CC BY
18
TombUv Luklć, potpukovnik, dip!, inž.
Tchntfk* uprava CS VJ.
Beograd
PRINCIPI PR1MENE LASERA U INDUSTRUSKOJ OBRADI MATERUALA
- nastavak iz broja 3/2000 -
UDC: 621.375.826:621.7.04
Temperatumo polje u materijalo indukovano laserskim zračenjem
Osnovni efekat dejstva laserskog zra-čenja visokog intenziteta ispoljen na ma-terijal jeste promena temperature na po-vrSini i u unutrašnjosti obrađivanog mate* rijala. Izračunavanje i eksperimentalno odredivanje karakteristika temperatumih polja u materijalu u procesu zagrevanja i hladenja omogućava da se predvidi sastav materijala posle obrade, njegovo fazno i struktumo stanje. Izučavanjcm toplotnih pojava mogu se odrediti najefikasniji teh-nološki procesi, potrebne energetske ka-rakteristike laserskog zračenja i optimalni režimi obrade.
Temperatura ozračenog materijala obično se izračunava primenom klasične teorije termoprovodnosti, pri čemu traja-nje impulsa nije kraće od 10"9 s, a gustina snage nije veća od 109 W/cm2. Tempera-tuma raspodela u materijalu ozračenom laserskim zračenjem određena je jednači-nom termoprovodnosti [3, 4, 5, 6, 7]:
— (cpT) = div (K grad T) + qv (8) 3t
gde je:
c - specifični toplotni kapacitet (J/g°K), p - gustina materijala (g/cm3),
K - koefieijent termoprovodnosti (W/ cm°K),
T - temperatura (°K),
qv - specifična snaga (prostomog) toplot-
nog izvora (W/cm5).
Izvođenje analitičkog rešenja ove jednačine nije nimalo iak zadatak, a kada se uzme u obzir temperaturna zavisnost njenih parametara, analitičko rešenje naj-češće ne postoji. Zato su razvijene raz-novrsne metode dobijanja približnog re-šenja: linearizaeija, uvodenje specijalnih funkeija, metode integralnih transforma-cija, a u posebno važnim praktičnim slu-čajevima koriste se numcrički postupci.
$ obzirom na to da zagrevanje ozra-čenog uzorka ima karakter površinskog efekta, uzorak se može posmatrati kao polubeskonačno telo na čijoj površini de-luje toplotni izvor i u kojem se toplota prostire samo po osi z, normalnoj na ozračenu površinu i usmerenoj u dubinu materijala. U tom slučaju, za brze i jedno-stavne inženjerske proračune i izvođenje odgovarajućih ocena uzima se da su ter-mofizički koeficijenti konstantni, a jedna-čina (8) rešava se u jednoj dimenziji [7]:
9T (z, t) ^ (z, t) ( 1 3Ia (z, t)
3t ^ 3z2 pc 3z
(9)
gde je:
X = K/pc - koefieijent termičke difuzije (cm2/s),
454
VOJNOTEHNICKI GLASNIK 4-5/2000.
I, - apsorbovani intcnzitet laserskog zra-Cenja (W/cm2).
Razmotriće se neka analitička reSe-nja jednačine (9) u slučaju ozračivanja matcrijala impulsnim i kontinualnim la-serskim zračenjem sa ravnomemom i Gausovom raspodelom intenziteta po po-prečnom preseku snopa.
Ako je površina materijala označena laserskim zračenjem konstantnog upad-nog intenziteta u vremenu i po propreč-nom preseku snopa, a parametri c i K su takode konstantni, rešenje jednačine (9) po koordinati z (dubina prodiranja to-plote u materijal) su (3, 5, 6]:
(10)
gde je:
U ® ylu - vrednost apsorbovanog intenziteta na ozračenoj površini,
2 x j
erf(x) = -= /e“*Jd£ - funkcija greške,
Jii o
erfc(x) = 1 - erf(x) - komplementama funkcija greške,
ierfc(x) - integral od erfc(x) [5, 6, 7].
Polazeći od jednačine (10) i prime-nom Duhamelove teoreme [6] može se doći do izraza za temperaturu kada je upadni intenzitet funkcije I(t) = lof(t). Na si. 10 prikazana je teorijska promena temperature u uzorku od gvožđa ozrače-nim povorkom pravougaonih impulsa, dobijena numeričkom integracijom jed-načine (10). Promena koeficijenta sprege sa porastom temperature nije uzeta u obzir. Temperatura povrSine raste pro-porcionalno kvadratnom korenu vremena t, a na si. 10 sc vidi da već na kraju prvog impulsa (t = 0,5 ms) dostiže vrednost oko 1000°C. Temperatura T(z,t) veoma brzo opada sa dubinom z. Dubina Zl = Vx* na kojoj temperatura opadne na 1/10 vrednosti temperature na površi-ni, predstavlja karakterističnu dubinu prodiranja toplote u materijal, koja se još naziva i efektivna zona termičkog uticaja (engl. skrać. HAZ [4|). Odnos r, » zL, odnosno t <K rj/x, predstavlja uslov jed-nodimenzionalnosti jednačine (8) i on je ispunjen samo za male vrednosti vreme-
TfC]
St. 10 - Promena temperature u uzorku od gvotđa ozračenim intenzitetom zračenja u obtiku niza pravougaonih impulsa
VOJNOTEHNIĆKI GLASNIK 4-S^000.
455
na t. Tako, na primer, za gvožđe (x ** 0,2 cm2/s) pri rs = 0,5 mm, dubina prodiranja je oko 0,03 mm u momentu t = 0,5 ms (<sc rJ/%)» Sto znači da je uslov jednodi-menzionalnosti ispunjen u toku trajanja celog imputsa.
Brzina zagrevanja, odnosno hlađenja površine materijala dobija se diferencira-njem jednačine (10) po vremenu t za z = 0 (t - trajanje impulsa). Brzina pro-mene temperature iznosi [5J:
3T(z,t) . —I— U-o
(H)
Jednačina (11) omogućava da se iz-vede ocena brzine porasta temperature ozračene površine. Uzimajući ponovo gvožđe za primer, za I* = 1 MW/cm2, X = 0,2 cnr/s i K = 0,8 W/cm°K, u tre-nutku t - 1 jis dobija se brzina porasta temperature oko 109 °K/s (si. 11). S druge strane, brzina hlađenja dostiže oko 5 • 108 °K/s u trenutku t = 1 ps posle
M*.
K \m
i,ix7i i \
W'wl it It _ «•)*
t < X
t > T
prestanka laserskog impulsa. Ovako ve-like brzine zagrevanja i hlađenja pružaju izvanredne mogućnosti termičke obrade površine materijala laserskim zračenjem.
Izraz za gradijent temperature dobija se diferenciranjem jednačine (10) po z [5]:
3T(z,t)
9z
(12)
Može se uočiti da je gradijent utoliko veći ukoliko je veći odnos I*/K, a u znatnoj men zavisi od karakteristične dubine prodiranja toplote zl- Za t —» » ili z = 0 gradijent poprima konstantnu vrednost -IJK.
Na si. 12 predstavljene su krive pro-mene gradijenta temperature po dubini uzorka sa vremenom kao parametrom, u uzorku od čelika (K = 0,5 J/cm°K, X = 0,092 cm2/s). Na površini uzorka gradijent može biti veoma veliki. Za vrednost Ia = 1 MW/cm2, iz jednačine (12), siedi da gradijent iznosi oko 2 * 106 °KJ cm. Njegova visoka vrednost znači da je zagrevanje materijala laserskim zrače-njem veoma koncentrisano što omogu-
456
VOJNOTEHNlCKI GLASNIK 4-5/2000.
IVXkm
SI. 12 - Promena gradijenta temperature u uzorku od čelika u funkciji dubine i vremena ozračenja
ćava obrađu i vrlo sitnih detalja u sredi-nama osetljivim na visoku temperaturu.
Izračunavanje temperatumog polja u materijalu koji je ozračen laserskim snopom sa Gausovom prostomom raspo-dclom intenziteta znatno je složenije nego kod impulsa sa ravnomemom raspode-lom. Takođe, pri ozračivanju materijala kontžnualnim lascrskim zračenjem, bez obzira na to što ozračena površina može biti i ekstremno mala, usled dugotrajne apsorpcije upadnog fluksa dolazi do za-grevanja površine relativno velikih di-menzija, pa je pri proračunu tempera-tume raspodele neophodno uzeti u obzir i gubitke usled zračenja i konvekcije. Uvrštavanje neiinearne zavisnosti izrače-nog fluksa (-T4) u jednačinu energetskog
balansa dovodi do problema koji $e veoma teško rešava, Čak i numerički. Radi toga se, za ocenu procesa često uzima lineama temperatuma zavisnost toplotnih gubitaka us.ed zračenja i kon-vekcijc [6].
U najjednostavnijem slučaju, zane-marujući gubitke usled zračenja i konvekcije, a uzimajući da se po površini polube-skonačnog tela sa poćetnom temperatu-rom To u smeru ose x kreće Gausov snop brzinom v i intenziteta 1 (t) = V (t) gde f (t) karakteriše vremensku promenu intenziteta, rešenje jednačine (8) u pravou-glim koordinatama dobija se primenom metoda trenutnog prstenastog izvora to-plote [5, 6]:
T (x,y,z,t) = T0 +
jŽ r _ * (t ~ 5)
K V tl oJ% (4x^ + rj)
jL - vt)1 ♦ r
e" d£
(13)
gde je:
I*o(d - apsorbovani intenzitet u centru Gausovog snopa u trenutku kada je on maksimalan,
x, y - koordinate na površini uzorka,
z-dubina prodiranja toplote u materijal, - promenljiva integracije.
Za nepokretan Gausov snop (v = 0) i konstantan intenzitet (f (t) = 1) tempe-
VOJNOTEHNIĆKI GLASNIK 4-5/2000.
457
ratura na povrSini uzorka, u centru snopa (x = 0, y = 0), data je izrazom [3, 6]:
T (0,0.0,t) = To + arctg l^]
Kv'n \ r, /
(14)
Nakon t » rj/y postiže se stacio-nama vrednost temperature [3]:
T (0,0,0,«) = T0 + (15)
2K
UvrStavanjem konkretnih vrednosti u (15), npr. za staklo K = 0,007 J/cm °K, pri r, = 0,1 mm, ukupna apsorbovana snaga u uzorku P, = 0,1 W, dobija se
as400°C, 5to je vrednost koja se veo-ma lako postiže današnjim laserima [6].
Jednačina (15) pruža pogodnu mo-gućnost odredivanja temperature tela ozračenog Gausovim snopom u funkciji bezdimenzionih parametara [3]. Uraču-navajući vremensku formu impulsa f (t) (si. 4), dolazi se do izraza (16) za tzv. bezdimenzionu temperaturu ozraicnog materijala u trenutku t. Promenom poje-dinih parametara u (16) moguće je icons-truisanje familije generalisanih krivulja koje prikazuju temperaturnu raspodeiu nezavisno od vrste materijala [6].
0(w.t) = j-
M ( t-X) e x+i e x
o A (* + 1)
d\ (16)
2K VT
Veličina 0 (£,£,t) = —-— pred-
I»r*
stavlja bezdimenzionu temperaturu, a
4vt „ z „ r . ,
t = (, = —, \ = — jesu bezdimen-
rj r, r»
zioni parametri; r$ je Gausov radijus la-serskog snopa i X - promenijiva integra-cijc.
NumeriČkom integracijom jednačine (16) konstruisane su krive zavisnosti bez-dimenzione temperature u slučaju ozrači-vanja materijala laserskim zračenjem mo-dulisane dobrote (si. 13).
Krive na si. 13 su tipične za tempera-turnu raspodeiu u materijalu ozračenom impulsnim laserskim zračenjem. U kon-kretnom slučaju uzete su vrednosti r, « 0,03 cm i x = 0,9 cm2/s. Iz oblika krivih © (^, £, t) mogu se izvući sledeći opšti zaključci:
- temperatura na površini ozračenog tela (£ = 0) vcoma brzo dostiže maksi-malnu vrednost, a zatim relativno sporo opada za vreme trajanja impulsa; do opadanja temperature dolazi zbog odvo-denja toplote u dubinu materijala kon-dukcijom;
- na kraju impulsa temperatura je znatno niža od maksimalne, jer upa-dni fluks nije dovoljan da kompenzuje odvedenu toplotu u dubinu materijala zbog vrlo visoke brzine širenja toplote Uedn. 13);
- što je veća posmatrana dubina, temperatura dostiže maksimum kasnije, a na velikim dubinama uspeva da do-stigne maksimum za vreme trajanja impulsa;
- u konkretnom slučaju (sl. 13a), karakteristična dubina do koje prodre toplota za vreme trajanja impulsa odre-đena je vrednošću £ = 0,004 i iznosi z * 10-4 cm, §to je potpuno u skladu sa ranije konstatovanom činjentcom da je interakcija laserskog zračenja sa materija-lom pre svega površinski proces;
- brzina porasta temperature u centru Gausovog snopa na ozračenoj po-vršini je ekstremno visoka (dostiže 1010 °K/s);
- gradijent temperature dostiže ekstremno visoke vrednosti (reda 106 °K/ cm);
458
VOJNOTEHMČKI GLASNIK 4-5/2000.
SI. 13 - Generalisane krive promene temperature u teiu ozraćenem Gausovim snopom dobijenim u laseru modulisane dobrote:
a) ctntar snopo, nanostkirndm inputs; h) ctntar sttopa, mitutkundni inputs, c) tvica sncpa, mUistkunJiu tmpuls
- zagrevanje materijaJa je lokalizo-vano.
Pažijivim upoređivanjem grafika si. 13, b) i c), može se uočiti da krive nisu iste. Pri \ - 1 (na ivici spota) veličina 0 se menja nešto sporije nego u centra = 0). To znači da pri dužem trajanju impulsa odvode-
nje toplote u poprečnim pravcima (para-lelno površini) postaje veliko.
Uporedenjem grafika a) sa graficima b) i c) si. 13, vidi se da pri dužcm trajanju impulsa temperatura dostiže znatno veću dubinu i zagrevanje materijala prestaje da bude površinski efekat.
VOJNOTEHNICKI GLASNIK 4-5/2000.
459
Promene faznog stanja materijala
Matematički opis faznih promena predstavlja veoma složen problem (tzv. Stefanov problem). On se obično rešava numerički, ali primena i najtačnijih razli-čitih mctoda daje rezultate koji se medu-sobno veoma razlikuju [3].
Stadijum topljenja metala veoma je teško razdvojiti od studijuma isparavanja. Problem je u tome što u intervalu promene temperature od temperature topljenja T* do temperature ključanja Tv vrlo brzo raste pritisak ravnoteže pare, a tem-peratura se menja skokovito (si. 14) [2,
3). Tako, na primer, kod aluminijuma, pri približno dvostrukom uvećanju temperature od Ts ~ 900°K do Tv ~ 2000°K, dolazi do povećanja pritiska zasićene pare za 11 redova veličine, od p^p 10-8 mbar do pkij 103 mbar [3]. Temperatura klju-Čanja Tv postiže se kada pritisak ravno-težne pare postane jednak pritisku okol-nog gasa, odnosno, u najvećem broju praktičnih slučajeva - atmosferskom pritisku. Iz navedenog primera sledi da temperatura ne mora da dostigne vred-
nost praga T > Tv da bi došlo do isparavanja. Da bi se izdvojio stadijum topljenja bez isparavanja metal treba zagrejati do temperature koja se nalazi u vrlo uskom dijapazonu iznad temperature topljenja.
Za kvantitativni opis topljenja metala, pored procesa apsorpcije zračenja, zagrevanja površinskogsloja i rasprostira* nja toplote u dubinu materijala, treba uzeti u obzir i promenu termofizičkih svojstava metala u čvrstoj i tečnoj fazi, skrivenu toplotu topljenja metala, kao i proces oksidacije površine metala i promenu koeficijenta refleksije zbog oksidacije [7, 8).
Skrivena toplota topljenja menja se za red veličine pri prelasku od lakotoplji-vih metala (Pb 4 kJ/mol) ka teškotop-Ijivim metalima (W « 40 kJ/mol) [3]. Ona ima utoliko vedu ulogu ukoliko je niža temperatura topljenja metala. Uticaj skrivene toplote topljenja vidi se na si. 15. Uzimajući u obzir da se toplotni izvor krede u smeru ose x, na frontu topljenja, tj. na prcdnjcm delu rastopine stvama toplotna snaga je neš;o manja od nomi-nalne zbog apsorpcije toplote topljenja.
Si 14 - Kvalitativni dijagram faznih promena u materijalu:
(T„ T. - temperatura toplfcnfa t isparavanja; Q,. Q, - laterttna toploto toptjtnja i iiparavanjo), Ik. I& -krtaint vrednosa uuemittto upadnog zraienja
460
VOJNOTEHNICKI GLASNIK 4-5/2000.
Izoterma
SI. 15 - Izoterma topljenja:
/ - from loptjen/a, 2 - from kriitolizaa/e; puna Umja - bet urotunavtnja sknvene toplou, toikassa kntjo - so uraiurwa/ijtm sknvene vplote
Zbog toga je zagrejani deo neznatno skraćen. U isto vreme na frontu kristali-zacije, tj. na repnom delu rastopine, iz-dvaja se skrivena toplota i stvama to-plotna snaga je nešto veća od nominalne. Izoterma topljenja (površina konstantne temperature koja razdvaja čvrstu od te£ne faze) izdužena je u repnom deiu dok se njcna širina neznatno menja.
Svojstva para mogu se jednostavno opisati samo u slučaju da se posmatraju kao gas koji se slobodno Siri u vakuum. Ovakav slučaj u praksi se ne dešava, te služi samo za dobijanje kyalitativnih ocena procesa. Oblik pare koji nastaje ispred zagrevane povrSine dovodi do sle-dećih efekata [2]:
- pare apsorbuju upadno zraCenje i ekraniraju ozračenu površinu,
- u pari dolazi do jonizacije laser-skim zračenjem, nelinearne apsorpcije i nastanka plazme tako da ekraniranje vrši plazma.
Pri rclativno malim intcnzitetima la-serskog zračenja (103 - 106 W/cm2) može se smatrati da obrazovana para ne utiče na prostiranje laserskog zračenja, tj. ne ekranira zagrevanu površinu.
Dubina isparavanja je, takođe, važna tehnološka karakteristika primene lasera.
Od nje direktno zavise dubina otvora koji može biti napravljen u metalu ili debljina lisnatog matcrijala za sečenje (lim, tkani-na, staklo,...). Postoje dva očigledna na-čina povećanja dubine isparavanja: pove-ćanje intenziteta i korišćenje neprekidnog zračenja. Prva mogućnost je ograničena brzinom isparavanja materijala i ekrani-ranjem ozračene površine parom, a druga tipom lasera [2].
Duboko protopljavanje materijala
Pod dubokim protopljavanjem po-drazumeva se zagrevanje materijala iznad temperature topljenja na dubini znatno većoj od prečnika laserskog snopa (z » 2r,) i istiskivanje rastopljenog materijala pod uticajem pritiska sopstvcnih para. Da bi se ocenili potrebni parametri laserskog zračenja i izvele kvalitativne ocene procesa, u prvom koraku vr$i se odredivanje praga prctopljavanja, odno-sno izračunavaju se parametri laserskog zračenja neophodni da se ostvari protopljavanje na dubini reda rs. Zadatak se može formulisati na s'.edeći način: odre-diti minimalni intenzitet (snagu, energiju) pri kojem lasersko zračenje sa zadatom vremenskom i prostornom raspodelom
VOJNOTEHNIČKI GLASNIK 4-5/2000.
461
rastopi metal do dubine reda radijusa poprečnog preseka snopa.
Za Gausov snop koji se kreće po površini metala u vakuumu traženi prag intenziteta može se oceniti iz vrednosti stacioname temperature Tp u centru Gau-sovog snopa pri nepokretnom snopu. Tempcratura Tp treba da dostigne vred-nost pri kojoj će pritisak para isparenog materijala istisnuti rastopljeni materijal na dubini reda Gausovog radijusa rt. Polazeći od fenomenoloSke relacije za jednakost sila pritiska pare materijala u centru Gausovog snopa i sila pritiska povrSinskog napona u tankom sloju ras-topljenog materijala pri isticanju para u vakuum [3]:
• /i i\ c
P*e T IT" ” v = —• (17)
rs
gde je:
P* = 10 bar,
<p - izlazni rad atoma iz rastopljenog materijala,
k - Bolcmanova konstanta,
Tv - temperatura ključanja,
Tp - potrebna vrednost stacioname temperature površine u centru snopa za t = *> (jednačina 15), o - površinski napon rastopine za prag intenziteta dobija se [3]:
j 2<pK__________________1___________
** yrskjn In (rsP*)-ln(o) + <p/kTv
(18)
Za A1 i Fe, pri r, = 0,5 mm za prag Ipr dobijaju se vrednosti 12 i 0,6 MW/cm2 respektivno.
U praksi se različite vrste obrade materijala izvode najčešće na atmosfer-skom pritisku. Pritisak pare postaje veći od atmosferskog pritiska kada tempera-
tura u centru snopa dostigne vrednost temperature isparavanja Tv i u rastopini dolazi do formiranja malog, polusfemog udubljenja radijusa **rt. Ocena praga intenziteta za duboko protopljavanje dobija se iz vrednosti stacioname temperature (jednačina 15) u centru sfere, uzimajud Tsuc = Tv:
V = (19)
YtJ n
gde je To - početna temperatura metala.
Medutim, pri atmosferskom pritisku energija koju odnose pare može biti veli-ka, a njen proračun je veoma složen, jer se moraju uzeti u obzir procesi difuzionog i konvektivnog mešanja okolnog gasa i pare, toplotna konvekeija gasa, itd. Grube ocene pokazuju da se kod gvožđa sva dovedena energija odvodi parama metala pri dostizanju temperature oko 2600°C [3].
Kod većine metala koeficijent sprege povećava se najmanje 1,5 puta pri prola-sku kroz tačku topljenja (si. 7). U istoj tački koeficijent termoprovodnosti sko-kovito opada, npr. kod Al, Fe i Cu smanji se oko 5 puta. Imajući u vidu da je temperatura ključanja metala po pra-vilu 1,5 do 2 puta veća od temperature topljenja, može se zaključiti da će ne-znatno povedanje intenziteta upadnog zračenja iznad vrednosti Ipr dovesti do skokovite promene temperature od stacioname temperature topljenja T, do temperature ključanja Tv.
Razmotriće se kako skok koefici-jenta termoprovodnosti K i koeficijenta sprege y utiče na zagrevanje povrSine tela. Radi pojednostavljenja uzima se da je laserskim snopom sa ravnomemom
462
VOJNOTEHNIČKl GLASN1K 4-ST2000.
raspodelom intenziteta ozračeno polus-femo udubljenje radijusa r* i da koefici-jent termoprovodnosti i koeficijent sprege ne zavise od temperature u čvrstoj (Kc, yc) i tečnoj (Kt, yt) fazi, ali da se menjaju skokovito pri T = T*. Iz stacio-namog rešenja jednačine termoprovodnosti (9) u sfemim koordinatama dobija se vrednost praga intenziteta potrebnog za dostizanje temperature topljenja T* [3]:
Ip. (T.) = ^ (20)
rSYc
i prag intenziteta potrebnog za dostizanje temperature ključanja Tv [3]:
i
SI. 16 - Duboko protopljavanje materijala laser-skim zračenjem:
f, - rodi/ut Uumkog snopa. r* - efekavna htina kanala, l -kovtma naitaia unskivanjtm rastopi/tnog maKtifala. 2 - rastop-tjeni materijal obiika (iUndritnog kanala
Za lasere koji rade na kraćim tala-snim dužinama (Nd: YAG, eksimemi), odnos Ipr (Tv)/lpf (T,) « 1 za većinu me-tala dok je za C02 laser ovaj odnos 1 izuzev za A1 kod kojeg je ovaj odnos 4.
To znači, generalno, da se pri nepokret-nom laserskom snopu prag topljenja i ispa-ravanja poklapaju za većinu čistih metala. Skok stacioname temperature pri tome dovodi do poklapanja praga topljenja sa pragom dubokog protopljavanja [3].
Da bi došlo do d jbokog protopljavanja, z 2$> rt, kod mnogih materijala neop-hodno je koristiti neprekidno lasersko zračenje i proces mora biti stacionaran [2]. Najprostiji model za izvodenje ocene praga dubokog protopljavanja pri konti-nualnom laserskom zračenju je homo-geno zagrejani cilindar radijusa rt i visine z (si. 16). Iz rešenja jednačine termoprovodnosti (9) za cilindričan homogeni iz-vor i r» <K. z dobija se (prema [2]):
Ip( (T.) = 2 • (l / In Zj (22)
Zanemarujudi slabu logaritamsku za-visnost u (22) i uzimajući T = Tv, za dubinu kanala dobija se:
Ovde nije uračunato uzajamno dej-stvo zračenja sa parama metala. Mcdu-tim, ocena ima zadovoljavajuće rezultate u eksperimentu [2]. U okviru ovog mo-dela može se dobiti i širina zone topljenja metala.
Obrazovanje plazme i prostiranje zracenja kroz plazmu
Laserska plazma predstavlja neže-Ijenu pojavu zbog toga što ona efektivno
VOJNOTEHNIĆKI GLASNIK 4-5/2000.
463
apsorbuje lasersko zračenje i ekranira površinu čvrstog tela.
Pri malom intenzitetu iaserskog zra-čenja (I, < 108 W/cm2) dolazi do zagreva-nja površine, topljenja i isparavanja mate-rijala i obrazovanja neutralnih para. Pla-zma se pojavljuje kao posledica interak-cije Iaserskog zračenja sa parama ozrače-nog materijala i jonizacije pare. To se dešava već pri vrednostima upadnog in-tenziteta Iu < 106 W/cm2. Joni2acija para laserskim zračenjem analogna je jonizaciji gasa pri optičkom proboju: slobodni elek-troni apsorbuju energiju polja zračenja pri sudarima sa neutralnim atomima, a kada elektron nakupi energiju reda ener-gije jonizacijc dolazi do jonizacije uda-rom.
Do jonizacije para dolazi vrlo brzo zbog njene velike gustine (*» 1023 cm"3). Za ocenu karakterističnog vremena jonizacije mogu se koristiti rclacije za optički proboj gasa, a pri niskom nivou Iaserskog zračenja mogu se razmatrati tri stepena obrazovanja plazme: topljenje, isparava-nje i jonizacija. Prag proboja para znatno je niži od praga proboja vazduha pri ekvivalentnoj gustini, jer u pari postoji znatan broj slobodnih jona i elektrona, (Ip«, ~ 1/2 Ipv gde je 1^ - prag proboja za metalne pare a Ipv - prag proboja za vazduh). Proboj para može da ima stacio-narni karakter u blizini ozračene površine za razliku od vazduha gde je ova pojava impulsnog karaktera.
Pri velikom intenzitetu Iaserskog zra-Cenja (I > 1010 W/cm2), plazma se obra-zuje neposredno pod dejstvom Iaserskog zračenja na čvrsto telo. Pri tome ukupna energija zračenja E mora biti veća od sume energija topljenja E,, isparavanja Ej i jonozaeije Ej. Od ove tri energije naj-veća je energija jonizacije Ej, što se može oceniti poredenjem temperature topljenja
T, i temperature isparavanja Tv koje su za najveći broj metala reda 103 °K, sa temperaturom jonizacije Tj koja je reda 105 °K (što odgovara energiji 10 eV = 16 ■ 10~19 J). Ako je temperatura T po-vrSinskog sloja veća cd 105 °K, dolazi do neposrednog prelaska čvrstog tela u pla-zmu [2].
Neposredni prelazak materijala u plazmu može biti realizovan i pri umere-nim vrednostima upadnog zračenja Iu. Za dužinu trajanja impulsa Iaserskog zrače* nja reda ns to se ostvaruje pri Iu «10® W/cm2. Velika gustina neutralnih čestica i veliki intenzitet upadnog zračenja uslov-Ijavaju veoma veliku brzinu jonizacije. Za vrednost upadnog intenziteta I0 ** 108 W/cm2 i gustinu pare isparenog metala n » 1022 cm"3 sledi da je vreme jonizacije reda 10"9 s [2].
Visoka temperatura u prostoru gde se obrazuje plazma dovodi do naglog povedanja pritiska u vrlo malom prostoru. Gruba ocena, pod pretpostavkom da se ne povećava zapremina zagrejanog prostora u vremenu zagrevanja, daje vrednosti lokalnog pritiska p ** 106 bar, pri čemu je temperatura reda veličine 105 °K [2]. Iz ovih ocena sledi da se obrazo-vana plazma mora veoma brzo razleteti. U počctku, proccs razletanja ne zavisi od pritiska okolnog gasa jer je početni priti-sak plazme veoma veliki. Brzina razletanja plazmenog oblaka dostiže vrednosti 107 cm/s [6].
Obrazovanje plazmene buktinje pri-kazano je na si. 17. Proces se veoma brzo menja u toku vremena. Tipidno vreme života plazmene buktinje je 10"6 s, a tipične dimenzije su reda 1 cm. To su vrednosti znatno veće od dužine trajanja impulsa Tu pri impulsnom zračenju sa modulacijom dobrote (reda Kr®s) i od
464
VOJNOTEHNIĆKI GLASNIK 4-5/2000,
Lmtnh
UttnH
•~r
SI. 17- Razvoj laserski indukovane argonske plazme potpaljent“ parom metale:
a) itruft laitunog gasa udalfa\a metaSnu pan koja .,pctpal/ufr“ ptatmrti oblak. b) plozrntnt obtak tkrantrt laurski inop t obrada posiaff wegutama
dimenzija poprečnog preseka ozračene površine (reda 0,1 mm). Na taj način i plazmena buktinja može postati dodatni izvor toplote koji zagreva ozračeni mate-rijal [2].
Usled haotičnosti termalnog kretanja naelektrisanih čestica plazme (elektrona, jona) dolazi do lokalnog narušavanja elektroneutralnosti plazme i pojave lokal-nih elektrostatičkih sila kojc prouzrokuju nastanak tzv. elektrostatičkih oscilacija, odnosno oscilacija gustine prostornog naelektrisanja i jačine clektričnog polja izazvanog promenom gustine prostornog naelektrisanja. Ovim oscilacijama daleko lakše podležu elektroni od jona (zbog manje mase i manje incrcije), te poseban značaj imaju tzv. elektronske plazmcne oscilacije. Frekvcncija o>pi elektronskih plazmenih oscilacija zavisi samo od gustine elektrona ne (cm-3) u plazmi, a poseban značaj ima tzv. kritična gustina plazme [2, 3], odnosno gustina elektrona pri kojoj je plazmena frekveneija (Opt jed-naka frekveneiji upadnog zračcnja o>. U dijapazonu co: 10HScoSl0l5'Hz, kritična gustina plazme iznosi n^, ** 1020 cm-3. Kada je frekveneija upadnog laserskog zračenja to < co^ - plazma je neprozračna za lasersko zračenje, zračenje prodire u plazmu samo na dubinu skin-sloja (reda
X - talasne dužine laserskog zračenja) i reflektuje sc. Najveća apsorpeija zračcnja plazmom, tj. najvede ekraniranje pia-zmom je pri co (Dpi. Za w > (Opj - plazma je prozračna, zračenjc prolazi kroz plazmu i zagreva povrSinski sloj mate-rijala.
Da bi se izbegli neželjcni efekti ekra-niranja plazmom najčešćc se koristi za-štitni gas (npr. argon) koji se pod veiikim pritiskom kroz mlaznicu ubacuje na ozra-čenu površinu (si. 17) i odstranjuje pare metala sprečavajući jonizaeiju i optički proboj. Medutim, i tada se moraju ostva-riti optimalni uslovi (brzina i pritisak zaštitnog gasa) da ne bi došlo do tzv. ,,potpaljivanja‘* plazme. Osim toga, za-štitni gas sprečava oksidaeiju povrSine i promenu koeficijenta sprege.
Zakljucak
Favorizovano mesto lasera u fabrič-koj proizvodnji obezbedeno je njegovim specifičnim mogućnostima koje ga čine visoko prcciznim i visoko pouzdanim ala-tom. Danas je na raspolaganju veoma širok spektar laserskih pribora kojima sc mogu realizovati željeni postupci obradc, kao što su: žarenje, kaljenje, legiranje,
VOJNOTEHNIČKI GLASNIK 4-5/2000.
465
glaziranje, zavarivanje, lemljenje, seče-nje, skrajbovanje, bušenje, graviranje, „Sok" kaljenje, itd. Na svetskom tržištu prisutni su najčešće CO2, Nd:YAG, Nd: stakio, rubinski i eksimemi industrijski laseri, impuisni i kontinualni, snage od nekoliko mW do nekoliko desetina kW. Pri izboru odgovarajućeg laserskog alata i režima obrade, u prvom koraku obavlja se analitičko određivanje koncepta obrade i potrebnih karakteristika lasera. Za izvođenje odgovarajućih ocena želje-nog procesa obrade koriste se klasične metode razliSitih naučnih disciplina. U drugom koraku obavlja se optimizacija parametara obrade eksperimentalnim pu-tem.
Liieratura:
(!) Svelte. O.: npKxipmwi aasepoa. (prevod n» ruski). Miip, Mockm. 1984.
(2] flemtw, H. B.: BttKMoaeAcnxe Aucpitoro KMysetaa c ■eiaccnoM. Hayna. Mockm. 19S9.
(3] ApynoMUH. P. B. m #p.: BoiAtAcniie naiepHoro nny^emta ms uiTeptunw. Hayxa. Mockm. 1969.
(4] BeMorte. D.. Levit, M.: The Industrial Laser Annual Han* dbook. Pcmwell Books - Later Fokus. Tuha, Oklahoma, USA. 1986.
(5] PuKAflim. H. n xp.: Jlasepoui k Merrpomso nyweaaa odpaCorxa uareptianoa - CnpaaoMnuK, Majiootocrpoewte. Mockm. 1985.
(6] Redy. J.: fleAcrane moiuhotc aasepMoro uvtyNemu, (pre-vod na ruski). Mnp. Mockm 1974.
(7] Steffen. J.: Schweissen nut den Lasereuhl, Feinwerkteduuk 8 Messtechnik 88. (1) 1980.
(8] Schtfer, P.: Metalk gepulst Scribe) und prtzis schneiden. Laser-Praxis. MUnchen. juni 1989.
(9] Dickmann, K. i dr.: Fein-und Hikrobohren mit Nd: YAG-Q-switch-Laser hoher StrahlqualitAt, Laser und Optoelektrooik 23 (6), 1991.
(10] Dauringer. F. i dr.: Effuknte Strahladditioo zum Lasers-chweissen. Laser und Optoelektronik 27 (4), 1995.
466
VOJNOTEHNIČKI GLASNIK 4-5/2000.
