ3
8π(l − l0 )σ(σ f + 2σ ) l 2 + ρ 2
g (ρ, z ) = ln
(z + l0 )2 + ρ 2
(z + l )2 + ρ 2
2
− z − l0
(
)
26
Измерив экспериментально зависимость ϕ(ρ) и сравнив её с функциями (1.4.11), можно оценить параметры, входящие в соотношение (1.4.11). Наибольший интерес представляют эмпирические значения
параметров R0 и σf , с помощью которых можно оценить, например, изменение проницаемости породы
после взрывного разрушения.
Для воздуха в предельном случае z >> l, l0, ρ формулы (1.4.9) упрощаются к виду:
3I (σ − σ f )R02
Il
ϕ0 = −
ϕ
=
,
.
i
8πσz 2
8π(l − l0 )σ(σ f + 2σ )z 2
Отсюда следует, что с высотой z поле ослабляется медленнее, чем в горизонтальном направлении.
Магнитное поле в силу симметрии данной задачи имеет только одну составляющую Bφ − азимутальную. Её нетрудно найти, используя формулы (1.4.9)
Bφ = B0 (ρ, z ) − B0 (ρ,− z ) + Bi (r, θ) − Bi (r1 , θ1 );
B0 =
l
µ0 I

4 πρ(l − l0 )  l0
µ 0 I (σ − σ f )sin θ
(z + l0 )2 + ρ 2

(z + l )2 + ρ 2 ;
−

Λ n Pn′ (cos θ)  R0 
  ,
n =1
f + (n + 1)σ  r 
где штрих означает производную по аргументу cos θ. На больших расстояниях (ρ >> l, l0 , z) полученное
решение упрощается к виду:
B φ = B φ0 + B φi ; B φ0 = µ 0 Il (l + l 0 )z 4πρ 4 ,
Bi =
4 π(l − l0 )
n +1
∞
∑ [nσ
]
(
)

(1.4.12)
3µ 0 I (σ − σ f )R ρ 
1
1

−
.
32
8π(l − l 0 )(σ f + 2σ )  (z − l )2 + ρ 2 3 2
(z + l )2 + ρ 2 

В воздухе при сделанных приближениях Bφ = 0. Однако в реальных условиях из-за наличия неровностей поверхности земли симметрия задачи нарушается, и магнитное поле вблизи поверхности z = 0 имеет
конечную величину. Возмущение магнитного поля Bφi достигает наибольшего значения при ρ = l / 2. В то
же время возмущение электрического потенциала ϕi (1.4.11) максимально при ρ = 0. Используя оценки
(1.4.11), (1.4.12), можно найти связь между амплитудными значениями возмущений магнитного Bm и
электрического ϕm полей на некоторой глубине z: Bm ∼ µ0σzϕm / ρ. Так, полагая z / ρ = 0,1, σ = 0,1 См/м, B0 =
= 10 нТл, получим ϕm ∼ 1 В.
В заключение дадим оценку эффекта ударного воздействия на распределение естественных земных
токов. Необратимые деформации и разрушение среды приводят к изменению проницаемости капиллярных каналов и трещин, по которым фильтруется проводящая ток жидкость. Этот процесс влечёт за собой
изменение электропроводности вещества. Предположим для простоты, что плотность теллурических
токов jt до разрушения была постоянна всюду в земле. Образование сферической зоны разрушения с
электропроводностью σf, отличной от электропроводности σ неразрушенного вещества, создаёт перераспределение электрического потенциала
(j ⋅ r ) 1 + (σ − σ f )R03  .
ϕ=− t
(1.4.13)
(2σ + σ f )r 3 
σ 
Электрические возмущения δϕ, вносимые зоной разрушения, описываются вторым слагаемым в правой части соотношения (1.4.13). К данному выражению следует добавить потенциал поверхностных
электрических зарядов. При этом δϕ на поверхности земли приблизительно удваивается. Задавая jt = 1
мА/м2, R0 = 100 м, σ = 10−2 См/м, σf = 0, r = 500 м, получаем следующую оценку δϕ ≈ 0,4 В.
Нагретые газообразные продукты взрыва, содержащиеся в камуфлетной полости, приводят к появлению термоэлектрических и термогальваномагнитных явлений в окружающей среде. Если в продуктах
взрыва идёт распад радиоактивных элементов, то нагрев среды и градиент температуры могут поддерживаться долгое время. Эти процессы также могут обеспечивать устойчивые изменения локального электромагнитного поля Земли в окрестности места взрыва.
B φi =
2
0
[
]
[
]
1.5. Заключение
1. Лабораторные исследования показывают, что эффект ударной поляризации (УП) возникает практически во всех материалах: диэлектриках, металлах, полупроводниках. Поляризация среды возникает на
27
различных структурных уровнях, начиная с дефектов кристаллической решётки и заканчивая границами
зёрен, трещинами, порами и другими макроскопическими неоднородностями.
В монокристаллах с ионной связью эффект УП связан с размножением и пространственным разделением в ударной волне (УВ) электрически заряженных краевых дислокаций и точечных дефектов кристаллической решётки. Данное явление имеет порог по деформации, связанный с переходом от термофлуктуационного к надбарьерному механизму перемещения дефектов, причём для дислокаций величина
порога, по-видимому, ниже, чем для точечных дефектов. При превышении порога для дефектов какоголибо типа резко возрастает их коэффициент диффузии в УВ. В результате процесса диффузии дефектов
из области ударного сжатия возникает стационарный режим распространения волны, когда ударный
фронт переносит с собой электрический заряд определённого знака. Заряд противоположного знака остаётся на стенках образца.
Эксперименты по ударному сжатию ионных кристаллов, зажатых между пластинами замкнутого накоротко конденсатора, показывают приблизительно линейную зависимость между поверхностной плотностью электрического заряда на ударном фронте и максимальной деформацией. Эта зависимость, согласно теории, вытекает из линейной связи между скоростью размножения дефектов и скоростью пластической деформации. Резкая смена полярности наблюдаемых сигналов при превышении ударного давления некоторой критической величины может быть вызвана электронным пробоем ионного кристалла.
2. При ударном разрушении неоднородных диэлектрической сред, горных пород и других естественных материалов очаги поляризации сосредоточиваются в вершинах и на стенках растущих трещин, а
также в окрестностях пор, пустот и других неоднородных включений. Это связано с тем, что вблизи поверхностей пор, в вершинах трещин, где в силу геометрического фактора максимальны скорости деформации, возникают пластические области. В этих зонах наиболее интенсивно генерируются и перемещаются точечные и линейные дефекты кристаллической структуры, которые являются носителями электрических зарядов.
Заряды на вновь образованных поверхностях разрушенных материалов, как правило, распределены в
виде флуктуационных мозаичных положительно или отрицательно заряженных областей. Электрометрические измерения с помощью зонда показали, что плотность заряда в отдельных областях может достигать значений порядка 10−4 − 10−2 Кл/м2. Однако в среднем плотность заряда на поверхностях скола составляет 10−7 − 10−8 Кл/м2.
На динамической стадии роста трещины поверхностная плотность заряда может быть значительно
выше. Косвенные измерения показывают, что напряжённость электрического поля в трещинах достигает
значений 108 − 109 В/м.
Экспериментальные данные свидетельствуют о наличии сильных электрических полей в ударносжатых пористых диэлектрических телах. Сжатие пор в УВ приводит к поляризации вещества в пластических областях, окружающих поры. Теория предсказывает нарастание локальных электрических полей
вблизи пор. Кумуляция поля в момент захлопывания пор может сопровождаться локальными внутренними электрическими пробоями диэлектрика.
3. Во время разрушения диэлектриков возникает кратковременная эмиссия электронов с энергиями
10 − 100 кэВ. Это явление сопровождается появлением тормозного и иногда характеристического рентгеновского излучения. В некоторых работах сообщается о наблюдении газоразрядной микроплазмы и
электрических разрядов между бортами трещин, зафиксированы импульсы радиоизлучения. Характерные времена разрядов, по оценкам, составляют около 0,1 мкс, а их линейные размеры порядка 10−2 − 10−3
см.
При быстрой пластической деформации металлов и их сплавов также возникает рентгеновское излучение. Кроме того, обнаружено, что одновременно с эмиссией электронов появляется эмиссия положительно заряженных ионов. Причём пик интенсивности эмиссии ионов приходится на момент образования и развития трещин. Источником рентгеновского излучения служат процессы торможения эмитируемых частиц и, возможно, локальные плазменные образования в трещинах.
Имеются единичные сообщения о наблюдении γ-излучения при деформации и разрушении тел. Например, в экспериментах при раскалывании кристаллов радиоактивных веществ наблюдалось γизлучение с энергией 4 МэВ. Полевой эксперимент со взрывом 2 кг ВВ в рудном теле на месторождении
полиметаллов показал аномальное увеличение фонового γ-излучения после взрыва более чем на 10 % в
течение 1,5 мс.
4. Возможная причина появления механоэлектронов столь больших энергий (до 100 кэВ) заключается
в том, что электроны, освобождающиеся из поверхностных ловушек в стенках растущей трещины, ускоряются продольным электрическим полем, направленным вдоль стенок трещины. Это поле образовано
разноимёнными электрическими зарядами, расположенными в вершине и на бортах растущей трещины.
Предположение о том, что электроны ускоряются поперечным короткодействующим полем в трещине,
образованным флуктуационными мозаичными зарядами, приводит к необходимости рассмотрения неоп28
равданно больших плотностей заряда на стенках трещин. Кроме того, электроны с энергией около 100
кэВ могут возникать при возбуждении и ионизации внутренних оболочек атомов, находящихся в поверхностном слое трещины. В пользу этого предположения говорит тот факт, что эмиссия механоэлектронов нередко сопровождается не только тормозным, но и характеристическим рентгеновским излучением.
5. Процессы разрушения в окрестности подземного взрыва и в очаге землетрясения, по-видимому,
сопровождаются указанными выше электромагнитными явлениями. В этой связи в последнее время
большое внимание уделялось экспериментальному изучению процесса генерации электромагнитных полей радиодиапазона при разрушении. Лабораторные опыты с природными материалами показали, что
типичный сигнал, генерируемый отдельной микротрещиной, представляет собой всплеск затухающих
колебаний с общей длительностью 1 − 10 мкс. Общая длительность сигнала зависит от масштаба разрушения. Например, при разрушении гранитных и базальтовых образцов с размерами в десятки сантиметров сигнал длится десятки мкс. Спектр электромагнитных полей, генерируемых при разрушении, достаточно широкополосный, его диапазон составляет от 10 Гц до 1 МГц. Максимум интенсивности по разным данным приходится на диапазон 1 − 50 кГц. В некоторых случаях во время разрушения материалов
одновременно с радиосигналами возникает световая эмиссия.
Заметим, что интерпретация экспериментальных данных в большинстве случаев оставляет желать
лучшего. В частности оценки мощности излучения трещин, как правило, базируются на формулах, справедливых для волновой зоны. Применение этих формул в условиях эксперимента является неверным,
поскольку измерительные приборы располагались в ближней, а не в волновой зоне, когда связь антенны
с источником поля по существу являлась ёмкостной. Иногда размеры антенны оказывались сравнимыми
или даже большими, чем расстояние до разрушаемого образца. Во всех случаях для адекватной оценки
результатов эксперимента необходимо было проводить специальную калибровку антенны.
6. Лабораторные эксперименты показали, что электромагнитные сигналы появляются синхронно с
акустической эмиссией разрушаемого образца. В некоторых работах утверждается, что электромагнитные сигналы более интенсивны на ранней стадии нагружения, в то время как акустическая эмиссия возрастает к моменту полного разрушения образца. Заметим, что во время подготовительной стадии крупномасштабных разрушений, происходящих в очаге землетрясения, нередко наблюдаются электромагнитные предвестники, интенсивность которых ослабевает перед моментом основного толчка.
Эксперименты показывают, что в некоторых случаях акустический и электромагнитный импульсы
обусловлены одной причиной − быстрым (в течение 1 − 100 мкс) ростом отдельной микротрещины. Ряд
косвенных признаков указывает на то, что источником сигналов в этом случае является микротрещина
отрыва, а не сдвиговая трещина. Этот вывод согласуется с тем фактом, что накопление микротрещин
отрыва вблизи вершины сдвиговой трещины характерно именно для подготовительной стадии разрушения. Испытания образцов с помощью гидравлической машины показывают, что электрические импульсы
возникают только во время роста механического напряжения, причём величина сигналов зависит от скорости нагружения образцов.
Упругие волны в диэлектрических образцах способны вызывать электрические сигналы с частотой,
равной частоте акустической волны. Обнаружено, что данный эффект имеет порог по интенсивности
звуковой волны. Предполагается, что этот эффект заключается в возбуждении вынужденных колебаний
заряженных краевых дислокаций в упругой волне. Электромагнитные поля возбуждаются при попадании
в образец ударника, разгоняемого до скорости 5 − 500 м/с. Интересно, что данное явление возникает для
самых разнообразных веществ: винипласт, эбонит, древесина, песок, глина, пластилин и т.д. Радиосигналы с частотами свыше 5 кГц были зафиксированы во время карьерных взрывов на расстоянии 60 м от
карьеров. Для объяснения наблюдаемого эффекта предложены три механизма: разрушение породы во
время взрыва, электрические разряды при ударе частиц грунта о дно шахтного ствола и микроразрушения на свежеобразованных стенках карьеров при релаксации механических напряжений.
7. В ряде исследований предполагается, что электромагнитные импульсы, появляющиеся во время
процесса разрушения вещества, вызываются электрическими разрядами между бортами трещин или колебаниями в газоразрядной микроплазме, которая образуется внутри трещины. Механизм радиоизлучения может быть также связан с ускорением хаотически заряженных берегов трещин, возникающих при
разрушении. В породах, содержащих кварц или другие пьезоэлектрики, возможная причина данного явления заключается в пьезоэффекте, который приводит к генерации поля во время резкого сброса напряжений в образцах при разрушении.
Все указанные механизмы радиоизлучения трещин нередко рассматриваются в теории как возможные
причины, объясняющие происхождение электромагнитных сигналов перед землетрясениями. При этом
совершенно не учитывается, что в радиодиапазоне поля сильно поглощаются в проводящих слоях земли,
и поэтому они не могут выйти из очага землетрясения, расположенного на глубине в десятки километров.
29
8. В металлах также наблюдались электромагнитные сигналы, стимулированные акустической волной, распространяющейся в образце. Причём электромагнитные колебания происходят с акустической
частотой. Разность потенциалов между различными участками проводника достигала нескольких милливольт. Возможная причина этого явления, называемого пьезогальваническим эффектом, состоит в том,
что волна деформаций в металле модулирует распределение концентрации электронов. Затем из области
сжатия, где концентрация ионов и электронов больше, последние диффундируют в область разрежения.
Диффузионные потоки электронов частично компенсируются встречными электрическими токами. В
результате вдоль проводника возникает некоторое распределение потенциалов.
При ударном сжатии некоторых металлов на концах образцов возникает значительно большая разность потенциалов: 10 − 100 мВ, что не позволяет объяснить данное явление в рамках пьезогальванического эффекта. Время релаксации эффективной ЭДС на ударном фронте составляет около 0,1 − 1 мкс. В
качестве возможных причин эффекта рассматривались процесс увлечения электронов деформируемой
решёткой, проскок электронов по инерции относительно решётки (эффект Толмена − Стюарта), термоЭДС, деформация поверхностных двойных электрических слоёв. Однако все эти механизмы дают малое
амплитудное значение разности потенциалов, не превышающее 1 мВ. Поэтому была выдвинута гипотеза
о том, что в металлах возможен эффект ударной поляризации, подобный аналогичному эффекту в диэлектриках. Тем не менее, вопрос о происхождении скачка потенциалов на ударном фронте в металлах,
по-видимому, остаётся открытым.
9. Измерения в оптической области показали, что при хрупком разрушении диэлектриков и сегнетоэлектриков возникает свечение. Иногда это явление связывают с эффектом триболюминесценции (механолюминесценции). Однако свечение наблюдается для разных веществ, в том числе и для материалов,
где эффект триболюминесценции обычно не проявляется. При разрушении образцов гранита и базальта в
вакууме и в атмосфере длительность световой вспышки, которую зарегистрировал фотоумножитель, составила 20 мс. Светящиеся вертикальные линии и пятна появлялись только на поверхности разрушения.
Интересно, что ядро вспышки было окружено светящимися потоками разлетающейся пыли. Предполагается, что свечение вызвано, по крайней мере, двумя источниками. Первый находится в области разрушения, а второй вызван пылевыми струями, вылетающими из зоны разрушения. Поскольку свечение струй
возникает как в атмосферных условиях, так и в вакууме, то источником излучения является не только
атмосферный газ, но и ионизованные и возбуждённые атомы самого разрушаемого вещества, а также
газы, первоначально содержащиеся в порах и трещинах.
При разрушении и пластической деформации металлов интенсивность свечения оказывается максимальной в оптическом и инфракрасном диапазонах. Длительность свечения составляет 0,1 − 1 мкс. Данный эффект связывают либо с возбуждением фотолюминесценции электрическими разрядами в движущихся трещинах, либо с триболюминесценцией, которая может возникать при выходе дислокаций на
поверхность металла, а также в результате возбуждения электронных состояний при разрыве межатомных связей.
10. Исследование явления необратимого ударного намагничивания породы вдоль геомагнитного поля
показывает, что вблизи от места взрыва квазистатическое магнитное поле должно убывать обратно пропорционально расстоянию. Этот эффект "медленного убывания поля", связанный с тем, что источник
поля – намагниченная порода – имеет протяжённые размеры, подтверждается экспериментально.
При крупномасштабных подземных взрывах может иметь место эффект намагничивания обсадной
колонны и других металлических конструкций, подверженных действию ударной волны. Оценки магнитного поля намагниченной стальной трубы вблизи от неё дают величину, сравнимую с экспериментальным значением поля.
11. Искажение местного электромагнитного поля может быть вызвано токами, генерируемыми в земле вследствие электрохимических процессов и контактной разности потенциалов на поверхности обсадной колонны. Магнитное поле, связанное с этим эффектом, и поле, обусловленное ударным намагничиванием, имеют разные симметрии, что позволяет различать указанные явления. Аномалии местного геомагнитного и геоэлектрического полей на поверхности земли определяются размерами зоны разрушения
и изменением электропроводности внутри неё.
1.6. Список литературы
Абрамова К.Б., Валицкий В.П., Златин И.А., Перегуд Б.П., Пухонто И.Я. Излучение, возникающее
при быстрой деформации и разрушении металлов // Докл. АН СССР. 1971. Т. 201. № 6. С. 1322-1325.
Абрамова К.Б., Пахомов А.Б., Перегуд Б.П., Пухонто И.Я., Щербаков И.П. Механолюминесценция
металлов при малых скоростях их нагружения // Письма в ЖТФ. 1983. Т. 9. № 13. С. 769-772.
30
Абрамова К.Б., Пахомов А.Б., Перегуд Б.П., Щербаков И.П. Влияние физических характеристик (σТ,
λ) металлов на интенсивность механолюминесценции // Письма в ЖТФ. 1985. Т. 11. № 16. С. 997-999.
Акопян Ц.Г., Нагапетян В.В., Пушков А.Н., Рассанова Г.В., Сковородкин Ю.П. Магнитные исследования в районе Каджарского карьера // Изв. АН Армянской ССР. Науки о Земле. 1973. Т. 26. № 6. С. 9092.
Алексеев О.Г., Лазарев С.Г., Приемский Д.Г. К теории электромагнитных эффектов, сопровождающих динамическую деформацию металлов // ПМТФ. 1984. № 4. С. 145-147.
Балбачан М.Я., Пархоменко Э.И. Электретный эффект при разрушении горных пород // Изв. АН
СССР. Физика Земли.1983. № 8. C. 104-108.
Балбачан М.Я. Изменение электросопротивления горных пород в результате механоэлектризации //
Изв. АН СССР. Физика Земли.1984. № 9. C. 85-93.
Балбачан М.Я. Исследование макроскопических обменных процессов при возникновении и релаксации механоэлектретного состояния горных пород // Изв. АН СССР. Физика Земли.1987. № 12. C. 56-71.
Балбачан М.Я., Пархоменко Э.И. Исследования влияния влажности на механоэлектретный эффект
горных пород // Изв. АН СССР. Физика Земли.1987. № 12. C. 79-83.
Балбачан М.Я. О влиянии трибоэлектризации на скорость распространения упругих волн в горных
породах // Изв. АН СССР. Физика Земли.1990. № 4. C. 97-101.
Барсуков О.М., Сковородкин Ю.П. Магнитные наблюдения в районе взрыва Медео // Изв. АН СССР.
Физика Земли. 1969. № 5. С. 68-69.
Беляев Л.М., Набатов В.В., Мартышев Ю.Н. О времени свечения в процессах трибо- и кристаллолюминесценции // Кристаллография. 1962. Т. 7. № 4. С. 576-580.
Беляев Л.М., Мартышев Ю.Н. О свечении при царапании кристаллов фтористого лития // Кристаллография. 1964. Т. 9. № 1. С. 117-119.
Бивин Ю. К., Викторов В.В., Кулинич Ю.В., Чурсин А.С. Электромагнитное излучение при динамическом деформировании различных материалов // Изв. АН СССР. МТТ. 1982. № 1. С. 183-186.
Боев С.Г., Галанов А.Н. Заряжание монокристалла фтористого лития при раскалывании // ФТТ.1980.
Т. 22. № 10. С.3069-3075.
Быкова В.В., Стаховский И.Р., Федорова Т.С., Хрусталев Ю.А., Дерягин Б.В., Топоров Ю.П. Электронная эмиссия при разрушении горных пород // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1987. № 8. C. 87-90.
Воробьев А.А. Заряжание поверхностей при разрушении, контакте или трении тел. Ч.1.-Томск: ВИНИТИ. 1982. Деп. № 2702-82, 242 c.
Гершензон Н.И., Зилпимиани Д.О., Манджгаладзе П.В., Похотелов О.А., Челидзе З.Т. Электромагнитное излучение вершины трещины при разрушении ионных кристаллов // Докл. АН СССР. 1986. T.
288. № 1. C. 75-78.
Гольд Р.В., Марков Г.П., Могила П.Г., Самохвалов М.А. Импульсное электромагнитное излучение
минералов и горных пород, подверженных механическому нагружению // Изв. АН СССР. Физика Земли.
1975. № 2. С. 109-111.
Гораздовский Т.Я. Эффект жёсткой радиации при сдвиговом разрушении твёрдых тел // Письма в
ЖЭТФ. 1967. Т. 5. № 3. С. 78-82.
Григорьев В.Г., Немиров А.С., Сироткин В.К. Структура ударных волн в упругопластических релаксирующих средах // ПМТФ. 1979. № 1. С. 153-160.
Гуревич Л.Э. О некоторых электроакустических эффектах // Изв. АН СССР. Сер. физич. 1957. Т. 21.
№ 1. С. 112-119.
Дерягин Б.В., Кротова Н.А., Смилга В.Г. Адгезия твердых тел. М.: Наука. 1973, 279 c.
Дерягин Б.В., Кротова Н.А., Хрусталев Ю.А. Электрические свойства ювенильных поверхностей // В
сб.: Активная поверхность твердых тел. М.: 1976. C. 6-15.
Дёмин В.М., Соболев Г.А., Лось В.Ф., Майбук Ю.Я. О природе механоэлектрического излучения
рудных тел // Докл. АН СССР. 1981. Т. 260. № 2. С. 306-309.
Дунин С.З., Сурков В.В. Эффекты диссипации энергии и влияние плавления на ударное сжатие пористых тел // ПМТФ. 1982. № 1. С. 131-142.
Егоров П.В., Васильев О.Б., Корнейчиков В.П., Корнейчикова Н.М., Нестеров Н.Н. Явление возникновения объемного заряда в горных породах при их механическом нагружении // Физ.-техн. пробл. разработки полезных ископаемых. 1978. № 5. С. 101-104.
Ержанов Ж.С., Курскеев А.К., Нысанбаев Т.Е., Бушуев А.В. Геомагнитные наблюдения во время эксперимента МАССА // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1985. № 11. С. 80-82.
Журавлёв В.Ф. Об электромагнитном излучении при соударении твёрдых тел // Изв. АН СССР. МТТ.
1985. № 6. С. 101-103.
Зайдель Р.М. Определение режима электрической релаксации при ударном нагружении // ЖЭТФ.
1968. Т. 54. № 4. С. 1253-1258.
31
Закревский В.А., Пахотин В.А., Вайткевич С.К. Электронная эмиссия при одноосном сжимающем
нагружении ионных кристаллов // ФТТ. 1979. T. 21. № 3. C. 723-729.
Зельдович Я.Б. Э.д.с., возникающая при распространении ударной волны по диэлектрику // ЖЭТФ.
1967. Т. 53. № 1. С. 237-243.
Злобин А.М., Кашаев Ю.Г., Новиков С.А. // О генерации электрических сигналов в упругих волнах,
распространяющихся в металлических стержнях // ПМТФ. 1981. № 2. С. 108-112.
Иванов А.Г. ,Минеев В.Н., Новицкий Е.З., Янов В.А., Безруков Г.И. Об аномальной поляризации хлористого натрия при ударном нагружении // Письма в ЖЭТФ. 1965. Т. 2. № 8. С. 353-356.
Иванов А.Г., Новицкий Е.З. Задача о двойном слое в ударно сжатых диэлектриках // ПМТФ. 1966. №
5. С. 104-107.
Иванов А.Г., Лисицын Ю.В., Новицкий Е.З. Задача о поляризации диэлектриков при ударном нагружении // ЖЭТФ. 1968. Т. 54. № 1. С. 285-291.
Иванов В.Ф., Пимонов А.Г., Егоров П.В., Колпакова Л.А. Определение констант термофлуктуационного уравнения прочности и параметров трещин на основе импульсного электромагнитного излучения
горных пород // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1990. № 7. С. 78-84.
Капица С.П. Магнитные свойства эруптивных пород, подверженных механическим напряжениям //
Изв. АН СССР. Сер. геофиз. 1955. № 6. С. 489.
Качурин Л.Г., Колев С., Псаломщиков В.Ф. Импульсное радиоизлучение, возникающее при кристаллизации воды и некоторых диэлектриков // Докл. АН СССР. 1982. Т. 267. № 2. С. 347-500.
Кашаев Ю.Г., Новиков С.А., Синицын В.А. Исследование динамических диаграмм растяжения титана
и меди при взрывном нагружении с помощью электроинерционного метода // Проблемы прочности.
1980. № 1. С. 75-77.
Килькеев Р.Ш., Юн Р. Электрические явления при деформации горных пород // Физ.-техн. пробл.
разработки полезных ископаемых. 1979. № 2. С. 102-105.
Килькеев Р.Ш., Куксенко В.С. Электрические эффекты и зарождение трещин в щёлочно галоидных
кристаллах // ФТТ. 1980. Т. 22. № 10. С. 3133-3138.
Киттель Ч. Введение в физику твердого тела. М.: Наука. 1966, 791 с.
Клюев В.А., Липсон А.Г., Топоров Ю.П., Алиев А.Д., Чалых А.Е., Дерягин Б.В. Характеристическое
излучение при разрушении твёрдых тел и нарушении адгезионных связей в вакууме // Докл. АН СССР.
1984. Т. 279. № 2. С. 415-419.
Клюев В.А., Липсон А.Г., Топоров Ю.П., Дерягин Б.В., Лущиков В.И., Стрелков А.В., Шабалин Е.П.
О высокоэнергетических процессах при разрушении твёрдых тел // Письма в ЖТФ. 1986. Т. 12. № 21. С.
1333-1337.
Козлов А.Н., Пушков А.Н., Рахматуллин Р.Ш., Сковородкин Ю.П. Магнитные эффекты при взрывах в
горных породах // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1974. № 3. С. 66-71.
Кондорский Е.И. О гистерезисе ферромагнетиков // ЖЭТФ. 1940. Т. 10. № 4. С. 420-440.
Кондорский Е.И. К теории устойчивости магнитных состояний ферромагнитных веществ в процессе
намагничивания // ЖЭТФ. 1959. Т. 37. № 4(10). С. 1110-1115.
Корнфельд М.И. О происхождении избыточных электрических зарядов в щелочно-галоидных кристаллах // ФТТ. 1970. Т. 12. № 1. С. 318-319.
Корнфельд М.И. Электрические заряды на поверхности щелочно-галоидного кристалла // ФТТ. 1971.
Т. 13. № 2. С. 474-479.
Корнфельд М.И. Электризация ионного кристалла при пластической деформации и расщеплении //
УФН. 1975. Т. 116. № 2. С. 327-340.
Корон Е.Д., Мейерович Б.Э., Сидельников Ю.В., Сухоруков С.Т. Микропинч в сильноточном диоде //
УФН. 1979. Т. 129. № 1. С. 87-112.
Кротова Н.А., Воллбрандт Й., Хрусталев Ю.А., Линке Э., Дерягин Б.В. Генерирование электронов
высоких энергий при разрушении твердых тел // Докл. АН СССР. 1975. T. 225. № 2. C. 342-344.
Лёб Л.Б. Статическая электризация. Пер. с англ. под ред. В.М. Фридкина. М.-Л.: Госэнергоиздат.
1963, 408 с.
Липсон А.Г., Берков В.И., Клюев В.А., Топоров Ю.П. О возникновении вакуумной искры при разрушении твёрдых тел // Письма в ЖТФ. 1986. Т. 12. № 21. С. 1297-1300.
Лисицын Ю.В., Минеев В.Н., Новицкий Е.З. Некоторые задачи по теории поляризационного датчика
// ПМТФ. 1970. № 3. С. 56-60.
Лямкин А.И., Матыцин А.И., Ставер А.М. Эмиссия электронов при выходе ударной волны из порошка в вакуум // ПМТФ. 1983. № 3. С. 123-127.
Малкович Р.Ш. Обобщенные уравнения диффузии в кристалле // ФТТ. 1982. Т. 24. № 2. С. 463-465.
Марков Г.П., Станко И.В. Об электромагнитном излучении горных пород // Изв. АН СССР. Физика
Земли. 1990. № 3. С. 94-95.
32
Минеев В.Н., Тюняев Ю.Н., Иванов А.Г., Новицкий Е.З., Лисицын Ю.В. Поляризация щёлочногалоидных кристаллов при ударном нагружении. // ЖЭТФ. 1967 а. Т. 53. № 4. С. 1242-1248.
Минеев В.Н., Иванов А.Г., Новицкий Е.З., Тюняев Ю.Н., Лисицын Ю.В. Поляризация кремния и германия при ударном нагружении // Письма в ЖЭТФ. 1967 б. Т. 5. № 9. С. 296-299.
Минеев В.Н., Иванов А.Г., Лисицын Ю.В., Новицкий Е.З., Тюняев Ю.Н. Электрические сигналы при
ударном сжатии легированного кремния // ЖЭТФ. 1970. Т. 59. № 10. С. 1091-1102.
Минеев В.Н., Иванов А.Г. Э.д.с., возникающая при ударном сжатии вещества // УФН. 1976. Т. 119. №
1. С. 75-109.
Молоцкий М.И. Дислокационный механизм электризации ионных кристаллов при расщеплении //
ФТТ. 1976. T. 18. № 6. C. 1763-1764.
Молоцкий М.И. Ионно-электронный механизм механоэмиссии // ФТТ. 1977. T. 19. № 2. C. 642-644.
Молоцкий М.И Дислокационный механизм люминесценции металлов при разрушении // ФТТ. 1978.
T. 20. № 6. C. 1651-1656.
Молоцкий М.И. Дислокационный механизм эффекта Мисры // Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6. № 1. С. 5255.
Молоцкий М.И. Дислокационная люминесценция поверхностных состояний в металлах // ФТТ. 1981.
Т. 23. № 7. С. 2171-2172.
Молоцкий М.И., Малюгин В.Б. Энергетический спектр механоэлектронов // ФТТ. 1983. T. 25. № 10.
C. 2892-2895.
Набитович И.Д., Цаль Н.А., Шкрибало Ю.М., Фечан В.Т. Электрический заряд поверхности скола
монокристаллов // В сб.: Активная поверхность твердых тел. М.: 1976. С. 16-21.
Нестеренко В.Ф. О тепловой волне при ударном нагружении висмута // Физика горения и взрыва.
1974. Т. 10. № 5. С. 752-755.
Новиков В.В., Минеев В.Н. Ударное сжатие и магнитные эффекты в магнитодиэлектрике на основе
железа // ЖЭТФ. 1974. Т. 67. № 4(10). С. 1441-1446.
Новиков В.В., Минеев В.Н. Магнитные эффекты при ударном нагружении намагниченных ферро- и
ферримагнетиков // Физика горения и взрыва. 1983. Т. 19. № 3. С. 97-103.
Пархоменко Э.И. Явления электризации в горных породах. М.: Наука. 1968, 210 с.
Пархоменко Э.И., Балбачан М.Я. Исследования трибоэлектретного эффекта горных пород // Изв. АН
СССР. Физика Земли. 1981. № 11. С. 100-107.
Перельман М.Е., Хатиашвили Н.Г. О радиоизлучении при хрупком разрушении диэлектриков // Докл.
АН СССР. 1981. Т. 256. № 4. С. 824-826.
Поливанов К.М. Ферромагнетики. М.-Л.: Госэнергоиздат. 1957, 256 с.
Пратт П.Л. Точечные дефекты и механические свойства ионных кристаллов // В. кн.: Вакансии и точечные дефекты. С.123. Пер. с англ. под ред. В.М. Розенберга. М: Металлургия. 1961, 303 с.
Семёнов А.С. Электроразведка методом естественного электрического поля. М.: Недра. 1974, 200 с.
Сироткин В.К., Сурков В.В. Механизм возникновения объемного заряда при ударном сжатии ионных
кристаллов // ПМТФ. 1986. № 4. С.26-31.
Слабкий Л.И., Одновол Л.А., Козенко В.П. О рентгеновском излучении, возникающем при соударении металлических тел // Докл. АН СССР. 1973. Т. 210. № 2. С. 319-320.
Соболев Г.А., Дёмин В.М., Лось В.Ф., Майбук Ю.Я. Механоэлектрическое излучение рудных тел //
Докл. АН СССР. 1980. Т. 252. № 6. С. 1353-1355.
Соболев Г.А., Дёмин В.М., Майбук З.-Ю.Я., Кузнецов О.Л., Караниколо В.Ф., Свечкарёв Ю.Н. Вызванное упругой волной γ-излучение горных пород // Докл. АН СССР. 1984. Т. 276. № 3. С. 583-585.
Стейси Ф.Д. Физика Земли. Пер. с англ. А.А. Гвоздева и Д.М. Печерского. Под ред. В.Н. Жаркова. М.:
Мир. 1972, 342 с.
Стихановский Б.Н. О возникновении электрического тока при ударе по металлическим и полупроводниковым телам // Изв. Сиб. отд. АН СССР. Сер. техн. наук. 1973. № 8. Вып. 2. С. 60-65.
Сурков В.В. Электромагнитные возмущения при подземном взрыве // В сб.: Теоретические вопросы
физики взрыва. М.: Энергоатомиздат. 1985. С. 12-29.
Сурков В.В. Об эмиссии электронов при разрушении кристаллических диэлектриков // ЖТФ. 1986. Т.
56. № 9. С. 1818-1820.
Сурков В.В. Локальные изменения геомагнитного и геоэлектрического полей при деформации пород
у земной поверхности // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1989. № 5. С. 91-96.
Сурков В.В. Кумуляция электрического поля при захлопывании пор // ПМТФ. 1991. № 4. С. 19-22.
Сурков В.В. Электромагнитное поле, возникающее при ударном сжатии и разрушении диэлектриков
и магнитных сред // III Забабахинские научные чтения. Тез. докл. Челябинск. 1992. С. 140-141.
Тарасов Б.Г., Дырдин В.В., Иванов В.В. Геотектонические процессы и аномалии квазистационарного
электрического поля в земной коре // Докл. АН СССР. 1990. Т. 312. № 5. С. 1092-1095.
33
Тупик А.А., Валуев Н.П. Электромагнитная эмиссия при разрушении металлов // Письма в ЖТФ.
1980. Т. 6. № 2. С. 82-85.
Тупик А.А., Валуев Н.П., Манегин Ю.В. Временная корреляция процессов фотонной эмиссии и разрушения железа и сплава Ni-Cr-Mo // Докл. АН СССР. 1983. Т. 272. № 4. С. 858-861.
Тупик А.А., Валуев Н.П. Ионная эмиссия при деформировании и разрушении металлов и сплавов //
Докл. АН СССР. 1985. Т. 281. № 4. С. 852-853.
Тюняев Ю.Н., Урусовская А.А., Минеев В.Н., Иванов А.Г. Роль дислокаций в ударной поляризации
щелочно-галоидных кристаллов // ФТТ. 1968. Т. 10. № 11. С. 3399-3405.
Тюняев Ю.Н., Минеев В.Н., Иванов А.Г., Гутманс Э.Ю. Влияние примесей на поляризацию кристаллов NaCl в ударных волнах // ФТТ. 1969. Т. 11. № 10. С. 3048-3050.
Тюняев Ю.Н., Минеев В.Н. Особенности поляризации LiF в ударных волнах // ФТТ. 1971. Т. 13. № 2.
С. 520-522.
Тюняев Ю.Н., Минеев В.Н. Механизм поляризации легированных щелочно-галоидных кристаллов в
ударных волнах // ФТТ. 1973. Т. 15. № 5. С. 1901-1904.
Тяпунина Н.А., Белозерова Э.П. Заряженные дислокации и свойства щелочногалоидных кристаллов //
УФН. 1988. Т. 156. № 4. С. 863-717.
Урусовская А.А. Электрические эффекты при деформации ионных кристаллов // УФН. 1968. Т. 96. №
1. С. 39-60.
Ундзенков Б.А., Шапиро В.А. Сейсмомагнитный эффект на месторождении магнетита // Изв. АН
СССР. Физика Земли. 1967. № 1. С. 121-126.
Финкель В.М., Головин Ю.И., Середа В.Е., Куликова Г.П., Зуев Л.Б. Электрические эффекты при разрушении кристаллов LiF в связи с проблемой управления трещиной // ФТТ. 1975. T. 17. № 3. C. 770-777.
Финкель В.М. Физические основы торможения разрушения. М: Металлургия. 1977, 359 с.
Финкель В.М., Тялин Ю.И., Головин Ю.И., Муратова Л.Н., Горшенев М.В. Электризация щелочногалоидных кристаллов в процессе скола // ФТТ. 1979. Т. 21. № 7. C. 1943-1947.
Френкель Я.И. Механизм электризации твердых и жидких тел при распылении. // ЖЭТФ. 1948. Т. 18.
№ 9. С. 799-806.
Хатиашвили Н.Г. Электромагнитное излучение ионных кристаллов, стимулированное акустической
волной // Письма в ЖТФ. 1981. Т. 7. № 18. С. 1128-1132.
Хатиашвили Н.Г., Перельман М.Е. Генерация электромагнитного излучения при прохождении акустических волн через кристаллические диэлектрики и некоторые горные породы // Докл. АН СССР. 1982.
Т. 263. № 4. С. 839-842.
Хатиашвили Н.Г. Об электромагнитном эффекте при трещинообразовании в щёлочно-галоидных
кристаллах и горных породах // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1984. № 9. С. 13-19.
Цаль Н.А., Воллбрандт Й., Хрусталев Ю.А., Линке Э., Дерягин Б.В. Генерирование электронов высоких энергий при разрушении твердых тел // Докл. АН СССР. 1975. T. 225. № 2. C. 342-344.
Шапиро В.А., Иванов Н.А. Характеристики динамической намагниченности, создаваемой ударами в
образцах естественных ферромагнетиков // Изв. АН СССР. Физика Земли. 1969. № 5. С. 50-60.
Шевцов Г.И., Мигунов Н.И., Соболев Г.А., Козлов Э.В. Электризация полевых шпатов при деформации и разрушении // Докл. АН СССР. 1975. Т. 225. № 2. С. 313-315.
Шевцова И.Н. Заряжание подвижных дислокаций и электризация кристаллов при пластической деформации // ФТТ. 1983. Т. 25. № 4. С. 1172-1179.
Якушев В.В., Розанов О.К., Дремин А.Н. Об измерении времени релаксации поляризации в ударной
волне // ЖЭТФ. 1968. Т. 54. № 2. С. 396-400.
Abdullabekov K.N., Bezuglova L.S., Golovkov V.P., Skovorodkin Y.P. On the possibility of using magnetic
methods to study tectonic processes // Tectonophysics. 1972. Vol. 14. P. 257.
Allison F.E. Shock induced polarization in plastics. 1. Theory // J. Appl. Phys. 1965. Vol. 36. No. 7. P. 21112113.
Altier J., Camassel J., Mathieu H. Effects of uniaxial stress on luminescence of GaP(S) // Phys. Rev. Lett.
1979. Vol. 72 A. No. 3. P. 239-241.
Anderson G.M., Neilson F.W. Effects of strong shocks in ferromagnetic materials // Bull. Amer. Phys. Soc.
1957. Ser. II. Vol. 2. No. 6. P. 302.
Brady B.T., Rowell G.A. Laboratory investigation of the electrodynamics of rock fracture // Nature. 1986.
Vol. 321. No. 6069. P. 488-492.
Brooks W. Shock-induced luminescence in quartz // J. Appl. Phys. 1965. Vol. 36. No. 9. P. 2788-2789.
Caffin J.E., Goodfellow T.L. Electrical effects associated with the mechanical deformation of single crystals
of alkali halides // Nature. 1955. Vol. 176. No. 4488. P. 878-879.
Chandra B.P., Shrivastava K.K. Dependence of mechanoluminescence in Rochelle-salt crystals on the
charge-produced during their fracture // J. Phys. and Chem. Solids. 1978. Vol. 39. No. 9. P. 939-940.
34
Cress G.O., Brady B.T., Rowell G.A. Sources of electromagnetic radiation from fracture of rock in the laboratory // Geophys. Res. Lett. 1987. Vol. 14. No. 4. P. 331-334.
Eichelberger R.J., Hauver G.E. Solid state transducers for recording of intense pressure pulses // In: Les
ondes de detonation. Paris. 1962. P. 363-381.
Enomoto Y., Hashimoto H. Emission of charged particles from indentation fracture of rocks // Nature. 1990.
Vol. 346. No. 6285. P. 641-643.
Enomoto Y., Hashimoto H. Transient electrical activity accompanying rock under indentation loadings //
Tectonophysics. 1992. Vol. 211. No. 3-4. P. 337.
Enomoto Y., Akai M., Hashimoto H., Mori S., Asabe Y. Exoelectron emission possibly related to geoelectromagnetic activities − microscopic aspect in geotribology // Wear. 1993. Vol. 168. P. 135-145.
Fishbach D.B., Nowick A.C. Some transient electrical effects of plastic deformation in NaCl crystals // J.
Phys. Chem. Solids. 1958. Vol. 5. No. 4. P. 302-315.
Goodenough J.B. A theory of domain creation and coercive force in polycrystalline ferromagnetic // Phys.
Rev. 1954. Vol. 95. Ser. II. No. 4. P. 917-932.
Hadjicontis V., Mavromatou C. Transient electric signals prior to rock failure under uniaxial compression //
Geophys. Res. Lett. 1994. Vol. 21. No. 16. P. 1687-1690.
Harris P. Mechanism for the shock polarization of dielectrics // J. Appl. Phys. 1965. Vol. 36. No. 5. Pt. 1. P.
739-741.
Hasbrouk W.P., Allen J.H. Quasi-static magnetic field changes associated with CANNIKIN nuclear explosions // Bull. Seism. Soc. Amer. 1972. Vol. 62. No. 6. P. 1479-1480.
Keller R.N., Mitchell A.C. Electrical conductivity, demagnetization and high-pressure phase transition in
shock-compressed iron // Solid State Comm. 1969. Vol. 7. No. 2. P. 271-274.
Klein M.J. The structure of explosively shocked MgO crystals // Phil. Mag. 1965. Vol. 12. No. 18. P. 735739.
Klein M.J., Gager W.B. Generation of vacancies in MgO by deformation // J. Appl. Phys. 1966. Vol. 37. No.
11. P. 4112.
Kulterman R.W., Neilson F.W., Benedick W.B. Pulse generator based on high shock demagnetization of
ferromagnetic materials // J. Appl. Phys. 1958. Vol. 29. No. 3. P. 500-503.
Linde R.K., Murri W.J., Doran D.G. Shock-induced electrical polarization of alkali halides // J. Appl. Phys.
1966. Vol. 37. No. 7. P. 2527-2532.
Martelli G., Smith P.N., Woodward A.J. Light, radiofrequency emission and ionization effects associated
with rock fracture // Geophys. J. of International. 1989. Vol. 98. P. 397-401.
Misra A. A physical model for the stress-induced electromagnetic effect in metals // J. Appl. Phys. 1978. Vol.
16. No 2. P. 195-199.
Neilson F.W. Effects of strong chocks in ferroelectric materials // Bull. Amer. Phys. Soc. 1957. Ser. II. Vol.
2. No. 6. P.302.
Neilson F.W., Benedick W.B. Piezoelectric response of quarts beyond its Hugoniot elastic limit // Bull.
Amer. Phys. Soc. 1960. Ser.II. Vol. 5. No. 7. P.511.
Nitsan U. Electromagnetic emission accompanying fracture of quarts-bearing rocks // Geophys. Res. Lett.
1977. Vol. 4. No. 8. P. 333-336.
Ogawa T., Oike K., Miura T. Electromagnetic radiations from rocks // J. Geophys. Res. 1985. Vol. 90. P.
6245.
O′Keefe S.G., Thiel D.V. Electromagnetic emissions during rock blasting // Geophys. Res. Lett. 1991. Vol.
18. No. 5. P. 889-892.
Pierce C.B. Effect of pressure on the ionic conductivity in doped crystals of sodium chloride, potassium chloride and rubidium chloride // Phys. Rev. 1961. Vol. 123. No. 3. P. 744-754.
Royce E.B. Anomalous shock-induced demagnetization of nickel ferrite // J. Appl. Phys. 1966. Vol. 37. No.
11. P. 4066-4070.
Royce E.B. Shock-induced demagnetization of nickel, ferrite, yttrium iron garnet and iron // Symp. high dynamic pressure. Paris, 1967. New York: 1968. P. 49.
Schloessin H.H. Experiments on the electrification and luminescence of minerals and possible origins of
EQLs and sferics // Annales Geophysicae. 1985. Vol. 3. No. 6. P. 709-720.
Stacey F.D. The seismomagnetic effect // Pure and Appl. Geophys. 1964. Vol. 58. No. 11. P. 5-23.
Stepanow A.W. Uber den mechanismus der plastisen deformation // Zs. f. Phys. 1933. Bd. 61. S. 560-564.
Thiessen P.A., Meyer K. Tribolumineszenz bei verformungsvorgangen fester korper // Naturwiss. 1970. Bd.
57. No. 9. S. 423-427.
Warwick J.W., Stoker C., Meyer T.R. Radio emission associated with rock fracture: possible application to
the Great Chilean earthquake of May 22, 1960 // J. Geophys. Res. 1982. Vol. 87B. No. 4. P. 2851-2859.
35
Wayne R.C. Effect of hydrostatic and shock-wave compression’s on the magnetization // J. Appl. Phys. 1969.
Vol. 40. No. 1. P. 15-20.
Wong J.W., Linde R.K., White R.M. Electrical signals in dynamically stressed ionic crystals: A dislocation
model // J. Appl. Phys. 1969. Vol. 40. No. 10. P. 4137-4145.
Yamada I., Masuda K., Mizutani H. Electromagnetic and acoustic emission associated with rock fracture //
Phys. Earth and Planet. Inter. 1989. Vol. 57. No. 1-2. P. 157-168.
36