Тепловое и флуктуационное взаимодействие лазерного излучения с конденсированными средами тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.14, доктор физико-математических наук Салихов, Тагаймурод Хаитович

• Салихов, Тагаймурод Хаитович
• доктор физико-математических наук
• 1998

Оглавление диссертации доктор физико-математических наук Салихов, Тагаймурод Хаитович

СОДЕРЖАНИЕ

17

Введение

ГЛАВА 1. Оптическое возбуждение первого, второго и четвертого звуков в сверхтекучем гелии и в растворе 3Яе-4Яе

1.1 Краткий обзор состояния вопроса. Некоторые численные оценки

1.2 Волновое уравнение для акустических полей в Не-Н

1.3 Решение волновых уравнений. Результаты численных расчетов

1.4 Лазерная генерация акустических волн первого и второго звуков в растворе 3Не — 4Не

1.5 Оптическое возбуждение четвертого звука

1.6 Стационарное температурное поле сверхтекучего гелия при лазерном нагреве

ГЛАВА 2. Нагрев жидкостей и анизотропных твердых тел возбуждающим лазерным излучением

2.1 Введение. Состояние вопроса

2.2 Нагрев жидкостей лазерным излучением

2.2.1 Нагрев жидкостей тонким лучом (локальный нагрев)

2.2.2 Численные расчеты. Сравнение с экспериментом. Оценка конвективных потоков

2.2.3 Нагрев жидкостей широким лучом (объемный нагрев)

2.3 Лазерный нагрев анизотропных твердых тел

2.3.1 Лазерный нагрев анизотропного слоя

2.3.2 Лазерный нагрев цилиндрических образцов с одноосной анизотропией

2.3.3 Лазерный нагрев цилиндрических образцов с анизотропной подложкой

2.4 Теория фото акустического эффекта с учетом анизотропии

коэффициента теплопроводности

ГЛАВА 3. Особенности термохимического воздействия лазерного излучения на полимерные пленки

3.1 Краткий анализ результатов экспериментальных и теоретических работ

3.2 Математическийй модель

3.3 Температурное поле в активационном этапе

3.4 Динамика термодеструкции пленок поливинилового спирта в поле лазерного излучения

3.5 "Волновые " уравнения для температуры и концентрации для начального этапа развития ТХН

3.6 Сравнение с экспериментом

ГЛАВА 4. Многкратное рассеяние света вблизи критических точек

4.1 Обзор теоретических и экспериментальных работ по одно-, дву-и многократному рассеянию света

4.1.1 Теория многократного рассеяния света

4.1.2 Однократное рассеяние света

4.1.3 Двукратное рассеяние света

4.1.4 Исследование спектра двукратно рассеянного света

4.1.5 Спектр многократного рассеяния

4.2 Спектр двукратного рассеянния света на флуктуациях концентрации

4.2.1 Общие выражения для спектральных интенсивностей дважды рассеяного света на флуктуациях концентрации в реальной

геометрии эксперимента

4.2.2 Форма спектра вдали и в непосредственной окрестности критической точки

4.2.3 Расчет частотного и временного спектров в расслаивающихся системах 3-метилпентан-нитроэтан и нитробензол-гексан

4.3 Спектр двукратного рассеянния света на флуктуациях концентрации и адиабатических флуктуациях плотности

4.3.1 Дисперсия скорости и поглощения звука в окрестности КТ рассливания

4.3.2 Спектральная интенсивность двукратно рассеяного света на флуктуациях концентрации и адиабатических флуктуациях плотности

4.3.3 Результаты расчета поляризованной и деполяризованной компонент спектра в расслаивающихся растворах нитроэтан-изооктан и нитробензол-гексан

4.4 Интегральные интенсивности контуров двукратного рассеяния света

4.4.1 Использование соотношений между интегральными интен-сивностями контуров однократного рассеяния для определения критических индексов

4.4.2 Соотношения между интегральными интенсивностями контуров двукратного рассеяния света

4.5 Двукратное рассеяния света в окрестности критической точки жидкость-пар

4.5.1 Интенсивность рассеянного света в пространственно-неоднородной среде

4.5.2 Результаты численного расчета интегральной и спектраль-

ной интенсивностей для СО2

4.5.3 Рассеяние света, направленное вдоль гравитационного поля

4.6 Рассеяние света на мелкомаштабных гидродинамических флуктуациях вблизи КТ расслаивания

4.6.1 Рассеяние света на мелкомаштабных флуктуациях концен трации

4.6.2 Рассеяние света на мелкомаштабных флуктуациях концентрации и давления и его вклад в дублет Мандельштама-Вриллюэна

4.7 Корреляционные функции простых жидкостей с учетом структурной релаксации

Заключение

Литература

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Тепловое и флуктуационное взаимодействие лазерного излучения с конденсированными средами»

Введение.

Актуальность проблемы. Взаимодействие монохроматического излучения с конденсированными средами сопровождается различными физическими явлениями, особенности которых определяются индивидуальными свойствами и состоянием исследуемого вещества, а также мощностью и пространственно-временными характеристиками падающего излучения. Появление лазеров - источников когерентного излучения - стало поистине стимулирующим фактором в развитии понимания ранее известных явлений и позволило открыть целый ряд принципиально новых (например, оптотермодинамических, опто-акустических, термохимических и т.п.) эффектов; в связи с этим существенно расширился круг физических задач, нуждающихся в адекватном теоретическом описании и надежном экспериментальном исследовании[1]-[7]. Вместе с тем, прогресс в понимании физико-химических процессов при взаимодействии лазерного излучения с веществом последовательно внедрялся при обработке различных материалов, в том числе полимеров и композитов и позволил решить ряд сложнейших технических и технологических задач ( микроэлектроники, интегральной оптики и т.д.).

Прохождение излучения через исследуемую среду сопровождается отражением, поглощением и рассеянием света. Спектральное распределение и интегральное значение параметров, описывающих указанные явления, содержит в себе весьма ценную информацию о кинетических, релаксационных, внутри- и межмолекулярных процессах, проходящих в среде, а также об их равновесных макроскопических свойствах.

Благодаря поглощению падающего излучения частицами среды и последующей релаксации внутренних степеней свободы молекул в поступательные (безызлучательные переходы) происходит нагрев сре-

ды. В химически активных средах в поле световой волны происходит химическое превращение вещества, что в свою очередь приводит к различным видам обратной связи между изменениями параметров падающего излучения и температуры среды и изменениями поглоща-тельной способности, нелинейно-оптическими явлениями и т.д. Таким образом, тепловые и "химические" степени свободы становятся взаимосвязанными друг с другом. По мере увеличения мощности луча постепенно становится существенной роль нелинейных эффектов и возможно изменение агрегатного состояния среды.

Нагрев поглощающих сред лазерным излучением приводит к тепловому расширению области вещества, охваченной световым полем. Если амплитуда падающей волны является смодулированной по времени, то тепловое расширение этой области также становится периодическим и оно превращается в своеобразный источник звука (тепловой механизм). Случай, когда детектирование возбужденного этим способом звука в твердых телах или жидкостях производится через газовую среду, принято называть фотоакустическим эффектом, а регистрируемую акустическую волну - фотоакустическим сигналом.

Различным аспектам лазерного возбуждения звука в жидкостях и изотропных твердых телах посвящено немалое количество экспериментальных и теоретических работ, основное содержание которых адекватно изложено в обзорах [8, 9] и монографиях [4, 5]. Следует констатировать, что результаты экспериментальных работ по изучению характеристик генерируемых звуковых сигналов в этих средах вполне соответствуют предсказаниям созданных модельных линейных теорий. Вместе с тем, отсутствуют работы по лазерному возбуждению акустических волн в сверхтекучем жидком гелии и его растворе с изотопом Не-3. Если учесть, что в этих средах в силу их физической природы при определенных геометрических условий возможно рас-

пространепие различных видов звуковых волн - колебания давления и энтропии [10] , то необходимость создания теории, которая позволила бы обосновать возможность лазерной генерации таких волн в указанных системах становится очевидной.

В литературе также весьма обширно теоретически рассмотрены особенности температурного поля в жидкостях и твердых телах. Однако, как правило, соответствующие выражения для температурного поля записаны для неограниченной среды, что не соответствует реальной геометрии эксперимента и поэтому для корректного учета перегрева исследуемых сред является неприемлемым. Этот вопрос становится особенно актуальным при изучении свойств среды в окрестностях точек фазовых переходов методом рассеяния света. Также до последнего времени отсутствовали теоретические работы, позволяющие определить влияние анизотропии коэффициента теплопроводности на особенности температурного поля анизотропных сред в оптических экспериментах. Решение этой задачи наиболее целесообразно провести для наиболее простых случаев - одноосных кристаллов. Определение влияния анизотропии коэффициента теплопроводности кристаллов на амплитуду и фазу фотоакустического сигнала также представляется очень важным.

Результаты многочисленных теоретических и экспериментальных работ, посвященных исследованию особенностей термохимического действия лазерного излучения, подробно изложены, например, в [1, 3, 6, 7]. Целью подобных работ является выявление механизмов обратной связи между "химическими" и тепловыми степенями свободы, нелинейных процессов, а также изучение явлений самоорганизации, возникающей в поле световой волны и, в конечном счете, обнаружению возможности управления термохимическими процессами посредством изменения параметров лазерного излучения.

При облучении прозрачных материалов, в том числе полимеров, существенную роль в процессе лазерного разрушения играет наличие примесных (затравочных) непрозрачных микровключений, нагрев которых инициирует разрушение (дегидратацию) самой матрицы и обеспечивает возрастание концентрации поглощающих компонентов

[11], после которого происходит резкое увеличение температуры и лавинообразное ускорение химической реакции деструкции полимера - это явление називается термохимической неустойчивостью (ТХН). В ряде экспериментальных работ при лазерном нагреве прозрачных полимерных пленок было обнаружено, что возникновение ТХН сопровождается образованием автоволновых структур. Выло зарегистрировано два типа разделенных по времени пространственных эффектов, первый из которых является беспороговымм, а второй носит пороговый характер по интенсивности. Однако к настоящему времени отсутствует последовательная теория, адекватно описывающая особенности образования и зависимость амплитуды и скорости распространения этих структур от интенсивности падающего излучения и ее пространственного распределения. Также не исследована динамика термодеструкции полимерных пленок в поле лазерного излучения.

Явление молекулярного рассеяния света (РС) благодаря появлению спектральных приборов высокой чувствительности и разрешающей способности стало одним из надежных методов изучения равновесных и кинетических свойств конденсированных сред, включая области фазовых переходов и окрестности критических точек (КТ)

[12]—[14]. Очевидно, что по мере приближения состояния системы к критическому существенно возрастут флуктуации параметра порядка и это приводит к аномальному росту интенсивности рассеянного света - критической опалесценции. Однако при этом аномально возрастает не только интенсивность однократного рассеяния, но также

и интенсивности рассеяния высших кратностей, вклад которых вдали от КТ, был пренебрежимо мал. В связи с этим получение достоверной информации обработкой экспериментального материала в приближении однократного рассеяния становится принципиально невозможным. Тогда, очевидно, возникает необходимость детального теоретического изучения особенностей рассеяния высших кратностей, и, в первую очередь, двукратного. Решение последней задачи необходимо провести только в реальной геометрии эксперимента. Подробный обзор существующих экспериментальных и теоретических работ, посвященных изучению особенностей двукратного рассеяния света вблизи КТ расслаиванию растворов и парообразованию чистых жидкостей проведен в[15]-[17]. Следует отметить, что первые работы, посвященные теоретическому описанию интегральных и спектральных интенсивностей двукратного рассеяния, проводились без учета реальной геометрии эксперимента и поэтому проведение сравнения результатов эксперимента с расчетами выявляло большие расхождения. В связи с этим в работах[18, 19] были получены соответствующие выражения для компонент интегральной интенсивности двукратного рассеяния на флуктуациях концентрации с учетом реальной геометрии эксперимента. Эти работы проводились параллельно с экспериментом, и сравнение результатов теории с опытом показало их хорошее совпадение. По существу, этими работами задача учета двукратного рассеяния при обработке экспериментальных данных по интегральной интенсивности в рамках рассмотренного приближения была решена. Тем временем появились экспериментальные работы, посвященные изучению параметров контуров спектра рассеянного света вблизи критических точек. Результаты этих работ, как правило, не совпадали друг с другом, а порой противоречили друг другу. Также появились работы[20, 21] , посвященные экспериментальному

изучению спектра двукратного рассеяния в окрестности критической точки расслаивания, но сравнение этих результатов с теорией обнаружило существенное (на несколько порядков) расхождение. Эти факты однозначно показывали настоятельную необходимость теоретического рассмотрения спектра двукратного рассеяния в окрестности КТ и выделение его вклада в экспериментально наблюдаемый спектр рассеянного света. Следует подчеркнуть, что при приближении чистых жидкостей к критической точке парообразования из-за наличия гравитационного эффекта система становится пространственно неоднородной. Тогда контуры светорассеяния являются, как правило, усредненными по слою, из которого в регистрирующее устройство попадает однократное или многократное рассеяние. Этот факт осложняет построение строгого решения задачи с учетом влияния гравитационного поля на спектральные характеристики.

Таким образом, теоретическое рассмотрение круга задач, изложенных выше и связанных с тепловыми и флуктуационными взаимодействиями лазерного излучения с конденсированными средами в различных состояниях, представляется весьма актуальным.

Целью диссертационной работы является теоретическое исследование особенностей теплового взаимодействия лазерного излучения с конденсированными средами и спектров двукратного рассеяния света на флуктуациях гидродинамических величин в окрестности критических точек жидкостей и растворов; при этом поставлены следующие задачи:

1) получение волновых уравнений для акустических полей первого, второго и четвертого звуков в сверхтекучем гелии при их генерации смодулированным по амплитуде лазерным излучением; получение соответствующих выражений для акустических полей упомянутых звуков при различных условиях облучения и выполнение численных рас-

четов;

2) вывод волновых уравнений для акустических полей первого, второго и четвертого звуков из линеаризованной системы уравнений гидродинамики для растворов 3£Ге-4Не при их оптическом возбуждении, а также получение решения этих уравнений для наиболее простых случаев;

3) детальное исследование особенности нагрева жидкостей возбуждающим лучом лазера в зависимости от различных граничных условий при локальном и объемном нагреве образцов;

4) получение аналитического выражения для нестационарного и стационарного лазерно-индуцированного температурного поля ани-зоторопных твердых тел в поле лазерного излучения при различных геометрии образцов.

5)Развитие теории фотоакустического эффекта с учетом анизотропии коэффициента теплопроводности;

6)изучение особенности температурного поля полимерных пленок в активационном периоде и выведение волнового уравнения, соответствующего начальному этапу развития термохимическоой неустойчивости при воздействие лазерным излучением; исследование полной картины динамики термодеструкции полимерных пленок в поле лазерного излучения (до умеренных мощностей);

7) детальное исследование особенности спектральных параметров и интегральных интенсивностей всех контуров двукратно рассеянного света вблизи критической точки расслаивания, а также низкочастотного контура двукратного рассеяния в окрестности критической точки жидкость-пар с учетом гравитационного эффекта;

8) детальное исследование рассеянного света на мелкомаштабных флуктуациях гидродинамических величин (механизм Андреева) вблизи критической точки расслаивания и анализ степени их влияния на

соответствующие контура однократного рассеяния;

9) получение корелляционных функций (КФ) гидродинамических величин одноатомных жидкостей с учетом вклада спектра структурной релаксации.

Остановимся кратко на содержании работы. Отметим прежде всего что каждая глава содержит собствненную обзорную часть, посвященную непосредственно тем вопросам, которые рассматриваются в ней.

Краткий исторический анализ, состояние вопроса связанного с особенностью возбуждения, распространения и регистрации звуковых волн в сверхтекучем жидком гелии и в растворе 3Яе — 4 Не, а также вопросы, примыкающие к данной теме, переведены в раздел 1.1. Очевидно, что открытие сверхтекучести Капицей [22] послужило своеобразным толчком к созданию соответствующей континуальной теории, принадлежащей перу Ландау [23]. Среди "аномальных" свойств предсказанных в [23] было и наличие в этой среде двух видов слабозатухающих звуковых волн. Идея двухжидкостной модели теории Ландау получила своё развитие в трудах Померанчука [24] и Халатникова [25] применительно к описаниям различных физических особенностей раствора 3Яе — АНе. В частности, было подтверждено наличие двух видов звуков в этой системе. Существенную роль в обнаружении акустических волн первого и второго звуков, в области высоких частот сыграла работа Гинзбурга [26] и Горькова и Питаевского [27]. В [26] было предсказано наличие дополнительного контура в спектре светорассеяния, обусловленное рассеянием на втором звуке (ВЗ) , которое впоследствие было подтверждено экспериментально. А в [27] было показано что спектр рассеяния света на звуковых волнах в 3Не — 4Ле содержит пять контуров. Пятый контур обусловлен рассеянием света на стационарных флуктуациях концентрации, и его интенсивность

вблизи критических точек резко возрастает; получены соответствующие выражения для интегральных интенсивностей всех контуров, что также было подтверждено экспериментально. Следует подчеркнуть неоценимую роль работы Лифшица [28], где был предложен метод генерации второго звука в Не — II , реализация которого удалась Пешкову [29] впервые обнаружить ВЗ и измерить его скорость при Т = 1АК. Распространение этого метода применительно к раствору 3Не — АНе было проведено Рудавским и Сербинным [30]. Они показали, что, для рассматриваемой системы, из-за наличия флуктуации концентрации, возможно синхронное возбуждение первого и второго звуков, интенсивности которых могут иметь одинаковый порядок величины. Обращено внимание на то, что наличие двухскоростной гидродинамики Не —II ив растворе 3Де — 4 Не, в отличие от классических жидкостей, способствует существованию ряда волновых явлений — третьего и четвёртого звуков, которые являются специфическими для этих систем. Это возможно, если толщина плёнки или диаметр капилляра — значительно меньше глубины проникновения вязкой волны А^ . При этом нормальная компонента полностью заторможена, а распространение волн происходит лишь по сверхтекучей компоненте. Подробный обзор по акустическим свойствам исследуемых систем сделан в [31].

Вкратце изложен физический механизм параметрического возбуждения ВЗ в Не — II [32] (посредством первого звука), а также первого и второго звуков в ъНе — 4Яе, (посредством переменного магнитного поля, создающего магнитоиндукционные силы [33] ). В обзоре также обращено внимание на ряд работ, опубликованных в поледнее время (например по вопросам релятивистской акустики сверхтекучего гелия, распространения звука в парах со сверхтекучим гелием и т.д.). Подчёркивается, что с появлением лазеров появились новые возмож-

ности возбуждения акустических волн в конденсированных средах, основанные на различных механизмах. Особую роль в получении необходимой информации о релаксационном и других к о р о тк о живущих и неравновесных процессов в конденсированных средах (в том числе в квантовых жидкостях), будет играть появившаяся сравнительно недавно нано- и фемтосекундная лазерная спектроскопия [34]—[35]. Однако в литературе отсутствуют работы, посвященные рассмотрению этих вопросов для Не — II и его раствора с 3Не. Указано на то, что долгое время отсутствовали надёжные данные о значении коэффициента поглощения а{А) этой системы и оно, по-видимому, стало одной из причин отсутствия соответствующей теории. Оказалось [36]-[37] , что Не — II имеет область собственного поглощения в окрестности длин волн ~ 60(М, соответсвующую области глубокого вакуумного ультрафиолета (надо полагать, что это является не единственной областью поглощения, а вполне возможна и другие области, например в ИК области спектра).

Проведены численные оценки вкладов теплового и стрикционно-го механизмов при возбуждении, как первого, так и второго звуков. Обнаруживалось, что тепловой механизм возбуждения акустических волн в Не — II (и в растворе 3ЬГе — 4Не ) не ограничен какими либо критериями (за исключением окрестности температур, где ат « 0)

В разделе 1.2, исходя из линеаризованной системы уравнений гидродинамики для сверхтекучего гелия (с учетом всех диссипативных процессов), получена система связанных волновых уравнений для акустических полей первого и второго звуков. Эти уравнения содержат источники, связанные с интенсивностью возбуждающего луча и обеспечивают трансформацию световой энергии в энергию звуковых колебаний по тепловому механизму. Здесь также учтены затухания звуковых волн, обусловленные вязкими потерями и теплопроводностью.

Решение волновых уравнений при пренбрежении изменением интенсивности луча в средах за счет поглощения проведен в 1.3. Подробное решение получено в двух случаях: 1) случай несвязанных волновых уравнений (аналог невзаимодействующих мод), 2) случай связанных волновых уравнений (бездиссипативное приближение). В свою очередь, для каждого случая акустические поля определены при двух вариантах временного изменения интенсивности излучения : мгновенное включение источника и изменения интенсивности по гармоническому закону. Показано, что фактор затухания во всех случаях, в основном, входит экспоненционально. Из полученного решения системы связанных волновых уравнений при мгновенном включении источника обнаруживается наличие двух пиков в зависимости возмущения давления и температуры от времени. Основные пики являются импульсами соответствующих звуков, а дополнительные обусловлены взаимодействием мод. Результпаты численных расчетов полностью подтвердили эту картину. При гармоническом изменении интенсивности показано, что облучаемая система излучает цилиндрические волны, причем двумодовый состав колебаний сохраняется.

Построение теории лазерной генерации акустических волн первого и второго звуков в растворе 3Не-4Не посвящен раздел 1.4. Здесь в без-диссипативном приближении получена система связанных волновых уравнений для возмущения давления итемпературы. Наличие возмущения концентрации в этой системе устанавливает сильную связь между возмущениями давления и температуры. Также получены решения этих уравнений для двух случаев временного изменения интенсивности излучения и показано, что при гармоническом изменении интенсивности раствор излучает цилиндрическую волну, а зависимость амплитуды возбуждаемых колебаний от частоты соответствует корневому закону. Здесь ТЕКЖ6 обнаружено наличие двух, разешенных во

времени импульсов во временной зависимости возмущений давления и температуры. Фазы импульсов возмущения давления всегда противоположны друг другу. В возмущении температуры в зависимости от области температур и равновесной концентрации эти импульсы могут быть, как софазны, так и противофазны. Показано, что этим методом

можно генерировать второй звук до частот 107 --

Рассмотрение вопроса о лазерной генерации четвертого звука в Hell и в растворе 3Не-4Не проведен в 1.5, система Не-II и раствор 3Не-4Не рассмотрены раздельно. В обоих случаях из линеаризованной системы уравнений гидродинамики (бездиссипативное приближение), пригодной для узких щелей (или капилляров и свехтонких слоев), получена система связанных волновых уравнений для возмущения давления и температуры. Диагонализация этой системы, полученная для Не-11 приводит к одному, простому по виду, волновому уравнению для возмущения химического потенциала. Тогда, очевидно, четвертый звук можнт быть представлен как распространяющееся с течением времени в среде возмущение химического потенциала. Решение этогоурав-нения проведено для двух видов граничных условий — мягкой и жесткой границы. Показано, что при частотах ш < ш* = U±ol\ (здесь С/4— скорость четвертого звука, a>i = а + Е, Е — ослабление излучения, обусловленное рассеянием) эффективным для генерации четвертого звука является жесткая граница, а при ш > и)* болеет эффективной становится мягкая граница. Эти выводы совпадают с результатом [5], где рассмотрена генерация первого звука в классических жидкостях. Решение волновых уравнений, соответствующее акустическому полю четвертого звука в растворе 3Не-4Не проведено для сверхтонкого слоя (двумерный аналог сверхщели). Показано, что и в этом случае система синхронно излучает цилиндрические волоны давления и температуры. Проведенные оценки показывают, что получаемые при

этом амплитуды возмущений температуры и давления вполне достаточны для детектирования современными акустческими приборами.

Особенности стационарного температурного поля в Не-П при его лазерном нагреве рассмотрены в 1.6. Здесь получены необходимые формулы для одно —, двух — и трехмерного случаев, описывающие пространственное распределение возмущения температуры среды в поле лазерного излучения.

Состояние вопроса, связанного с лазерным нагревом жидкостей и анизотропных твердых тел, изложено в разделе 2.1. Подчёркивается, что проблема учёта нагрева систем в оптических экспериментах становится существенной при изучении оптическими методами очень близких окрестностей критических точек и точек фазовых переходов П-го рода, где требуется проведение особо точных измерений (например интенсивности рассеяния света). Приведены экспериментальные факты в пользу этого аргумента. Отмечается, что появившиеся в последнее время оптические методы, претендующие на возможность определения тепло физических величин жидкостей (с большой точностью) также обязаны учитывать наличие теплового эффекта при проведении соответствующих измерений. Анализируются недавно опубликованные работы по лазерному нагреву жидкостей. Более обстоятельно обсуждается влияние анизотропии переноса тепла в анизотропных средах. Заметим, что работа в этом направлении только набирает обороты и в ближайшие годы, по-видимому, все существующие работы по лазерно- стимулированному температурному полю, выполненные для изотропных твёрдых тел, могут быть пересмотрены. Это прежде всего соответствует потребностям современной лазерной микротехнологии. Проведенный анализ теоретических работ по лазерному нагреву анизотропных сред, выполненных в последние годы для достаточно простых моделей, показывает, что целый ряд весьма

интересных с физической точки зрения задач оказались нерешенными, хотя первые работы в этом направлении принадлежат автору. Проведен анализ малочисленных теоретических работ и выполненных на их основе экспериментов по термоволновому методу определения ограниченного числа компонент тензора тензора теплопроводности в специально выбранных модельных системах. Обнаружилось, что фаза фотоакустического сигнала (или эквивалентная ей фаза термоволнового сигнала регистрируемого зондирующим лучом) является более чувствительной (по сравнению с амплитудой) к анизотропному переносу тепла в среде, на что также впервые было указано автором. Там же сформулированы постановки задач и подчеркивается актуальность проблемы.

Решению конкретных задач, направленных на получение необходимых выражений для температурного поля жидкостей в поле лазерного излучения посвящён раздел 2.2. Исходными уравнениями является система, состоящая из уравнения теплопроводности для исследуемой среды, содержащей тепловой источник, а также уравнения теплопроводности для нижней и верхней стенок кюветы. Наличие теплового источника обусловлено поглощением лазерного излучения средой. Считается, что стенки кюветы прозрачные. Рассмотрено два случая: нагрев жидкости тонким лучом (локальный нагрев) и широким лучом (объемный нагрев). Для первого случая радиус перетяжки луча значительно меньше радиуса кюветы или характеристического размера системы. Во втором случае это условие может не выполняться.

В п.п. 2.2.1 решена граничная задача нагрева жидкости тонким лучом. Используя метод интегральных преобразований Ханкеля и Лапласа, получены необходимые выражения для нестационарного температурного поля жидкости и стенок кюветы. Конкретные формулы для стационарного теплового поля в жидкости получены при стре-

млении времени к бесконечности в выражениях нестационарного температурного поля. Проведено количественное сравнение полученных результатов с экспериментами и получено хорошее согласование измеренных и рассчитанных значений температуры.

Проведены оценки при наличии конвективных потоков и показано, что использование уравнения для описания поля температуры в линейном приближении вполне обосновано. Также записано выражение, позволяющее рассчитать температурное поле при выключении источника излучения. Приведены результаты расчёта для пространственного распределения поля температур ненамагниченных магнитных жидкостей на основе керосина в поле возбуждающего лазерного луча.

Решению задачи нагрева жидкости широким лучом посвящен п.2.2.3. Здесь также получены все необходимые выражения, позволяющие рассчитать пространственные распределения и кинетику температурного поля. Отличие этих выражений от соответствующих выражений п. 2.2.1 состоит лишь в использовании различного варианта преобразования Ханке л я (для бесконечной или конечной среды). Получение конкретных результатов, в данном случае сопряжено с резким ростом объёма численных расчётов. Таким образом, как локальный так и объёмный нагрев жидкостей при оптических измерениях может быть значительным, и его можно учесть при помощи полученных формул.

Вопросам лазерного нагрева анизотропных сред посвящён раздел 2.3. Рассмотрено анизотропное ортотропное твёрдое тело, когда тензор теплопроводности диагонален и характеризуется тремя коэффициентами. Записано исходное уравнение теплопроводности для исследуемых систем, с учётом теплового источника. Проведено преобразование координат, вследствие которого исходное уравнение переходит в уравнение для изотропных твёрдых тел. Однако, проведён-

ное преобразование не ликвидирует анизотропию задачи, поскольку граничные условия, в общем случае, также имеют анизотропный характер. Тогда необходимо начинать решение этих задач со случая, когда преобразование координат полностью снимает анизотропию. Этому случаю соответствует, в частности параллелепипед, а также образцы, поперечные размеры которых можно считать бесконечными (слой).

В §2.3.1 получено конкретное выражение для пространственно-временного поведения температуры анизотропного слоя, когда греющий луч направлен вдоль его оси. В качестве граничных условий на торцовых концах слоя использовались граничные условия третьего рода (но с различными коэффициентами теплоотдачи на разных концах слоя), что содержит в себе другие варианты граничных задач. Реализуя эту возможность, записаны выражения, соответствующие условию отсутствия теплового потока на поверхность образца. Решение аналогичной задачи для цилиндрического образца проведено в §2.3.2. Здесь считается что кристалл одноосный, а его оптическая ось соответствует направлению распространения луча (вдоль 02). Тогда исходные уравнения становятся аксиально симметричными. Получены конкретные выражения, описывающие пространственно временное поведение лазерно-индзщированного температурного поля одноосных кристаллов цилиндрической формы. Выполнен предельный переход от нестационарного к стационарному случаю. Результаты расчёта азимутального и радиального распределения поля температуры показывают, что максимальное отличиие разницы значений температуры анизотропного случая от изотропного составляет ~ 50%. По мере удаления от центра пучка эта разность уменьшается.

Развитию теории фотоакустического (ФА) эффекта с учетом анизотропии коэффициента теплопроводности посвящён раздел 2.3. Ана-

лиз существующих теоретических работ показал, что их общим недостатком является допущение об изотропности рассматриваемой среды (этот факт также подчеркнут в монографии , относительно акусто-оптических методов генерации звука в твердых телах). В работе принята типичная фото акустическая камера, состоящая из исследуемого анизотропного кристалла, подложки и воздуха. Записаны исходные уравнения для газовой среды, образца и подложки. Смодулированный луч направлен противоположно направлению оси 02. Образец, поглощая эту энергию, трансформирует ее в тепловые волны. Наличие термоупругости (область акустического поршня) обеспечивает колебание давлений, которое распространяется в частности в газовую среду, и может быть зарегистрировано тем или иным способом (пьезодатчиками или микрофонным способом).

Решение упомянутой системы уравнений с учетом известных граничных условий, а также применением преобразования Ханкеля для ограниченного пространства позволило получить необходимые выражения для фотоакустического поля в рассматриваемом случае. Показано, что при пренебрежении анизотропией, получаются результаты работ, где этот факт не учитывается. Проведен численный расчет амплитуды и фазы ФА для кварца (0 < ш < 10°^). Результаты расчета показали, что величина амплитуды ФА сигнала для анизотропного случая меньше по сравнению с изотропным (примерно на 3%). Это по-видимому обусловлено тем, что наличие одноосной анизотропии (образец по сечению изотропен) потока тепла, направленного вглубь образца, уменьшает эффективность генерации ФА сигнала в области акустического поршня. Тем не менее, величина фазы ФА сигнала оказалась более чувствительной к анизотропии теплопроводности, и ее отклонение от изотропного случая составляет < 20%, что вполне доступно для измерения.

Теоретическое рассмотрение особенности термохимического воздействия лазерного излучения на полимерные пленки проведено в третьей главе. В разделе 3.1 сделан краткий анализ результатов экспериментальных и теоретических работ, посвещенных данному вопросу. За последные годы были опубликованы обзоры [3],[7],[38]- [42] и книга [6], где достаточно полно отражен круг вопросов,связанный с взаимодействием лазерного излучения с химически активными средами (в том числе полимерными средами). В этой связи здесь обсуждены именно те работы, где рассматривается лишь термохимическое воздействие излучения с полимерными системами. Анализ этих работ показывают, что термохимический механизм, обеспечивающий наличие обратной положительной связи между изменением поглощатель-ных характеристик продуктов реакции (полиеновые участки) и нелинейного изменения температуры, играет основопологающую роль при деструкции полимерных пленок в поле лазерного излучения. Подчеркивается, что благодаря систематическому экспериментальному иследованию пленок поливинилового спирта (ПВС) в поле излучения аргонового лазера обнаружена многостадийность (активацион-ный; автокаталический или стадия развития ТХН; самостаблизация, а также термическое просветления) протекания процесса деструкции и наличиеи пространственных структур, зарождающихся в центре луча и распространяющихся к префирии, а сама система представляется весьма удобной моделью для проведение оптических экспериментов, направленных на исследование особенности макрокинетических процессов в поле монохроматического излучения. Однако, адекватное теоретическое описание этой, весьма содержательной физической информации, и экспериментальных результатов в литературе отсуст-вует.

Обоснованию математической модели рассматриваемых задач по-

свещен раздел 3.2. Последовательный анализ существующих систем уравнения, описывающих процессы переноса и химической кинетики в химически активных полимерных систем (рассматривается эндотермические необратимые реакции деструкции полимера) в поле лазерного излучения позволил модифицировать эту систему- написать тепловой источник в уравнении теплопроводности в нелинейном виде посредством концентрации поглощающих компонентов и начального значения поглощательной способности среды. Это удобно тем, что при численном исследование динамики деструкции начальное значение поглощательной способности среды можно брать непосредственно из эксперимента.

Определение особенности лазерного нагрева системы в активаци-онном этапе проведен в разделе 3.3. Здесь получены соотвествую-щие выражения для стационарного и нестационарного температурного поля, связанное начальным "затравочным" поглощением излучения. Проведены численние расчеты и получены пространственно-временные характеристики искомых величин.

В разделе 3.4 детально исследована полная картина ( от начала облучения до перехода системы в конечное стационарное состояние, включая стадии развития ТХН) динамики термодеструкции термически тонких пленок ПВС в поле лазерного излучения. Отдельно рассмотрены сравнительно простые случай и показано, что: 1) процесс термодеструкции в пленках ПВС является беспороговым и, в принципе, ТХН может развиватся при незначительных значениях интенсивности падающего луча, однако, тогда, значительно возрастает величина времени активации; 2) из условии стационарности исходных уравнений вытекают соотношения, позволяющие определить значения температуры и концентрации, соответсвующи конечному стационарному состоянию системы через предельные значения поглоща-

тельной способности среды, а также выражение для энергии активации процесса распада поглощающих компонентов. Иследован начальный этап развития светотермохимической неустойчивости и получено приближенное выражение для температуры среды. Численное решение исходных уравнение, для этого случая, показывает возможности определения значения времени активации развитие процесса ТХН и ее высокую чувствительность к параметрам среды и интенсивности излучения. Численно решалась сформулированная в разделе 3.2 система уравнений тепло- и массопереноса в химически активных полимерных пленках, записанная в приближении точечной системы. Начальное значение поглощательной способности бралось не-посредсвенно из эксперимента. Численное решение проводилось при заданных значениях толщин пленок и различных значениях интенсивности лазерного излучения и позволило одновременно получить зависимость трех величин- температуры, концентрации поглощающих компонентов и поглощательной способности среды от времени. Обнаружено, что при малых значениях интенсивности излучения осуществляется плавный переход системы к стационарному состоянию. С ростом интенсивности резко возрастает температура среды, что приводит ускорению развития ТХН и последующего разложения поглощающих компонентов. При этом переход системы к стационарному состоянию реализуется через термическое просветление. Проведено сравнение результатов численного решения с экспериментом по зависимости поглощательной способности среды от времени и получено вполне хорошее их совпадение. Обнаружено, что при термическом просветлении зависимость концентрации поглощающих продуктов от температуры проходит через максимум и получено выражение, позволяющее определить эту величину. Показано, что наличие примесей (или красителей) в матрице полимера также существенно влияет на

процесс дегидратации ПВС.

В разделе 3.5, исходя из системы уравнений тепло-массопереноса, получены "волновые" уравнения для температуры и концентрации поглощающих компонентов, соответствующей начальному этапу развития ТХН. Ключевым моментом является введение средней температуры среды и предположение о малости возмущения температуры относительно этой величины. Тогда разлагается в ряд экспоненциальная функция, входящая в уравнение химической кинетики. Получены конкретные выражения для времени активации процесса ТХН и скорости распространения возмущений. Оказалось, что обе эти величины являются функциями координат точек образца и по мере удаления от центра луча время активации возрастает, а скорость распространения уменьшается. Эти зависимости обусловлены гауссовой формой пространственного распредления интенсивности излучения. Возможные сравнение с экспериментом проведены в 3.6. Здесь показано удовлетворительное совпадение вычисленного средного значение температуры среды с ее экспериментально опредленным значением. Также обоснован экспериментальный факт остановки волны по границе поле лазерного излучения и корневая зависимость скорости распространения от интенсивности излучения.

Обзорная часть 4-й главы приведена в разделе 4.1, в котором достаточно подробно излагается содержание теории многократного рассеяния света (теория возмущений основанная на кратности рассеяния). Особенности однократного рассеяния на флуктуациях параметра порядка и, в связи с этим, анализируется существование теоретических подходов к описанию динамики критических флуктуаций, и в основном содержит работы,опубликованные в последние годы. Приводятся результаты как многочисленных теоретических и экспериментальных исследований особенностей интегральных интенсивностей и

спектральных параметров двукратного рассеяния света вблизи КТ, так и существующих на данном этапе, малочисленных, но достаточно надежных, экспериментальных и теоретических работ, посвящённых "чисто" многократному рассеянию света в модельных и опалесциру-ющих системах.

Результаты теоретического исследования угловой, температурной и высотной (расстояние между осями освещенного и наблюдаемого объёмов), зависимости частотного и временного спектров двукратного РС на флуктуациях концентрации вблизи КТ расслаивания с учетом реальной геометрии эксперимента, проведено в разделе 4.2. Выявлено, что реальный вид спектра двукратного РС определяется в конкуренции между областями углов, обеспечивающих асимметрию индикатриссы с углами, подчеркивающими наименьшее ослабление света при прохождении более коротких путей. На этой основе получены приближенные выражения для спектральных интесивностей, позволяющие оценить возможные изменения формы релеевского контура в непосредственной близости КТ. Поскольку полученные аналитические выражения для спектральных интенсивностей двукратного РС имеют достаточно сложный вид, по ним, путем численного интегрирования (поляризованных и деполяризованных компонент), проводились расчеты частотного и временного спектра для двух систем: нитробензол-гексан(сильноопалесцирующая) и 3-метилпентан-нитроэтан (слабоопалесцирующая). В литературе известны все необходимые для расчёта физические константы этих систем. Эти расчеты позволили получить нетривиальное поведение полуширины контура двукратного рассеяния Г(2) как функцию от высоты к и, вместе с тем, ее сравнение с Г|кс [21] показало их хорошее совпадение. Обнаружена "Универсальная зависимость" ближней части нормированной интесивности частотного и временного спектров от безразмер-

пых параметров ¿¿/Г^) (ш—круговая частота) и ^/т^2) (£—время, Т2— характерное время затухания временного спектра) соответственно.

В разделе 4.3 приводятся исследования формы поляризованного и деполяризованного контуров двукратного РС, когда один из актов рассеяния происходит на флуктуациях концентрации, а другой на адиабатических флуктуациях плотности. Анализируются результаты экспериментальных работ по исследованию дублета Манделыптама-Вриллюэна (МБ), и рассматривается возможность получения существенной информации о высокочастотном поведении динамики критических флуктуации по измерениям угловой зависимости полуширины этих контуров. Показано, что в дальней окрестности критической точки спектр двукратного РС этого типа представляет собой сплошной фон и не влияет на форму контуров дублета МБ. Спектр этого вида двукратного РС может привести к сдвигу положений максимумов и уширению полуширины дублета только в ближней окрестности КТ. Существенное искажение дублета по мере приближения к КТ может имитировать рост поглощения и уменьшения скорости гиперзвука, определяемой по измерениям спектральных характеристик этого контура, что неоднократно наблюдалось экспериментально (см.,например, [43]). По полученным выражениям для спектральных интенсивностей различных компонент рассматриваемого типа двукратного РС проводились расчеты спектра для нитробензол-гексана и нитроэтан-изооктана (слабоопалесцирующая система). Эти расчеты показали, что вблизи КТ форма контуров для слабо- и силь-ноопалесцирующих систем могут существенно отличаться. В данном разделе также получены необходимые выражения для спектральных интенсивностей для случая, когда сечение наблюдаемого объёма значительно больше сечения освещенного объема. Результаты расчёта для нитробензол-гексана показали, что при этом форма спектра су-

щественно не изменяется, но, вследствие роста экстинкции, смещение положения максимума в области низких частот увеличивается.

Рассмотрение угловой и температурной зависимостей интегральных интенсивностей, соотношений между ними и коэффициентов деполяризации трех наиболее важных типов РС (третьим типом является двукратное РС, когда один акт переизлучения происходит на флуктуациях концентрации, а другой на параметре анизотропии) в окрестности КТ расслаивания, проведено в разделе 4.4. Здесь получен ряд точных выражений, устанавливающих связь между интегральными интенсивностями различных типов двукратного РС. Также выведены приближённые соотношения между интегральными интенсивностями различных контуров в дальней и ближней окрестностях КТ слабо- и сильноопалесцирующих систем. Проведены численные расчеты, коэффициентов деполяризации, как для отдельных типов двукратного рассеяния, так и для суммарного. Температурная зависимость влияния интенсивности двукратного рассяния света на соотношение Ландау-Плачека (речь идет только об анализе) при различных углах рассеяния, также оказалась существенной. В разделе 4.5 подробно изучен спектр двукратного рассеяния в окресно-стях КТ жидкость-пар чистых жидкостей с учётом гравитационного эффекта (рассмотрены случаи падения луча соответственно, поперёк и вдоль гравитационного поля). Здесь получены соответствующие

/-1 * о о о

общие формулы для интегральной и спектральной интесивностеи поляризованной и деполяризованной компонент. Для случая перпендикулярного падения луча с привлечением параметрической формы уравнения состояния (линейная модель [14]) проведён численный расчёт интегральных и спектральных параметров одно- и двукратного рассеяния света в СО2 на различных высотах от критического слоя. Обнаружена нетривиальная зависимость интенсивности двукратного

РС и Г2 от высоты в ближней окрестности КТ. Количественно удалось объяснить наличие расхождения результатов эксперимента от теории, обнаруженное в [44], [45]при измерении на различных расстояниях от критического слоя СО2.

Особенности РС на мелкомасштабных флуктуациях (механизм Андреева [46]; первое переизлучение локализовано пространственными масштабами гораздо меньшими длины волны света, но гораздо большими межатомного расстояния, а условия регистрации второго переизлучения не ограничены пространсвенными масштабами) вблизи КТ расслаивания подробно рассмотрено в разделе 4.6. Здесь рассматривается два случая: 1) оба переизлучения происходят на флуктуациях концентрации; 2) одно переизлучение осуществляется на флуктуациях давления, а другое на флуктуациях концентрации. Обнаружена "универсальность" и нелоренцевость формы спектра низкочастотного контура и определены значения эффективной полуширины коэффициента деполяризации для системы нитробензол-гексан. Для второго случая также получена нелоренцевость формы спектра и довольно большие значения его полуширины и смещение положения его максимума в области более высоких частот, по сравнению с полушириной и положением максимума дублета МБ соответственно. Показано, что этот контур существенно не влияет на характеристики наблюдаемых контуров МБ вблизи КТ.

Ф}фье-спектры корреляционных функций простых жидкостей с учётом структурной релаксации получены в разделе 4.7. В работах Адха-мова с учениками [47], исходя из первых принципов статистической физики показано, что структурная релаксация в простых жидкостях характеризуется спектром времён релаксации. Для вычисления КФ исходили из полной системы уравнений гидродинамики, в которых предварительно выполнены преобразования Фурье по пространствен-

ным координатам и времени и включены "внешние силы" энтропии, воздействие которых приводит к флуктуациям соответствующих величин. Сохраняя концепцию [47], разделим все релаксирующие величины на трансляционные и потенциальные части. Решённая система алгебраических уравнений, совместно с применением ФДТ, позволили написать корреляторы (соответствующие случаю полного описания в смысле [48]), для всех искомых величин. Проведён краткий анализ полученных выражений.

I тт? еат&са са 1 А ЛЛ1эС1 А

Оптическое возбуждение первого второго и четвёртого звуков в

Лби .2.

сверхтекучем гелии и в растворе

1,1 Краткий обзор состояния вопроса« Некоторые численные оценки.

При охлаждении жидкого гелия под давлением насыщенных паров при температуре Тд = 2.172К происходит фазовый переход второго рода; соответствующую фазу ниже Тд принято называть Не-П, а выше -Не-1. Замечательным свойством жидкого гелия-П, обнаруженным академиком П.Л. Капицей более полувека назад, является способность такой жидкости протекать без трения сквозь узкие щели - сверхтекучесть [22]. Спустя три года после этого открытия Л.Д. Ландау опубликовал континуальную теорию сверхтекучести [23], где было дано исчерпывающее объяснение буквально всех известных на то время "аномальных" свойств Не-П и был предсказан ряд новых. Так, например, из двух скоростной гидродинамики следовало, что в жидком

He-II одновременно возможно распространение двух видов колебаний: колебание плотности - первый звук, и колебания энтропии (или температуры) - второй звук.

В последующие годы последовательно и в тесном контакте друг с другом развивалось как теоретическое (феноменологическое и микроскопическое), так и экспериментальное изучение термодинамических, кинетических, акустических, релаксационных, электрических, оптических, магнитных и других физических свойств этой уникальной жидкости, и многие результаты, полученные в этих направлениях, уже вошли в соответствующие разделы учебников по общем}'" курсу физики и теоретическому курсу физики (см., например, [49]- [50]) и, тем самым, получили общее признание. Вместе с тем за последнюю чесверть века был опубликован ряд монографий и тематических обзоров (см., например, [51]-[56]), которые в достаточной степени отражают состояние затронутых в них отдельных проблем и содержат всю необходимую информацию о физических особенностях жидкого Hell, включая его свойства в окрестности А-точки. Это позволяет нам избежать подробного изложения отдельных вопросов и лишь подчеркнуть основные исторические моменты, которые внесли существенный вклад в понимание особенности возбуждения и распространения акустических волн в жидком He-II. Впервые вопрос о рассеянии света в He-II был рассмотрен В.Л. Гинзбургом [26]. Им было показано, что наличие двух типов звуковых волн в He-II приводит к тому, что спектр рассеянного света будет состоять из четырех компонент - два дублета М анде л ыптама- Б рил л ю эна, обусловленные рассеянием на первом звуке, и два дублета, связанные с рассеянием на втором звуке (вдали от А-точки центральная компонента отсутствует, так как в He-II, как и в воде, Ср и Cv при небольших значениях давления [56]). В том же году Яковлевым И.А. [57] были опубликованы результаты экспери-

мента по рассеянию света в Не-П и Не-1, начатого еще до войны. Им было установлено, что интенсивность рассеянного света в этих жидкостях является незначительной и имеет тот же порядок величины, что и в воздухе при комнатной температуре. Количественное выражение для Фурье-компоненты корреляционной функции плотность-плотность (в гидродинаическом приближении), которая с большой точностью характеризует спектральное распределение интенсивности поляризованной компоненты рассеянного света, было записано лишь тридцать лет спустя в [58] на основе анализа работы Моунтейна [59] (лишь Паттерман [52], применив метод [59] к гидродинамике Не-П, получил формулу для Фурье-спектра коррелятора плотности, с выделеным в виде отдельного слагаемого контуром рассеянного света на второй звук). Там же впервые экспериментально наблюдались контура, обусловленные рассеянием света на втором звуке, что дало полное подтверждение предсказания [26].

Чрезвычайно важная задача, прямое обнаружение второго звука и последующее измерение его параметров (скорости распространения и коэффициента поглощения), позволяющее дальнейшую проверку двухскоростной гидродинамики теории Ландау, стояла перед экспериментаторами после публикации [23]. В работе Е.М.Лифшица [28] обстоятельно был рассмотрен вопрос о возбуждении акустических волн первого и второго звуков в Не-П и выявлено, что амплитуда второго звука на шесть порядков меньше по отношению к первому при их возбуждении обычным резонатором. В [28] теоретически было показано, что твердая поверхность с периодически меняющейся температурой излучает, в основном, второй звук. Экспериментальная реализация этого метода позволила В.П. Пешкову впервые возбуждать, детектировать и измерять скорость второго звука при Т=1.4 К и значениях ш = 100, 400 и 1000 с-1 круговой частоты [29]. В ка-

честве резонатора была использована тонкая к он с т антано в ая проволока, через которую пропускался переменный ток соответствующей частоты. Детектирование проводилось с помощью термометра, также питающегося переменным током. В дальнейшем [60] проводились измерения скорости второго звука в зависимости от температуры в диапазоне 1.45 < Т < Та для частот =200 Гц и ^2=800 Гц. Численные значения зависимости от Т достаточно хорошо ложились на кривую, рассчитанную из соответствующего выражения, полученного в [23] для этой величины. Очевидно, таким образом, что теория Ландау получила полное экспериментальное подтверждение. Результаты последующих измерений скорости и коэффициента поглощения второго звука приведены, например, в [31].

Наличие двускор остпой гидр о динамики жидкого гелия, в отличии от классических жидкостей, способствует существованию ряда волновых явлений, которые являются специфическими лишь для этой уникальной среды. Например, оказалось, что по пленке Не-П, толщина которой ¿п значительно меньше глубины проникновения вязкой волны \Гр может распространяться слабо затухающая волна, в которой сверхтекучая компонента осциллирует параллельно подложке, а нормальная полностью заторможена - третий звук. Другим примером является распространение звуковых колебаний - четвертый звук в узких капиллярах, диаметр которых ¿4 также значительно меньше А^ и, следовательно, также заторможена нормальная компонента. Существенное отличие четвертого звука от третьего состоит в том, что из-за наличия стенок капилляра здесь происходят одновременные колебания как температуры, так и давления, в то время как в пленках происходит лишь колебание температуры. С ростом толщины пленок или диаметра щели ситуация постепенно изменяется и это приводит к наличию дисперсии этих волн. Третий звук впервые был предсказан

о с

¿5

Паллемом [61], а четвертый - Аткинсом [62]. Подробный обзор результатов экспериментального и теоретического изучения особенностей скоростей распространения и коэффициентов поглощения третьего и четвертого звуков приведены в [63]--[64].

Таким образом, в сверхтекучем гелии в зависиости от конкретных геометрических условий могут распространяться различные виды "звуковых" колебаний. Очевидно, для экспериментального изучения термодинамических и кинетических особенностей этих "звуков" необходимо возбуждение этих волн в интервале частот, охватывающем все области дисперсии или время жизни релаксационных процессов, вносящих основной вклад в процессы переноса в исследуемой среде.

Первая попытка создания релятивистической теории распространения акустических волн первого, второго и четвертого звуков с учетом диссипативных процессов для рассматриваемой среды была сделана в [65]. Однако при этом нормальная и сверхтекучая компоненты жидкости рассматривались как идеальные жидкости. Эта модель в [66] была подвергнута глубокой критике, где в рамках современной ковариантной теории сверхтекучести были вычислены скорость распространения первого и второго звуков при произвольных температурах.

Как правило, современные резонаторы первого звука, являющиеся достаточно надежными, основаны на применении пьезоэффекта и магнитострикции и область их собственных колебаний определяется упругими свойствами и геометрическими размерами выбранного резонатора (например, кварц, йодат лития и т.д.). Генерация второго звука в основном производится методом Лифшица. В литературе были также предложены параметрические методы генерации второго звука. Так, например, в [32] предложено параметрическое воз буж де-

ние второго звука посредством возбуждения первого звука достаточно большой интенсивности: механизм возбуждения основан на нелинейном взаимодействии волн первого и второго звуков при этих ип-тенсивностях. Этот механизм получил свое экспериментальное подтверждение в недавно опубликованной работе [67] в узком интервале температур в окрестности Та .

Наряду с 4Не в природе существует другой стабильный изотоп — 3Не, который является менее распространенным. Более полувека тому назад удалось получить этот изотоп. Представлялось чрезвычайно интересным изучить свойства раствора 3Не-4Не, поскольку атомы 3Не подчиняются ферми-, а атомы 4Не — бозе-статистике. Результаты экспериментальных работ показали, что раствор 3Не-4Не, так же как и 4Не, обладает рядом уникальных свойств. Так, например, установлено, что при концентрациях 4Не ниже 6% и низких температурах происходят примесные возбуждения фермиевского вырождения, и, следовательно, в этом случае раствор представляет новый тип квантовых жидкостей - ферми-бозе квантовую жидкость; надежно установлено, что рас сматрив аемая система является рас с л айв ающ ейся с верхней критической точкой, а критические параметры равны: Та- =0.872 К, Ск =66.9 + 0,5%.

К настоящему времени целенаправленно выполнены комплексные экспериментальные и теоретические исследования различных физических свойств сверхтекучего раствора 3Не-4Не и полученные результаты достаточно подробно изложены в монографиях [68] - [70] и обзорах [71], [72].В этой связи мы здесь, так же, как и выше, вкратце остановимся лишь на тех работах, которые внесли существенный вклад и, очевидно, сыграли стимулирующую роль при изучении различных аспектов акустических свойств этого раствора.

Распространив двухжидкостную теорию Ландау к описанию рас-

хвора 3Не-4Не, Помераычук [24] определил вклад примесей в нормальную плотность, энтропию и теплоемкость, а также получил уравнение гидродинамики слабых растворов, что позволило достаточно подробно изучить зависимость скорости звука и термодинамических величин от температуры и концентрации при тех же условиях. Исходя из общих соображений — законов сохранения и наличия двух видов движения — Халатников [25] получил те же уравнения для растворов любой концентрации и применил их к задачам распространения звука в данном растворе [73]. В [24], [73] было показано, что в растворе 3Не 4Не, также, как и в чистом гелии, возможно существование двух видов акустических волн — первого и второго звуков, и в гидродинамическом приближении были получены необходимые выражения для скорости и коэффициентов поглощения этих воли. В частности, в [24] была показана высокая чувствительность второго звука к примесям, что и было блестяще подтверждено уже при первых измерениях его скорости [74].

Вопрос о рассеянии света на звуковых волнах в 3Не -4Не впервые был рассмотрен Горьковым и Питаевским [27]. Ими было показано, что спектр рассеянного света содержит пять контуров и были получены соответствующие выражения для интегральных интенсивностей всех контуров и их сумарные значения. Пятый контур обусловлен рассеянием света на стационарных флуктуациях концентрации, и его интенсивность вблизи критической точки расслаивания резко возрастает, что обусловлено соответствующим ростом флуктуации концентрации при приближении состояния системы к критическому.

В экспериментальных работах [75], [76] методом Манде лыптаммо-В ри л л ю эновской спектроскопии (источником излучения служил аргоновый лазер) проводилось детальное измерение параметров контуров при шести значениях молярной концентрации в диапазоне Х=0.050

- 0.606 и температурах выше 0.4 К; измерения скорости первого звука проводились на частоте 600 МГц, а скорости второго звука - в области частот от 20 до 80 МГц. Также измерялось отношение интенсив-ностей 1С/1] и /2/11 (1С — амплитуда концентрационного контура,

— амплитуды контуров, соответствующих первому и второму звукам соответственно) в зависимости от температуры при различных значениях концентрации и был обнаружен рост этих величин с увеличением концентрации изотопов 3Не в растворе. Приведены лишь оценочные значения полуширин контуров. Последнее связано с тем, что в теоретической части работы [75] лишь записана несколько измененная

г*

система гидродинамиеских уравнении без учета диссипативных величин и не вычислены фурье-образы корреляционных функций флуктуирующих величин, на которых происходит процесс рассеяния света. Окончательное выражение для спектральной интенсивности записано по аналогии с соответствующими выражениями для классических жидкостей [59], что не дает полной уверенности в его корректности применительно к раствору 3Не-4Не. А в работе Ефремовой и Матизе-на [77] метод рассеянного света использовался для определения коэффициентов диффузии растворов вблизи критической точки парообразования. таким образом, к настоящему времени не получены точные выражения корреляторов флуктуирующих величин для спектрального распределения интенсивностей контуров в растворе 3Не-4Не, что существенно затрудняет более детальные экспериментальные исследования особенностей контуров и, как следствие, особенностей дисперсии скорости и затухания звуковых мод в области высоких частот.

Очевидно, что при тех же условия ¿ф \ волны третьего и четвертого звуков могут распространяться и в растворах 3Не-4Не> Оказалось, что акустические параметры третьего звука, так же как и второго звука, сильно зависят от концентрации примесей 4Не в растворе

(см., например, обзор [31]). Распространяющийся в этом случае четвертый звук представляет собой суперпозицию колебаний давления, температуры и концентрации. Существование этой волны в данной системе предсказано в [78], там же получено выражение для ее скорости. Возбуждение, детектирование и измерение скорости четвертого звука было выполнено в [79]—[80]. Результаты последующих экспериментальных и теоретических исследований особенностей распространения четвертого звука в 3Не-4Не подробно описаны, например, в [68].

Таким образом, физика сверхтекучего раствора 3Не-4Не содержит в себе не только весь " спектр" аномальных свойств чистого Не-II, но и еще целый ряд уникальных свойств, обусловленных наличием примесей 3Не и его специфическим поведением при низких темпер ату р ах. В этой связи представляется необходимым отдельное рассмотрение тех вопросов, которые так или иначе рассматривались для чистого гелия. Так, например, вопрос о возбуждении первого и второго звуков в растворе 3Не-4Не теоретически был рассмотрен Рудавским и Сербиыым [30] на основе подхода, предложенного Лифшицем [26]. Им были вычислены амплитуды колебаний давления, температуры и концентрации в волнах первого и второго звуков в рассматриваемой системе и было показано, что поверхность с периодически меняющейся температурой возбуждает в растворе одновременно первый и второй звуки, интенсивность которых может иметь одинаковый порядок величины. В настоящее время этот способ генерации акустических волн успешно используется благодаря достаточной простоте его реализации.

Вместе с тем, в последние годы были предложены параметрические методы возбуждения волн первого и второго звуков в растворе 3Не -4Не. Так, например, в [33] показано, что переменное магнитное поле посредством магнитострикционной силы может возбуждать первый и второй звук в данном растворе; получены соответствующие

Рг .:

0<< я к

-1

Ж

выражения для критического значения магнитного поля. А в работе [81], где в рамках гамильтонового формализма рассмотрено обращение волнового фронта и показано, что при выполнении определенных условий посредством двух волн первого звука возможно возбуждение волны второго звука, однако возбуждаемая таким способом волна из-за большого значения коэффициента затухания распространяется на расстояние, малое по сравнению с возможной длиной взаимодействия. Вместе с тем, с появлением лазеров — высококогерентных источников электромагнитного излучения появились новые возможности возбуждения акустических волн в конденсированных средах, основанные на различных механизмах (тепловой, электрострикцианный, поверхностное испарение, взрывное вскипание, оптический пробой). К настоящему времени, в принципе, создана надежная теория лазерной генерации звуковых волн — колебаний давления в изотропных твердых телах и классических жидкостях, а также выполнены многочисленные эксперименты в ряде лабораторий ведущих научных центров различных стран (см., например, монографии [4], [5], [82] и обзоры [8], [9], [83]). Особую роль в получении необходимой информации о релаксационных и других короткоживущих неравновесных процессах в конденсированных средах (в том числе квантовых жидкостях), по— видимому, будет играть появившаяся сравнительно недавно пан о— и фемтосекундная лазерная спектроскопия (см., например, [34]). Однако, вместе с тем, к настоящему времени, отсутствуют какие-либо работы, посвященные применению лазеров для генерации акустических волн первого и второго звуков — колебаний давления и температуры в Не—II и его растворе с гНе. На наш взгляд, причина появления этого пробела состоит в следующем: во -первых, отсутствовали измерения коэффициента поглощения падающего излучения в Не—II и растворе 3Яе — 4 Не в соответствующих областях спектра а (А), что

не позволяет выполнить конкретные расчеты, позволяющие получить реальную оценку амплитуды возбуждаемого звука и возможности его последующего детектирования; во-вторых, за этот период не выполнено ни одно экспериментальное исследование в этом направлении, которое стало бы важным стимулирующим фактором.

Из приведенного выше анализа состояния вопроса следует, что отсутствие экспериментальынх работ в области лазерной генерации звуковых волн в жидком гелии—// и растворе 3/Ге—АНе однозначно связано с отсутствием теоретических основ самого метода и соответствующих рекомендаций.

Целью настоящей главы является построение теории метода оптического (лазерного) возбуждения первого, второго и четвертого звуков в Не—II и в растворе 3Не—АНе.

Прежде чем приступить к изложению конкретных вопросов этой проблемы приведем результаты экспериментальных работ, позволяющие определить численное значение а также представим ряд численных оценок, имеющих непосредственное отношение к рассматриваемому кругу задач.

В экспериментальных работах [36]—[37], посвященных изучению особенности люминесценЩ'Ш жидкого гелия и взаимодействию электронных пучков с энергией 160 кэВ с Не—II было обнаружено, что исследуемая среда обладает областью собственного поглощения в окр еет-

о

ности длин волн 600 А, соответствующей области глубокого вакуумного ультрафиолета. Согласно выполненного нами расчета коэффициент поглощения а Не—//, в этой области спектра, составляет порядка 1 см"1, то есть является значительным. Тогда естественно предположить, что при облучении Не—II и раствора 3Ле—4Не модулированным по амплитуде УФ излучением, в принципе, возможно возбуждение акустических волн первого, второго, третьего и четвер-

того звуков. Однако, последнее утверждение требует создания соответствующей теории, позволяющей выполнить количественные расчеты. Принципиальное отличие этого метода от [28] состоит в его безконтактности, то есть незначительная часть объема Не—II, освещаемая падающим излучением, превращается в излучатель возбуждаемой волны. Заметим, что излучение с о отв етству ющ ей длины волны может быть получено с помощью эксимерньгх лазеров [84]- [85].

Очевидно [4], [5], что возможны тепловой и стрикционный механизмы возбуждения звуковых волн. Вклад этих механизмов в генерацию первого звука определяется соотношением [5]:

ТаСр атсЦСраСр' 1 ;

где У = — параметр оптико-акустической связи, п — показатель преломления, Г = а^с^/Ср — параметр Грюнайзена, Ср — удельная теплоемкость, а>т = —^(др/дТ)р — коэффициент теплового расширения, со — скорость света.

Из приведенных в [56] значений показателя преломления Не—II для

о

длины волны Л « 5462 А, пользуясь уравнением Лоренц-Лоренца, получим значение У га 0.02, что соответствует значению этой величины для газов. Это совпадение согласуется с выводом эксперимента Яковлева [57]: интенсивности рассеянного света в Не—II и в воздухе имеет один и тот же порядок.

Параметр Грюнайзена Г является температурнозависящей величиной и для Не—II изменяется в пределах от ГТО1-П « 0 при Т=1.138 К до ГТОЙЖ « 2.5 при Т=0.2 К. Равенство нулю величины Г обусловлено температурной зависимостью величины а? (с понижением температуры а? возрастает со стороны отрицательных значений, обращаясь в нуль при Т=1.138 К, что обусловлено наличием минимума на кривой зависимости плотности сверхтекучего гелия от температуры [56]). Тогда в

окрестности температуры (1.138 ±0.05) К величина У/Г > 1, а в самой точке стремится к бесконечности. По этой причине в непосредственной окрестности этой температуры преобладающим является стрик-ционный механизм возбуждения первого звука. В дальнейшем, пренебрегая рассмотрением этого механизма, мы будем непосредственную окрестность температуры 1.138 К из рассмотрения исключать.

Из критерия преобладания теплового механизма над электрострик-ционным У со /Гас'о << 1 следует, что для жидкого гелия (при а = 1 см"1) в области частот и) « 3 ■ 1012с-1 (при Т> 0.2 К) или со << 3 ■ 1013 (при Т<1.9 К) эти условия хорошо выполняются. Другие возможные условия ограничения частоты возбуждения звуковых волн следуют из системы уравнений гидродинамики и будут приведены в соответствующих разделах.

Чтобы получить соответствующие оценки по вкладам упомянутых механизмов в возбуждение второго звука в Не—II приведем волновое уравнение для этой волны (см. уравнение (1.2.27)), записанное с учетом стрикционыого давления (при пренебрежении коэффициентов переноса):

Р рп Т д1 рпс0 v ;

где р = р8 + рп, рБУ рп — плотность сверхтекучей и нормальной компоненты соответственно, а — энтропия единицы массы.

Первое слагаемое в правой части представляет вклад теплового, а второе — стрикционного механизма.

Тогда можно записать:

<тр орвТУа ЩСраУ

т'т рп СО Со (7 Со ш

(1.1.3)

1

при а = 1 см- и температурах Т=0.2 К и 2 К эта величина соответственно равна: 10~3 -ш"1 и 10~5 - и-1. Следовательно, условия малости

вклада стрикциоыыого механизма по сравнению с тепловым << Зт выполняются при частотах и) >> 10~3 с-1, что всегда имеет место. Аналогичные оценки справедливы и для раствора 3Не—АНе.

Таким образом, тепловой механизм возбуждения акустических волн в Не—II и в растворе 3Не—АНе не ограничен каким-либо критерием [86], а приведенные выше оценки показывают, что оптический (лазерный) метод возбуждения позволяет генерировать также звуковые волны достаточно больших частот, соответствующих колебаниям как давления, так и температуры. Количественному рассмотрению ©тих вопросов и посвящены последующие разделы данной главы.

Т"§ГЧ£ЗГ¿ГЪ у&тт/^ттпгаглП! "ув* ЙЗЙР "Е^Ж

»¿а у 1/сшлсш1с лм^игк

О ТТГ ТТЛ

ПОЛбБЕ В Л в XX«

Проведенный в предыдущем параграфе анализ и численные оценки позволяют предположить, что при облучении жидкого гелия- II модулированным по интенсивности излучением, соответствующим обла-

о

сти собственного поглощения (например, У Ф-из л учения с А« 600 .4) возможна генерация акустических воли первого и второго звуков. Подробно рассмотрим этот вопрос. Для этой цели, в качестве первого шага, получим волновые уравнения для акустического поля этих волн [87]- [90].

Для конкретности рассматриваемой задачи, предположим, что сосуд, который наполнен сверхтекучим гелием имеет форму цилиндра. Падающий вдоль оси цилиндра луч лазерного излучения мощностью /0, радиусом перетяжки ш имеет гауссово распределение интенсивности.

Будем исходить из линеаризованной системы уравнений гидродинамики для Не—17, состоящей из уравнения сохранения массы и им-

пульса жидкости, уравнения движения сверхтекучей компоненты и возрастания энтропии [51]:

до' ~>

+ Р*сИу У8 +рпсИь< Уп= 0 (1.2.1)

—> —►

дУ8 д Уп ->■

+ V Р' = Г}& Уп +

ЛЛ " ■) —41

+ Ь)дга(1 (Ыу Уп +раЫга(1(Ии(Ув - Уп) (1.2.2)

о

+• V// = ^дгайМу Уп +рв£здгайсИи(УБ — Уп) (1.2.3)

+ «<1™ Уп = «ДГ + / (1.2.4)

ум' = - 0-()УТ' (1.2.5)

Ро

здесь Ув, Уп — сверхтекучая и нормальная компоненты скорости; ^Съ^-Сз— коэффициенты сдвиговой и объемной вязкости; Т0 — равновесная температура; Р и р — давление и химический потенциал соответственно; V — оператор набла; А — оператор Лапласа; / — тепловой источник, обусловленный поглощением падающего монохроматического излучения; величины со штрихом соответствуют возмущенным частям этих величин относительно равновесного значения. Уравнение (1.2.5) является термодинамическим соотношением. Простые преобразования позволяют записывать равенство

О п —)■ —)•

■~ + Р0 <1™ Уп= -р. сИи (У8 - 1/п), (1.2.6)

Заключение диссертации по теме «Теплофизика и теоретическая теплотехника», Салихов, Тагаймурод Хаитович

Заключение

Подводя общий итог, сформулируем главные результаты диссертации, выносимые на защиту.

1. Предложен и теоретически обоснован оптический метод возбуждения акустических волн первого, второго и четвертого звуков в сверхтекучем гелии. Выведены волновые уравнения для акустических полей первого, второго и четвертого звуков в сверхтекучем гелии с тепловым источником, обусловленным поглощением возбуждающего лазерного излучения. Из решения волновых уравнений для акустических полей первого и второго звуков следует: а) фактор затухания во всех случаях, в основном, входит экспоненциально; б) при мгновенном включении источника обнаруживается наличие двух импульсов в зависимостях возмущений давления и температуры от времени — основные пики являются импульсами соответствующих звуков, а дополнительные — обусловлены взаимодействием мод; в) при гармоническом изменении интенсивности облучаемая система излучает цилиндрическую волну, причем двухмодовый состав колебаний сохраняется. Выявлено, что в данной системе при "низких" частотах эффективной для генерации четвертого звука является жесткая граница, а при "высоких" более эффективной становится мягкая граница. Получены необходимые выражения для пространственного распределения температуры среды в поле возбуждающего лазерного излучения.

2. Построена теория лазерной генерации акустических волн первого, второго и четвертого звуков в растворе 3Не - 4Не. В бездиссипа-тивном приближении получена система связанных волновых уравнений для возмущения давления и температуры с источником, обеспечивающим трансформацию световой энергии в акустическую. Получены решения волновых уравнений для акустических полей первого и второго звуков для двух случаев временного изменеия интенсивности излучения, и показано, что при гармоническом изменении интенсивности раствор излучает цилиндрическую волну, а зависимость амплитуды возбуждаемых колебаний от частоты соответствует корневому закону. Обнаружено наличие двух разрешенных во времени импульсов во временной зависимости возмущения давления и температуры. Показано, что этим методом можно генерировать второй звук до десятков мегагерц. Решение волновых уравнений, соответствующих четвертому звуку для сверхтонких слоев (двумерный аналог сверхщели), показывает, что в этом случае система синхронно излучает цилиндрические волны давления и температуры, распространяющиеся со скоростью четвертого звука.

3. В реальной геометрии эксперимента решена задача лазерного нагрева жидкостей при их облучении как тонким (локальный нагрев) так и широким (объемный нагрев) возбуждающим лазерным лучом, и показано,что тепловой эффект существенно искажает стационарность и однородность температурного поля среды в оптических экспериментах и при обработке их результатов (особенно вблизи точек фазовых переходов) учет этого фактора является необходимым. Предложены необходимые выражения, позволяющие выполнить эту задачу при различных граничных условиях.

4. Создана теория лазерного нагрева ортотропных анизотропных твердых тел. Обнаружено, что наличие анизотропии переноса тепла существенно влияет на лазерно — стимулированное температурное поле в твердых телах. Получены необходимые выражения, реально описывающие температурное поле для образцов различной геометрической формы. Показано,что профиль температуры для цилиндрических образцов с анизотропной подложкой представляет собой эллипс.

5. Развита теория фотоакустического эффекта с учетом анизотропии коэффициента теплопроводности одноосных кристаллов. Показана, что фаза фотоакустического сигнала является чувствительным параметром и позволяет количественно выявить наличие анизотропии коэффициента теплопроводности в среде.

6. Получена модифицированная математическая модель, описывающая взаимодествие лазерного излучения с химически активными полимерными пленками. Численно исследована динамика термодеструкции пленок поливинилового спирта во всем временном интервале от начала облучения пленки до ее перехода в конечное стационарное состояние, включая области ТХН, с учетом всех факторов (интенсивности излучения, толщины пленок и наличия примисей или красителей в матрице полимера). Получены соотношения, позволяющие определить значения температуры и концентрации, соответствующие конечному стационарному состоянию системы через предельные значения поглощательной способности среды, а также выражение для энергии активации процессов распада поглощающих компонентов. Показано, что с ростом интенсивности переход системы к стационарному состоянию реализуется через термическое просветление и при этом зависимость концентрации поглощающих продуктов от температуры проходит через максимум.

7. Решена задача определения температурного поля полимерных пленок в активационном периоде. Выведены "волновые" уравнения для перегрева и концентрации поглощающих компонентов, описывающие начальный этап развития светотермохимической неустойчивости в полимерных пленках. Получены выражения для времени активации и скорости распространения волны, показывающие, что эти величины являются функциями пространственных точек.

8. Показано, что спектр двукратного рассеяния света на флуктуаци-ях концентрации существенно искажает форму частотного и временного спектра низкочастотного контура однократно рассеянного света. Предложены, как приближенные (для оценок), так и точные формулы для интенсивностей двукратно рассеяного света, позволяющие корректно обрабатывать экспериментально наблюдаемые контуры РС. Обнаружено, что: а) форма контуров является не лоренцевой и определяется конкуренцией двух факторов — асимметрии индикатрисы и ослабления луча вследствие экстинкции; б) в отличие от слабо опале-сцирующих систем, для которых точка расслаивания полуширины одно - и двукратного РС одинаковы, для сильноопалесцирующих систем Г2 < ГУ, в) в области температур, где влияние двукратного РС существенно, эффективная полуширина спектра меньше чем полуширина релеевского контура, что и является причиной отличия экспериментально определяемых по спектру релеевского контура критических индексов 2 и параметра г0 от значений этих величин, определяемых другими методами; г) экстраполяция высотной зависимости Г(2)(&) из области высот к > 1мм к точке к = 0 при кгс > 2 может приводить к погрешностям 20 - 80 %.

9. Показано, что полуширина и положение максимумов дублета МВ не зависят от близости к критической точке. Информацию о высокочастотном поведении критических флуктуаций можно получить, выполнив малоугловые измерения полуширины этого контура. Исследовано влияние двукратного РС на флуктуациях концентрации и адиабатических флуктуациях плотности на форму и параметры дублета МВ и обнаружено его существенное влияние в сильноопалесцирующих систем типа нитробензол-гексан. Получены необходимые выражения, позволяющие учесть это влияние при обработке результатов эксперимента. В частности, показано, что наличие двукратного рассеяния приводит к сильному росту полуширины наблюдаемого контура МВ в сильноопалесцирующих системах, а ее влияние на экспериментально наблюдаемые контура слабоопалесцирующих систем пренебрежимо мало.

10. Показано, что двукратное рассеяние света на флуктуациях параметра порядка в окрестности КТ жидкость-пар при наличии гравитационного поля (рассмотрены случаи падения луча поперек и вдоль гравитационного поля) существенно искажает высотную зависимость интегральной интенсивности полуширины контура однократно рассеянного света. Это приводит к более резкой зависимости полной интенсивности и уменьшению полуширины наблюдаемого контура. Предложена методика, исключающая эти вклады.

11. Получены как точные так и приближенные выражения для интегральных интенсивностей всех видов двукратного РС, в которых один акт рассеяния происходит на флуктуациях параметра порядка и установлены точные связи между ними. Проведен анализ угловой и температурной зависимостей этих величин. Установлено, что при определении критических индексов и амплитуд по отношениям интегральных интенсивностей однократного РС необходим учет поправок, обусловленных двукратным РС.

12. Детално исследованы особенности РС на мелкомасштабных флуктуациях концентрации, когда первое переизлучение локализовано пространственными масштабами гораздо меньше длины волны света, но гораздо большими межатомного расстояния (механизм Андреева). Обнаружена "универсальность" и нелоренцевость формы контура, определны эффективные полуширины и коэффициенты деполяризации. Установлено, что в непосредственной окрестности КТ вклад этого вида РС по сравнению с двукратным является малым.

13. Изучены особенности РС на мелкомасштабных флуктуациях, когда одно переизлучение осуществляется на флуктуациях давления, а другое — на флуктуациях концентрации. Показана нелоренцевость формы спектра и довольно большое значение его полуширины и смещение положения его максимума в области высоких частот, по сравнению с полушириной и положением максимума дублета МБ соответственно. Обнаружено, что этот контур существенно не влияет на характеристики наблюдаемых контуров МБ вблизи КТ.

14. Полученные выражения для Фурье-спектра корреляционных функций гидродинамических и ре лансирующих величин одноатомных жидкостей с учетом вклада спектра структурной релаксации, позволяющий подробно исследовать особенности РС в простых жидкостях.

Заканчивая настоящую работу, считаю своим приятным долгом выразить искреннюю признательность и благодарность:

1. профессору Романову В.П. — научному консультанту за его постоянное человеческое внимание к моей научной деятельности и своевременные полезные советы;

2. профессору Аджемяну Л.Ц. за плодотворное сотрудничество и многочисленные полезные советы в ходе выполнения настоящей работы;

3. коллективу кафедры статистической физики СПбГУ и, в первую очередь, профессору Куни Ф.М., возглавлявшему эту кафедру с момента ее создания и до ухода на пенсию, и профессору Гринину А.П. — нынешнему заведующему за постоянный интерес к работе, плодотворное обсуждение полученных результатов и оказнную ими поддержку;

4. коллективу отдела теорфизики ФТИ им. С.У. Умарова АН РТ. где в течении почти двадцати лет автор трудился, за дружескую поддержку и внимание к работе;

5. международному научному фонду, поддержавший мой труд в 1993 году индивидуальным грантом, благодаря которому моей семье удалось пережить трудные времена 1993 - 1995 годов, а я смог продолжать свою научную деятельность.

В становлении автора как профессионального физика существенную роль сыграл академик АН РТ Адхамов A.A., который еще в 1967 году рекомендовал мне заниматься физикой свертекучего гелия. Выполняя эту волю, я почувствовал истинный мир науки и смог написать в 1969 году дипломную работу по учету вклада нелинейности фононового спектра в скорость звука и теплоемкость Не-11 (в области температур ниже 0.6 К). Добрая память об этом замечательном человеке навсегда сохранится в моем сердце.

Список литературы диссертационного исследования доктор физико-математических наук Салихов, Тагаймурод Хаитович, 1998 год

Литература

[1] Прохоров A.M., Анисимов С.И., Пашинин П.П. Лазерный термоядерный синтез // УФН. 1976. т.119. вып. 3. с. 401-424.

[2] Бункин Ф.В., Трибельский М.И. Нерезонансное взаимодействие мощного оптического излучения с жидкостью //УФН. 1980. т. 130. вып.2. с. 193-239.

[3] Бункин Ф.В., Кириченко H.A., Лукьянчук B.C. Термохимическое действие лазерного излучения //УФН. 1982. т.138. вып.1. с.45-94.

[4] Лямшев Л.М. Лазерное термооптическое возбуждение звука. М.: Наука, 1989. 249 с.

[5] Гусев В.Э., Карабутов A.A. Лазерная оптоакустика. М.: Наука, 1991. 304 с.

[6] Карлов Н.В., Кириченко H.A., Лукьянчук B.C. Лазерная термохимия. М.: Наука, 1992. 296 с.

[7] Карлов Н.В., Кириченко H.A., Лукьянчук B.C. Макроскопическая кинетика термохимических процессов при лазерном нагреве: состояние и персперктивы //Успехи химии. 1993. т.62. N3. с. 223-248.

[8] Бункин Ф.В., Комиссаров В.М. Оптическое возбуждение звуковых волн //Акуст. журнал. 1973. т. 19. вып.З. с. 305-320.

[9] Лямшев Л.М. Оптико-акустические источники звука //УФН. 1981. т.135. вып.4. с. 637-669.

[10] Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Гидродинамика. М.: Наука, 1988. 733 с.

[11] Либерман М.А., Трибельский М.И. Роль химических реакций в лазерном разрушении прозрачных полимеров //ЖЭТФ. 1978. т.74. вып. 1. с. 194^201.

[12] Фабелинский И.Л. Молекулярное рассеяние света. М.: Наука, 1965. 512 с.

[13] Фабелинский И.Л. Спектры молекулярного рассеяния и некоторые их применения //УФН. 1994. т.164. N.9. с. 897-935.

[14] Анисимов М.А. Критические явления в жидкостях и жидких кристаллах. М.: Наука. 1985. 272с.

[15] Лакоза Е.Л., Чалый A.B. Многократное рассеяние света вблизи критической точки //УФН. 1983. т.140. вып. 3. с.393-428.

[16] Зубков Л.А., Романов В.П. Критическая опалесценция //УФН. 1988. т.154. вып.4. с.615-659.

[17] Kuzmin V.L., Romanov V.P., Zubkov L.A. Propagation and scattering of light in fluctuating media. // Physics Reports, 1994, V248, N.2-5, p.72-368.

[18] Аджемян Л.В., Аджемян Л.Ц., Зубков Л.А., Романов В.П. Учет двукратного рассеяния света при определении критических индексов //ЖЭТФ. 1980. Т.78. вып.З. с.1051-1061.

[19] Аджемян JI.В., Аджемян Л.Ц., Зубков Л.А., Романов В.П. //ЖЭТФ. 1981. Т.80. вып.2. с.551-557.

[20] Schroeter J.P., Kim D.M., Kaboyashi R. Multiple scattering of light on near critical rnethanol-cyclohexune //Phisc.Rev. 1983. v.27. N.2. p. 11341145.

[21] Beysens D., Zalezer G. Low-frequency spectrum of light multiply scattered by a critical mixture //Phis. Rev. A. 1977. V.15. N2. p.765-772.

[22] Капица П.Л. Вязкость жидкого гелия при температурах ниже лямбда-точки.// ДАН СССР.1938. т. 18. N. 18. с. 21-23.

[23] Ландау Л.Д. Теория сверхтекучести гелия// ЖЭТФ. 1942. т.И. вып. 6. с.592-614.

[24] Померанчук И.Я. Влияние примесей на термодинамические свойства и скорость второго звука в Не-П// ЖЭТФ. 1949. т. 19. вып.1 с. 42-45.

[25] Халатников И.М. Гидродинамика растворов посторонних частиц в гелии II // ЖЭТФ. 1952. т.23. вып.2. с. 169 181

[26] Гинзбург В.Л. Рассеяния света в гелии II //ЖЭТФ. 1943. т.13. вып.6. с. 243-248.

[27] Горков Л.П., Питаевский Л.П. О рассеянии света в смесях Не3 и Не4. //ЖЭТФ. 1957. т.ЗЗ. вып.З. с.634-636

[28] Лифщиц Е.М. Излучение звука в гелиия-П // ЖЭТФ. 1944. т. 14. вып.3-4. с. 116-120.

[29] Пешков В.П. Второй Звук в гелии-И// ДАН СССР . 1944. т.45. N. 9. с.385-386.

[30] Рудавский Э.Я., Сербии И. А. Возбуждение првого и второго звуков в растворе 3Не-4Не // ЖЭТФ. 1966. т.51. вып.6. с.1930-1933.

[31] Есельсон Б.Н., Каганов М.И., Рудавский Э.Я., Сербии И.А. "Звуки" в сверхтекучей жидкости //УФН. 1974. т.112. вып.4. с. 591-636.

[32] Хохлов Р.В., Пущкина Н.И. О параметрическом возбуждении второго звука в жидком гелии II// Письма в ЖЭТФ. 1974. т. 19. вып.11. с.672-676.

[33] Вигдорчик Н.Е., Иоффе И.В. Возможность параметрического возбуждения первого и второго звуков в растворе 3Не-4Не в магнитном поле.// ФНТ. 1988. т.14. №2. с.115-117.

[34] Ахманов С.А., Выслоух В.А., Чиркин А.С. Оптика фемтосекунд-ных лазерных импульсов. М.: Наука. 1988. 309с.

[35] Ахманов С.А., Гусев В.Э. Лазерное возбуждение сверхкоротких импульсов: новые возможности в спектрокошш твердого тела, диагностике быстропротекающих процессов и нелинейной акустике// УФН. 1992. т.162. вып.З. с.3-88.

[36] Surko С.Ai., Packerd R.E., Dick G.I.et al. Spectroscopic study of the luminescence of liguid helium the vacuum ultraviolet// Phys. Rev. Lett., 1970. v.24. N.12. p.657-659.

[37] Sockton M., Keto I.M., Pitzsimmons W.A. Spectrum of electron-bombarded superfluidhelium// Phys. Rev. 1972. v.A5. N.l. p.372-380.

[38] Бункин Ф.В., Кириченко Н.А., Лукьянчук B.C. Лазерная термохимия //Изв. АН СССР, сер. физ. 1982. т.46. N.6. с.1150-1169.

[39] Бункин Ф.В., Кириченко Н.А., Лукьянчук B.C. Бифуркации, катастрофы и структуры в лазерной термохимии //Изв. АН СССР, сер. физ. 1985. т.49. N с.1046-1053.

[40] Бункин Ф.В., Кириченко Н.А., Лукьянчук B.C. Термохимическое дейсивие лазерного излучения: фундаментальные проблемы, кинетика, технология //Изв. АН СССР, сер. физ. 1987. т.51. N с.1116-1132.

[41] Заиков Г.Е., Полшцук А.Я. Новые аспекты старения и стаблиза-ции полимеров //Успехи химии. 1993. т. 62, N.6. с. 644-664.

[42] Сайд - Галиев Э.Е., Никитин Л.Н. Абляция полимеров и композитов под действием излучения СО2 -лазеров //Механика композитных материалов. 1992. N.2. с. 152-171.

[43] Garrabos Y., Zaiczer G., Beysens D. High-resolution Rayleigh-Briilouin spectroscopy in the critical mixture nitroethan-isooctana// Phys. Rev. A., 1982. v.25. №2. p.1147-1159.

[44] Leung H.K., Miller B.N. Effect of gravity on the Rayleigh linewidth near the critical point// Phys. Rev. A. 1977. v.16 №1. p.406-412.

[45] Schroeter J.P., Kim D.N., Kobayashi R. Experimental investigation of gravitationally induced in dynamical critical-point theories// Phys. Rev. A. 1979. V.19. №6. p. 2402-2406

[46] Андреев А.Ф. К теории релеевского рассеяния света в жидкостях // Письма в ЖЭТФ . 1974. т.19. вып.12. с.713-717.

[47] Адхамов A.A., Асоев А., Одинаев С. Молекулярная теория вяз-коупругих свойств жидкостей //ДАН СССР. 1983. т.272. N.5 с.1077-1079.

[48] Рытов С.М. Релаксационная теория релеевского рассеяния // ЖЭТФ. 1970. т.58. вып.6. с.2154-2170.

[49] Фейнман Р. Статистическая физика. М.: Мир. Наука. 1988. 733с.

[50] Лифщиц Е.М., Питаевский Л.П. Статистическая физика, (часть 2): Теория конденсированного состояния. М.: Наука. 1971. 448с.

[51] Халатников И.М. Теория сверхтекучестию М: Наука. 1971. 320с.

[52] ПаттерманС. Гидродинамика сверхтекучей жидкости. М. : Мир. 1978. 520с.

[53] Тилли Д.Р., Тилли Дж. Сверхтекучесть и сверхпроводимость. М.: Мир. 1977. 304с.

[54] Гинзбург В.Л., Собянин A.A. Сверхтекучесть гелия-Ii вблизи А-точки //УФН. 1976. т.120. вып.2. с. 153-216.

[55] Гинзбург В.Л., Собянин A.A. Сверхтекучесть гелия-Ii вблизи А-точки //УФН. 1988. т. 154. вып.4. с. 545-563.

[56] Есельсон В.Н., Григорьев В.Н., Иванцов В.Г., Рудавский Э.Я. Свойства жидкого и твердого гелия. М.: изд-во стандартов. 1978. 128с.

[57] Iakovlev I.A. Obserbation ori the scattering of ligth in iiguid helium // J. Phys. USSA. 1943. v.7. N.6. p. 307-312.

[58] Winterling G., Holmes F.S., Greytak T.J. Light scattering from first and second sound near the Л transition in liguid He //Phys. Rev. Lett., 1973. v.3& N.1Q. p.427-429.

[59] Mountain R.D. Spectral distribution of scattered light a simple fluid// Rev. Mod. Phys. 1966. v.38. N.l. p.205-214.

[60] Пешков В.П. Определение скорости распространения второго звука в гелиия-П // ЖЭТФ. 1946. т.16. вып.11. с. 1000-1010.

[61] Pellam J.R. Wave transmission and reflection in liguid helium II // Phys. Rev. 1948. v.73. N.6. p.608-617.

[62] Atkins K.R. Third and fourth sound in liguid helium II // Phys. Rev. 1959. v.113. N.4. p.962-965.

[63] Bouwer P.W., Draisma W.A., van Beelen H., Jochemsen R. On the propagaton of third sound in 3ife films // Physica B. 1995. v. 215. N.2-3 . p.135-152.

[64] Everitt C.W.F, Atkins K.R., Denenstein A. Third sound in liguid helium films // Phys. Rev. 1964. v.136. N.A6. р.1494Л499.

[65] Волчинский С.И. Первый, второй и четвертый звуки в релятивистической теории сверхтекучести с учетом диссипации // ЖЭТФ. 1994. т.106. №5. с.1430-1435.

[66] Власов Ю.В. Акустика релятивистской сверхтекучей жидкости // ЖЭТФ. 1997. т.11. вьш.4. с.1320-1331.

[67] Rinberg D., Cherepanov V., Stunberg V. Parametric generation of second sound by first sound in superfluid helium // Phys. Rev. Lett. 1996. v.76. №12. p.2105-2108.

[68] Есельсон Б.Н., Григорьев В.н., Иванцов В.Г. и др. Растворы квантовых жидкостей. М. : Наука, 1973. 423с.

[69] Есельсон Б.Н., Иванцов В.Г., Коваль В.А. и др. Свойства жидкого и твердого гелия. Справочник. Киев : Наукова Думка, 1982. 231с.

[70] Саникидзе Д.Г. Волновые прцессы в сверхтекучей жидкости. Тбилиси: Мецниереба, 1981. 152с.

[71] Adamenko J.N., Rudavskii E.Ya., Tsyganok V.I. et al. Sound and dissipation coefficient in the phonon-impurity system of 3He-4He solution //J. Low. Temp. 1988. v.71. №3-4. p.261-293.

[72] Hallock R.B. Third sound and 3He-4He mixture films // Can. J. Phys. 1987., v.65. №1. p.1517-1524.

[73] Халатников И.М. Звук в растворах посторонних частиц в гелии-II и диссипативная функция растворов // ЖЭТФ. 1952. т.23. вып.З. с.265-274.

[74] Lynton Е.А., Fairbank Н.А. Second sound in 3He-4He mixtures // Phys. Rev. 1950. v.80. №6. p.1043^1046.

[75] Pike E.R., Vaughan J.M., Vinen W.F. Brillouin scattoring from first and second sound in a superfluid 3He-4He mixture // Phys. Lett. 1969. v.301. №7. p.373-374.

[76] Rocwell D.A., Benjamin R.F., Greytak T.J. Brillouin scattering from superfluid 3He-4He solution // J. Low. Temp. 1975. v.18. №5/6. p.389-485.

[77] Ефремова Р.И., Матизен Э.В. Эксперименты по взаимной диффузии и поведение ширины линии Релея вблизи критической линии

парообразования растворов 3Не-4Не // ЖЭТФ. 1986. т.91. вып.1 с. 149-155.

[78] Саникидзе Д.Г., Черникова Д.М. О четвертом Звуке в растворе 3Не-4Не // ЖЭТФ. 1964. т.46. вып.З. с.123-1125.

[79] Есельсон Б.П., Дюмин Н,Е., Рудавский Э.Я. и др. Экспериментальное обнаружение четвертого звука в растворах 3Не-4Не // Письма в ЖЭТФ. 1966. т.З. №1. с.32-35.

[80] Есельсон Б.Н., Дюмин Н,Е.? Рудавский Э.Я. и др. Скорость четвертого звука в растворах 3Не-4Не // ЖЭТФ. 1966. т.51. вып.4. с.1064-1070.

[81] Пушкина Н.И. Обращение волнового фронта в сверхтекучих растворах // ФНТ. 1988. т.14. №8 с. 794-798.

[82] Жаров В.П., Летохов B.C. Лазерная оптико-акустическая спе-кроскопия. М.: Наука. 1984. 320с.

[83] Лямщев Л.М. Оптико-акустические источники звука // УФН. 1981. т.135. вып.4. с.637-669.

[84] Попов В.К. Мощные эксимерные лазеры и новые источники когерентного излучения в вакуумном ультрафиолете // УФН. 1985. т.147. вып.З. с.587-604.

[85] Герасимов Г.Н., Крылов Б.Е.,Логинов А.В., Щукин С.А. Ультрафиолетовое излучение возбужденных молекул инертных газов // УФН. 1992. т.162. вып.5. с.123-159.

[86] Салихов Т.Х. О вкладе теплового механизма при оптическом возбуждении второго звука в Не-II / Сб: Вестник педагогического университета. Душанбе. 1995. вып.2. с.48-50.

[87] Romanov V.P., Salikhov T.Kh. Optical method of stimulation of the second sound in superfluid helium // Phys. Lett. 1991. v.A161. №2. p. 161-163.

[88] Салихов T.X., Романов В.П. Возбуждение второго звука в сверхтекучем гелии монохроматическим излучением // Тез. между-нар. тенлофиз. школы "Теплофизические проблемы промышленного производства". Тамбов. 1992. с.34.

[89] Салихов Т.Х. Влияние кинетических коэффициентов на акустическое поле второго звука при его оптической генерации // Тез. докл. "Научно - практическая конференция по теплофизическим свойства жидкостей и газов ". Душанбе. 1993. с.27.

[90] Салихов Т.Х. Волновое урвнение для акустического поля второго звука при его оптическом возбуждении / Сб. стат. поев. 70-летию г. Душанбе, ДГПУ. 1994. с.79-82.

[91] Снеддон И. Преобразование Фурье. М.: Мир. 1955. 666с.

[92] Арманович И.Г., Лунц Г.Л., Эльсгольц Л.Э. Функции комплексного переменного. Операционные исчисления. Теория устойчивости. М.: Наука. 1968. 416с.

[93] Ватсон Г.Н. Теория бесселевых функции. Часть I. М.: ИЛ. 1949. 798с.

[94] Салихов Т.Х. Волновые уравнения для акустических полей первого и второго звуков в квнтовом растворе 3Не-4Не // ДАН РТ. 1994. т.37. №5-6. с.45-49.

[95] Салихов Т.Х. Теория оптического возбуждения акустических волн в квнтовом растворе 3Не-4Не // Тез. докл. респ. Н.-т. конф.

"Проблемы физики прочности и пластичности и физики жидкого состояния". Душанбе. ТГУ. 1995. с.69.

[96] Салихов Т.Х. Генерация первого и второго звуков в растворе 3Не-4Не лазерным излучением // Тез. докл. конф. по молекулярной спектроскопии (с междунар. участием). Самарканд. СамГУ. 1996. с.87.

[97] Салихов Т.Х. Лазерное термооптическое возбуждение акустических волн первого и второго звуков в квантовом растворе 3Не-4Не // Сб. "С.У.Умаров и развитие физической науки в Таджикистане". Душанбе. 1998. с.37-39.

[98] Дюмин Н.Е., Григорьев В.Н., Сватко C.B. Акустические исследования подвижности границы раздела ОЦК 4Не-Не-П // ФНТ. 1989. т.59. №3. с.253-265.

[99] Салихов Т.Х. Оптическая генрация четвертого звука в квантовом растворе 3Не-4Не // ДАН РТ. 1994. т.37. с.50-54.

[100] Салихов Т.Х. Оптическое возбуждение четвертого звука в сверхтекучем гелии // ДАН РТ. 1997. т.37. №5-6. с.31-34.

[101] Салихов Т.Х., Самиев С.Х. Оптическое возбуждение второго и четвертого звуков в сверхтекучем гелии / Сб. стат. "Научные достижения в области физики и химии". Душанбе, ТГУ, 1994. с.131-135. (на тадж. яз.)

[102] Аметистов Е.В., Григорьев В.А. Теплообмен в He-II. М. Энерго-атомиздат. 1966. 144с.

[103] Зиновьева К.Н. Особенности прохождения акустической энергии из жидкого гелия в металлы (обзор) // ФНТ. 1997. т.23. №5/6. с.485 - 497.

[104] Завирицкий Н.В. Распределение температуры в сверхтекучем гелии вблизи нагретой поверхности // Письма в ЖЭТФ. 1981. т.34. №4. с.196-199.

[105] Салихов Т.Х. Стационарное температурное поле сверхтекучего гелия при лазерном нагреве // Межвуз. сб. : Вопросы физико-химических свойств жидкостей. 1995. вып.2. с.193-198.

[106] Kopelman R.B., Gammon R.W., Moldover M.R. Turbidity very near the critical point of metanol-cyclohexane mixtures // Phys. Rev. 1984. v.A29. p.2048-2053

[107] Sorencen C.M., Mockler R.C. ,Osullivan W.J. Autocorrelation spectroscopy studies of single and multiple scattered ligt from a critical fluid mixture // Phys. Rev. ,1977. v.A16. N1. p.365-376

[108] Одулов С.Г., Резников Ю.А., Сщскина М.С.,Хижняк А.И.Фото-стимулированное изменение температуры фазового перехода и "гигантская" оптическая нелинейность жидких кристаллов // ЖЭТФ,1983.т.85.вып.6.е.1988-1996.

[109] Шустин О.А., Черняев Т.Г., Федрова А.И., Яковлев И.Я. Свето-индуцированные превращения в нематических жидких кристаллах с большим временем жизни возбужденного состояния // Письма в ЖЭТФ., 1986. т.43. вып.2. с.105-108.

[110] Лев В.И., Мартыченко В.И., Сер бай О.Г. и др. Периодический фазовый переход в нематическом жидком кристалле под действи-

ем инфракрасного излучения СО2 -лазера // Письма в ЖЭТФ., 1987. т.45. вып.5 .с.245-247.

[111] Анисимов С.И., Имас Я.И., Романов Г.С., Ходыко Ю.В. Действие излучения большой мощности на металлы.М.: Наука. 1970, 272с.

[112] Реди Дж. Действие мощного лазерного из л учения. М.: Мир ,1974. 468с.

[113] Рыкалин H.H., Углов A.A., Кокора А.И. Лазерная обработка ма-териалов.М.: Машиностроение, 1975. 296с.

[114] Рыкалин H.H., Углов A.A., Аншценко Л.М. Высокотемпературные технологические процессы. Теплофизические основы.М.:Наука, 1986.173с.

[115] Holms R.,Myer R.,Duzy С.A. Linearized theory of transient la- ser heating in fluids // Phys. Rev., 1991. v. A44. N10. p.6862-6876. 1

[116] Иванов Д.Ю., Соловьев A.B. Влияние лазерного нагрева на температуру сыльно рассеивающих сред//Рук. деп. в ВИНИТИ, 1992. N1 357-В92. 12с.

[117] Маликов P.M.,Хамраев Х.С.,Кержеманов Д.А. Моделирование процессов нагрева среды лазерным излучением вблизи фазового перехода//Тез.нац.конф. по молекулярной спектраскопии(с ме-ждунородным участием). Самарканд.СамГУ.1996.с.113

[118] Nagashima A. Recent development and applications of an optical method for measurments of thermophysikal properiets // Int.J. Thermophy s.1995.v. 16 .N5 .p. 1069-1086.

[119] Kraft K., Will S., Leipertz A. Spectroscopic determination of selected thermophysical properties of transparent fluids // Measurement., 1994. v.14. N12. p.135-145.

[120] Lax M. Temperature rise induced by a laser beam//J of Appl.phys. 1977.,v.48.N9.p.3919-3924.

[121] Cline H.E.,Antrony T.R.Heat treating and mtlting material with a scanning laser or electron beam//J. of Appl.phys.,1977.V.48.N9. p.3895-3900

[122] Jacob J.N., Reilly J.P., Pugh E.R. // j. of Appl. phys. 1974. v.45. №6. p.2609 - 2613.

[123] Nissim E.I.,Lietoila A.,Gold R.B.,Gibbons J.F.Temperature disrtibutions produced in semiconductors be a scanning elliptical or circular cw laser beam // J. of Appl.phys.,1980.v.51.Nl.p.274-279.

[124] Moody J.E.,Hendel R.H. Temperature profiles induced by a scanning cw laser beam // J. of Appl.phys.,1982.v.53.N6.p.4364-4371.

[125] Хайбуллин И.Б. Фотостимулированная рекристаллизация (лазерный отжиг) полупроводников // сб. Радиоспектроскопия конденсированных сред.М. :Наука,1990.с.251-279.

[126] Wood R.,Lowndes D.Mtlting model and Raman scattering during pulsed laser annealing of ion-implanted silicon // Appl.phys.lett. 1982.V.41.N3.p.287-290

[127] Lu Y.F., Takai M., Chayhara A. et al . Etching rate control by Mev o+ implantation for laser - chemical reaction on ferrite // Jpn. J. Appl. phys. 1990. v.29. N10. p.2260-2264.

[128] Lu Y.F., Takai M., Nagatomo S. et al. Laser - inducedetchin of Mn - Zn ferrite and its application // Jpn. J. appl. 1989. v.28. N10. p.2151-2156.

[129] Lu Y.F., Takai M., Nakat T. et el. Laser - induced deposition of Ni lines on ferrite in NiSo4 egueous solition // Appl. phys., v. A52., N2. p. 129-134.

[130] Osgood R.M., Bruecr S.R.J., Shhlossberg H.R. Laser diagnostics and photochemical processing for semiconductions. North-Holand. Amsterdam. 1983.

[131] Дьюли У. Лазерная технология и анализ материалов. М.: Мир. 1986. 502с.

[132] Лазерная и электронно-лучевая обработка материалов. Спр. /под.ред. Рыкалина Н.Г. М.: Машиностроение, 1985.

[133] Григорянц А.Г. Основы лазерной обработки материалов. М.: Машиностроение, 1985.

[134] Зубков Л.А., Романов В.П., Салихов Т.Х. Нагрев среды возбуждающим светом в оптических экспериментах. // Опт. и Спект., 1990. т.68. вып 1. с. 110

[135] Lu Y.F. Transform of dynamic heat eguation in anisotropic media and its application in laser-induced temperature rise. // Appl. Phys. lett. 1992. v.61, n.20, p.2482.

[136] Lu Y.F. Laser-induced temperature rise in anisotropic substrates. // Journ. of Appl. Phys. 1992. v.72, n.10, p.4893.

[137] Салихов Т.Х. Влияние анизотропии коэффициента теплопроводности на температурное поле кристаллов в оптических экспериментах // Докл. АН ТаджССР., 1990. т.ЗЗ. № 6. с.384.

[138] Салихов Т.Х. Температурное поле кристаллов в оптических экспериментах с учетом анизотропии коэффициента теплопроводности // Тез. докл. IV. Всесоюз. научно.- тех. конф. "Метрологическое обеспечение температурных и теплофизических измерений в области высоких температкр". Харьков. 1990. с.372 - 373.

[139] Салихов Т.Х. Стационарное и нестационарное температурное поле кристаллов в оптических экспериментах с учетом анизотропии коэффициента теплопроводности // Крат. тез. докл. Всесоюз. совещ. - Семинара молодых ученых . "Теплофизика релаксиру-ющих сред". Тамбов. 1990. с.65 -66.

[140] Lu Y.F. Laser-induced temperature distribution in substrates with periodic multilayer structures //J. Appl. phys. 1993. v.74. №9. p.5761 - 5766.

[141] Sabiti R., Charlson E.M., Charlson E.J. Steady-state temperature profile for a thin-resistor under laser beam //J. Appl. phys. 1992. v.72. №9. p.3862 - 3866.

[142] Quelin X., Perrin В., Louis G., Peretti P. Three dimensial termal conductivity tensor measurement of a polymer crystal by phototermal probe-beam deflection // Phys. Rev. B. 1993. v.46. №6. p. 3677 - 3683.

[143] Gronbeck H., Michael R. Harmonic heat flow in anisotropic thin films // J. Appl. Phys. 1995. v.78. №11. p.6408 - 6413.

[144] Iravani M.V., Nikoonahad M. Phototermal waves in anisotropic media // J. Appl. Phys. 1987. v.62. №10. p.4065 - 4071.

[145] Hartmann J., Voigt P., Reichling M., Matthias E. Photothermal measurement of thermal anisotropy in pyrolytic graphite // Appl. Phys. B. 1996. v.62. №4. p.493 - 497.

[146] Салихов Т.Х. Теория фотоакустического эффекта с учетом анизотропии коэффициента теплопроводности // ДАН АН Тадж. ССР. 1992. т.35. Ш - 10. с.430 - 434.

[147] Зубков JI,A., Романов В,П., Салихов Т.Х. Стационарное и нестационарное температурное поле жидких кристаллов при воздействии монохроматического излучения // Тез. докл. VI- й Все-союз. конф. "Жидкие кристаллы и их практическое использование". Чернигов. 1988. т.1. с.99.

[148] Салихов Т.Х. Температурное поле магнитных жидкостей при воздействии монохроматического излучения // Изв. АН Тадж. ССР. 1990. №3. с.78 - 90.

[149] Салихов Т.Х., Шералиев Н. О нагреве среды возбуждающим светом в оптических экспериментах // ДАН Тадж. ССР. 1991. т.34. т. с.560 - 563.

[150] Салихов Т.Х., Шералиев Н. О температурном поле жидкостей при воздействии монохроматического излучения // Мат. науч.-практ. конф. молодых ученных и специалистов Таджикистана. Курган-Тюбе. 1991. с.29.

[151] Карслоу Г., Егер Д. Теплопроводность твердых тел.М.:Наука, 1974.487с.

[152] Физические величины. Спр. /под.ред. Григорьева И.С., Мейли-хова Е.З. М.: Энергоатомиздат, 1991, 1232с.

[153] Ваштовой A.A., Борковский Б.М., Вислович А.Н. Введение в термомеханику магнитных жидкостей. М.: ИВТАН. 1985. 188с.

[154] Пшеничников А.Ф., Шурубор И,Ю. Дифракционное рассеяние света тонкими слоями магнитной жидкостью //в кн. СТруктурные свойства и гидр динамика магнитных коллоидов. Свердловск. 1986. УНЦ АН СССР.

[155] Кубасов A.A. Исследование структуры магнитной жидкости методом рассеяния света // Магнитная гидродинамика. 1986. №2. с.133 - 135.

[156] Карташов Э. M.Аналитические методы в теории теплопроводности твердых тел.М.-.Наука,1985.480с.

[157] Вальков А.Ю., Салихов Т.Х. Лазерно-индуцированное температурное поле в анизотропном образце цилиндрической формы // Тез. Междунар. ИТК. "Оптические, радиоволновые, тепловые методы и средства контроля среды, материалов и промышленных изделий". Череповец. 1997. с.51.

[158] Салихов Т.Х. Решение уравнения теплопроводности для одноосных кристаллов в оптических экспериментах // Тез. Респ. Науч. конф. по комплексному анализу уравнений вчастных производных. Душанбе. ТГУ. 1992. с.52 - 54.

[159] Салихов Т.Х. О влиянии анизотропии коэффициента теплопроводности на температурное поле одноосных кристаллов в оптических экспериментах // Тез. III-й междунар. науч.-тех. конф. "Физико-хим. свойства полупроводниковых и композоционных полимерных материалов". Куляб. 1995. с.76.

[160] Градштейн И.С., Рыжик И.М. Таблицы интегралов, сумм, рядов и поизведений. М.: гос. изд. физ.-мат. лит. 1963. 1100с.

[161] Смит Р., Джонс Ф., Чесмер Ф. обнаружение и измерение инфракрасного излучения . М.: ИЛ. 1959. 448с.

[162] Егерев С.В., Лямшев Л.М. Лазерная динамическая оптоакусти-ческая диагностика конденсированных сред // УФН. 1990. т.60. вып. 9. с.111 - 154.

[163] Karabutov А.А., Podymova N.B., Letokhov V.S. Time-resolved laser optoacoustic tomohraphy of inhomogeneous media // Appl. Phys. B. 1996. v.63. Ш. p.545 - 563.

[164] Rosencwaig A., Gersho A. Theory of the photoacoustic effect with solids // J. Appl. Phys. 1976. v.47. №. p.64 - 79.

[165] McDonald P.A., Wetsel G.C. Generalized theory of photoacoustic effect //J. Appl. Phys. 1978. v.49. №4. p.2313 - 2322.

[166] McDonald F.A. Three-dimensial heat flow in the photoacousti effect-II. : Cell wall conduction // J. Appl. Phys. 1981. v.52. №1. p.381 - 385.

[167] Гуревич С.В., Муратиков К.Л. К вопросу об образовании сигнала в фотоакустических камерах для исследования твердотельных объектов // ЖТФ. 1985. т.55. №7. с.1357 - 1361.

[168] Андрусенко Д.А., Ильин П.П., Кучеров И.Я. и др. Фотоакустический эффект в области фазового перхода в графите, интерка-лированном SbCU // Акуст. журн. 1997. т.43. 3Vfil. с.11 - 14.

[169] Фокин А.В. Обобщенные модели фототермоакустического эффекта // Акуст. журн. 1995. т.41. №2. с.314 - 322.

[170] Фокин А.В. Влияние вязкости и теплопроводности воздуха на резонансные свойства фототермоакустических ячеек // Акуст. журн. 1996. т.42. Ш. с.585 - 589.

[171] Сахибов А.В., Салихов Т.Х. О трехмерной теории фотоакустического эффекта // Сб.: "Пожухши ва бозёфт (вестник ДГПИ №1)". Душанбе., ДГПИ. 1991. с.28 - 29.

[172] Сахибов А., Салихов Т.Х. Влияние анизотропии коэффициента теплопроводности на фотоакустический сигнал // Мат. научно-прак. конф. молодых ученых и специалистов Таджикистана. Курган-Тюбе. 1991. с.43.

[173] Грей Э., Мэтьюз Г.Б. Функции Весселя и их приложения к физике и механике. М.: ИЛ. 1953. 672с.

[174] Справочник по специальным функциям. М.: Наука 1979. 832с. / под ред. Абрамовича М., Стиган И.

[175] Nitzan A., Ross J. Oscillations, multiple steady, and instabilities in illuminated systems //J. of Chem. phys, 1973. v. 59. N.l. p. 241-250.

[176] Nitzan A., Ortoleva P., Ross J. Symmetry breaking instabilities in illuminated systems // J. of Chem. Phys. 1974. v. 60. N.8. p. 3134-3143.

[177] Маненков А.А., Нечитайло B.C. Полимерная лазерная физика //Изв. АН СССР, сер. физ. 1992. т.56. N.8 с.188-198.

[178] Бутенин А.В., Коган В.Я. Механизм разрушения прозрачных полимерных материалов при многократном воздействии импульсного лазерного излучения //Кван. Элек. 1976. т. 3. N.5. с. 11361138.

[179] Бутенин А.В., Коган В.Я. Механизм лазерного разрушения полимерных материалов //Кван. Элек. 1986. т. 13. N.10. с. 2142-2151.

[180] Golberg S.M., Matyashin G.A., Pilipetsky N.F. etc. Thermochemical instability of transparent media induced by an absorbing inclusion //Appl. Phys. 1983. B31. N.2, p.85-88.

[181] Битюрин H.M. Начальный этап развития светотермохимической неустойчивости в твердых прозрачных диэлектриках //Кван. Элек. 1983. т. 10. N.9. с. 1934-1936.

[182] Битюрин Н.М., Генкин В.Н. Особенности деструктивных процессов в полимерах при воздействии интенсивного оптического излучения в полосе прозрачности //Изв. АН СССР, сер. физ. 1985. т.49. N.4 с.738-744.

[183] Зельдович Я.Б., Варенблат Г.И., Либрович В.В., Махвиладзе Г.М. Математическая теория горения и взрыва. М.: Наука, 1980, 478с.

[184] Масленицын С.Ф., Световой В.Б. Термическая активация процесса травления полимера при прямом рисовании лазерным лучом// Препринт И-та микроэлектриники АН СССР. 1990. N.14. 33с.

[185] Баграташвили В.Н., Китай М.С., Попков В.Л. и др. Абляция по-лиметилметакрилата при воздействием излучения ArF - эксимер-ного лазера //Препринт НИЦТЛАН. 1988. N.53. 29с.

[186] Александров А.П., Битюрин Н.М. Эффект пространственного обострения и динамика изменения контраста структур при развитии светотермохимической неустойчивости в диэлектрике //Препринт И-та прикладной физики АН СССР. 1987. N.166. 34с.

[187] Калонтаров JI.И., Марупов P.M., Абдуллоев Н.А. Развитие термохимической неустойчивости при лазерной дегидратации поливинилового спирта //Хим. физ. 1987. т. 6. N.10. с.1380-1385.

[188] Калонтаров Л.И., Марупов P.M., Образование пространственных структур при лзером нагреве поливинилового спирта // Хим. физ. 1989. т. 8. N.2. с.192-198.

[189] Kalontarov L.I., Marupov R. Laser induced non-linear thermochemical processes in polymers //J. of Mat. Scien. 1991. v.26. N. 10. p.5770-5776.

[190] Kalontarov L.I., Marupov R. Nonstationary dynamics of laser-induced of polymeric solids //Chem. Lett. 1991. v.181. N.l. p.27-30.

[191] Kalontarov L.I. Mechanism of laser-induced ablation of polymeric solids //Philophcal Magazine Lett. 1991. v.63. N.5. p.288-294.

[192] Попов K.P., Смирнов Л.В.Спектроскопическое исследование по-ливинилена // Опт. и спектр. 1963. т.14. вып.6. с.787-792.

[193] Смирнов Л.В., Платонов Н.В., Попов К.Р. Изменение цвета поливинилового спирта при термообработке (дегидратация и образование полиеновых участков ) // Журн. прикл. спектр. 1967. т.7.вып.1. с. 94-98.

[194] Гаврилов М.З., Свиридова Р.Н., Ермоленко И.П. Спекторокопи-ческое изучение термического превращения каталически дегидратированного поливинилового спирта // Журн. прикл. спектр. 1986. т.44. N.3. с.435-439.

[195] Мержанов А.Г., Руманов Э.Н. Нелинейные эффекты в макроскопической кинетике // УФН. 1987. т.151. Вып.4. с.553 - 593.

[196] Manenkov A.A. Ultimate laser intensities in transparant solids // Laser Phys. 1996. v. 6. N.3. p.501-505.

[197] Карлов H.B., Карлова E.K., Кириченко H.A. и др. Термическое действие лазерного излучения на процесс имидизации //Кван. Элек. 1982. т. 9. N.10. с.2049-2055.

[198] Виноградов В.А., Михайлова Н.В., Копылов В.Б. и др. Исследование структурных изменений полиимидных пленок при лазерном воздействии //ДАН СССР. 1986. т. 291. N.6. с.1399-1402

[199] Калонтаров И.Я., Кисилева И.Н., Пачаджанов Д.Н. Исследование термической устойчивости цветных пенок поливинилового спирта//Изв. вузов. Химия и химич. технология. 1970. т.13. N.12. с. 1802-1805.

[200] Рабинович В.А., Хавин З.Я. Краткий химический справочник. Л.: Химия. 1991. 432с.

[201] Арнольд Н.Д., Кириченко H.A., Лукьянчук B.C., Шелудяков A.B. Продольная бистабильность и бегущие импульсы при распространении лазерного излучения в средах с нелинейным поглощением // Препринт ИОФАН. 1889. N.35. 44с.

[202] Salikhov T.Kh. Temperature field of transparent polymer films in the activation stage of laser heating // Int. conf. "Modern problems of polymer science". Tashkent. 1995. p.161 - 162.

[203] Салихов T.X., Самиев C.X. Температурное поле полимерных пленок при лазерном нагреве // Межвуз. сб.: Вопросы физико-химических свойств веществ. Душанбе. 1995. вып.2. с.249 - 251.

[204] Калонтаров Л.И., Салихов Т.Х. Волновые уравнения для начль-ного этапа термохимической неустойчивости при лазерном нагреве полимерных пленок // Хим. физика. 1997. №1. с.110 - 116.

[205] Салихов Т.Х. Динамика термодиструкции пленок поливинилового спирта в поле лазерного излучения // Ж. прикл. химии. 1997. №12. с.2046 - 2048.

[206] Салихов Т.Х. Волновые уравнения термохимической неустойчивости при лазерном нагреве прозрачных полимеров // Меж-вуз. сб. Вопросы физико- химических свойств веществ. Душанбе. 1992. Вып.1. с.16- 18.

[207] Салихов Т.Х. Влияние термодиффузии на образование автоволновых структур при лазерном нагреве прозрачных полимеров // Тез. 1-ой науч. конф. по высокомолекул. соединениям " Узбекистан-макро-92". Ташкент. 1992. с.44 - 45.

[208] Салихов Т.Х. Влияние термодиффузии и теплопроводности на образование автоволновых структур при лазерном нагреве прозрачных полимеров. // Тез. докл. "Научно-практическая конференция по теплофизическим свойствам жидкостей и газов". Душанбе. 1993. с.22.

[209] Салихов Т .X. К теоретическому описанию термохимической неустойчивости полимерных пленок при лазерном нагреве // Тез. респ. Н.-Т. конф. "Проблемы физики прочности и пластичности и физики жидкого состояния". Душанбе. ТГУ. 1995. с.68.

[210] Гурович Е.В., Кац Е.И., Лебедев В.В. Критическая динамика слабо флуктуирующих степеней свободы //Письма в ЖЭТФ. 1990. т.52. вып.11. с.1196-1199.

[211] Гурович Е.В., Кац Е.И., Лебедев В.В., Муратов А.Р. Динамические критические явления в окрестности критической точки газ-жидкость //Письма в ЖЭТФ. 1992. т.55. вып.1. с.56-58.

[212] Барабаненков Ю.П. Многократное рассеяние волн на ансамбле частиц и теория переноса излучения // УФН. 1975. т.117. вып.1. с.49 - 78.

[213] Sorenson С.М., Modeler R.C., Osullivan W.J. Depolarized correlation function of light double scattering from a system of Brownian particles //Phys. Rev. 1976. v.A14. N.4. p. 1520-

[214] Sorenson C.M., Mockler R.C., Osullivan W.J. Multiple scattering from a system of Brownian particles //Phys. Rev. 1978. v.A17. N.6. p. 20302035.

[215] Иванов Д.Ю., Костко А.Ф. Спектр многократно квазиупруго рассеянного света //Опт. и Спектр. 1983. т.55. вып.5. с. 951-953.

[216] Лакоза В.Л., Чалый А.В. О многократном рассеянии свете в неоднородной среде вблизи критической точки // ЖЭТФ. 1974. т.66. вып.З. с. 1050 - 1059.

[217] Кузьмин В.Л. Многократное рассеяние света и пространственно

- временные корреляции // Оптика и спектроскопия. 1975. т.39. вып.З. с.546 - 553.

[218] Чалый А.В. Двукратное россеяние света веществом вблизи критической точки // Укр. физ. журн. 1968. т.13. №7. с.1159 - 1166.

[219] Oxtoby D.W., Gelbart W.M. Depolarized light scattering near the gas

- liquid critical point //J. Chem. phys. 1974. v.60. №9. p.3359 - 3367.

[220] Oxtoby D.W., Gelbart W.M. Double-scattering-induced deviation from Ornstein-Zernike behavior near the critical point // Phys. Rev. A. 1974. v.10. №2. p.738 - 740.

[221] Reith L.A., Swinney H.L. Depolarized light scattering fue to double scattering // Phys. Rev. 1975. v.12. №3. p.1094 - 1105.

[222] Bray A.J., Change R.F. // Phys. Rev. A. 1975. v.12. №6. p.2594- 2605.

[223] Boots H.M.J., Bedeaux D., Mazur P. On the theory of multiple scattering // Physica A. 1975. v.79. №2. p.397 - 419.

[224] Кузьмин В.JI. Учет многократного рассеяния в явлении критической оиалесценции // Оптика и спектроскопия. 1978. т.44. №3. с.529 - 533.

[225] Baysens D., Zalczer G. A method for the rapid evaluation of critical multiple scattering // Opt. commun. 1978. v.26. №2. p.172 - 176.

[226] Аджемян Л.В., Аджемян Л.Ц., Зубков Л.А., Романов В.П. Определение параметров конденсированных систем по двукратному рассеянию света // Оптика и спектроскопия. 1979. т.46. №5. с.967 -970.

[227] Лакоза Е.Л., Чалый А.В. О многократном рассеянии света в неоднородной среде вблизи критической точки. III. Деполяризация рассеяного излучения // ЖЭТФ. 1980. т.79. вып.4. с.1200 - 1210.

[228] Trappeniers N.J., Michels А.С., Boots H.M.J., Huijser R.H. // Physica A. 1980. v.101. №2 - 3. p.431 - 458.

[229] Trappeniers N.J., Boots H.M.J., Huijser R.H., Michaels A.S. // Physics A. 1980. v.103. №3. p.455 - 467.

[230] Аджемян Л.Ц., Зубков Л.А., Романов В.П. Вклад двукратного рассеяния света в интенсивность крыла линии Релея в критической области // Оптика и спектроскопия. 1982. т.52. №1. е.91 -94.

[231] Reith L.A., Swinney H.L. Absolute scattering cross-section measurements by a ratio technique // Opt. Commun. 1976. v. 17. №1. p.lll - 114.

[232] Beysens D., Zalczer G. Anomalies of iinewidth and intensity in the reorientation spectra of a critical mixture // Phys. Rev. A. 1978. v. 18. №5. p.2280 - 2291.

[233] Kadanoff L.P., Swift J. Transport coefficients near the liquid-gas critical point // Phys. Rev. 1968. v.166. №1. p.89 - 101.

[234] Kawasaki K. Correlation-function approach to the transport coefficients near the critical point // Phys. Rev. 1966. v.150. №1. p.291 - 306.

[235] Kawasaki K. Lu S.M. Nonlocal shear viscosity and opder parameter near the critical point of fluids // Phys. Rev. Lett. 1972. v.29. №1. p.48 - 51.

[236] Ferrel R.A. Decoupled-mode dynamical scaling theory of the binary liquid phase transition // Phys. Rev. Lett. 1970. v.24. №21. p.1169 -1172.

[237] Кавасаки К. Динамическая теория флуктуации вблизи критических точек //В сб.: Квантовая теория поло и физика фазовых переходов. М.: Мир. 1975. с.101 - 148.

[238] Perl R., Ferell R.A. Critical viscosity and diffusion in the binary liquid phase transition // Phys. Rev. Lett. 1972. v.29. №1. p.51 - 54.

[239] Aekersori B.J., Sorensen C.M., Modeler R.C., Osullvian W.J. Dynamic dropled model interpretation of light scattering experiments on critical fluids // Phys. Rev. Lett. 1975. v.34. №22. p.1371 - 1374.

[240] Sorensen C.M., Ackerson B.J., Mockler R.S. Osullvian W.J. Diffusion droplet model for Rayleigh linewidth studies on critical fluids // Phys. Rev. A. 1976. v.13. p.1593 - 1604.

[241] Perell R.A., Bhattacharjee J.K. Double scattering correction for the critical dynamics of a classical fluid // Phys. Rev. A. 1979. v. 19. №1. p.348 - 369.

[242] Chang R.F., Keyes P.H., Sengers J.V., Alley C.O. Dynamics of concentration fluctuation near the critical mixing point o a binary fluid // Phys. Rev. Lett. 1971. v.27. №25. p.1706 - 1709.

[243] Burstyn H.C., Chang R.P., Sengers J.V. Nonexponential decay of critical concentration fluctuation in a binary liquid // Phys. Rev. Lett. 1980. v.44. №6. p.410 - 413.

[244] Burstyn H.C., Sengers J.V. Decay rate of critical concentration fluctuation in a binary liquid // Phys. Rev. A. 1982. v.25. №1. p.448 -465.

[245] Burstyn H.C., Sengers J.V. Time dependence of critical concentration fluctuation in a binary liquid // Phys. Rev. A. 1983. v.27. №2. p.1071 -1085.

[246] Chen S.H., Lai C.C., Rouch J., TartagliaP.// Phys. Rev. A. 1983. v.27. p. 1086 - 1095.

[247] Zaiczer G., Bourgou A., Beysens D. Amplitude combinations in the critical binary fluid nitrobenzene and n-hexane // Phys. Rev. A. 1983. v.28. №1. p.440 - 454.

[248] Burstyn H.C., Sengers J.V., Bhattacharjee J.K., Ferrell R.A. Dynamic scalling function for critical fluctuation in classical fluids // Phys. Rev. A. 1983. v.28. №3. p.1567 - 1578.

[249] Лакоза E.Л., Чалый A.B. О многократном рассеянии света в неоднородной среде вблизи критической точки. II. Спектральный состав рассеяного излучения // ЖЭТФ. 1977. №3. с.875 - 887.

[250] Sorensen С.М., Mockler R.C., Osullivan W.J. Autocorrelation spectroscopy studies of single and multiple scattered light from a critical fluid mixture // Phys. Rev. A. 1977. v.16. №1. p.365 - 376.

[251] Иванов Д.Ю., Костко А.Ф., Павлов В. А. Поведение ширины спектра многократного рассеяния света в непосредевенной близости от критической точки //ДАН СССР. 1985. т.282. N.3. с. 397-399.

[252] Павлов В. А. Уравнение диффузии в теории спектров многократного рассеяния //Опт. и Спектр. 1988. т. 64. вып.4. с. 828-831.

[253] Ivanov D.Yu., Kostko A.F., Pavlov V.A. Multiple scattering spectra in strongly scattering media: diffusion and non - diffusion contributions to spectrum halfwidth // Phys. Lett. 1989. v.138. N.6-7. p. 339-342

[254] Ivanov D.Yu., Kostko A.F., Proshkin S.S. Critical opalescence investigation in the binary aniline - cyclogexane by dynamic multiple light scattering //13th European Conference on Thermophysical proporties, Lisboa, Potugal, 1993. p. 22-23.

[255] Барабаненков Ю.Н., Стайнова Е.Г. О насыщении критической оналесценции при многократном рассеянии света //ЖЭТФ. 1985. т.88. вып. 6. с.1967-1975.

[256] Барабаненков Ю.Н., Стайнова Е.Г. О вкладе высщых корреляции флуктуации плотности в критическую опалесценцию при многократном рассеянии света //Опт. и Спектр. 1985. т.59. вып. 6. с. 1342-1347.

[257] Барабаненков Ю.Н., Стайнова Е.Г.Многократное рассеяния света в жидкостях в существенно критической области //Опт. и Спектр. 1987. т.63. вып. 2. с.362-369.

[258] Лакоза Е.Л., Чалый A.B. О многократном рассеянии света в неоднородной среде вблизи критической точки. IV. Соотношения между рассеяниями различных кратностей. Коэффициент экс-тинкции // ЖЭТФ. 1982. т.82. вып.2. с.441 - 449.

[259] Кузьмин В.Л., Романов В.П. Связь микроскопического и феноменологического описаний молекулярного рассеяния света // Опт. и спектр. 1990. т.69. вып.З. с.656-662.

[260] Swinney H.L., Henry D.L. Dynamics of fluids the critical point; decay rate of order parameter fluctuation // Phys. Rev. A. 1973. v.8. №3. p.2586 - 2617.

[261] Holenberg P.C., Halperin B.I. Theory of dynamical critical phenomena // Rev. Modern Phys. 1977. v.49. №3. p.435 - 480.

[262] Halperin B.I., Hohenberg P.C. Scaling laws for dynamic critical phenomena // Phys. Rev. v.177. №2. p.952 - 971.

[263] Паташинский А.З., Покровский B.JI. Флуктуационная теория фазовых переходов. М.: Наука. 1975. 25бс.

[264] Аджемян Л.В., Аджемян Л.Ц., Зубков Л.А., Романов В.П. О деполяризованном рассеянии света вблизи критической точки // Письма в ЖЭТФ. 1975. т.29. вып.1. с.11 - 15.

[265] Beysens D., Bourgou A., Calmettes P. Experimental determinations of universal amplitude combinations for binary fluids // Stat. Phys. Rev. A. 1982. v.26. №6. p.3589 -3609.

[266] Folk R., Moser G. Critical dynamics plait points in mixtures// J. of Low Temp. Phys. 1995. v.99. N.l/2. p. 11-54.

[267] Rouch J., Safouane A., Tartagiia P.// Phys. Rev. 1988. v.A37. №12. P.4995 - 4997.

[268] Кривохижа С.В., Луговая О.А., Фабелинский И.Л. и др.// ЖЭТФ. 1993. т.103. вып.1. с.115 - 124.

[269] Иванов Д.Ю., Макаревич Л.А., Соколова О.Н. Форма кривой сосуществования чистого вещества вблизи критической точки // Письма в ЖЭТФ. 1974. т.20. вып.4. с.272 - 276.

[270] Tartagiia P., Rouch J., Chen S.H. // Phys. Rev. 1992. v.A45. №10. p.7257 - 7262.

[271] Hamano K., Jshii Т., Ozava M. et. al. // Phys. Rev. 1995. v.E51. №2. p.1254 - 1264.

[272] Hamano K., Fukuhava K., Kuwahara N., et.al. // Phys. Rev. 1995. v.E52. №1. p.746 - 766.

[273] Kawasaki К. Mode coupling in critical phenomena and supercooled liquids // Ttansp. Theory and statist, phys. 1995. v.24. №6 - 8. p.755 -779.

[274] Кисилев С.В., Поводырев А.А. Кроссоверное поведение бинарных растворов критической области// Теплофиз. Выс. Темп. 1996. т.34. N. 34. с. 626-646.

[275] Luettmer - strathmann J., Sengers J. The transport properties of fluid mixtures near the vapor - liguids critical line //J. Chem. Phys. 1996. v.104. N.8. p. 3026-3047.

[276] Jin G.x., Tang S., Sengers J.V. Thermodynamic behavoir of fluids mixtures in critical point// Phys. Rev. 1993. v.E47. N.l. p. 388-402.

[277] Sorensen S.M., Mockler R.S., Osullivan W.J. // Phys .Rev. A. 1976. v.16. p.120- 1532.

[278] Sorensen S.M., Mockler R.S., Osullivan W.J. // Opt. Commun. 1977. v.20. №1. p.140- 143.

[279] Романов В.П., Оалихов Т.Х. Спектр двукратного рассеяния света на флуктуациях концентрации в окрестности критической точки расслаивания // Оптика и спектроскопия. 1985. т.58. №5. с.1091

- 1096.

[280] Puglielli V.G., Ford N.C.(Jr) Turbidity measurements in SFq near its critical point // Phys. Rev. Lett. V.25. №3. P.143 - 147.

[281] Физическая акустика. t.VII. / Под ред. Мэзона У., Терстона Р.

— М.: Мир. 1974. 429с.

[282] Михайлов И.Г., Соловьев В.А., Сырников Ю.П. Основы молекулярной акустики. М.: Наука. 1964. 514с.

[283] Kawasaki К. Sound attenuation and dispersion near the liquid-gaz critical point // Phys. Rev. A. 1970 v.l. №6. p.1750 - 1757.

[284] Kawaski K. High-frequency sound attenuation and dispersion in the critical region // Phys. Rev. A. 1971. v.3. №3. p.1097 -1104.

[285] Анисимов M.А., Воронов В.П., Малышев B.M. и др. // Письма в ЖЭТФ. 1973. т.18. вып.4. с.224 - 229.

[286] Garland C.W., Eden D., Mistura L. Critical sound absorption in xenon // Phys. Rev. Lett. 1970. v.25. №17. p.1161 - 1165.

[287] Аджемян JI.В., Аджемян Л.Ц., Романов В.П., Соловьев В.А. О поглощении звука в окрестности критических точек // Акуст. Жур. 1979. т.25. вып. 1. с.23 - 31.

[288] Shiva Y., Kawasaki К. // Prog. Theor. Phys. 1981. v.66. №2. p.406 -420.

[289] Kawawsaki K., Shiva Y. Relation between the viscosity and specific heat approaches to the sound propagation in critical fluids // Physica A. v.113. №1-2. p.27 - 43.

[290] Kroll D.M., Ruhland J.M. Sound propagation in critical binary mixtures // Phys. Rev. A. 1981. v.23. №1. p.371 - 374.

[291] Bhattacharjee J.K., Ferrell R.A. Dynamic scaling theory for the critical ultrasonic attenuation in a binary liquid // Phys. Rev. A. 1981. v.24. №3. p.1643 - 1646.

[292] Garland C.W., Sanches G. Ultrasonic study of csritical behavior in the binary liquid 3-methylpenthane + nitroethane //J. Chem. Phys. 1983. v.79. №6. p.3090 - 3099.

[293] Sanches G., Garland C.W. Critical ultrasonic attenuation in the binary liquid cyclohexane + nitroethane //J. Chem. Phys. 1983. v.79. №6. p.3100 - 3103.

[294] Лисянский Л.И., Манучаров Ю.С. К вопросу о поглощении ультразвука в растворе нитробензол-гексан критического состава // Акуст. Журн. 1976. т.22. вьга.1. с.61 - 65.

[295] Манучаров Ю.С., Михайлов И.Г., Турниязов Р.К. Акустическая релаксация в растворах с критической точкой расслаивания // Вест. ЛГУ. 1978. №22. с.61 - 65.

[296] Арефьев И.М. Скорость гиперзвука и дсперсия скорости звука вблизи критической точки расслаивания бинарного раствора триэтиламин-вода // Письма в ЖЭТФ. 1968. т.77. №10. с.361 -364.

[297] Chen S.H., Polonsky N. // Phys. Rev. Lett. 1968. v.20. №17. p.909 -911.

[298] Арефьев И.М., Шилин H.B. Гравитационный эффект в интерференционных спектрах тонкой структуры линий Релея // Письма в ЖЭТФ. 1969. т. 10. №3. с. 138 - 142.

[299] Анисимов М.А., Арефьев И.М., Воронель А.В. и др. Распространение звука вблизи критической точки расслоения бинарной смеси // ЖЭТФ. 1971. т.61. вып.4. с.1525 - 1536.

[300] Wang C.S. Brillouin scattering in the critical mixture of nitrobenzene-n-hexane investigated by a double pass Fabry-Perot interferometer technique // Opt. Commun. 1972. v.5. №1. p.56 - 58.

[301] Arefiev I.M., Fabelinskii I.L., Anisimov M.A. et.al. Mandelshtam-Brillouin spectra in the critical mixture of nitroethane-isooctane // Opt. Commun. 1973. v.9. №1. p.69 - 73.

[302] Kruer M.R., Gammon R.W. Briilouin scattering in the critical mixture of 3-methylpentane-nitroethane // Bull. Amer. Phys. Soc. 1971. v. 16. №1. ser.II. p.84.

[303] Кривохижа C.B., Сабиров JI., Туракулов Я. Температурная зависимость скорсти и поголощения гиперзвука в критической области бинарных растворов // ЖЭТФ. 1980. т.78. вып.4. с.1579 - 1588.

[304] Сабиров Л.М., Туракулов Я., Утарова Т.М. О поглощении гиперзвука в расслаивающихся растворах в окрестности критической точки // ЖЭТФ. 1980. т.79. с.2263 - 2270.

[305] Анисимов М.А. Исследование критических явлений в жидкостях // УФЕ. 1974. т.114. вып.2. с.249 - 294.

[306] Салихов Т.Х. Вклад двуратного рассеяния света в интенсивность дублета Мандельштама-Бриллюэна в окрестности критической точки расслаивания // Докл. АН Тадж. ССР. 1984. т.27. т. с.379 - 382.

[307] Аджемян Л.Ц., Романов В.П., Салихов Т.Х. Учет многокпатно-го рассеяния света при определении скорости и коеффипиента поглощения звука из спектра Манделыитамо-Вриллюэновского рассеяния // Тез. 5-ой Всесоюз. конф. "Методика и техника ультразвуковой спектроскопии". Вильнюс. 1984. с.92.

[308] Аджемян Л.Ц., Романов В.П., Салихов Т.Х. Влияние двукратного рассеяния света на форму дублета Мандельштама-Бриллюэна

в окрестности критической точки расслаивания // Оптика и спе-кроскопоия. 1985. т.58. №2. с.339 - 345.

[309] Аджемян Л.Ц., Романов В.П., Салихов Т.Х. Вклад двукратного рассеяния света в дублет Манделыптьама-Вриллюэна в окрест-носити критической точки расслаивания // Тез. Докл. ГУ-го Все-союз. симпоз. по физике акусти-гидродинамических явлений и геоакустике. 24 - 26 сентября. Ашхабад. 1985. с.84.

[310] Салихов Т.Х. О влиянии спектра двукратно рассеяного света на дублет Манделыптама-Вриллюэна в окрестности критической точки расслаивания // Докл. АН Тадж. ССР. 1987. Т.ЗО. №9. с.572 -574.

[311] САлихов Т.Х. Соотношение между интегральными интенсивно-стями двукратного рассеяния света в окрестности критической точки расслаивания // Изв. АН Тадж. ССР. 1985. №1. с.23 - 27.

[312] Салихов Т.Х. Влияние гравитационного эффекта на интегральную и спектральную интенсивность двуркатно рассеяного света в окрестности критической точки жидкость-пар // Рукопись Деп. в ВИНИТИ. 1984. №7421. 16.с.

[313] Романов В.П., Салихов Т.Х. Двукратное рассеяние света в окрестности критической точки жидкость-пар с учетом гравитационного эффекта // Оптика и спектроскопия. 1985. т.59. №5. с.1048 - 1051.

[314] Голик А.З., Шиманский Ю.И., Алехин А.Д. и др. Исследование гравитационного эффекта вблизи критических точек индивидуальных веществ и растворов / в кн.: Уравнения состояния газов и жидкостей. М.: Наука. 1975. с. 189 - 206.

[315] Leung H.K., Miller B.N. Effect of gravity on critical opalescence: The turbidity // Phys. Rev. A. 1975. v.12. №5. p.2162 - 2167.

[316] Cannel D.S. Experimental study of the liquid phase of SFe near its critical point // Phys. Rev. A. 1977. v.15. №5. p.2053 - 2064.

[317] White J.A., Maccabee B.S. Thermodynamic anomalies near the critical point of C02 // Phys. Rev. A. 1975. v.ll. №5. p.1705 - 1723.

[318] Kim D.M., Henry D.L., Kobayashi R. Effect of density gradients on measurements of the rate of spontaneos density fluctuation in fluid near the critical point // Phys. Rev. A. 1974. v.10. №5. p.1808 - 1817.

[319] Bukari H., Pego R.L., Gammon R.W. Calculation of the dynamics of gravity induced density profiles near a liquid-vapor critical point // Phys. Rev. E. 1995. v.52. №2. p.1614 - 1626.

[320] Спектроскопия оптического смешения и корреляция фотонов / под. ред. Камминса Г., Лейка Э. М.: Мир. 1978. 584с.

[321] Алехин А. Д., Новиков В.В. Вторичное рассеяние света и деполяризация критической опалесценции // Оптика и спектроскопия. 1985. т.59. вып.1. с.122 - 126.

[322] Салихов Т.Х. О спектре двукратного рассеяния света в окрестности критической точки жидкость-пар // Сб. стат.: Физика жидкостей и растворов. Душанбе. ДГПУ. 1993. с.57 - 61.

[323] Аджемян Л.В., Салихов Т.Х. Спектр рассеяного света на флук-туациях корреляционной функции концентрации в окрестности критической точки расслаивания // Оптика и спектроскопия. 1988. т.65. №1. с.126 - 130.

[324] С а лихов Т.Х. Спектр двукратного рассеяния света на мелкомасштабных флуктуациях концентрации и давления и его вклад в дублет Манделынтама-Вриллюэна в окрестности критической точки расслаивания // Укр. Физ. Жур. 1988. т.33. №11. с.1647 -1650.

[325] Салихов Т.Х. Вклад спктра двукратоного рассеяния света на мелкомасштабные флуктуации концентрации и давления в дублет MB в окрестности критической точки расслаивания // Тез. докл. II. всесоюз. совещ. "Метастабильные фазовые состояния". т.П. Свердловск. 1989. с Л57 - 158.

[326] Салихов Т.Х. Спектр рассеяного света на флуктуациях корреляционной функции концентрации в окрестности критической точки расслаивания растворов // Мат. науч. конф. поев. 50-летию и-та химии АН РТ. 1996. Душанбе. Дониш. с.85.

[327] Маломуж Н.П., Сушко М.Я. Особенности спектров деполяризованного молекулярного рассеяния света в жидкостях вблизи критической точки// ЖЭТФ. 1985.Т.89. вып. 2. с.435-449.

[328] Маломуж Н.П., Сушко М.Я. О возможном механизме сужения крыла линии Релея вблизи критической точки// Укр.Физ. Журн. 1985. т. 30. N.3. с. 363-369.

[329] Cohen S., Sutherland J.W.H., Deutch J.M. Hydrodynamic correlation function of binary mixture // Phys. and Chem. liquids. 1971. v.2. №2. p.213 - 235.

[330] Адхамов A.A., Асоев А., Одинаев С. Структурная релаксация, Явления переноса и упругие свойства жидкостей // Физ. жидкого. сост. 1984. вып. 12. с.38-46.

[331] Адхамов A.A., Одинаев С.,Абдурасулов А. Высокочастотная скорость распространения тепловых волн в жидкостей // Укр.Физ. Журн. 1989. т. 34. N.12. с. 1836-1848.

[332] Адхамов A.A., Одинаев С. Структурная релаксация и дисперсия коэффициентов вязкости простых жидкостей // Укр.Физ. Журн. 1984. т. 29. N.10. с. 1517-1521.

[333] Адхамов A.A., Одинаев С. Структурная релаксация и дисперсия модулей упругости простых жидкостей // Укр.Физ. Журн. 1985. т. 30. N.12. с. 1809-1814.

[334] Аджемян Л.В., Романов В.П., Соловьев В.А. Об эффектах оптической анизотропии в простых жидкостях. // Опт. и Спектр. 1976. т.40. вып. 6. с.999-1005.

[335] Salikhov Т. Kh. The correlation function of hydrodynamical and relaxational parameters of the simple liquds with the structural relaxation spectrum of times //VII EMLG Conf. "Statistical mechanic of chemically reacting liquids". Novosibirsk. 1989. p. 101.

[336] Салихов T.X. Корреляционные функции плотности и температуры в простых жидкостях с учетом структурной релаксации // ДАН Тадж. ССР. 1990. т.ЗЗ. №5. с.308 - 312.

[337] Салихов Т.Х., Валиев С.М. Корреляционные функции релак-сирующих гидродинамических величин простых жидкостей // Мат. науч.-прак. конф. молодых ученых и специалистов Таджикистана. Курган- Тюбе. 1991. с.47 - 48.

[338] Салихов Т.Х. Корреляционные функции простых жидкостей с учетом структурной релаксации // Сб. стат. Физика жидкостей и растворов. Душанбе. ДГПУ. 1993. с.83 - 88.

[339] Выхренко B.C. Теория деполяризованного молекулярного рассеяния света // УФН. 1974. т.ИЗ. вып.4. с. 627-661.

[340] Атаходжаев А.К., Тухватулин X. Спектральное распредление интенсивности в крыле линии рассеяния жидкостей и растворов. Ташкент. Фан. 1981. 124с.

[341] Андреева Т. JIМалюгин А.В. Тонкая структура спектра релеев-ского рассеяния света в молекулярных газах // УФН. 1986. т.150. вып.4. с. 525-560.

[342] Rouch J., Tartaglia P., Chen S.H. Analysis of static and dynamic light-scattering data in a critical binary liquid mixture along isoconcentration paths // Phys. Rev. 1983. v.37. №8. p.3046 - 3051.

[343] Алехин А.Д. Кинетика установления гравитационного эффекта вблизи критической точки // Укр. физ. жур. 1986. т.З. №5. с.720 -722.

[344] Gotze W., Sjogner L. The mode coupling theory of structural relaxation // Transp. Theor. and Statis. Phys. 1995. v.24. N.6-8. p.801-853.

[345] Fleury P. A., Boon J.P. Brillouin scattering in simple liquids: Argon and Neon // Phys. Rev. 1969. v.186. N.l. p. 244-253.

[346] Adzhemyan L.Tc., Vasiljev A.N., Serdukov A.V. Two loop RG calculation of sound attenuation and dispersion near the liqud - gaz critical point // Int. J. Mod. Phys. B. 1998. v.12, №12. p.1255 - 1260.