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

ности вместе с паром. Теоретическое рассмотрение игнорирует это явление, однако в действительности оно имеет место и, как оказы­ вается, вносит значительный вклад в объем вещества, выброшен­ ного из кратера.

Влитературе ыет экспериментальных данных о выносе массы под действием одиночного пикосекундного импульса *).

Водной из моделей процессов, играющих роль при испарении под действием лазера с модулированной добротностью, учитыва­ лось давление, создаваемое небольшим количеством испаренного вещества в начале лазерного импульса [3]. Это давление отдачи повышает точку кипения мишени выше обычной температуры испарения. Если затем учесть, что возрастание температуры испарения вещества достаточно велико, то дальнейшее испарение поверхности будет затруднено, а вещество будет продолжать нагреваться до высокой температуры, превышающей нормальную температуру испарения, пока лазерный свет поглощается на поверхности мишени. В конечном счете температура поверхности мпшенп достигает критической точки, где может происходить

испарение. Довольно трудно получить детальную информацию о термодинамических свойствах металлов при высоком давлении, однако можно сделать некоторые оценки критических температур. Чтобы определить максимальную глубину, иа которой температура превышает критическую, были вычислены профили температуры. В рассматриваемой простой феноменологической модели эта глу­ бина принимается равной максимальной глубине испарения мате­ риала лазерным импульсом. На больших глубинах вынос нагре­ того выше критической точки вещества продолжает создавать достаточно большое давление, так что испареиня не происходит

итепло в конечном счете будет отводиться во внутренние области образца. Модель дает разумиое согласие с экспериментальными результатами для некоторого диапазона плотности лазерного потока, по в широком диапазоне плотностей она не проверялась.

Втабл. 3.8 для сравнения приведены экспериментальные данные

ирезультаты, полученные на основе этой модели. Модель не учи­ тывает того факта, что поверхность экранируется от поступающего лазерного света, поскольку испаренный материал становится горячим, ионизованиым и непрозрачным.

Некоторые экспериментальные факты, противоречащие этой модели, были получены при измерении скорости расширения светящегося фронта материала, испаренного излучением лазера с модулированной добротностью [41]. Величина начальной ско-

1)В случае пикосекундных импульсов экспериментально измерялся импульс отдачи разлетающегося вещества и амплитуда ударной волны в металле [82, 83]. Механизм испарения вещества при действии ультракороткого импульса и теоретическая оценка испаренной массы приведены в рабо­ те [84].— Прим. ред.

рости паров согласуется с температурой сублимации графитовой мишени. Этот эксперимент может означать, что перегрева поверх­ ности выше нормальной температуры испарения не происходит.

ТАБЛИЦА 3.8j

Глубина кратера, образующегося при воздействии лазерного имнульса длительностью 44 нс при интенсивности 109 Вт/см2

Испаренный материал сам может поглощать поступающее лазерное излучение. В начале импульса лазера с модулированной добротностью с поверхности выносится небольшое количество вещества. Так как плотность лазерного потока очень высока, это вещество может далее нагреваться за счет поглощения падаю­ щего лазерного излучения. Вследствие нагрева оно ионизуется и становится непрозрачным для излучения. Поглощающая плазма не позволяет свету проходить на поверхность. Поэтому большая часть энергии лазерного импульса поглощается веществом перед поверхностью, п фактически лишь относительно малая ее доля достигает поверхности. В течение большей части лазерного импуль­ са поверхность остается закрытой от падающего излучения. К концу лазерного импульса испаренный материал становится настолько горячим, что начинается тепловое переизлучение. Часть этого излучения может достигать поверхности и вызывать дальнейшее испарение. Изменение во времени глубины испарен­ ного слоя в случае наносекундиого лазерного импульса схемати­ чески показано на фиг. 3.23. В начале лазерного импульса поверх­ ность поглощает падающее излучение и начинает испаряться. Затем на протяжении большей части лазерного импульса плазма над поверхностью поглощает свет и испарение поверхности пре­ кращается, что соответствует плоскому участку кривой. К концу лазерного импульса плазма становится очень горячей и перепзлучает энергию, которая достигает поверхности и снова вызывает испарение. Таким образом, заданное количество выделяющейся энергии при очень высокой мощности вызывает испарение менее эффективно, чем то же самое количество энергии в случае более длительного импульса с меньшей мощностью. Были предложены

модели этого процесса [42], описывающие образование высокотем­ пературной плазмы с высокой электронной плотностью. При изучении проблемы плазмы следует учитывать многие аспекты — такие, как газодинамика, механизм поглощения в плазме, про­ цессы тепловой ионизации и перензлучения плазмой. Для деталь­ ного изучения этой проблемы использовались численные расчеты на ЭВМ. Результаты расчетов кратко описаны в гл. 4. Поскольку

настоящая глава в основном касается эффектов на самой поверхности металлов, ука­ занные явления здесь под­ робно не обсуждаются.

и иллюстрируемый фиг. 3.21, применим до тех пор, пока плотность потока не превосходит некоторой предельной величины. Как мы уже видели выше, скорость испарения поверхности достигает предельной величины порядка 105 см/с при потоках порядка 109—1010 Вт/см2. Для полноты описания необходимо учесть влия­ ние паров, движущихся от поверхности.

На основании анализа газодинамических уравнений для слу­ чая, когда испаренное вещество является прозрачным (в диапазоне 10е—109 Вт/см2) в работе [35] установлены два различных режима испарения. В области меньших потоков имеет место фазовый переход конденсированного вещества в газ. При больших потоках предполагается, что температура поверхности превышает крити­ ческую и переход в газообразное состояние осуществляется путем расширения под действием теплового давления. При еще более высоких плотностях потока, когда тепловая энергия испаренного

материал становится непрозрачным. Для каждой области решены газодинамические задачи и получены соотношения, связывающие плотность, температуру, давление и скорость испаренного веще­ ства с теплофизическими характеристиками материала и с плот­ ностью потока лазерного излучения.

В другом рассмотрении [36] решена газокинетическая задача для тонкого слоя, прилегающего к границе раздела между метал­ лом и паром. При этом пар опять предполагается прозрачным. Чтобы связать гидродинамические величины с температурой поверхности металла и таким образом получить уравнения для температуры и скорости движущихся от поверхности паров, изу­ чалась динамика их расширения. Для самой поверхности получе­

Здесь m — масса атома, р — плотность твердого тела, L — тепло­ та испарения на единицу массы, F — плотность потока лазерного излучения, к — постоянная Больцмана и п (Т) — плотность насы­ щенных паров как функция температуры. Совместное решение уравнений (3.45) и (3.46) дает требуемые величины температуры

искорости испарения 2).

1)В действительности в не слишком плотном газе значительная ионизация

достигается уже при температурах, заметно меньших энергии ионизации,

см. [85].— Прим. ред.

2) Результаты такого решения изложены в работе [70] для различных режи­ мов расширения пара. Там же вычислены интенсивности излучения, соответствующие началу экранировки поверхности металла расширяю­ щимся паром. Переходный процесс, приводящий к формированшо кнудсеновского слоя на фронте испарения, исследован в работе [81].

Экспериментальному изучению экранировки поверхности посвящены работы [S6, 87, 92]. Некоторые модельные расчеты пробоя и разлета погло­ щающего пара у поверхности конденсированного тела изложены в рабо­ тах [88, 89].

•Существенным обстоятельством, влияющим на процесс взаимодействия излучения с веществом при повышенных интенсивностях излучения, являет­ ся непдеальность пара. Взаимодействие между атомами в паре высокой плотности изменяет уравнение состояния пара и, что более существенно, его теплопроводность и электропроводность. Возможные следствия этого обсуждались в работе [72]. Трудность количественного анализа происходя­ щих процессов связана в значительной степени с тем, что имеется лишь очень ограиичеиная информация о термодинамических и кинетических свой­ ствах плотной плазмы [90, 91]. С повышением температуры плазма стано­ вится более идеальной, что существенно облегчает теоретический ана­ лиз.— Прим. ред.

Каждая из обсуждавшихся выше моделей выделяет какую-либо одну определенную сторону взаимодействия и при некоторых ограничениях дает приемлемое описание конкретного круга явле­ ний. В то же время нет моделей, которые допускали бы всесто­ роннее совместное рассмотрение всех явлений.

В заключение отметим, что наносекуидные импульсы относи­ тельно малоэффективны для удаления вещества из мишени. При больших плотностях потока небольшая масса металла поглощает энергию и сильно нагревается; в дальнейшем она ведет себя как взрывчатое вещество. Вынос массы на единицу подводимой энергии оказывается меньше, чем в том случае, когда можно считать, что вещество испаряется вблизи нормальной точки кипения. Материал, испаренный на ранних стадиях импульса, может стать непрозрачным и закрыть доступ свету к поверхности твердого тела. Существует несколько моделей, которые предсказывают результат воздействия на поверхности в случае, когда пары являются прозрачными. Общее решение задачи представляет значительные трудности и требует громоздких расчетов на ЭВМ; удобных же эмпирических правил для оценок в каждом конкрет­ ном случае не существует.

§ 15 . ДАЛЬНЕЙШЕЕ ИЗУЧЕНИЕ ПОВЕРХНОСТЕЙ, ПОДВЕРГАЮЩИХСЯ ЛАЗЕРНОМУ ОБЛУЧЕНИЮ

Кроме очевидных явлении — нагрева, плавления и ис­ парения, имеются и другие достойные внимания аспекты взаимо­ действия мощных лазерных импульсов с веществом. Мы обсудим уменьшение отражательной способности металлических мишеней, импульсы давления, возникающие в мишенях, и металлургические исследования поверхностей после облучения.

1, Уменьшение отражательной способности

Мы уже упоминали об уменьшении коэффициента отражения в связи с определением баланса энергии. Измерения отражательной способности металлических поверхностей, облу­ чаемых миллисекундными импульсами лазера на неодимовом стекле, показали, что в течение первых 200 мкс импульса коэффи­ циент отражения падает до малой величины, так что большая часть энергии в импульсе поглощается несмотря на высокий начальный коэффициент отражения мишени [34]. г:

Результаты аналогичных измерений, в которых использовался неодимовый лазер в пичковом режиме генерации и интегрирующая сфера, собирающая отраженное от мишени излучение, свидетель-

ствугот о том, что уменьшение коэффициента отражения происходит даже в одиночном пичке [43]. Р1а фиг. 3.24 показано поведение коэффициента отражения меди и стали в одиночном пичке, а на фпг. 3.25 — полное уменьшение отражения от серебряной мишени в течение всего пмнульса. Такое поведение отражения было объяснено увеличением температуры поверхности, удалением поверхностной пленки и плавлением.

Подобные же измерения были выполнены для различных мишеней, облучаемых лазером на неодимовом стекле с модулиро­ ванной добротностью [44]. Измерения проводились без временного разрешения и, очевидно, давали средины за импульс (длительно­ стью 15 нс) коэффициент отражения. Результаты для различных веществ в зависимости от интенсивности лазерного излучения приведены на фиг. 3.26. При интенсивности, меньшей 108 Вт/см2, коэффициенты отражения близки к величинам, соответствующим неразрушенным поверхностям. Выше 10s Вт/см2 отражение умень­ шается, достигая величины 0,1 от начального значения.

Эти результаты показывают, что при соответствующих усло­ виях лазерная энергия может эффективно поглощаться в мишени, даже если начальное отражение велико.

2. Образование ударных волн

Поглощение лазерного излучения на поверхности может приводить к образованию сильных волн давления в веществе мишени. Один из механизмов возникновения импульсов давления связан с импульсом отдачи нагретого материала, действующим на мишень при испарении. Импульс вызывает движение мишени как целого. Было проведено большое количество эксперименталь­ ных работ по измерению импульса, передаваемого мишени. Они будут описаны в гл. 4. Эти работы выполнены главным образом при высокой интенсивности лазерного излучения, когда с поверх­ ности выбрасывается значительное количество материала.

Существует и другой механизм возникновения импульсов дав­ ления при действии лазерного излучения, не обязательно сопро­ вождающийся выбросом материала с поверхности. Его можно назвать термомеханическим эффектом. Когда тонкий приповерх­ ностный слой поглощает лазерное излучение, его внутренняя энергия возрастает. Нагретый слой расширяется вследствие тепло­ вого расширения вещества. Если тепло поглощается относительно медленно, расширение происходит таким образом, что в соседних слоях вещества давление успевает выровняться и ударная волна не образуется. Происходит обычное тепловое расширение материа­ ла. Если же тепловая энергия выделяется очень быстро, как это и происходит в случае коротких лазерных импульсов, то может

возникнуть волна давления. Нагретый материал будет расширять­ ся и оказывать давление на соседние слои вещества. В результате появляется волна сжатия, которая распространяется по веществу.

Исследования описанных явлений были проведены на милли­ секундных лазерных импульсах [45, 46], на импульсах лазера с модулированной добротностью [47—49] и с цугом импульсов пикосекундной длительности от лазеров с синхронизацией мод [50]. Имеется также несколько теоретических исследований [51— 53]. В эксперименте [45] излучение импульсного рубинового лазера в пичковом режиме дейст­ вовало на торец акустиче­ ского датчика. Электриче­ ский сигнал имел струк­ туру, характерную для пичкового лазерного им­ пульса, и полную дли­ тельность, сравнимую с длительностью выходного импульса лазера.

При использовании ла­ зера с модулированной добротностью в мишени возникают волны упруго­

го напряжения, представ­ Положительные значения соответствуют сжатию,

ляющие собой ударную волну, генерируемую оди­ ночным импульсом. В эк­

спериментах [47, 49] с помощью акустических преобразова­ телей изучались волны упругих напряжений, возникающие при поглощении импульсов рубинового лазера с модуляцией доброт­ ности в мишенях из поглощающего стекла. От облучаемой поверх­ ности в глубь материала распространялась бегущая волна сжатия. При достижении свободной поверхности вещества она отражалась в виде волны разрежения. Если амплитуда волны разрежения становится достаточно большой и превышает предел прочности материала, может возникнуть разрушение и откол вблизи свобод­ ной поверхности. Экспериментальные измерения на стекле были проведены при таких условиях, когда возникающие напряжения не достигали предела прочности и откол на поверхности мишени не наблюдался. Измеренное максимальное напряжение растяже­ ния в стекле при поглощении расфокусированного импульса рубинового лазера с модуляцией добротности и выходной мощно­ стью 70 Мвт было порядка 106 дин/см2 [49]. Изменение во времени измеренного напряжения на свободной поверхности показано на фиг. 3.27. Стадия сжатия соответствует приходу термомехани­ ческой ударной волны, образующейся в результате поглощения

лазерного импульса; напряжение растяжения возникает при отражении волны.

В опытах [50] излучение лазера на неодимовом стекле, рабо­ тающего в режиме синхронизации мод, поглощалось в размещен­ ной на торце кристаллического бруска металлической фольге. Лазер генерировал серию световых импульсов с длительностью от 10~12 до 10-11 с. Иа противоположном торце бруска был укреп­ лен тонкопленочный преобразователь из сульфида кадмия. В вы­ ходном сигнале присутствуют отдельные акустические нмнульсы с временем нарастания менее 0,5 нс, отстоящие друг от друга на 5 нс, что соответствует интервалу между отдельными пико­ секундными импульсами. В этом случае величина напряжения растяжения, вызванного воздействием цуга пнкосекундных импульсов с полной энергией от 20 до 50 Дж, была достаточна для разрушения пятпсантиметрового бруска из плавленого кварца.

3. Металлургические исследования

Представляет интерес внешний вид металлической поверхности после воздействия на нее лазерного луча. Если интенсивность излучения велика, то обычно в результате воздей­ ствия образуется кратер. О глубине кратеров, формирующихся в типичных условиях, речь шла выше. В случае миллисекундных лазерных импульсов кратер имеет вид, показанный на фиг. 3.28. На фиг. 3.28а изображено продольное сечение отверстия, проде­ ланного в латуни одиночным импульсом рубинового лазера

сэнергией 75 Дж. Очень часто диаметр кратера превышает диаметр пятна фокусировки лазерного луча. Типичной формой кратера является конус. В слое вокруг края отверстия структура металла претерпевает изменения. Толщина этого слоя, как правило, очень мала, что свидетельствует о высокой скорости нагрева. Другими словами, зона теплового воздействия очень мала. Типичная вели­ чина зоны структурных изменений, окружающей кратер, состав­ ляет 10“3—10-2 см [54]. Кроме того, боковая поверхность кратера покрыта тонким слоем затвердевшего расплавленного металла.

На фиг. 3.286 показано входное отверстие кратера, образовав­ шегося под действием сфокусированного луча неодимового лазера

смиллисекундным импульсом. Мишенью служила нержавеющая сталь. Вокруг кратера имеется большое количество застывшего расплавленного металла.

Впроцессе формирования кратера в нем образуется плотный пар. Жидкий металл вымывается со стенок потоком пара и выбра­ сывается из кратера. Обычно иа краю кратера появляется ободок расплавленного металла.