Mechanismus sonoluminiscence - Mechanism of sonoluminescence - Wikipedia

Sonoluminiscence je jev, ke kterému dochází, když je malá plynová bublina akusticky suspendována a periodicky poháněna v kapalném roztoku při ultrazvukových frekvencích, což má za následek zhroucení bubliny, kavitace a emise světla. Tepelná energie, která se uvolňuje z kolapsu bublin, je tak velká, že může způsobit slabou emisi světla.^[1] Mechanismus emise světla zůstává nejistý, ale některé současné teorie, které jsou kategorizovány podle tepelných nebo elektrických procesů, jsou Bremsstrahlung záření, argon náprava hypotéza,^[2] a hot spot. Někteří vědci začínají upřednostňovat vysvětlení tepelných procesů, protože teplotní rozdíly byly důsledně pozorovány různými metodami spektrální analýzy.^[3] Pro pochopení mechanismu vyzařování světla je důležité vědět, co se děje ve vnitřku bubliny a na jejím povrchu.

K vytvoření bubliny, která může sonoluminiscenci, je zapotřebí nastavení podobné tomuto.

Současné konkurenční teorie

Před počátkem 90. let byly všechny studie různých chemických a fyzikálních proměnných sonoluminiscence prováděny pomocí multi-bublinové sonoluminiscence (MBSL).^[4] To byl problém, protože všechny teorie a dynamika bublin byly založeny na sonoluminiscence jedné bubliny (SBSL) a vědci věřili, že oscilace bublin sousedních bublin se mohou navzájem ovlivňovat.^[4] Sonoluminiscence jedné bubliny byla dosažena až na počátku 90. let a umožnila studium účinků různých parametrů na jednu kavitační bublinu.^[4] Poté, co bylo mnoho z prvních teorií vyvráceno, lze zbývající věrohodné teorie rozdělit do dvou různých procesů: elektrický a tepelný.^[1][4]

Single-bubble sonoluminescence (SBSL)

SBSL vyzařuje více světla než MBSL kvůli menšímu počtu interakcí mezi sousedními bublinami.^[4] Další výhodou pro SBSL je to, že se jedna bublina zhroutí, aniž by byla ovlivněna jinými okolními bublinami, což umožňuje přesnější studie akustické kavitace a teorie sonoluminiscence.^[4] Byly vytvořeny některé exotické teorie, například Schwinger v roce 1992, který naznačil dynamiku Kazimírův efekt jako potenciální proces fotonové emise. Několik teorií říká, že umístění světelné emise je v kapalině místo uvnitř bubliny. Další teorie SBSL vysvětlují, že emise fotonů v důsledku vysokých teplot v bublině jsou analogické s teoriemi horkých míst MBSL. Co se týče tepelné emise, převažuje celá řada různých procesů. Protože teploty se během kolapsu zvyšují z několika stovek na mnoho tisíc kelvinů, procesy mohou být molekulární rekombinace, emise vyvolané srážkou, molekulární emise, excimery, atomová rekombinace, radiační vazby iontů, neutrální a iontové Bremsstrahlung nebo emise z uzavřených elektronů v dutinách. Která z těchto teorií platí, závisí na přesných měřeních a výpočtech teploty uvnitř bubliny.^[1]

Multi-bublinová sonoluminiscence (MBSL)

Na rozdíl od jednobublinové sonoluminiscence je vícebublinová sonoluminiscence tvorbou mnoha oscilačních a kolabujících bublin. Typicky v MBSL je emise světla z každé jednotlivé bubliny slabší než v SBSL, protože sousední bubliny mohou interagovat a navzájem se ovlivňovat.^[4] Protože každá sousední bublina může vzájemně interagovat, může být obtížnější vytvářet přesné studie a charakterizovat vlastnosti hroutící se bubliny.

Multi-bublinová sonoluminiscence vytváří mnoho oscilačních a kolabujících bublin, které budou vyzařovat světlo. Typicky je vyzařování světla slabší než u sonoluminiscence s jednou bublinou. Jasně modré tečky, které lze zobrazit při sledování obrazu ve vysokém rozlišení, jsou bubliny sonoluminiscenčního záření.

Bublinový interiér

Jednou z největších překážek ve výzkumu sonoluminiscence je pokus o získání měření vnitřku bubliny. Většina měření, jako je teplota a tlak, se měří nepřímo pomocí modelů a dynamiky bublin.^[1]

Teplota

Některé z rozvinutých teorií o mechanismu SBSL vedou k prognózám pro špičkovou teplotu od 6 000 K do 20 000 K. Všechny mají společné to, že a) vnitřek bubliny se zahřívá a je alespoň tak horký jako ten, který byl měřen pro MBSL, b) vodní pára je hlavním faktorem omezujícím teplotu ac) průměrná teplota v bublině nezvýší o více než 10 000 K.^[1]

Dynamika bublin

Tyto rovnice byly vytvořeny pomocí pěti hlavních předpokladů,^[5] přičemž čtyři z nich jsou společné pro všechny rovnice:

1. Bublina zůstává sférická
2. Obsah bubliny se řídí zákon o ideálním plynu
3. Vnitřní tlak zůstává v celé bublině rovnoměrný
4. Ne vypařování nebo kondenzace dochází uvnitř bubliny

Pátý předpoklad, který se mezi jednotlivými formulacemi mění, se týká termodynamického chování kapaliny obklopující bublinu. Tyto předpoklady vážně omezují modely, když jsou pulzace velké a rychlosti stěn dosahují rychlost zvuku.

Keller-Miksisova formulace

Keller-Miksisova formulace je rovnice odvozená pro velké radiální oscilace bubliny zachycené ve zvukovém poli. Když se frekvence zvukového pole přiblíží přirozené frekvenci bubliny, bude to mít za následek velké amplitudové oscilace. Keller-Miksisova rovnice bere v úvahu viskozitu, povrchové napětí, dopadající zvukovou vlnu a akustické záření přicházející z bubliny, což bylo dříve při výpočtech Lauterborna nezohledněno. Lauterborn vyřešil rovnici, kterou Plesset, et al. upraveno z Rayleighovy původní analýzy velkých oscilačních bublin.^[6] Keller a Miksis získali následující vzorec:^[5]

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

kde ${ displaystyle R}$ je poloměr bubliny, tečky označují derivace prvního a druhého času, ${ displaystyle rho _ {l}}$ je hustota kapaliny, ${ displaystyle c}$ je rychlost zvuku kapalinou, ${ displaystyle p_ {B} (R, t)}$ je tlak na kapalné straně rozhraní bubliny, ${ displaystyle t}$ je čas a ${ displaystyle p_ {A} (t + R / c)}$ je časově zpožděný hnací tlak.

Formulace Prosperetti

Prosperetti našel způsob, jak přesně určit vnitřní tlak bubliny pomocí následující rovnice.^[7]

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

kde ${ displaystyle T}$ je teplota, ${ displaystyle K}$ je tepelná vodivost plynu a ${ displaystyle r}$ je radiální vzdálenost.

Flynnova formulace

Tato formulace umožňuje studovat pohyby a účinky vedení tepla, smykové viskozity, stlačitelnosti a povrchového napětí na malé kavitační bubliny v kapalinách, které se uvedou do pohybu pomocí pole akustického tlaku. Vliv tlaku par na kavitační bublinu lze také určit pomocí mezifázové teploty. Formulace je speciálně navržena tak, aby popisovala pohyb bubliny, která se rozpíná do maximálního poloměru a poté se prudce zhroutí nebo smrští.^[8] Tato sada rovnic byla vyřešena pomocí vylepšeného Eulerova metoda.

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

kde ${ displaystyle R}$ je poloměr bubliny, tečky označují derivace prvního a druhého času, ${ displaystyle rho _ {l}}$ je hustota kapaliny, ${ displaystyle c}$ je rychlost zvuku kapalinou, ${ displaystyle dp_ {B} (R, t)}$ je tlak na kapalné straně rozhraní bubliny, ${ displaystyle t}$ je čas a ${ displaystyle p_ {A} (t)}$ je hnací tlak.

Rayleigh-Plessetova rovnice

Teorie dynamiky bublin byla zahájena v roce 1917 Lord Rayleigh během jeho práce s Royal Navy vyšetřovat poškození kavitace na lodních vrtulích. V průběhu několika desetiletí jeho dílo zdokonaloval a rozvíjel Milton Plesset, Andrea Prosperetti, a další.^[1] The Rayleigh-Plessetova rovnice^[1] je:

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

kde ${ displaystyle R}$ je poloměr bubliny, ${ displaystyle { ddot {R}}}$ je derivace druhého řádu poloměru bubliny s ohledem na čas, ${ displaystyle { dot {R}}}$ je derivace prvního řádu poloměru bubliny s ohledem na čas, ${ displaystyle rho _ {l}}$ je hustota kapaliny, ${ displaystyle p_ {g}}$ je tlak v plynu (který se považuje za rovnoměrný), ${ displaystyle P_ {0}}$ je statický tlak pozadí, ${ displaystyle P (t)}$ je sinusový hnací tlak, ${ displaystyle mu}$ je viskozita kapaliny a ${ displaystyle gamma}$ je povrchové napětí rozhraní plyn-kapalina.

Bublinový povrch

Povrch kolabující bubliny, jako jsou ty, které jsou vidět jak v SBSL, tak v MBSL, slouží jako mezní vrstva mezi kapalnou a parní fází roztoku.

Generace

MBSL byl pozorován v mnoha různých řešeních za různých podmínek. Bohužel je obtížnější studovat, protože bublinový mrak je nerovný a může obsahovat širokou škálu tlaků a teplot. SBSL je snazší studovat kvůli předvídatelné povaze bubliny. Tato bublina je udržována v a stojící akustická vlna mírného tlaku, přibližně 1,5 atm.^[9] Jelikož se kavitace za těchto tlaků normálně nevyskytuje, může být bublina naočkována několika technikami:

1. Přechodné vaření v krátkém proudovém impulsu v nichromovém drátu.
2. Malý paprsek vody perturuje povrch a zavádí vzduchové bubliny.
3. Rychle vytvořená dutina par pomocí zaostřeného laserového pulzu.

Stálá akustická vlna, která obsahuje tlakové antinody ve středu zadržovací nádoby, způsobí, že se bubliny rychle spojí do jedné radiálně oscilující bubliny.

Kolaps

Jakmile je jedna bublina stabilizována v tlakové antinodě stojaté vlny, je možné ji vytvořit tak, aby emitovala světelné impulsy tím, že bublina bude vedena do vysoce nelineárních oscilací. Toho se dosáhne zvyšujícím se tlakem akustické vlny, aby se narušil stálý lineární růst bubliny, což způsobí její zhroucení v reakci na útěk, která se vrátí pouze díky vysokým tlakům uvnitř bubliny v jejím minimálním poloměru.

Afterbounces

Sbalená bublina expanduje v důsledku vysokého vnitřního tlaku a zažívá klesající účinek, dokud se vysokotlaká antinoda nevrátí do středu nádoby. Bublina nadále zabírá více či méně stejný prostor kvůli síle akustického záření, Bjerknesova síla a vztlak síla bubliny.

Oscilace bublin odpovídají tlakovým anti-uzlům

Povrchová chemie

Účinek různých chemikálií přítomných v roztoku na rychlost kolabující bubliny byl nedávno studován. Netěkavé kapaliny, jako jsou sírová a kyselina fosforečná Bylo prokázáno, že produkují záblesky světla několik nanosekund v trvání s mnohem pomalejší rychlostí stěny bubliny,^[10] a produkující několikanásobně větší emise světla. Tento účinek je pravděpodobně maskovaný v SBSL ve vodných roztocích absorpcí světla molekulami vody a kontaminujícími látkami.

Povrchové napětí

Z těchto výsledků lze odvodit, že rozdíl v povrchovém napětí mezi těmito různými sloučeninami je zdrojem různých emitovaných spekter a časových škál, ve kterých dochází k emisi.

Světelná emise

Setrvačnost kolabující bubliny generuje vysoké tlaky a teploty schopné ionizovat malou část vzácného plynu v objemu bubliny. Tato malá část ionizovaného plynu je průhledná a umožňuje detekci objemové emise. Volné elektrony z ionizovaného ušlechtilého plynu začínají interagovat s jinými neutrálními atomy a způsobovat tepelnou reakci bremsstrahlung záření. Emise z povrchu vyzařuje intenzivnější záblesk světla s delší dobou trvání a je závislá na vlnové délce. Experimentální údaje naznačují, že v případě sonoluminiscence dochází pouze k objemové emisi.^[1] Když zvuková vlna dosáhne koryta s nízkou energií, bublina expanduje a elektrony jsou schopné rekombinace s volnými ionty a zastavení emise světla. Doba světelného impulsu závisí na ionizační energie vzácného plynu s argonem, který má světelný puls 160 pikosekund.

Elektrické procesy

V roce 1937 upřednostňují vysvětlení emise světla elektrické výboje. První myšlenky byly o oddělení náboje v kavitačních bublinách, které byly považovány za sférické kondenzátory s náboji ve středu a na zdi. Při zhroucení klesá kapacita a zvyšuje se napětí, dokud nedojde k elektrickému zhroucení. Dalším návrhem byla separace náboje zvýšením kolísání náboje na stěně bubliny, k rozpadu by však mělo dojít během fáze expanze dynamiky bublin. Tyto teorie výboje musí předpokládat, že emitující bublina prochází asymetrickým kolapsem, protože symetrické rozložení náboje nemůže vyzařovat světlo.^[1]

Tepelné procesy

Protože kolaps bubliny nastává během mikrosekund,^[5] teorie horkých míst uvádí, že tepelná energie je výsledkem adiabatický zhroucení bublin. V roce 1950 se předpokládalo, že vnitřní teploty bubliny byly až 10 000 K při zhroucení sférické symetrické bubliny.^[1] V 90. letech byla sonoluminiscenční spektra využívána Suslick měřit efektivní emisní teploty v bublinových oblacích (multibublinová sonoluminiscence) 5000 K,^[12][13] a v poslední době teploty až 20 000 K v kavitaci s jednou bublinou.^[10][14][15]

Po zhroucení bubliny zažívající kavitaci se na malou dobu vytvoří horké místo. Toto horké místo obsahuje jádro o vysoké teplotě, které je obklopeno chladnějším vnějším pláštěm.

Stabilita tvaru bubliny

Mez pro velikost okolí bubliny je dána výskytem nestabilit ve tvaru oscilační bubliny. Prahové hodnoty stability tvaru závisí na změnách radiální dynamiky způsobených různými viskozitami kapalin nebo frekvencemi řízení. Pokud je frekvence snížena, parametrická nestabilita je potlačena, protože stabilizační vliv viskozity se může zdát delší, aby potlačil poruchy. Zhroucení nízkofrekvenčních bublin však upřednostňuje dřívější nástup Rayleigh-Taylorovy nestability. Větší bubliny lze stabilizovat tak, aby vykazovaly sonoluminiscenci, pokud nejsou použity příliš vysoké tlaky. Při nízkých frekvencích je vodní pára důležitější. Bubliny lze stabilizovat ochlazením kapaliny, zatímco je emitováno více světla.^[1]

Vypouštění vzrušeného studeného kondenzátu

Nedávné studie o načasování záblesku v bublinovém cyklu,^[16] ukázaly, že SL blesk může nastat 100 nanosekund před časem minimálního poloměru bubliny. V tu chvíli je pohyb bublinové stěny podzvukový a termodynamické modely naznačují, že vnitřní teploty a tlaky procházejí mírnými podmínkami. Model „sonoluminiscence kladivem na kovadlinu k vytvoření jiskry“ může být tedy neplatný. Autoři místo toho poznamenávají, že stejné adiabatické modely, které jsou úspěšné při modelování pohybu bublin, naznačují, že v bublině mohou existovat velmi nízké teploty: Během expanzního cyklu bublina začíná blízko teploty místnosti v jejím rovnovážném poloměru. Na vrcholu expanze, která následuje, adiabatický model znamená, že jsou dosaženy teploty až 4 Kelviny. To je dostatečně chladné, aby kondenzovalo většinu plynů a veškeré vodní páry přítomné v bublině. Z argumentů zachování energie vyplývá, že tento meta-stabilní kondenzát by měl obsahovat několik MeV energie. Tato excitační energie pochází z latentního tepla obsaženého v plynech těsně před jejich kondenzací. Jak se bublina zmenšuje a prochází svým rovnovážným poloměrem, kondenzát bude zničen a vybije svou energii. Tento model předpovídá, že každý kondenzát uchovává množství latentní tepelné energie uvolněné ve výboji dané následujícím:

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

kde ${ displaystyle c_ {v}}$ je konstantní objemová tepelná kapacita na mol plynu v bublině, ${ displaystyle R_ {g}}$ je ideální plynová konstanta, ${ displaystyle P_ {0}}$ je okolní atmosférický tlak, ${ displaystyle n}$ je počet molů plynu v bublině a ${ displaystyle b}$ je van der Waalsův vyloučený objem na mol. Pro velikosti bublin kolem 8 až 10 ${ displaystyle mu m}$, tento vzorec předpovídá, že každý záblesk uvolní asi 1 pikoJoule (7 MeV) energie. Kalibrovaná měření jasu bublin ukazují, že každý záblesk obsahuje přibližně tolik energie. Kromě toho tento vzorec předpovídá, že bubliny obsahující xenon budou jasnější než krypton nebo argon, a to z důvodu většího objemu xenonového van der Waalsova vyloučeného objemu, což je také pozorován. Vysoké teploty jsou dosaženy, jakmile dojde k vybití, ale u tohoto modelu nejsou považovány za příčinu záblesku.

Viz také

• Fúze bublin

Reference