WWW.LIBRUS.DOBROTA.BIZ
БЕСПЛАТНАЯ  ИНТЕРНЕТ  БИБЛИОТЕКА - собрание публикаций
 

«НИЗКОТЕМПЕРАТУРНАЯ ЛАЗЕРНАЯ ПЛАЗМА ВБЛИЗИ МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ В ГАЗАХ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ (ОБЗОР) Дан обзор экспериментальных и теоретических работ по проблеме практического ...»

«Квантовая электроника», 10, № 4 (1983) УДК 533.9:621.373. 826

В. И. Мажукин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин

НИЗКОТЕМПЕРАТУРНАЯ ЛАЗЕРНАЯ ПЛАЗМА ВБЛИЗИ

МЕТАЛЛИЧЕСКИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ В ГАЗАХ ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ

(ОБЗОР)

Дан обзор экспериментальных и теоретических работ по проблеме практического

использования низкотемпературной лазерной плазмы в области повышенных дав­

лений (10—150 атм). Основное внимание уделяется теоретическим аспектам развития лазерной плазмы вблизи металлических поверхностей в азотной среде при интенсивностях лазерного излучения 50—103 МВт/см2 ( i = 1,06 мкм). Об­ суждаются проблемы и возможности дальнейших исследований .

I. ВВЕДЕНИЕ По мере развития лазерной техники все большее внимание уделяется изучению различных явлений, обусловленных взаимодействием мощных световых потоков с веществом конденсированной среды. Первоначально основной задачей при взаимодействии лазерного излучения с веществом было получение рекордных значений температуры и концентрации заря­ женных частиц. Однако в последнее время все большее значение приобре­ тает использование низкотемпературной лазерной плазмы для решения проблем современной техники и технологии. До недавнего времени счита­ лось, что оптимальные давления газовой среды не превышают 1 атм. Од­ нако уже первые опыты [1, 2] по исследованию воздействия лазерного из­ лучения (^=1,06 мкм) малой интенсивности (G = 106—108 Вт/см2) на метал­ лы в среде неинертного газа (азот, водород, углекислый газ) высокого дав­ ления (~ 1 0 0 атм) показали, что этот процесс сопровождается образованием у поверхности плотной плазмы, под воздействием которой изменяются физические характеристики поверхности мишени .

Исследования также показали, что в некотором диапазоне давлений и интенсивности излучения процессы развитого испарения, (т. е. механического разрушения) практи­ чески отсутствуют. Позже это свойство было использовано для поверхност­ ного упрочнения стали [3] и синтеза нитрида титана в азотной среде [4] .

Разработка технологических циклов поверхностного упрочнения и синте­ за различных неорганических материалов требует детального анализа осо­ бенностей развития лазерной плазмы вблизи твердой мишени в специфи­ ческих условиях высокого давления и малой интенсивности лазерного из­ лучения .

Условно развитие лазерной плазмы можно разбить на три последова­ тельные стадии: пробой газа (поджиг), установление (формирование не­ прозрачного для лазерного излучения плазменного очага) и квазистационариос распространение плазменных образований. Положение таково, что о каждой предыдущей стадии информации меньше, чем о последующей, что объясняется большой сложностью постановки экспериментов по изу­ чению начальных стадий развития плазмы. В то же время необходимость таких исследований.велйка, поскольку начальные стадии развития опре­ деляют характер дальнейшего взаимодействия лазерного излучения с ве­ ществом .

Основная трудность экспериментального изучения физических и хими­ ческих процессов, протекающих в низкотемпературной плазме, заключа­ ется в их сложности, многочисленности и взаимообусловленности. При ис­ следовании начальных стадий развития требуется учитывать как вклад процессов на уровне элементарных столкновительных реакций: возбужде­ ние, ионизация, диссоциация, дезактивация, рекомбинация, различные квантовые особенности молекулярных и ионных структур, так и влияние газодинамического движения и процессов переноса. Поскольку большинН изкотемпературная лазерная плазма 679 ство столкновительных реакций протекает в условиях сильной неравновесности системы, связь при этом между характеристиками химической кинетики и газодинамическими параметрами может быть очень сложной .





Поэтому при исследованиях не следует возлагать особые надежды на силь­ но упрощенные модели и оценочные расчеты. Более правильный путь ис­ следования таких систем заключается в создании достаточно полных ма­ тематических моделей рассматриваемых процессов и их последующего численного решения на ЭВМ. Таким образом, возникает необходимость сочетания экспериментальных методов исследования с методами числен­ ного моделирования .

Уровень развития современной вычислительной техники и методов численного решения нелинейных систем уравнений математической фи­ зики позволяет не только весьма детально исследовать с помощью ЭВМ сложные комплексы процессов, происходящие в реальных физических системах, но и перейти от решения частных задач к постановке собственно вычислительных экспериментов [5]. Существенным преимуществом вы­ числительных экспериментов перед другими методами является возмож­ ность получения качественной и количественной информации о любой сто­ роне моделируемого явления при различных условиях проведения экспе­ римента .

Целью данного обзора является систематизация результатов экспери­ ментальных и теоретических исследований основных закономерностей и особенностей развития низкотемпературной лазерной плазмы в газах вы­ сокой плотности и возможности ее использования в технологических целях .

II. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ

Впервые эксперименты по воздействию импульсного излучения не­ одимового лазера (Я=1,06 мкм) на мишени из различных веществ при дав­ лениях окружающей среды, превышающих 10 атм, были проведены в 1972— 1978 гг. [1, 2, 6—9] в институте металлургии им. А. А. Байкова АН СССР .

Главной целью этих работ, наряду с исследованием низкопорогового про­ боя газов высокого давления вблизи мишеней и свойств низкотемператур­ ной лазерной плазмы, было изучение изменений, вносимых воздействием тепловых и ионных потоков в вещество мишени .

В работах, проведенных при атмосферном давлении воздуха или при давлениях до 10 атм [10—12] было отмечено развитие экранировки поверх­ ности мишени на эрозионном плазменном факеле вследствие развития про­ боя в парах вещества мишени при действии миллисекундного лазерного им­ пульса с Х=1,06 мкм и средней плотностью потока G = 107 Вт/см2. Следу­ ет отметить, что в этих экспериментах наличие испаренного вещества с по­ тенциалом ионизации ( ~ 7 —8 эВ), меньшим, чем окружающий газ (~ 1 4 — 16 эВ), является необходимым условием экранировки. Как показано в [11], плотность потока должна превышать некоторое пороговое значение .

Существенно новым обстоятельством в экспериментах с лазерным воз­ действием на мишени из веществ с различными физическими свойствами при давлениях газов выше 40—50 атм явилось развитие экранировки ми­ шени практически-без 'разрушения поверхности мишени. На поверхности мишени, например, из молибдена, наблюдается только «обожженная зона», не видны даже следы оплавления (при увеличениях зоны воздействия до 300х) .

Рост давления газа, окружающего мишень, повышает не только кон­ центрацию частиц вещества вблизи мишени, но и точку кипения вещества, «подавляя» испарение при высоких давлениях. При этом в рассматриваемом диапазоне давлений (до 150 атм) точка плавления вещества повышается несущественно, а точка кипения — весьма заметно .

Основной комплекс экспериментов был выполнен в работах (1, 2, 6— 9] с импульсным неодимовым лазером, длительность импульса которого 680 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин т = 0,5 —1 мс. Излучение фокусировалось линзой с фокусным расстоянием 16 см, находящейся в камере высокого давления, на поверхность пластин из металла (молибден, медь, титан, нержавеющая сталь, низколегирован­ ные стали и др.), полупроводника (германий, кремний), диэлектрика (текс­ толит, металлокерамические сплавы). В качестве газовой структуры среды в экспериментах использовались азот, аргон, гелий, углекислый газ, во­ дород при давлениях 1—140 атм. Ряд экспериментов для сравнения был выполнен в воздухе при атмосферном давлении .

Исследуемые материалы помещались в камеру высокого давления, конструкция которой позволяла перемещать образцы в камере без ее раз­ герметизации, что обеспечивало воспроизводимость результатов, а также возможность скоростного фотографирования зоны воздействия и плазмен­ ного факела как под некоторым углом к поверхности мишени, так и нормаль­ но к направлению луча .

Импульсы излучения лазера обладают пичковой структурой, а его энергия изменялась от единицы до нескольких десятков джоулей, что при пятне фокусировки диаметром 0,5—О.в^мм обеспечивало максимальную сред­ нюю плотность до 5-107 Вт/см2. Плотность потока в отдельной группе пичков длительностью 0,1—1 мкс могла превышать 108 Вт/см2 .

Чистота используемых газов определялась их исходным содержанием в баллоне. Например, в азоте содержались примеси: 0 2 не более 10-3 %, Н 20 не более 5 мг/см3, Н 2 не более 10~3 %, углеродосодержащие примеси в сумме не более 10_3 %. Перед каждым экспериментом камера высокого давления неоднократно промывалась исследуемым газом. Опыты показа­ ли, что увеличение загрязненности газа по сравнению с исходной в несколь­ ко раз существенного влияния на воспроизводимость наблюдаемых явлений не оказывало. Д ля каждого значения давления опыты проводились 5—6 раз .

Отметим особенности взаимодействия излучения лазера с указанными параметрами при росте давления газов. Так как конкретные данные по разным материалам и газам опубликованы в статьях [1,2, 6—9], то основ­ ной акцент сделаем на некоторых физических особенностях воздействия из­ лучения лазера на неподвижные металлические мишени в азотной среде .

Рост давления азота изменяет характер воздействия излучения на все мишени. При давлениях д о ~ 2 0 атм во всех мишенях толщиной ~ 2 мм об­ разуется сквозное отверстие или кратер, характеристики которых зависят от свойств материала мишени и плотности излучения. В диапазоне давле­ ний 40—70 атм разрушение поверхности мишени резко снижается, на участ­ ках термического воздействия лишь малую область занимает зона плавления .

При давлениях выше 70 атм на таких материалах, как молибден, отсутст­ вует и зона плавления .

Отметим общую закономерность для всех материалов, связанную с временем существования плазменного облака: рост давления газа в камере увеличивает время жизни плазмы .

Экспериментально наблюдаемые скорости движения переднего фрон­ та плазмы в газах при G ~ 107 Вх/см^были порядка 10 м/с: в азоте — 10 м/с, аргоне —12 м/с, в гелии и « 1 4 —35 м/с. Однако в гелии в от­ личие от азота и аргона, на поверхности мишени при любых использован­ ных давлениях всегда имеется оплавленная зона. Это означает, что в диапа­ зоне давлений до 140 атм образование плазменного облака происходит в парах вещества мишени .

Механизмом распространения образований в рассматриваемых газах полагался механизм «медленного» горения. Не останавливаясь на детальном обсуждении механизмов развития и распространения лазерной плазмы, что будет сделано ниже, обсудим изменения структуры и свойств вещества мишени, подвергаемой воздействию излучения неодимового лазера при вы­ соких давлениях газов .

Низкотемпературная лазерная плазма Одной из причин изменения структуры, и свойств вещества мишени при нагреве до точки плавления являются высокие скорости нагрева поверх­ ностных слоев и быстрый отвод тепла в объем металла. Термический цикл обработки мишеней излучением обуславливает возможность получения неравновесных структур, что может изменять микротвердость материалов .

Однако наряду с чисто термическим изменением микротвердости существен­ ную роль играют плазменные явления [13]. Так, опыты с гелием и аргоном [14] показывают, что микротвердость мишеней в зоне воздействия лазер­ ного излучения и плазмы может только уменьшаться, что связано с воз­ можностью образования пористой структуры в поверхностном слое .

Нр9кг/ммг Плазма азотной среды оказывает на металлы упрочняющее воздействие. Так, микротвердость стали [2] возрастает в 1,5—2 раза. В работе [15J экспериментально установлена роль лазерной азотной плазмы в изменении микротвердости по­ верхности образца из нержавеющей стали при наложении электрического поля = 1,2 кВ/см и средней интенсивности 3X 10“ Вт/см2. Показа­ но, что в отсутствие плазмы изменение микротвер­ дости поверхности мишени незначительно .

Измерения показали, что размеры области изменения параметров значительно превосходят размеры зоны воздействия лазерного излучения .

При исходном радиусе пятна нагрева /ф=0,25— 0,3 мм радиус обожженой зоны составляет не­ сколько десятых долей сантиметра, т. е .

в не­ сколько раз больше. На рис. 1 показаны распре­ деление микротвердости на поверхности нержаве­ Рис. 1 ющей стали (стрелка — центр зоны) и. зависимо­ сти микротвердости стали от давления азота [15] и энергии Q лазерного излучения. Согласно кривым максимум микро­ твердости находится в диапазоне давлений 75—95 атм. Экстремальность указанной зависимости связана с конкуренцией при росте давления двух противоположных процессов — повышения концентрации возбужденных и ионизованных частиц и усиления роли экранировки .

Одной из наиболее важных особенностей экспериментов в атмосфере азота является возможность синтезирования нитридов в поверхностных слоях мишеней из таких материалов, как титан [4], цирконий, ванадий и др. Одним из условий синтеза нитридов является наличие плазменных образований у поверхности. Толщина образованного слоя нитридов при т ~ 1 мс обычно (при давлениях 70—90 атм) не превышаете—Юмкми слабо зависит от плотности излучения .

Кратко остановимся на экспериментах с мишенями, движущимися в среде газов при высоких давлениях. Такие эксперименты впервые выпол­ нены в работе [16] в атмосфере азота, аргона и гелия при G = 1 0 5—107 Вт/см2 .

Линейная скорость мишени изменялась от 15 до 40 м/с, давление — от 10 до 90 атм. Движение мишени относительно луча лазера вносит ряд но­ вых моментов в процесс взаимодействия импульсного излучения неодимо­ вого лазера с веществом. Наиболее существенным из них является умень­ шение глубины оплавленного участка с ростом скорости движения мишени .

Измерения в разных участках зоны показывают, что при различных давлениях, скорости перемещения и интенсивности излучения основную роль в увеличении микротвердости играет время контакта плазменного сгустка с расплавом .

В работе [17] изучались оптические характеристики лазерной плазмы в газах высокого давления. Эксперименты проводились при зондировании плазменного облака в направлении луча лазера, в отличие от работ [18— 682 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин 20], где зондирование плазмы производилось узким лучом в поперечном на­ правлении. Аналогичное зондирование плазмы, создаваемой действием ССА-лазера, проводилось в работе [13]. Эксперименты показали сложный характер изменения прозрачности плазмы после ее зажигания .

Необходимо отметить, что указанные эксперименты дают в основном качественную картину поведения низкотемпературной лазерной плазмы в газах высокого давления. Количественные оценки, получаемые при этом, относятся в основном к поздним стадиям развития процессов, к тому же они не позволяют оценить роль многочисленных факторов .

Создание технологических циклов лазерно-плазменной обработки не­ органических материалов, среди которых одним из наиболее перспективных является поверхностный синтез веществ, требует всестороннего исследова­ ния и обширной информации о всех процессах, протекающих в плазме на всех стадиях развития, начиная от поджига газа и заканчивая распростране­ нием плазменного разряда. Аккуратный учет и исследование основных фак­ торов, влияющих на эти процессы, с помощью вычислительных эксперимен­ тов позволяют определить пространственно-временную структуру плаз­ менного облака и его тепловые, газодинамические и оптические характе­ ристики, что в итоге предоставляет возможность выбора оптимального ре­ жима лазерно-плазменной обработки металлов в широком диапазоне дав­ лений .

III. ОПТИЧЕСКИЙ ПРОБОЙ ПЛОТНЫХ ГАЗОВ ВБЛИЗИ ТВЕРДОЙ ПОВЕРХНОСТИ

С момента открытия в 1963 г. [21 ] пробоя газа мощным световым по­ током этот процесс является объектом всестороннего изучения. Анализ основных теоретических и экспериментальных работ, посвященных пробле­ ме исследования оптического пробоя в газах при различных условиях, содержится в обзорах [22, 23] и монографиях [24, 25] .

Охарактеризуем кратко явление пробоя и отметим основные факторы, влияющие на процесс. Большинство газов и их смеси при нормальных ус­ ловиях прозрачны для лазерного излучения ИК и видимого диапазона длин волн. Однако начиная с определенных значений G и р в газовой среде раз­ вивается область непрозрачности, приводящая к образованию так называ­ емой лазерной искры или пробою газа. Пробой газа сопровождается интен­ сивной ионизацией и сильным поглощением лазерного излучения .

Установлено, что высокие пороги пробоя чистых холодных газов обу­ словлены лишь начальной стадией процесса, когда с помощью многофотон­ ной ионизации, требующей высокой интенсивности, образуются затравоч­ ные электроны. Фокусировка излучения на твердую мишень резко снижает пороговые интенсивности излучения [26, 27]. Взаимодействие лазерного излучения с конденсированной средой, характеризующееся большим раз­ нообразием явлений, приводит к появлению ряда факторов, способствую­ щих пробою и облегчающих его развитие, что в итоге значительно снижает пороговые интенсивности. К таким факторам относятся: испарение вещест­ ва мишени [28—30], термоэмиссия электронов и ионов [31, 32], разрушение поверхности [10, 33] и т. п. Вопросам оценок пороговых значений интен­ сивности [28] и теоретическому рассмотрению возникновения плазменного факела в парах вещества [34] уделялось достаточно внимания, и в настоя­ щее время теоретическое описание пробоя лазерным излучением находится в хорошем согласии с экспериментальными данными. Однако количествен­ ное соответствие встречается значительно реже, что объясняется обилием факторов, влияющих на развитие пробоя. В подобных ситуациях, как по­ казала практика, возрастает роль вычислительных экспериментов [35], позволяющих учитывать все интересующие явления и прослеживать их роль и влияние на всем временном интервале развития сложного процесса .

Получение количественного согласия результатов численного модели­ рования на ЭВМ с теорией и экспериментом во многом зависим от того, 68Д Н изкотемпературная лазерная плазма насколько удачно была выбрана физическая модель для математического описания. Кроме того, сравнение результатов расчетов с имеющимися экс­ периментальными данными и последующая корректировка исходной мо­ дели значительно повышают точность численных экспериментов [36] .

Схему вычислительного эксперимента по изучению динамики лазерной плазмы вблизи твердой поверхности естественным образом можно предста­ вить в виде двух этапов. На первом этапе моделируется явление оптическо­ го пробоя, на втором, используя характеристики оптического пробоя в качестве начальных данных, моделируется газодинамическая стадия раз­ вития плазмы .

1. Постановка задачи В основу физико-химической модели оптического пробоя газов высоко­ го давления вблизи металлической чмишени положены представления о термоэмиссионных явлениях с поверхности нагретых металлических тел и явлениях взаимодействия электронов с частицами газа в поле излучения .

Под действием сфокусированного лазерного излучения с поверхности ме­ таллической мишени происходит мощная термоэмиссия электронов. Высокое давление окружающей среды повышает точку кипения металла, и поверх­ ность мишени нагревается до высоких температур, но не разрушается .

Вблизи нее может наблюдаться довольно высокая концентрация термоэлект­ ронов, определяемая эмиссионными свойствами мишени и потенциалом про­ странственного заряда. В дальнейшем полученную концентрацию электро­ нов можно рассматривать как затравочную, а процесс пробоя — как про­ бой плотных газов лазерным излучением без металлической преграды. Как известно, в этих условиях пробой плотных газов представляется в виде про­ цесса лавинной ионизации нейтральных частиц достаточно энергичными электронами .

Численное моделирование оптического пробоя плотного газа затруд­ нено как в чисто вычислительном отношении, так и в плане корректной ма­ тематической постановки задачи. Сразу же оговоримся, что подобные труд­ ности являются общими практически для всех задач эволюции низкотемпе­ ратурной плазмы, описываемых в приближении многоуровневой кинетики .

К таким относятся задачи плазмохимии, задачи ионизационпо-и рекомби­ национно-неравновесной плазмы, рассматриваемые в теории лазерной фи­ зики [37—39] .

Трудности численного решения систем нестационарных уравнений фи­ зико-химической кинетики связаны в основном с тем, что эти уравнения описывают процессы с существенно (на несколько порядков) отличными характерными временами (так называемые жесткие системы уравнений) .

Трудности корректной математической постановки обусловлены специфи­ кой задач поуровневой кинетики. Для каждого газа требуется выписывать свою систему уравнений, причем при построении кинетической модели при­ ходится исходить из разумных приближений [40], поскольку практически ни для одного газа нет полной информации о сечениях и коэффициентах скоростей протекающих элементарных процессов .

Указанные трудности значительно возрастают при переходе к иссле­ дованию взаимодействия лазерного излучения с молекулярными газами .

Построение кинетической модели в этом случае представляет собой слож­ ную проблему, так как развитие пробоя в молекулярных газах характери­ зуется протеканием большего числа процессов. Известно, что молекулярные газы всегда более активны, чем атомарные (инертные), легко вступают в химические реакции с атомарными и молекулярными ионами (реакции конверсии) [41, 42], в них протекает целый ряд обменных реакций между тяжелыми частицами. Одним из наиболее сложных моментов при создании кинетической модели является наличие даже у двухатомных молекул много­ численных вращательных, колебательных и. электронно-возбужденных 684 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин состояний. Математическое описание этих состояний приводит к чрезвы­ чайно громоздким системам уравнений, решение которых лежит за преде­ лом возможностей современных ЭВМ. К тому же все эти реакции изучены недостаточно хорошо, и информация теоретического и экспериментального плана о них ограничена .

В последнее время благодаря прогрессу в области численного решения систем обыкновенных дифференциальных уравнений, в том числе и жестких [43—45], а также в результате активных исследований в области кинетики неравновесных систем, где было накоплено большое число эксперименталь­ ных данных, численное моделирование задач физико-химической кинетики становится возможным. Достаточно напомнить, что с математической точ­ ки зрения рассматриваемые задачи представляют собой системы существен­ но нелинейных дифференциальных уравнений, аналитическое решение ко­ торых возможно лишь в случае простейших приближений .

В качестве примера можно привести работу [46], где численно решалась задача Коши для системы нестационарных уравнений для населенностей совместно с уравнениями теплового баланса и с ее помощью исследовалась возможность генерации ВУФ излучения на фотодиссоционном переходе в гелии .

В работе [47 ] численно решалась задача о двухуровневой неравновес­ ной ионизации воздуха излучением С 0 2-лазера. Используемая кинетическая модель представляла собой систему обыкновенных дифференциальных урав­ нений, описывающих ступенчатую ионизацию атомарного азота в двухтемлературном приближении. Вопрос о правомочности замены молекулярного газа атомарным не рассматривался. Очевидно, что безоговорочное распрост­ ранение подобного подхода на задачи об оптическом пробое молекулярных газов будет слишком грубым, а зачастую и неверным уже хотя бы потому, что в отличие от атомарных, в молекулярных газах из-за наличия у молекул низкоэнергетических вращательных и колебательных уровней неупругие потери значительны и даже много больше упругих уже при малых энергиях электронов. К тому же вопросы оптического пробоя молекулярных газов представляют самостоятельный интерес с точки зрения физики лазерной плазмы .

В плане практического использования для целей поверхностного уп­ рочнения и синтеза неорганических материалов наибольший интерес, как показали опыты [1—4], среди исследуемых газов представляет молеку­ лярный азот. Рассмотрим подробнее возможности и результаты численного моделирования пробоя плотного азота лазерным излучением в Л.= 1,06 мкм, сфокусированным на поверхность металлической пластины.2

2. Кинетические модели В работах [48, 49], по-видимому, впервые предложен подход к построе­ нию кинетической модели молекулярного азота, используемой для числен­ ного моделирования оптического пробоя вблизи молибденовой поверхности .

Если свойства и состояние термодинамически равновесной плазмы одно­ значно определяются ее температурой, то оптический пробой газа протека­ ет в условиях сильной термодинамической неравновесности [50]. Опреде­ ление свойств неравновесной плазмы является гораздо более трудной и слож­ ной задачей, поскольку неравновесность процесса определяется самой при­ родой поглощения лазерного излучения в газовой среде. Энергия внешнего электромагнитного поля, создаваемого излучением лазера, сначала погло­ щается электронами, а затем передается частицам газа посредством упру­ гих и неупругих столкновений. В итоге термодинамическое состояние слабоионизированного газа определяется: упругими столкновениями, перерас­ пределяющими энергию по поступательным степеням свободы частиц, не­ упругими столкновениями, изменяющими внутренние состояния сталки­ вающихся частиц, и сверхупругими столкновениями, увеличивающими поНизкотемпературная лазерная плазма ступательную энергию электронов. В табл. 1 в диапазоне энергии электро­ нов 10_3— 10 эВ, характерном для слабоинизированных газов, определены доминирующие в азоте взаимодействия .

Элементарные процессы, положенные в основу кинетической модели, азота, представлены в табл. 2 вместе с коэффициентами скоростей этих про­ цессов и их литературными источниками. Кинетическая модель пробоя мо­ лекулярного азота лазерным излучением включает в себя 28 столкновительных процессов, а также процессы теплопроводности, дрейфа и диффузии заряженных частиц. Радиационные процессы и процессы Пенинга, электрон­ ного возбуждения и перезарядки при столкновении тяжелых частиц опус­ каются ввиду незначительТа б л и ц а 1 ности их вклада в кинетику

ПрОООЯ Х О Л О Д Н О ГО ЧИ СТО ГО '

Процесс Д и а п азо н, эВ ГЭЗЗ .

4 М атематическое описани е 1П указанных процессов привоП _ з Упругое рассеяние дит к системе уравнений в .

jo -a lio Вращательное возбуждение частных производных, состоКолебательное возбуждение 0,1 — Ю ящей из уравнений баланса Электронное возбуждение, 1 — 10 ионизация для частиц и уравнений ба­ ланса энергии. Отметим основные особенности задачи .

Включение в кинетическую модель процессов переноса приводит к системе дифференциальных уравнений в частных производных, трудности численного решения которой с учетом существенной нелинейности уравне­ ний очень велики. Однако велико и количество информации о пробое, так как решение такой системы позволяет установить не только временную, но и пространственную структуру явления .

Учет процессов диссоциации молекул как электронным ударом, так и термическим путем приводит к необходимости рассмотрения процессов возбуждения и ионизации в молекулах и атомах .

Анализ процессов, включенных в кинетическую модель (табл. 2), по­ казывает, что коэффициенты скоростей этих процессов являются функци­ ями трех температур Т е, Те, Т к — электронной, тяжелых частиц и колеба­ тельной. Следовательно, задача должна рассматриваться в трехтемператур­ ном приближении. Вращательную степень свободы газа, как показано в .

[72], можно не выделять, поскольку вращательная энергия не играет столь значительной роли в химических реакциях, как колебательная .

Потери энергии электронов в молекулах азота при неупругих взаимо­ действиях учитываются с помощью экспериментальной зависимости ко­ эффициента 6(e) [73], показывающего, во сколько раз суммарные неупру­ гие потери энергии больше, чем потери при упругих столкновениях (рис. 2). .

В этом случае уравнение баланса энергии электронов имеет вид d s _ 4n e2G s,. 3пг 7/Г = гпсоз- — б (е) Ж ~ ( T P- T 8))(vcn + vei) n r .

о

–  –  –

марной составляющих газа. Энергетические соотношения между различ­ ными степенями свободы и частицами характеризовались уравнениями баланса. Электрические силы, действующие в плазме, учитывались с помощью уравнения Пуассона .

Система уравнений дополнялась граничными условиями. На поверх­ ности мишени (х=0) задавались температура и термоэлектронный поток .

На другом конце(хь ~ 100 мкм) граничные условия задавались в виде со­ отношений, связывающих односторонние потоки с их функциями. Коэф­ фициент тормозного поглощения лазерного излучения определялся из ра­ боты [75] .

Д ля моделирования оптического пробоя азота (и других молекуляр­ ных газов) можно использовать и более простые кинетические модели .

Так, в работе [76] для численного моделирования применялась масимально упрощенная постановка задачи. Предполагалось, что азот является ато­ марным газом и все процессы протекают в условиях квазинейтральности .

Наиболее целесообразна эта кинетическая модель при исследовании иони­ зационно-рекомбинационных процессов в атомарных (инертных) газах .

Однако, как показали расчеты [76, 77], эта модель дает качественно вер­ ные результаты и при моделировании пробоя молекулярного азота .

Таблица 3

–  –  –

Низкотемпературная лазерная плазма Численное решение указанных краевых задач имеет ряд особенностей .

Основная из них та, что рассматриваемые системы относятся к жестким, т. е. к системам, описывающим процессы с существенно различными харак­ терными временами. Путем формальных преобразований эти системы урав­ нений легко приводятся к системам уравнений с малым параметром, труд­ ности решения которых известны [78, 79] .

В табл. 3 для наглядности приведены коэффициенты скоростей и соот­ ветствующие им характерные времена, вычисленные при температуре Т е= Ти— 1 эВ, T g—26 мэВ с точностью до константы. Жесткость уравнений вы­ зывает большие вычислительные трудности, которые полностью не преодо­ лены и в настоящее время. Для численного решения жестких систем диф­ ференциальных уравнений в частных производных в работе [76] предложен довольно эффективный алгоритм, позволяющий получать устойчивые ре­ шения в широком диапазоне параметров .

ч

3. Особенности оптического пробоя молекулярного азота при высоких давления Рассмотрим кратко основные результаты вычислительных эксперимен­ тов [49, 80] по пробою молекулярного азота вблизи металлической поверх­ ности при р = 1 0 —200 атм и G = 9 -108 Вт/см2. Под оптическим пробоем га­ за понимается процесс резкого увеличения поглощения лазерного излу­ чения в некоторой локальной области, вызывающего лавинную иониза­ цию. Ионизация характеризуется скачком Т е и пе, n f. На рис. 3 пред­ ставлены пространственно-временные распределения основных частиц,

Рис. 3

690 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин температур и потенциал электрического поля в области пробоя при давлении 100 атм .

При нормальных условиях азот прозрачен для лазерного излучения с э нергией кванта /zv=1,17 эВ и весь поток падает на поверхность мишени .

Часть потока RG при этом отражается, остальная часть (1—R) G поглощается .

С поверхности мишени начинается термоэмиссия. Электроны, попадая в газ, в упругих столкновениях с молекулами (исходная концентрация азо­ та я 2= 2,7 - 1021 см-3, давление 100 атм) за время t~ 0,2 нс набирают энергию в поле излучения лазера до 7%= 1,1 эВ. Под влиянием термоэмиссии элект­ ронов вблизи поверхности образуется объемный заряд, потенциал которого U препятствует эмиссии, создавая дополнительную работу выхода элект­ ронам cpj. При достижении U—3 В ( t ~ 2 нс) эмиссия электронов с поверх­ ности прекращается. Плотность электронов в области х 0,4 мкм пр^ 2 х Х1018 см-3. Температура поверхности при этом достигает 0,34 эВ. Полу­ ченное распределение пе по пространству можно рассматривать как затра­ вочное. Несмотря на высокую плотность электронов, пробоя газа на дан­ ном отрезке времени не происходит .

Все явления в зоне излучения определяются столкновениями в молеку­ лах газа. Ионизация газа происходит сравнительно медленно из-за недоста­ точно высокой энергии электронов, которая ограничена неупругими' поте­ рями (коэффициент 6(e) с ростом Т е резко возрастает (рис. 2)). Плотность атомов еще низка, что связано с невысоким Т,.» 0,3 эВ, определяющим степень термической диссоциации .

Основным механизмом диссоциации при Т ^ О.б эВ является диссо­ циация электронным ударом. Из-за того, что при столкновениях электро­ нов с молекулами азота наиболее интенсивно происходит передача посту­ пательной энергии электронов на колебательные степени возбуждения, а обратные процессы девозбуждения практически отсутствуют [62], и с уче­ том пополнения колебательной энергии еще и за счет реакций термической ассоциации колебательная температура на некотором отрезке времени мо­ жет значительно превосходить температуру электронов. К моменту /== = 3нс|вточкех=0,4м км Т кж3 эВ. Происходит бурная термическая диссо­ циация газа, при t~ 4 нс она достигает ~ 9 0 %. Определяющими в этой точке становятся столкновительные процессы в атомах газа. Температура электронов в точке х = 0,4 мкм определяется электрон-нейтральными и ку­ лоновскими столкновениями в атомарном газе. Рост плотности ионов уве­ личивает частоту столкновений v?t-, и в момент достижения \% « начинается увеличение Тс, что усиливает ионизацию и вызывает дальнейший рост Vci, и Т е.. е. начинается развитие электронно-ионной лавины. Кон­ т центрация ионов п + увеличивается и становится равной па, что вызывает снижение потенциала U в этой области. Электрическое поле становится самосогласованным, и диффузия приобретает амбиполярный характер .

Окончание стадии пробоя определяется по достижению максимума электронной температуры в точке пробоя: в точке х = 0,4 мкм в момент времени г= 4,3 5 -1 0 -9 с 7 ? ах = 1,79 эВ, при этом пе « ^ п * ~ 3 - 1 0 19см- 3, с= 1 Т к—4,5 эВ (рис. 3). В дальнейшем по влиянием диффузии область пробоя сдвигается навстречу лазерному Излучению. Увеличение плотности элект­ ронов способствует более эффективной передаче энергии на поступатель­ ные степени свободы газа, а температура T g в области пробоя возрастает до 0,4 эВ. На этом расчеты прекращались ввиду того, что в дальнейшем не­ обходимо учитывать газодинамическое расширение газа, т. е. переходить к изучению последующей стадии развития лазерной плазмы .

Температура поверхности за время пробоя достигает 0,45 эВ, что близ­ ко к температуре кипения молибдена (4830°С) при атмосферном давлении .

Это дает возможность предположить, что при давлении 100 атм процессы:

развитого испарения будут отсутствовать .

Н изкотемпературная лазерная плазма Расчеты показали, что пороговая пробойная интенсивность излучения лежит в пределах (4—5) • 108 Вт/см2. При более низких G средняя энергия электронов не поднимается выше 0,7 эВ, что недостаточно как для ступен­ чатой ионизации, так и для достаточно эффективного возбуждения колеба­ тельных состояний, ответственных за термическую диссоциацию .

Возможное влияние паров молибдена в данных условиях не может ока­ зывать решающего значения на ход процесса.

Это подтверждается оценками условия, необходимого для развития электронной лавины (при ионизации из основного состояния) [281:

dz 4 я e-G. I dz \max п 2т

- d F ==l ^ v^ [-drJn =~m v ^ G’ I dz \ ™ x гд е(-^-1 — максимальная скорость упругих потерь энергии .

Из этого условия пороговая интенсивность излучения для молибдена О 6 - 1 0 9 /+ /М 4 -1 0 8 Вт/см2 (А =95,95; /+=7,1 эВ) .

Таким образом, лазерный поток, необходимый для развития лавины в парах молибдена, такой же, как и для азота при давлении 100 атм, однако процессы испарения развиваются гораздо позже, чем происходит термоэмис­ сия. Расчеты [48, 49, 801 показали, что наиболее важными для иницииро­ вания пробоя столкновительными реакциями в азоте являются процессы колебательного и электронного возбуждения, диссоциации и ступенчатой ионизации .

Реакции конверсии перестают играть роль при 7Т0,2 эВ. Процессы диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов и кластеров [ n t, п • n f ) играют важную роль, определяя концентрацию положитель­ ных ионов. В силу высокой скорости эти реакции ограничивают развитие пробоя в молекулах газа. Реакции ассоциативной ионизации и ионизации атомов и молекул из основного состояния в условиях задачи с источником электронов не вносят заметного вклада, и их можно исключить из рассмот­ рения .

Повышение давления от 100 до 200 атм приводит к сжатию области про­ боя и приближению ее к поверхности мишени (хпр« 0,2 мкм при р = 200 атм), 7’™ ах увеличивается до 2,1 эВ, увеличивается и время пробоя /пр?»5,6Х Х 1 0 -9 с. Снижение давления до 30 атм (рис. 4) вызывает расширение об­ ласти пробоя и удаление ее от поверхности (хпр« 4,0 мкм). Из-за возраста­ ния роли диффузионных потерь T™ снижается до 1,6 эВ, /пр увеличива­ ax ется до 6,1 нс .

При уменьшении давления до 10 атм четко выраженной области про­ боя не наблюдается (рис. 4). Несмотря на то, что электронная температура в области 12—15 мкм повышена (Ге= 1,4 эВ), пробоя газа не наблюдается, поскольку такой температуры недостаточно для развития лавины. Вслед­ ствие больших диффузионных потерь условие пробоя va v“n не дости­ eC гается. Максимальная концентрация ионов N f » 7 - 1017 см- 3 зна­ чительно ниже пе—5-1018 см-3. В то же время температура поверхности повышается до 0,7—0,8 эВ, что, очевидно, может привести к интенсивному испарению вещества мишени (при численном решении не учитываются фа­ зовые переходы в молибденовой мишени, поэтому реальная температура поверхности ниже) .

Таким образом, оптический пробой молекулярного азота, обусловлен­ ный термоэмиссионными явлениями, можно ожидать при давлениях ц 3 0 атм. При более низких давлениях, например, при 10 атм, в математи­ ческом описании задачи необходимо учитывать процессы испарения и иони­ зацию паров металла .

Разрушение мишени, наблюдаемое в опытах при р = 30—50 атм, пе отрицает возможности пробоя азота, так как такое разрушение может оп­ ределяться тепловым режимом пластины на более поздней газодинамиче­ 692 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин ской стадии развития плазмы. Экспериментальные исследования оптиче­ ского пробоя чистого азота в отсутствие мишени [81 ] показали, что зависи­ мость пороговой интенсивности излучения от давления Gnp носит хорошо выраженный экстремальный характер с минимумом при 102 атм .

Результаты вычислительных экспериментов показали, что вблизи ме­ таллической поверхности характер пробоя газа качественных изменений не претерпевает .

На рис. 5 приведены зависимости времени пробоя tuv{p), расстояния от поверхности мишени до точки пробоя х пр(р) и Т ет&х(р) при фиксирован­ ном G=9-108 Вт/см2. Кривая /пр(р) качественно хорошо согласуется с экс­ периментальной кривой Gnp(p) 181]: имеет такой же экстремальный харак­ тер с минимумом в области 100 атм, т. е. при фиксированном G в области давления 100 атм имеются наиболее благоприятные условия для развития пробоя. Обращает на себя внимание монотонный характер роста Т етлх{р) говорящий о том, что хотя при давле­ х„р,мкм;

ниях свыше 100 атм набор энергии Теш,эВ % происходит несколько медленнее, одна­ ко температура электронов с ростом давления в результате увеличения ча­ стот столкновения повышается. Отсюда следует вывод, что оптический пробой азота в области щ100 атм может всег­ да наблюдаться при Gnp, соответству­ ющем минимуму кривой Gnp(p), если длительность лазерного импульса не ограничена .

Низкотемпературная лазерная плазма Подводя итоги первого этапа исследования динамики лазерной плазмы в области повышенных давлений вблизи металлической поверхности, отме­ тим следующее: а) металлическая мишень при давлениях р ^ 30 атм игра­ ет роль источника электронов; б) оптический пробой азота развивается в условиях, когда газ почти полностью переходит в атомарное состояние;

в) условием развития лавины является преобладание частоты кулоновских столкновений над частотой электронно-нейтральных столкновений v“n, которое устойчиво выполняется при пе ~ У Л,+ = 0, 0 0 8 ^ ; г) время = I пробоя и пороговая интенсивность лазерного излучения позволяют интер­ претировать пробой, наблюдавшийся в [1—3], как пробой в пичке лазерного импульса .

IV. ГАЗОДИНАМИЧЕСКАЯ СТАДИЯ РАЗВИТИЯ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ

ЛАЗЕРНОЙ ПЛАЗМЫ ПРИ ВЫСОКОМ ДАВЛЕНИИ

После первоначального пробоя от области поджига навстречу лазер­ ному излучению движется волна поглощения, оставляющая после себя плазменные образования. В зависимости от интенсивности излучения и дав­ ления окружающей среды могут реализоваться разные способы ионизации газа, определяющие различные режимы распространения плазмы, так на­ зываемые режимы быстрого и медленного горения [24, 25] .

К режимам быстрого горения относятся механизмы светодетонации .

[82—84], электронной теплопроводности [85—87], сверхзвуковых радиа­ ционных волн [51, 88—90], волн пробоя [91, 92], а также их различные комбинации. Режимы быстрого горения характеризуются высокими темпе­ ратурами (сотни тысяч градусов), большими перепадами давления и сверх­ звуковыми скоростями распространения, т. е. в этих режимах существен­ ную роль играет газодинамика среды .

Режимы медленного горения осуществляются механизмами теплопро­ водности [26, 28] и радиационного нагрева [93, 94] в условиях, когда на­ гревающийся газ медленно расширяется, все скорости — дозвуковые и движение плазменных образований происходит почти при постоянном давлении, близком к давлению невозмущенного газа. Существует также ряд переходных режимов, где существенную роль в ионизации газа играют сразу несколько механизмов. Эволюция газодинамической стадии лазер­ ной плазмы в азоте высокого давления привлекает внимание прежде всеп тем, что на этой стадии наряду с воздействием лазерного излучения происхо­ дит взаимодействие плазменных образований с поверхностью мишени .

Характер взаимодействия, как показали опыты [1—4], существенно зави­ сит от таких параметров лазерной плазмы, как геометрические размеры плазменного облака, температуры, плотности заряженных частиц и лу­ чистые потоки, идущие из плазмы на мишень. Одним из наиболее важных условий, определяющих глубину слоя материала, изменяющего свои физи­ ческие свойства, является требование максимальной длительности контак­ та плазмы с поверхностью,, т. е. требуется применение таких режимов воз­ действия, при которых скорость распространения плазменных образовании минимальна. Это наблюдается при околопороговых интенсивностях лазер­ ного излучения, необходимых для поддержания плазмы. Другими словами, требуется детальное изучение низкотемпературной лазерной плазмы, раззивающейся в условиях режима медленного горения .

Наиболее интересным с точки зрения использования является диапазон давлений, в котором зарождение плазмы (пробой газа) происходит без про­ дуктов разрушения мишени, т. е. при давлениях свыше 30 атм. Основная особенность развития низкотемпературной лазерной плазмы при повышен­ ных давлениях заключается в том, что наряду с гидродинамическим меха­ низмом переноса энергии существенную роль играет механизм переноса 694 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин энергии излучением. Роль процессов теплопроводности при этом несущест­ венна [24] .

В этих условиях однозначное экспериментальное определение теплово­ го режима облучаемой мишени весьма сложно и дорого.

К тому же иссле­ дования [2, 3] показали, что разлет плазменного облака из-за значитель­ ного бокового расширения носит существенно неодномерный характер:

линейные размеры плазменного облака в несколько раз превышают размеры пятна фокусировки лазерного излучения .

В этих условиях более целесообразна постановка вычислительных экс­ периментов, находящихся в тесной связи с натурными экспериментами .

Следует, однако, сразу оговориться, что численное решение задач нестацио­ нарной радиационной газовой динамики в неодномерной постановке нахо­ дится на грани возможности современных ЭВМ. В последнее время благодаря достижениям в области разностных схем [95—97], а также появлению эф­ фективных методов решения систем разностных уравнений эллиптического типа [98—100] рядом авторов предпринимаются успешные попытки реше­ ния задач радиационной газовой динамики в различных приближениях [101— 103] .

Впервые основные характеристики и механизм распространения низ­ котемпературной лазерной плазмы, развивающейся вблизи твердой мишени в азоте при давлении 100 атм, были исследованы посредством численного моделирования нестационарных двумерных по пространству задач радиа­ ционной газовой динамики в работах [103—106]. Рассмотрим основные осо­ бенности взаимодействия лазерного излучения с веществом в диапазоне давлений азота 30—100 атм при плотности лазерного излучения, близкой к пороговой .

1. Постановка задачи

Газодинамическая стадия развития лазерной плазмы моделировалась системой двумерных осесимметричных уравнений радиационной газовой динамики в лагранжевых переменных [104, 105]. Процесс переноса излуче­ ния описывался в многогрупповом диффузионном приближении при пере­ крываемом диапазоне частот hv—0—30 эВ .

Стадия пробоя моделировалась заданием горячей области с температу­ рой 1,6—1,8 эВ и толщиной 15—20 мкм, мощность лазерного излучения задавалась равной 10 кВт, что соответствовало G=50 МВт/см2. Пороговая мощность, необходимая для поддержания плазменных образований в диа­ пазоне давлений 30—100 атм, равна 92 кВт [106], что соответствует G— = 44 МВт/см2 .

2. Теплофизические характеристики лазерной плазмы Лазерное излучение падает вдоль оси Z, и в начальные моменты време­ ни интенсивное поглощение лазерного потока происходит только в горячей области. Интенсивное поглощение лазерного потока приводит к сильному газодинамическому разлету горячей зоны, сопровождающемуся движением ударной волны в холодный гДЗ .

На рис. 6 представлены пространственно-временные профили функций р, Т и р, характеризующие динамику развития плазмы на стадии установ­ ления для случая /?0—100 атм. Область, охваченная ударной волной, обоз­ начена пунктиром и характеризуется скачком уплотнения вещества (плот­ ность газа р в ударной волне примерно в два раза выше) и скачком давле­ ния. Ударная волна достигает (/--'10 нс) своей максимальной скорости цуп= 1,3 км/с. Максимальная температура газа, нагреваемого ударной волной, Т ув=0,36 эВ. При столь низких значениях температуры ударная волна практически прозрачна для-лазерного излучения и режим светодетонации не реализуется. В силу того, что скорость ударной волны превышаНизкотемпературная лазерная плазма Z,M M K ет скорость движения плазменного фронта, ударная волна отрывается от горячей области. Холодный азот (ТС.\ эВ) прозрачен для излучения ви­ димого спектра и ближнего УФ излучения, однако хорошо поглощает более жесткие кванты с h v ^ 14 эВ. Поглощение происходит вблизи горячей об­ ласти на расстоянии ~ 5 0 мкм. Таким образом, подкачки энергии в удар­ ную волну не происходит и она становится затухающей. Скорость и темпе­ ратура ее быстро спадают, и к моменту времени tm 0,5 мкс ударная волна распадается, оставляя после себя дозвуковые возмущения .

Численное моделирование позволило воспроизвести сложную структу­ ру плазменного облака. Оказалось, что вблизи поверхности образуется слой плазмы с температурой, более низкой, чем температура последующего слоя, который приобретает форму полумесяца (рис. 6). Происхождение этих слоев связано с экранировкой лазерного излучения и двумерным газо­ динамическим растеканием горячей области. Максимальное значение тем­ пературы в горячей области достигает 3,6 эВ. Дальнейший рост температу­ ры ограничивается увеличением высвечивания из горячей области. Темпе­ ратура в области, непосредственно прилегающей к поверхности, с течением времени падает от 1,8 до 1,1 эВ вследствие увеличивающейся экранировки лазерного излучения и продолжающегося газодинамического разлета. На поверхность мишени воздействует в основном только поток собственного излучения Вт/см2. Площадь поверхности, подверженная термиче­ скому воздействию, в несколько раз превышает площадь пятна фокусиров­ ки лазерного излучения (радиус плазменного облака ~550 мкм, радиус пятна фокусировки 250 мкм) .

696 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин Замена лазерного излучения потоком собственного излучения, который на 2,5 порядка ниже, очевидно, и является основным фактором, позволяю­ щим избежать разрушения поверхности .

В то же время образующаяся структура плазменного облака не явля­ ется оптимальной для процесса поверхностного упрочнения, так как для этого требуется длительный контакт с горячими слоями плазмы, где плот­ ность заряженных частиц достигает 1020 см-3, что на два порядка выше, чем в области, соприкасающейся с поверхностью. Причем с увеличением исход­ ного давления свыше 100 атм условия газонасыщения поверхности ионными потоками из плазмы ухудшаются. Экспериментально [8] установлено, что наибольшее увеличение микротвердости стали наблюдалось в области дав­ ления 90 атм .

Увеличение интенсивности лазерного потока до 5-108 Вт/см2 приводит, как показали расчеты, к более быстрому отрыву плазменного облака от поверхности мишени. Очевидно, что оптимизация процессов синтеза и уп­ рочнения материалов находится в области более низких значений давлений и интенсивности излучения .

Снижение давления азотной среды до 50—30 атм сопровождалось раз­ рушением поверхности мишени [1—3J, проявлявшимся в виде кратеров в зоне фокусировки. Используя результаты вычислительного эксперимента L106], проанализируем причины разрушения поверхности мишени и осо­ бенности взаимодействия лазерного излучения с веществом при р0= 30 атм .

Численное моделирование показало, что в начальные моменты вре­ мени 0,1 мкс развитие плазменного облака протекает аналогично раз­ витию плазмы при атм. Лазерное излучение в основном поглоща­ ется в горячей области, разлет которой сопровождается генерированием в холодный газ ударной сверхзвуковой волны. Температура области газа, прилегающей к поверхности, значительно ниже температуры области, рас­ положенной выше ( Д с Г г, рис. 7). Отчетливо виден эффект газодинамичеНизкотемпературная лазерная плазма 4 Рис. 8

–  –  –

ского растекания горячей области. Однако на этом сходство в развитии плазменных образований при исходных давлениях 30 и 100 атм заканчи­ вается. В силу меньшей исходной плотности вещества при 30 атм горячая область при 0,1 мкс разлетается настолько, что быстро становится про­ зрачной для лазерного излучения и поглощение его происходит в более холодной области, непосредственно прилегающей к поверхности, где плот­ ность рх выше плотности р2, соответственно выше и коэффициент поглоще­ ния. Холодная область быстро нагревается (7 \ 7 '2), скорость разлета уве­ личивается, плотность падает, происходит ее просветление, и все большая часть лазерного излучения достигает поверхности мишени. На рис. 8 пред­ ставлены временные зависимости потоков собственного W(t) и лазерного G(t) излучений, достигающих поверхности и определяющих ее тепловой режим .

Поток собственного излучения W(t) лежит в пределах (1—3) *106 Вт/см2, радиус воздействия ~ 600 мкм. Зависимость лазерного потока G(t), дости­ гающего поверхности, носит немонотонный характер. В интервале времени / = 0,1—0,4 мкс наблюдается значительное (примерно на порядок) умень­ шение потока, обусловленное наличием вблизи поверхности малопрозрач­ ного плазменного облака. В этом интервале времени поверхность мишени контактирует с наиболее горячими слоями плазмы, в которых концентрация ионизованных частиц на один-два порядка выше, чем в случае 100 атм .

В дальнейшем, начиная с tzz 1 мкс, в результате просветления плазмы ин­ тенсивность на поверхности мишени достигает около 80 % лазерного пото­ ка. Экранирующий эффект исчезает,, и под влиянием лазерного излучения происходит разрушение мишени. Таким образом, в результате вычисли­ тельного эксперимента были установлены причины разрушения мишеней при понижении давления до 30—50 атм .

Но еще более важным оказался факт существования в течение неко­ торого времени плазменного облака, малопрозрачного для лазерного излу­ чения. Это явление открывает пути создания технологических циклов син­ теза и упрочнения материалов при давлении порядка 30 атм, где ожидают­ ся более благоприятные условия для этих процессов .

В заключение несколько слов о режиме распространения плазменных образований. Как показали расчеты [104, 105], на стадии установления ре­ жим распространения является переходным от светодетонационного к ре­ жиму медленного горения. Несмотря на то, что светодетонационный режим при исследуемых параметрах не реализуется, вклад газодинамических сил в развитие плазмы в начальные моменты времени значителен. На рис. 9 представлены пространственно-временные распределения составляющих энерговыделения в газе при р0= 100 атм, обусловленных работой газодипаВ. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин мических сил A — p { ^ - - ^ r ( r u ) (пунктир) и переносом излучения В = -у~-^г (rWr) -f (сплошные линии). Из рис. 9 следует, что энерго­ вклад за счет переноса излучения с течением времени возрастает, а энерговклад за счет сил газодинамического движения уменьшается .

В дальнейшем (/ 0,5 мкс) роль газодинамических сил становится ис­ чезающе малой и основным механизмом распространения на стадии под­ держания сказывается одна из форм режима медленного горения — режим дозвуковой радиационной водны .

V. ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В заключение отметим, что новые результаты в исследовании свойств лазерной плазмы при повышенных давлениях стимулировались в основном прикладными исследованиями, направленными на решение больших и важ­ ных проблем синтеза веществ и поверхностного упрочнения материалов .

Обращает на себя внимание методика исследований столь сложных явлений .

Разумное сочетание натурных и вычислительных экспериментов дает в ру­ ки исследователей мощный инструмент, позволяющий всесторонне изучать поведение таких сложных процессов, как эволюция низкотемпературной ла­ зерной плазмы в широком диапазоне параметров. Материал, приведенный в обзоре, свидетельствует о больших возможностях данного подхода .

С другой стороны, налицо незавершенность исследований в данной области.: Детальное изучение свойств и поведения лазерной плазмы стиму­ лирует ряд проблем, в первую очередь теоретического и вычислительного плана, таких как разработка кинетических моделей для газов с более слож­ ным строением молекул, чем двухатомные, разработка математических моделей, учитывающих наряду с газодинамическим движением элементар­ ные процессы в : плазме. Материал обзора свидетельствует о том, что иссле­ дование характеристик низкотемпературной лазерной плазмы при повы­ шенных давлениях выполнено лишь для небольшого числа систем «газ — конденсированное вещество». Наиболее полно изучена кинетика плазмы в азотной среде, хотя и в этом случае ряд вопросов остался незатронутым .

Не были затронуты в обзоре и явления, связанные с взаимодействием ионных потоков с поверхностью мишени, интенсивное исследование которых только начинается .

Авторы считают своим приятным долгом выразить благодарность А. А. Самарскому и Н. Н. Рыкалину за интерес к работе и обсуждение ряда затронутых вопросов.1 I,

1. Н. Н. Рыкалин, А. А. Углов, М. М. Низаметдинов. Д А Н СССР, 218, 330 (1974) .

2. А. А. Углов, Н. Н. Рыкалин, М. М. Низаметдинов. ЖЭТФ, 69, 722 (1975) .

А. А. Углов, М. М. Низаметдинов. Физ. и хим. обраб. матер., 2, 133 (1977) .

3 .

4. А. Л. Галпев, Л. А. Крапивин, Л. И. Миркин, А. А. Углов. Д А Н СССР, 251, 336 (1980) .

5. А. А. Самарский. Препринт ИПМ A fi СССР, М., 1977, № 107 .

6. И. П. Добровольский, М. М. Низаметдинов, А. А. Углов. Физ. и хим. обраб .

матер., 6, 3 (1975) .

7. Н. Н. Рыкалин, А. А. Углов, И. П. Добровольский, М. М. НизаметдиноЕ .

Квантовая электроника, 1, 1928 (1974) .

8. Н. Н. Рыкалин, А. А. Углов, М. М. Низаметдинов. Квантовая электроника, 5, 89 (1978) .

9. Н. Н. Рыкалин, А. А. Углов, М. М. Низаметдинов. Физ. и хим. обраб. матер., I, 24 (1978) .

10. В. А. Батанов, Ф. В. Бункин, А. М. Прохоров, В. Б. Федоров. Письма в ЖЭТФ, II, 113 Д 970), ЖЭТФ, 63, 1240 (1972) .

11. В. К- Гончаров, А. Н. Лопарев, Л. Я- Минько. ЖЭТФ, 62, 2111 (1972) .

12. В. А. Батанов, В. А. Богатырев, Н. К- Суходрев, В. Б. Федоров. ЖЭТФ, 64, 825 (1973) .

13. А. А. Углов, М. М. Низаметдинов. Физ. и хим. обраб. матер., 2, 130 (1977) .

Н изкотемпературная лазерная плазма

14. А. А. Углов, А. Г. Гнедовец, А. Л. Галиев. Физ. и хим. обраб. матер., 4, 18 (1978) .

15. А. А. Углов, А. Л. Галиев. Физ. и хим. обраб. матер., 5, 3 (1980) .

16. А. А. Углов, А. Л. Галиев, Физ. и хим. обраб. матер., 3, 13 (1978) .

17. Н. Н. Рыкалин, А. А. Углов, А. Л. Галиев. Физика плазмы, 4, 332 (1978) .

18. Н. Г. Басов, В. А. Бойко и др. ЖЭТФ, 51, 990 (1966) .

19. А. N. Piri. AIAA 14th Aerospace Science Meeting. Washington, D. C., 1976 .

20. D. B. Nichols, R. B. Hall. J. Appl. Phys., 49, 5155 (1978) .

21. P. D. Maker, R. W. Terhune, С. M. Savage. Proc. I ll Intern. Quantum Electro­ nics Conf., Paris, 1963 .

22. Ю. П. Райзер. УФН, 87, 29 (1965) .

23. Г. В. Островская, А. Н. Зайдель. УФН, 3, 580 (1973) .

24. Ю. П. Райзер. Лазерная искра и распространение разрядов.— М.: Наука, 1974 .

25. Ю. П. Райзер. Основы современной физики газоразрядных процессов.— М.:

Наука, 1980 .

26. Ф. В. Бункин, В. И. Конов, А. М. Прохоров, В. Б. Федоров. Письма в ЖЭТФ, 9, 609 (1969). ^

27. Е. Locke, Е. Hoag, R. Hella. Welding J., 51, 240 (1972) .

28. А. И. Барчуков, Ф. В. Бункин, В. И. Конов, А. А. Любин. ЖЭТФ, 3, 965 (1974) .

29. В. К- Гончаров, Л. Я- Минько, Е. С. Тюнина, А. Н. Чумаков. Ж. прикл. мат .

тех. физ., 1, 13 (1974) .

30. А. N. Piri. AI AA Paper 76—23, 1 (1976) .

31. Р. S. Wei, R. В. Hall. J. Appl. Phys., 44, 2311 (1973) .

32. С. T. Walters, R. H. Barnes, R. E. Beverly, III. J. Appl. Phys., 48, 2937 (1978) .

33. B. Steverding. J. Appl. Phys., 1, 3507 (1979) .

34. А. А. Веденов, Г. А. Гладуш. Физ. и хим. обраб. матер., 1, 157 (1979) .

35. А. А. Самарский. Ж- выч. мат. мат. физ., 20, 1416 (1980) .

36. С. И. Андреев, В. Я- Гольдин и др. Д А Н СССР, 226, 1045 (1976) .

37. Л. И. Гудзенко, Л. А. Шелепин, С. И. Яковленко. УФН, 114, 458 (1974) .

38. Л. И. Гудзенко, С. И. Яковленко. Плазменные лазеры.— М.: Атомиздат, 1978 .

39. Б. Ф. Гордиец, А. И. Осипов, Л. А. Шелепин. Кинетические процессы в газах и молекулярные лазеры.— М.: Наука, 1980 .

40. Л. И. Гудзенко, И. С. Лакоба, Г. Ю. Петрущенко, Ю. И. Сыцько, С. И. Яков­ ленко. Труды ФИАН, 120, 30 (1980) .

41. Б. М. Смирнов. Ионы и возбужденные атомы в плазме.— М.: Атомиздат, 1974 .

42. Б. М. Смирнов. Физика слабоионизованиого газа.— М.: Наука, 1978 .

43. К. Штеттер. Анализ методов дискретизации для обыкновенных дифференциаль­ ных уравнений.—М.: Мир, 1978 .

44. Ю. В. Ракитский, С. М. Устинов, И. Г. Черноруцкий.— Численные методы ре­ шения жестких систем.— М.: Наука, 1979 .

45. Д. Холл, Д. Уатт. Современные численные методы решения обыкновенных диф­ ференциальных уравнений.— М.: Мир, 1979 .

46. Л. И. Гудзенко, И. С. Лакоба, Ю. И. Сыцько, С. И. Яковленко. Препринт ИАЭ, М., 1977, № 2912 .

47. М. R. Stamm, Р. Е. Nielsen, AI AA J., 13, 205 (1975) .

48. В. И. Мажукин. Препринт ИПМ АН СССР, М., 1979, № 30 .

49. В. И. Мажукин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин. Д А Н СССР, 246, 1338 (1979) .

50. Я. Б. Зельдович, Ю. П. Райзер. ЖЭТФ, 47, 1150 (1974) .

51. Я. Б. Зельдович, Ю. П. Райзер. Физика ударных волн и высокотемпературных ги­ дродинамических явлений.— М.: Наука, 1966 .

52. А. А. Иванов. Физика сильнонеравновесной плазмы.— М.: Атомиздат, 1977 .

53. A. G. Engelhardt, А. V. Phelps, С. G. Risk. Phys. Rev., 135, 1566 (1964) .

54. В. Я. Велдре, А. В. Ляш, Л. Л. Рабик, Л. А. Фридкин. Изо. АН ЛатвССР, 4, 3 (1965) .

55. L. J. Kieffer, G. Н. Dunn. Rev. Mod. Phys., 38, 1 (1966) .

56. D. Rapp, P. Englander-Colden. J. Chem. Phys., 5, 1464 (1965) .

57. Л. П. Питаевский. ЖЭТФ, 42, 1326 (1962) .

58. А. В. Гуревич, Л. П. Питаевский, ЖЭТФ, 46, 1281 (1964) .

59. R. Hackam. Planet. Space Sci., 13, 667 (1965) .

60. W. H. Kasner, W. A. Rogers, M. A. Biondi. Phys. Rev. Letts, 7, 321 (1961) .

61. Б. M. Смирнов. Атомные столкновения и элементарные процессы в плазме.— М.: Атомиздат, 1968 .

61. Б. М. Смирнов. Атомные столкновения и элементарные процессы в плазме.— М.: Атомиздат, 1968 .

62. М. Митчнер, Ч. Кручер. Частично ионизованные газы.— М.: Мир, 1976 .

63. С. А. Лосев, Г. Д. Смехов. ТВТ, 7, 1015 (1969) .

64. D. L. Baulch, D. D. Drysdall, D. G. Horne. CIAP Monograph IV, NBSIR 73—203, Washington, USA, 1974 .

65. F. G. Barvin. CIAP Monograph V, NBSIR 73—206. Washington, USA, 1974 .

66. Д. И. Словецкий. В с б.: Моделирование и методы расчета химических процессов в низкотемпературной плазме.— М.: Наука, 1974 .

67. L. G. McKnight, К. В. McAfee, D. Р. Si pier. Phgs. Rev., 164, 62 (1967) .

700 В. И. М аж укин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин

68. К- Шимони. Физическая электроника.— М.: Энергия, 1977 .

69. С. И. Брагинский. В сб.: Вопросы теории плазмы.— М.: Госатомиздат, 1963 .

70. И. Мак-Даниель, Э. Мезон. Подвижность и диффузия ионов в газах.— М.: Мир, 1976 .

71. Вд^Е. Голант, А. П. Жилинский, И. Е. Сахаров. Основы физики плазмы.— М.:

.АЖшиздат, 1977 .

72. Д. Бейтс. Атомные и молекулярные процессы.— М.: Мир, 1964 .

73. Н. S. W. Massey. Electronic and Ionic Impact Phenomena. II. Electron Collisions with Molecules and Photo-Ionization. Oxford, 1969 .

74. R. G. Tom lnson, E. K. Damcn, H. T. Buscher. Physics of Quantum Electronics .

N. Y., 1966 .

75. Л. M. Биберман, Г. Э. Норман. УФН, 91, 193 (1967)

76. В. И. Мажукин. Препринт ИПМ АН СССР, М., 1978, № 131 .

77. В. И. Мажукин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин. Ж. выч, мат. мат. фаз. 20, 459 (1980) .

78. А. Н. Тихонов. Мат. сб., 31, 193 (1952) .

79. А. Б. Васильева. УМН, 18, 15 (1963) .

80. В. И. Мажукин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин. Физ. и хим. обраб. матер., 6, 73 (1979) .

81. D. Н. Gill, A. A. Dougal. Phys. Rev. Letts, 15, 845 (1965) .

82. S. A. Ramsden, P. Savic. Nature, 203, 4951 (1964) .

83. Ю. П. Райзер. ЖЭТФ, 48, 1508 (1965) .

84. Ю. П. Райзер. Письма ЖЭТФ, 1, 1Ъ (1968) .

85. П. П. Волосевич, Е. И. Леванов. Ж. выч. мат. мат. физ., 13, 702 (1975) .

86. П. П. Волосевич, Е. И. Леванов. Д А Н СССР, 194, 49 (1970) .

87. П. П. Волосевич, С. П. Курдюмов, Е. И. Леванов. Ж. прикл. мат. тех. физ. 5, 41 (1972) .

88. Г. А. Аскарьян, М. С. Рабинович, М. М. Савченко, А. Д. Смирнова. Письма в ЖЭТФ, 1, 18 (1965) .

89. В. И. Бергельсон, Т. В. Лосева, И. В. Немчинов, Т. И. Орлов. Физика плазмы, 1, 912 (1975) .

90. В. Я. Гольдин, Б. II. Четверушкин. Препринт ИПМ АН СССР, М., 1973, № 17 .

91. Р. В. Амбарцумян, Н. Г. Басов, В. А. Байко, В. С. Зуев, О. Н. Крохин, П. Г. Крюков, Ю. В. Сенатский, Ю. Ю. Стойлов. ЖЭТФ, 48, 1538 (1965) .

92. Ю. П. Райзер. Письма в ЖЭТФ, 7, 73 (1968) .

93. В. И. Бергельсон, Т. В. Лосева. И. В. Немчинов. Ж. прикл. мат. тех. физ.А, 22 (1974) .

94. J. Р. Jackson, Р. Е. Nielsen. AIAA J., 12, 1498 (1974) .

95. М. Т. Standford, R. С. Anderson, Н. G. Horak, J. W. Kodis. J. Comp. Phys., 19, 280 (1974) .

96. М. И. Волчинская, Б. Н. Четверушкин. Ж. выч. мат. мат. физ. 19, 1262 (1979) .

97. В. И. Зубов, В. М. Кривцов, Н. И. Наумова, 10. Д. Шмыглевски,. Ж- выч. мат .

мат. физ., 20, 1533 (1980) .

98. А. А. Самарский, Е. С. Николаев. Методы решения сеточных уравнений.— М.:

Наука, 1978 .

99. М. И. Волчинская, Б. Н. Четверушкин. Ж. выч. мат. мат. фаз., 17, 428 (1977) .

100. D. Kershaw. J. Comp. Phys., 26, 101 (1975) .

101. Ю. М. Давыдов. В сб.: Прямое численное моделирование течений газа (числен­ ный эксперимент в газовой динамике).— М.: ВЦ АН СССР, 1977, с. 72 .

102. Г. С. Романов, Ю. А. Станкевич. ФГВ, 17, 77 (1981) .

103. М. И. Волчинская, В. И. Мажукин, Г. Е. Репина, Б. Н. Четверушкин. Преп­ ринт ИПМ АН СССР, М., 1979, № 118 .

104. В. И. Мажукин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин. Д А Н СССР, 256, 1100 (1981) .

105. В. И. Мажукин, Б. Н. Четверушкин. Препринт ИПМ АН СССР, М., 1980. № 115 .

106. В. И. Мажукин, А. А. Углов, Б. Н. Четверушкин. Д А Н СССР, 257, 584 (1981) .

Институт прикладнойматематики Поступил в редакцию им. М. В. Кёлдыша АН СССР, Москва 9 апреля 1982 г., ' после доработки — 17 августа 1982 г .

V. I. М a z n u k i n, A. A. U g 1 о v, В. N. С h е t v е г u s h к i n. LowTemperature Laser Plasma Near Metallic Surfaces in High-Pressure Gases. (Review Article) A review is given of experimental and theoretical studies on the problem of practical uses of the low-temperature laser plasma in the range of increased pressure (from 10 to 150 atm). Special attention is paid to theoretical aspects of the laser plasma development near metallic surfaces in the nitrocen medium at the laser radiation intensities from 50 to 103 MW/cm! (л = 1.0 6 pm). Problems and prospects of further studies are discussed.




Похожие работы:

«87.8я73 № 3581 Д266 МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ ГОСУДАРСТВЕННОЕ ОБРАЗОВАТЕЛЬНОЕ УЧРЕЖДЕНИЕ ВЫСШЕГО ПРОФЕССИОНАЛЬНОГО ОБРАЗОВАНИЯ ТАГАНРОГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ РАДИОТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТ...»

«СТРОИМ МОСТЫ В ЭНЕРГЕТИЧЕСКОЕ БУДУЩЕЕ В июле 2017 года в Стамбуле пройдет 22-й Мировой нефтяной конгресс ЙОЗЕФ ТОТТ Президент Мирового нефтяного совета что стало новым рекордом . Отмечу, М енее двух месяц...»

«МОРОЗОВ Артемий Михайлович МЕХАНИЗМЫ ФОРМИРОВАНИЯ ПОЛИТИКИ ВЕЛИКОБРИТАНИИ В ОТНОШЕНИИ ЕС Специальность 23.00.04 -Политические проблемы международных отношений и глобального развития АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание учёной степени кандидата политических наук 3 О ОНТ 2QQ3 Москва Работа вьшолнена на кафедре мировой политики и мировой экономики...»

«Итоговый отчет о реализации 10-й сессии Совместной образовательной программы ЮНЕСКО/МЦУЭР в партнерстве с Проектом ПРООН "Энергоэффективность зданий на СевероЗападе России" Общая информация Десятая сессия Совместной образовательной программы ЮНЕСКО/МЦУЭР в партнер...»

«PRS-Neoloy™ Использование технологии Neoloy™ в энергетической и горнодобывающей отраслях PRS Proprietary Основные проблемы при строительстве дороги • Слабые грунты • Тяжелые по...»

«Инженерия для освоения космоса КОНТРОЛЬ ТЕРМИЧЕСКОЙ СТОЙКОСТИ ЭПОКСИДНЫХ НАНОКОМПОЗИТОВ Липчанский Д. С. Научный руководитель: Назаренко О. Б., профессор, к.т.н. Национальный исследовательский Томский политехничес...»

«"НАУКОЕМКИЕ ТЕХНОЛОГИИ И ИНТЕЛЛЕКТУАЛЬНЫЕ СИСТЕМЫ – 2016"XVIII МОЛОДЕЖНАЯ МЕЖДУНАРОДНАЯ НАУЧНО-ТЕХНИЧЕСКАЯ КОНФЕРЕНЦИЯ УЧАЩИХСЯ, СТУДЕНТОВ, АСПИРАНТОВ И МОЛОДЫХ УЧЕНЫХ "НАУКОЕМКИЕ ТЕХНОЛОГИИ И ИНТЕЛЛЕКТУАЛЬНЫЕ СИС...»

«Комплексная среда сквозного проектирования электронных устройств Руководство пользователя Импорт из P-CAD ноябрь, 2018 Импорт из P-CAD Введение Введение Этот раздел документации поможет освоить приемы импорта данных, а также изучить раз...»







 
2019 www.librus.dobrota.biz - «Бесплатная электронная библиотека - собрание публикаций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.