книги из ГПНТБ / Локальные методы анализа материалов

Выделяющееся на поверхности тепло частично расхо­ дуется на нагрев вплоть до температур плавления и по­ следующего испарения, частично отводится внутрь ма­ териала путем теплопроводности. Показано [10], что рост температуры поверхности под воздействием перед­ него фронта импульса стимулированного излучения про­ исходит чрезвычайно быстро (скорость может достигать

101 0 град/сек). Причем меж­ ду началом генерации и мо­

вся поглощенная энергия рассеивается механизмом теп­ лопроводности. Момент начала испарения связан с раз­ витием ярко светящегося факела газообразных продук­ тов и образованием кратера на поверхности материала в области взаимодействия. Поступающее при этом теп­ ло расходуется на сообщение теплоты фазового перехо­ да испаряющимся продуктам, переходит в кинетическую энергию их движения, а также частично отводится внутрь металла путем теплопроводности. Присутствием жидкой фазы в продуктах выброса материала, по-види­ мому, можно пренебречь, так как для лазеров, исполь­ зующихся в установках для локального анализа, с малой длительностью и малыми размерами фокального пятна предполагается механизм преимущественного испарения материала.

фаз. Зарегистрированный же при многих исследованиях

конденсат в атмосфере паров металла. Однако жидкая фаза принимает участие в образовании кратера. Так, в случае острой фокусировки размеры входного отвер­

представлен график зависимости диаметра кратера от энергии излучения лазера для образцов алюминия раз­ личной толщины.

Результаты,' приведенные на этом графике, показы­ вают роль механизма плавления в образовании кратера. Действительно, в монолитном образце в течение всего импульса происходит плавление и вымывание жидкой фазы давлением газа, а в фольге после ее прожигания процесс прекращается.

Подтверждением механизма преимущественного ис­ парения продуктов выброса из кратера является также следующее. Для атомов испаряющегося вещества, поки­ дающих поверхность, характерно максвелловское распре­ деление скоростей, а поэтому для них должен иметь ме­ сто закон косинуса: N(8) = (n0/n)cos 0 (п0 — полное чи­ сло атомов, покидающих поверхность; 0 — угол, отсчи­ тываемый от нормали).

Из этого равенства видно, что в пространстве фронт

распределения интенсивности потока паровой фазы огра­ ничен сферой. И действительно, при взаимодействии из­ лучения лазера с материалами наблюдаются два све­ тящихся пространства. Одно в виде яркого вытянутого вперед факела, а второе в виде менее интенсивно светя­ щегося сферического облака.

Размеры облака приблизительно вдвое больше раз­ меров факела. Образование облака и выброс факела происходят на разных стадиях развития процесса взаи­ модействия. Светящееся облако соответствует процессу испарения [12]. Образование факела связано, по-види­ мому, со сложными газодинамическими процессами, в атмосфере, в частности, с образованием ударной волны,

изависит от давления атмосферы [13].

Спонижением давления в зоне воздействия факел расширяется, длина его (при давлениях 100—50 мм рт. ст.) увеличивается более чем вдвое. Общая интенсив­

Количество выброшенного вещества за один импульс лазера при разных давлениях практически не изменя­ ется.

Режим с модуляцией добротности резонатора

При излучении лазера, работающего в режиме с мо­ дуляцией добротности резонатора, поглощение тепла происходит настолько быстро, что материал на некото­ рой глубине, от поверхности достигает температуры ис­ парения ранее, чем материал на поверхности поглотит всю скрытую теплоту испарения. Время, в течение кото­ рого внутренняя энергия в слое поглощения станет мно­ го больше удельной теплоты испарения, например, для стали 2-10~1 0 се/с [14]. Время, в течение которого начи­ нается расширение слоя, составляет 0,3- Ю - 1 0 сек. Это вызывает импульс высокого давления и взрывной вынос массы. Разлета конденсирующихся капель, типичного для воздействия на материалы световых импульсов ла­ зера в режиме свободной генерации, не наблюдается.

Возникает высокоионизированное плазменное облако с

резкой границей переднего фронта.

Характерной особенностью воздействия мощного из­ лучения ~ 1 0 9 вт/см2 является малое количество испа­ ренной массы, приходящейся на единицу энергии в им­ пульсе. Существенная доля энергии импульса передается продуктам выноса, что приводит к образованию высокоионизированного газа.

Несмотря на высокий коэффициент поглощения в плазме, часть энергии импульса проходит к поверхно­ сти облучаемого материала. Оценка проходящей доли излучения лазера приводилась в работе [16] при дей­ ствии импульса лазера с модулированной добротностью на вольфрамовую мишень в вакууме. Согласно данным

плазме достигает 94—96%. Согласно данным работы [17], поглощение в плазме, образованной действием из­ лучения на алюминиевую и золотую фольгу, составляет соответственно 94 и 99% падающей мощности.

Интересно отметить увеличение зоны поражения при действии гигантского импульса по сравнению с исход­

излучения лазера, а тепловым излучением плазмы. Счи­ тая, что излучаемая плазмой мощность равномерно рас­ пределяется по пятну нагрева, определяемому диамет­ ром зоны разрушения, удельная мощность излучения на

зование кратера при воздействии сфокусированного ла­ зерного излучения на непрозрачные поверхности. Срав­ нивались моменты количества движения, полученные мишенью при воздействии на нее гигантских и обычных лазерных импульсов. На один и тот же материал попе­ ременно направлялось излучение гигантского и обычно­ го импульсов. Регистрировались соотношения величин механических импульсов (табл. 2).

Из табл. 2 видно, что механические импульсы мише­ ней, созданные импульсами обычного лазера, сильно за­ висят от тепловых свойств материала мишени. Для ис­ следованных материалов отношение механических им-

относительной точки плавления на теплопроводность. Для большинства исследуемых веществ механичес­ кий импульс мишеии, обусловленный действием гигант­ ского импульса, был больше, чем при воздействии обыч­ ного лазера. Однако количество вещества, теряемого мишенью при воздействии гигантского импульса лазе­ ра, было всегда значительно меньше, чем в случае обыч­ ного импульса. Следовательно, при воздействии на ми­ шени гигантского импульса скорость выброшенного ве­

шем поглощенная выброшенной струей материала энер­ гия излучения лазера расходуется на испарение распла-

равна длительности пичков. Следовательно, мишень ре­ агирует не на весь импульс излучения, а на его верхнюю часть с амплитудой больше пороговой. Импульсы дав­ ления запаздывают по отношению к вызывающему их излучению на величину 2,3—4,6 мксек. Время запазды-

Периоды

Рис. 26. Зависимость глубины кратера (h, мм) при постоянных усло­ виях облучения и температуры плавления химических элементов (tm, °С) от номера элемента в Периодической системе

вания характеризует скорость передачи усилий от раз­ рушаемого объема стенке мишени. Следовательно, пере­ дача импульса стенке происходит не с помощью удар­ ной волны (время ее пробега через испаренный за один пичок объем на два порядка меньше наблюдаемой за­ держки), а определяется инерционностью газодинами­ ческого разлета и количеством разрушенного металла.

Изложенное отвечает начальному периоду взаимо­ действия луча лазера с материалом. При дальнейшем развитии процесса силовое воздействие будет приводить к вымыванию жидкой фазы из образовавшегося крате­ ра. Из сопоставления геометрических характеристик

пересечения плоскости {111} с плоскостями скола {ПО}. Значительное трещинообразование лазерный луч вы­ зывает на InAs. Направление трещин совпадает с на-

Рис. 27. Зависимость глубины (а) и диаметра (б) крате­ ров от энергии луча лазера

правлением плоскости типа {112}. Обнаруженные тре­ щины имели незначительную (1—5 мкм) глубину и уда­ лялись при кратковременном травлении.

Однако в зоне воздействия светового луча на моно­ кристаллы GaP и InSb трещин не обнаружено. Было за-