CC BY
58
ФИЗИКА
J
УДК 533.93
Ю. Ю. Протасов, Т. С. Щепанюк
О ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДАХ В ПОЛЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ УМЕРЕННОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ В ВАКУУМНЫХ УСЛОВИЯХ
Приведены результаты исследования теплофизических и газодинамических процессов взаимодействия (в квазиодномерной постановке) лазерного излучения плотностью мощности 10 6 ... 10 8 Вт/см2 (А и 1,06 мкм, А и 0,69 мкм, т = 10... 10-8 с) с пространственно ограниченными мишенями (легкоплавкие металлы и диэлектрики полимерного ряда), необходимые для анализа макроструктуры зоны взаимодействия и динамики фазовых переходов. При интенсивностях лазерного излучения, меньших порогов оптического пробоя, экспериментально определены условия перехода волны развитого испарения в волну термической ионизации для гомогенных газовых потоков и потоков с конденсированной фазой.
Исследования лазерно стимулированных процессов фазовых переходов и их динамики представляют помимо общефизического и большой практический интерес. Это связано с разработками устройств и систем плазменных и фотонных технологий и фотонной энергетики высокой плотности мощности (конверторов энергии лазерного излучения в кинетическую и электрическую, систем активной теплозащиты летательных аппаратов и т.п.) [1-3].
Фазовые переходы жидкость-пар во фронте дозвуковой волны испарения. Известно [4, 5], что фазовый переход конденсированного вещества в пар является одним из возможных механизмов разрушения материалов мощным оптическим излучением, поглощение энергии которого приводит к разогреву поверхностного слоя мишени в зоне облучения до температуры в несколько тысяч градусов. В результате развивается интенсивное испарение вещества мишени, фронт испарения (граница раздела фаз) движется внутрь мишени вдоль лазерного луча; его установившееся одномерное движение рассматривают как волну испарения. Скорость движения фронта волны по холодному веществу и совпадает со скоростью волны в лабораторной системе координат (у = и). Волна испарения приводит к разрушению материала в зоне облучения и образованию характерного кратера в мишени, а инжекция паров навстречу излучению создает реактивное давление отдачи на мишень. Давление отдачи, развитие кратера и вынос массы вещества определены экспериментально. Основные энергоба-лансоые соотношения можно оценить следующим образом [6]. Режим волны испарения возникает при значениях интенсивности излучения
(/о), когда теплопроводность не успевает отводить поглощенную на поверхности мишени энергию во внутренние слои и вся поглощенная энергия тратится на процесс развитого испарения и вынос материала. Уравнение баланса энергии имеет вид
/о (1 - Я(Х)) = ^оАпар, (1)
где /0 — интенсивность падающего излучения; Я(Х) — коэффициент отражения излучения на фронте волны испарения; Дпар — характерная теплота испарения; 30 = пи = п0ь0 — плотность потока вещества на фронте волны испарения; п, п0 и и, ь0 — плотность частиц и скорость вещества в конденсированной и газовой фазах соответственно перед и за фронтом волны. Если температура Т перехода жидкость-пар во фронте волны ниже критической температуры Ткр фазового перехода, то имеют место неравенства п > п0 и и < ь0. Одномерный характер волны испарения и длительность воздействия импульса лазерного излучения Ь, необходимая для установления ее квазистационарного движения, определяются неравенствами
й>иь> (хь)1/2, (2)
где й — поперечный размер зоны облучения мишени; к = иЬ — глубина кратера разрушения; х — температуропроводность материала мишени. Соотношение (1) также предполагает поверхностный характер поглощения лазерного излучения в материале мишени, т.е.
(х/и) > а-1, (3)
что выполняется для металлических мишеней при Т > Ткр и непрозрачных диэлектрических, например на основе углерода (а — коэффициент поглощения, см-1). Следует заметить, что даже в оптически прозрачных материалах (оптических стеклах) при росте интенсивности /0 лазерного излучения поглощение становится поверхностным из-за начинающегося процесса термической ионизации. Так, разрушение оптического стекла К-8 при /0 « 108 Вт/см2 из-за ионизации входящих в стекло атомов щелочных элементов носит поверхностный характер и аналогично процессу образования кратера на металлических мишенях при интенсивных потоках излучения.
Соотношение (1) совместно с (2) и (3) позволяет найти величины 30, и и оценить глубину кратера к и вынос массы пара Дт = ]0БЬ. Для определения давления отдачи паров на мишень необходимо знать температуру Т на границе жидкость-пар. Если давление пара у мишени (на расстоянии х ^ й) превышает давление окружающего газа, то испарение можно считать квазивакуумным и
30 = па (Т) ьх (Т), (4)
где скорость vx = (T/2nM)1/2 (M — масса частиц пара), а плотность насыщенного пара ns связана с температурой экспоненциальной зависимостью ns (T) « exp (—Апар/Т). Анализ уравнений (1) и (4) показывает, что Т и I связаны логарифмической зависимостью
Апар/Т « ln(IQ/Io); (5)
здесь Iq — функция Т (имеющая размерность I0). Температура фазового перехода жидкость-пар лежит в относительно узком интервале значений Ткип ~ Т < Ткр, где Ткр/Т ^ 2... 3 (Ткип — температура кипения при нормальном давлении), и с учетом (5) ее можно считать приблизительно постоянной (типичное для металлов значение Апар/Ткип « 10 ... 12) [7]. Согласно соотношениям (1) и (5), плотность паров n0 растет с увеличением I0, а их скорость слабо зависит от интенсивности излучения:
no ~ jo ~ Io(1 - R(A)), vo(t) ~ const, (6)
т.е. давление импульса отдачи на волне испарения p0 = pj0vx так же, как и величина массового уноса, пропорционально I0(1 — R(A)), т.е. (po/Io) ~ const.
Такое описание волны испарения — упрощенное (т.е. соотношение (4) не учитывает столкновений в испаренном веществе и обратного потока вещества на мишень). Область интенсивностей лазерного излучения, при которых может существовать волна развитого испарения, ограничена снизу условием (2), а сверху — окрестностью критической точки перехода жидкость-пар, вблизи которой скорость разлета конденсированной фазы u во фронте волны определяется температурой перехода и совпадает со скоростью пара v0:
n(x/t)1/2Апар < Io(1 — R(A)) < п^х(Ткр)Апяр. (7)
Из неравенства (7) следует, что при сокращении длительности импульса t область существования эффекта волны испарения по диапазону величины I0 сужается: I0 ^ I0max при tu ^ tu min, причем tu min должно удовлетворять условию (%tumin)1/2 > а-1.
О выносе жидкости из мелкого кратера силой отдачи паров. Как показано в работе [8], рассмотрение волны лазерного испарения на основе фазового перехода жидкость-пар (вместо известных теорий с использованием фазового перехода твердое тело-пар) является существенным при анализе механизмов формирования на плоской мишени кратера в условиях выполнения соотношений (1)-(3) одномерного поверхностного испарения мишени. Вымывание жидкой фазы из мелкого кратера (условие (2)) происходит под действием направленного вдоль поверхности мишени градиента давления паров; этот процесс может
давать основной вклад в формирование глубины мелкого кратера по сравнению с процессом выброса массы вещества в виде пара при умеренных интенсивностях излучения при продолжительных временах воздействия Ьп и небольших размерах зоны облучения d. Если пренебречь затратами энергии на плавление, нагрев материала мишени и вынос жидкости по сравнению с затратами на испарение (эти потери в расчете на атом не менее чем на порядок ниже теплоты испарения), то полученные в работе [8] соотношения верны для получения численных оценок и в случае, когда масса вынесенной жидкости даже на порядок превышает массу выброшенного пара, и могут быть использованы для сравнительного анализа экспериментальных результатов.
Экспериментальные условия и результаты. Для выполнения условий плоского (одномерного) испарения d > к (т.е. с большим размером зоны облучения плоской мишени) эксперименты проводились с использованием твердотельных неодимового и рубинового лазеров с энергией 3-103... 3-102 Дж в импульсе длительностью « 10-4... 10-9с и различной фокусировкой потока излучения. В вакуумных условиях ^ « 10-2 Па) импульс отдачи измерялся по отклонению баллистического маятника с укрепленной на нем мишенью; вынос массы вещества определялся взвешиванием мишени до и после облучения; глубина кратера контролировалась профилометрическми измерениями после облучения мишени. Интенсивность излучения на мишени изменялась величиной уровня энергии накачки лазеров и размером пятна облучения.
Экспериментальные зависимости импульса отдачи J = p0БЬп и выноса массы Дm ~ 30БЬп, отнесенные к энергии лазерного излучения Е, от среднего за импульс значения плотности потока мощности /0 и зависимость глубины кратера, измеренной в его центре для различных веществ приведены на рис. 1, 2. Непосредственную информацию о процессе одномерного испарения мишени дают данные об импульсе отдачи (см. рис. 1), так как давление отдачи определяется главным образом за счет уноса вещества в газовой фазе. Для используемых материалов мишеней регистрируются характерные области зависимостей J/E(/0): относительно резкое нарастание давления отдачи с увеличением плотности потока лазерного излучения на мишени и последующее насыщение, когда удельный импульс отдачи J/E слабо зависит от интенсивности излучения /0. При /0 ~ (3 ... 4)• 105 Вт/см2 начинается и при /0 ~ (0,6 ... 2) • 106 Вт/см2 активно происходит развитое испарение мишени; при /0 « (2 ... 3) • 106 Вт/см2 на мишени образуется плазма, поглощение излучения которой при плотности мощности /0 > 3-106 Вт/см2 приводит к замедлению роста давления отдачи и снижению удельного механического импульса отдачи J/E. Для материа-
10° 107 /0, Вт/см
Рис. 1. Зависимость удельного импульса от плотности мощности ла- Рис2 Масс-расходные характеристи-зерного импульса для диэлектри- ки аблирующих мишеней ческой (^2F4)п) плоской мишени (1) и металлической (Та) мишени (2)
лов мишеней с высоким порогом испарения образование светоэрози-онной плазмы может происходить при интенсивностях, более низких, чем для установления развитого поверхностного испарения. Это проявляется в первую очередь в экспериментах с короткими (наносекунд-ными) лазерными импульсами, так как порог испарения 10пор ~ ьЦ2.
Данные по интегральному за импульс уносу массы (см. рис. 2) повторяют по форме характер кривых для импульсов давления, что свидетельствует о том, что давление отдачи определяет суммарный унос массы из зоны облучения, однако унесенная масса в несколько раз превышает массу выброшенного пара. Оценки показывают, что большую часть унесенной массы за время лазерного импульса составляет жидкая фаза даже при формировании достаточно мелкого кратера. По-видимому, значительный вклад в массу выносимой жидкой фазы дают передний и задний фронты длинного импульса излучения, когда плотность мощности излучения на мишени ниже среднего значения. Так как взвешивание мишени до и после облучения не дает корректных данных об уносе вещества в газовой фазе, более адекватными в этом отношении являются данные о глубине кратера.
Для полимерных мишеней выполнен цикл экспериментов, когда выбранная схема фоторегистрации и интерферометрии с большим увеличением позволила максимально приблизиться к поверхности воздействия и количественно оценивать динамику зоны испарения (рис. 3). При острой фокусировке излучения 10 на мишени образуется
кратер, увеличивающим во времени свои размеры в трех измерениях; его диаметр превышает размер пятна фокусировки, что подтверждает влияние на формирование кратера (помимо теплового испарения) вторичных объемных фото- и газодинамических процессов, когда большой телесный угол раскрытия испаряемого потока трансформируется в направленную струю. При увеличении 10 > 10 крит скорость пара Уп может превосходить скорость звука г0, а его ускорение происходит в тонком приповерхностном слое мишени, определяемом экспериментально (см. рис. 3). В этом случае сверхзвуковой режим истечения пара связан с образованием ударно-волновой структуры в потоке и в ряде зон (в зависимости от
Рис. 3. Максимальная глубина Н кратера на алюминиевой мишени в зависимости от плотности мощности излучения с острой фокусировкой (1); зависимость удельного импульса отдачи (СТ2)п-мишени от плотности мощности излучения с острой фокусировкой (2), в режимах с К-фазой (5), развитого испарения (4)
химического состава мишени, геометрии кратера, плотности вещества полимерной мишени) происходит ускорение пара при резком охлаждении — его конденсация в микрокапли (с Тк ~ Тпов). Результирующая скорость движения границ испарения г0 (разность скоростей испарения и конденсации) за счет обратного столкновительного потока, определенная экспериментально, для (СН20)п-мишеней составляет ^ 0,8гзв.
В зависимости от параметров лазерного импульса (10, А) и теплофизических характеристик мишени доля конденсированной фазы (К-фазы) в потоке пара может составить ^ 10 ... 50 % (пк также растет с увеличением величины Ат(Тп — Ти)), уменьшая (из-за экранировки/рефракции излучения) количество тепла, поглощаемого мишенью, плотность пара у поверхности мищени и массовый расход. При достижении пороговых для плазмообразования плотностей мощности лазерного излучения 10 > 10* происходит оптический пробой пара, облегченный (/** ~ (2 ... 3)-107 Вт/см2) поверхностью мишени за счет легкоионизуемых примесей в паре, и возникновение плазменного слоя, что существенно изменяет динамику генерации пара, ослабляя (плазменный слой отражает падающее лазерное излучение)
или усиливая (плазменный слой поглощает лазерное излучение и затем при рекомбинации плазмы передает его мишени с новым временным профилем) тепловой поток (интегральный по времени лазерного воздействия) к поверхности полимерной мишени в зависимости от спектрально-мощностных характеристик лазерного импульса.
Однако при одинаковых значениях энергии излучения Е, выделяющейся у поверхности мишени, при высокой плотности мощности /0 происходит большее уменьшение расхода массы т, чем при той же энергии Е, но меньшей интенсивности более длинных импульсов.
Помимо отражения части излучения поверхностью, учитываемой коэффициентом отражения [9] Я(А), прямые калориметрические измерения энергии, поглощаемой мишенью, позволяют определить эффективный коэффициент теплопередачи Кт (отношение поглощенной энергии к энергии лазерного импульса Е) в зависимости от интенсивности 10. При увеличении 10 выше порога плазмообразования коэффициент Кт для полимерных мишеней возрастает, затем монотонно уменьшается с ростом 10, что связано с действием противоположных факторов, таких как экранировка мишени плазмой (уменьшается доля энергии лазерного излучения, достигающего мишени, что является определяющим для веществ с малым коэффициентом Д(А)) и поглощение излучения в плазме (ее нагрев приводит к передаче части поглощенной энергии благодаря конвективному теплообмену и интенсивному переизлучению плазмы в видимой и УФ-областях спектра). Уменьшение Кт при высоких значениях 10 ^ /0 связано с уменьшением доли переизлучаемой энергии и может регулироваться динамическими характеристиками газового потока и плазменной зоны.
Помимо "плазменного" поглощения излучения для полимерных мишеней имеет место ослабление теплового потока за счет поглощения в колебательно-вращательных молекулярных полосах, характерных для термодеструкции полимеров (в том числе резонансного). Вклад в ослабление излучения вносит и его экранировка продуктами абляции (в эрозионном факеле), что проявляется на фоторегистрограм-мах потока в виде пульсирующих характеристик испарения. Низкочастотный спектр колебаний обусловлен макроструктурой вещества, а высокочастотные пульсации определяются конкуренцией двух динамичных процессов — разлета паровой фазы и экранировки излучения; при этом возникновение эрозионного факела и изменение глубины кратера носят самосогласованный характер, что соответствует автоколебательному режиму испарения. Дополнительный вклад также вносят термоупругие напряжения из-за высоких температурных градиентов (« 106'7 К/см). При больших значениях /0 давление от температурного расширения испаряемого слоя не успевает выравниваться:
возникает волна сжатия, распространяющаяся в объеме (термомеханическая ударная волна), напряжение растяжения возникает при отражении волны и при больших амплитудах наблюдается образование макроразрушений и отколов у свободной поверхности мишени.
Отметим, что исследование динамики процессов генерации и поддержания лазерно-индуцированного режима волны развитого испарения необходимы для определения условий оптимального подвода энергии низкопорогового лазерного излучения к мишеням для достижения регулируемого по заданному закону массового расхода рабочего вещества необходимой плотности и профиля скорости.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. K o s s o w s k i i R., et al. Powerful lasers-science and engineering. -N-Y.: Kluwer Academic Publishers, 1996.
2. Радиационная плазмодинамика. Т. 1 / Под ред. Ю.С. Протасова. - М.: Энергоатомиздат, 1991. - С. 9-53.
3. Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Вводный том. Т. 2 / Под ред. В.Е. Фортова. - М.: Наука, 2001. - С. 125-305.
4. Афанасьев Ю.В.,Крохин О. Н.//ЖЭТФ. - 1967. - Т. 52. - С. 966-975.
5. Б а т а н о в В. А., Ф е д о р о в В. Б. // Письма в ЖЭТФ. - 1973. - Т. 17. -С. 348-351.
6. У л я к о в П. И. О светоиндуцированных фазовых переходах // ЖЭТФ. - 1967. -Т. 52. - С. 820-831.
7. Ф е д о р о в В. Б. Квазистационарные оптические разрялы. — М.: Наука, 1988.
8. D a n i l u t c h e v V. A., Z v o r u k i n V. D. In Powerful Gas Lasers and Lasermatter interaction. - M.: Nauka 1983.
9. P r o t a s o v Y u. S., P r o t a s o v Y u. Y u., Telekh V. D. // VIII Int. conf. "Dielectric materials, measurements and applications": IEE Conf. Publication. Edinburgh. - 2000. - No. 473. - Р. 440-444.
Статья поступила в редакцию 15.02.2008
Юрий Юрьевич Протасов — д-р техн. наук, доцент кафедры "Газотурбинные и нетрадиционные установки" МГТУ им. Н.Э.Баумана. Автор более 100 научных работ в области фотонной энергетики.
Yu.Yu. Protasov — D.Sc. (Eng.), assoc. professor of "GasTurbine and Non-Traditional Facilities" department of the Bauman Moscow State Technical University. Author of over 100 publications in the field of photon power-engineering.
Тадеуш Сигизмундович Щепанюк — канд. техн. наук, ст. науч. сотрудник ФИРАН им. П.Н. Лебедева. Автор более 30 научных работ в области радиационной газоплаз-модинамики.
T.S. Shchepanyuk — Ph. D. (Eng.), senior researcher of the Lebedev Physical Institute of RAS. Author of more than 30 publications in the field of radiation gas and plasma dynamics.
