книги из ГПНТБ / Рэди, Дж. Действие мощного лазерного излучения

мальная глубина, на которой достигается температура плавления в отсутствие испарения на поверхности, оказывается малой. В импульсах большой длительности плотность потока слишком мала, чтобы нагреть поверхность до точки плавления, и поэтому плавления не происходит. При длительности импульса менее- 2,13 мс происходит испарение поверхности. Оптимальная дли­ тельность импульса, при которой плавление максимально, несколь­ ко превышает то значение, при котором поверхность начинает испаряться *). Для получения оптимального проплавления тре-

Фиг. 3.11.

Вычисленная глубина, на которой достигается температура плавления, в за­ висимости от длительности лазерного импульса для меди.

Плотность энергии 1000 Дж/см2 в центре пятна с гауссовским распределением радиусом 0,03 см. Стрелкой указана длительность, при которой начинается испарепие поверх­ ности.

буется тщательный контроль за плотностью потока. Приведенныерезультаты показывают, что глубины, на которые можно про­ плавить материал лазерным импульсом разумной длительности,, весьма ограниченны. Ограничивающим фактором является неболь­ шая глубина проникновения тепла внутрь металла.

Это рассмотрение приводит к понятию тепловой постоянной времени [22]. Тепловая постоянная времени представляет собой время, за которое температура обратной стороны пластины дости­ гает величины того же порядка, что и температура на передней поверхности, где поглощается энергия. Для пластины толщиной D с коэффициентом температуропроводности х тепловую постоян­ ную времени т можно определить как

1)Более корректный расчет оптимальной длптельностн импульса, правильно, учитывающий затраты энергии на испарение, выполнен в работе [64].—

П р и м . р е д .

Тепловая постоянная времени позволяет оцепить порядок величины для времени, за которое тепло проникает через слой вещества, а следовательно, и приблизительно оценить время, требуемое для сквозного проплавления слоя. Если длительность лазерного импульса много меиыпе, чем тепловая постоянная вре­ мени обрабатываемого объекта, то сквозного проплавления объекта не происходит. Некоторые значения тепловой постоянной времени для различных металлов приведены в табл. 3.4. Оптимальная

ТАБЛИЦА 3.4

Тепловые постоянные времени (в мс)

для плавления длительность импульса велика по сравнению

сдлительностями импульсов наиболее распространенных лазеров для всех металлических пластин, кроме самых тонких. Тепловой постоянной времени материала с толщиной 0,0126 см хорошо соответствует миллисекундный лазерный импульс. Для материала

сбольшей толщиной желательно растянуть импульс, насколько это возможно. Это осуществляют путем формирования импульса тока, протекающего через лампу накачки, с помощью формирую­

толщиной 0,5—1 мм. Но при толщине металла около 2,5 мм даже для металлов с высокой теплопроводностью невозможно добиться соответствия между длительностью импульса и тепловой постоян­

В этих уравнениях нулевой момент времени соответствует началу плавления поверхности. Время, проходящее от начала теплового импульса до момента, в который начинается плавление поверх­ ности, равно

т. е. в такой формулировке лазерный импульс включается в момент времени — £пп. Функция Гтв (х) дает распределение температуры в твердом теле в момент начала плавления; она может быть опре­ делена методами, описанными в разд. 3 § 1 этой главы. Некоторые результаты для температуры поверхности и глубины проплавле­ ния в зависимости от приведенного времени t/ta„, отсчитываемого от начала плавления поверхностп, представлены на фиг. 3.12 в переменных Т' и X ' , определяемых соотношениями

Кривые на фиг. 3.12 применимы вслучае, когда теплопроводности и температуропроводности расплавленной и твердой фаз равны

ТАБЛИЦА 3.5

Параметры для вычисления глубины проплавления

между собой. Отношение Y скрытой теплоты плавления к тепло­ содержанию в точке плавления (Y — ЫС2Т ил, где С2 — удельная теплоемкость твердого тела) является параметром. Для многих металлов Y w 0,5. Некоторые величины Y приведены в табл. 3.5.

Фиг , 3,12.

Решение задачи о плавлении иод действием лазерного излучения на аналого­ вой вычислительной машине.

Температура и глубина проплавления в относительных единицах отложены как функции безразмерного времени, отсчитываемого от начала плавления, для различных значений отношения У скрытой теплоты плавления к теплосодерж-аншо в точке плавления. Темпе­

ратура дана в единицах Уп л , глубина проплавления — в единицах ЗяТллС2Щ,/100ЬГ, время в единицах яТлл к |Д и гГг [24]. Обозначения см. в тексте.

Чтобы применить изложенные результаты для нахождения глубины проплавления в конкретном случае, необходимо вычис­ лить гпл по формуле (3.34) и, используя верхнюю часть фиг'. 3.12, найти момент времени, в который температура поверхности дости­ гает температуры испарения. Для всех более ранних моментов времени глубину расплавленного слоя можно найти с помощью нижней части фиг. 3.12.

В качестве конкретного примера приведем результаты вычис­ ления зависимости глубины проплавления от времени для латуни. Кривые показаны на фиг. 3.13; из них следует, что глубины проплавления сравнительно невелики, особенно в случае больших плотностей потока.

Максимальная глубина, на которую проплавляется материал в отсутствие поверхностного испарения, может быть выражена

Эти результаты показывают, что максимальная глубина проплавления составляет от нескольких сотых до нескольких десятых долей миллиметра для типичных параметров милли-

Ф и г. 3.13,

Глубина расплавленного слоя в желтой латуни в зависимости от времени при различных плотностях потока лазерного излучения.

Эти результаты получены путем пересчета кривых фиг. 3.12 для соответствующих значений параметров. Вертикальными стрелками указаны моменты начала испарения поверхности.

секундного лазерного импульса и пренебрежимо мала при исполь­ зовании лазеров с модуляцией добротности. Эти лазеры нагревают металл выше температуры испарения до того, как успевает прои­ зойти заметное плавление. Ограничения достижимой глубины проплавления создают трудности в лазерной сварке, где желатель­ но иметь максимальное проплавление в отсутствие испарения.

§ 4. ИСПАРЕНИЕ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Испарение с помощью лазеров осуществляется очень легко и представляет собой очень интересное явление. В самом деле, как мы видели выше, трудно поддерживать такой режим, при котором испарение отсутствует. На фиг. 3.14 приведены две

!) В принятой здесь постановке задачи формула (3.37) может быть получена из следующих простых соображений. Максимальная глубина проплавле­

ния равна по порядку величины Хмакс ~ ~\/уЛ*, где вместо t* следует

подставить момент достижения «температуры испарения», определяемый

фотографии. На фиг. 3.14, а показан процесс испарения воль­ фрама под действием лазера на неодимовом стекле, работающего в режиме миллисекундного импульса. Виден сноп искр, свиде­ тельствующий о том, что наряду с испарением происходит выброс расплавленного металла. На фиг. 3.14, б показан ярко светящийся факел, образующийся при воздействии миллисекундного импульса рубинового лазера на графитовую мишень. Этот снимок соответ­ ствует чистому испарению без образования искр. В настоящем параграфе мы рассмотрим количественную сторону проблемы испарения. Случаи испарения под действием импульса лазера с модулированной добротностью и миллисекундного импульса качественно различаются и поэтому рассматриваются здесь раз­ дельно. Особое внимание будет уделено экспериментальным изме­ рениям массы материала, выброшенного при испарении, и методам расчета этой величины. Внешний вид поверхности будет описан ниже.

1. Испарение под действием миллисекундных лазерных импульсов

Процессы, происходящие на поверхности материала под воздействием лазерного импульса миллисекундной длитель­ ности, существенно отличаются от процессов, вызванных импуль­ сом с длительностью, лежащей в наносекундном диапазоне. Для коротких импульсов с очень высокой мощностью характерно сла­ бое испарение и малое количество вынесенного с поверхности вещества, в то время как действие импульсов с большей длитель­ ностью и меньшей мощностью, которые получают в режиме обыч­ ной генерации, приводит к образованию в материале глубоких и узких кратеров.

На процесс испарения также оказывает влияние пичковый характер генерации. Скоростные фотографии поверхности, испа­ ряемой импульсом рубинового лазера с ярко выраженной пичковой структурой, показывают, что выброс светящихся паров носит пульсирующий характер, обусловленный пичковыми пульса­ циями выходного излучения лазера [25]. Каждый отдельный пичок нагревает поверхность и вызывает испарение. В промежутке между пичками испарение почти полностью прекращается. Эта особенность процесса ярко демонстрирует, насколько высока скорость нагрева под действием лазерного излучения.

В экспериментальных данных по измерению количества веще­ ства, испаренного лазерным импульсом, имеется значительный разброс. Это характерно даже для результатов, полученных при номинально тех же самых условиях опыта. При сравнении резуль­ татов, полученных разными авторами, становится ясно, что коли­

чество испаренного вещества в значительной мере зависит от де­ тальных условий проведения эксперимента. Одна из самых значи­ тельных неопределенностей, возникающих при сравнении данных различных работ, связана с измерением площади лазерного пучка. Имеется ряд литературных источников, в которых содержатся

Это предположение становится неверным при больших глу­

и графики на фиг. 3.15 представляют собой сглаженные кри­ вые, проведенные через экспериментальные точки. Эти резуль­ таты дают представление о порядках величин, которые можно получить в режиме миллисекундного лазерного импульса. Рас­ сматриваемая здесь область плотностей энергии легко достижима с помощью существующих в настоящее время лазеров. Как уже

упоминалось, точные значения вынесенной массы зависят от кон­ кретных условий и от распределения энергии в пучке конкрет­ ного используемого лазера. Из графиков на фиг. 3.15 следует, что количество выброшенного материала быстро возрастает с уве­

низкой мощности, когда испарение очень мало, более высокое значение коэффициента теплопроводности у меди приводит к боль­ шему отводу тепла внутрь мишени, так что испаряется лишь отно­ сительно небольшое количество меди. По мере увеличения плот­ ности потока лазерного излучения интенсивность достигает зна­ чения, при котором тепло выделяется настолько быстро, что уже не успевает отводиться за счет теплопроводности. Домини­ рующим фактором становится скрытая теплота испарения. Поэтому при более высоких плотностях потока испаряется больше меди, чем стали. Величина плотности потока F крит, при которой проис­ ходит переход из области, где теплопроводность является опре­ деляющим механизмом, в область, где теплопроводностью можно пренебречь, приближенно определяется соотношением

где L — скрытая теплота испарения единицы массы, р — плот­ ность, х — коэффициент температуропроводности и if — длитель­