0.1.1. Фазовые переходы в твердом состоянии (лазерное упрочнение)

Известно, что при нагревании твердых тел, в них могут происходить различные изменения структуры, так называемые структурно-фазовые переходы. Поскольку воздействие световых потоков большой мощности сопровождается ростом температуры материала, очевидно, что лазерный разогрев вещества при определенных условиях также может привести к инициации структурно-фазовых изменений. При быстром охлаждении, которое характерно для лазерного воздействия, обратный переход, как правило, успевает произойти не полностью, происходит «замораживание» (закалка) высокотемпературных состояний. Кроме того, могут быть реализованы: кристаллизация аморфизированных при ионной имплантации полупроводников, аморфизация поверхности металлов (образование металлических стекол) при сверхбыстром охлаждении расплава, упрочнение металлов за счет ударной волны, возникающей при наличии импульса отдачи.

При медленном нагреве структурно-фазовый переход происходит при определенной температуре . При быстром лазерном нагревании такой переход происходит в некотором диапазоне температур (см. рис. 0.6).

Как известно из теории структурно-фазовых переходов, они проходят в две стадии: образование устойчивых зародышей новой фазы с размером большим критического и рост этих зародышей за счет диффузионного присоединения атомов к новой фазе.

Скорость образования зародышей критического размера определяется выражением

.

- энергия перехода молекулы из исходной фазы на поверхность зародыша новой фазы, - постоянная, - энергия образования зародыша критического размера, - постоянная Больцмана.

Скорость роста кристаллов новой фазы , которая определяется диффузионным переходом молекул из исходной фазы в новую, подчиняется закону:

.

- энергия активации диффузии молекулы из исходной фазы в зародыш, - постоянная, - энергия роста кристаллов.

Скорости образования и роста зародышей имеют максимумы при различных температурах (температура, при которой скорость образования зародышей максимальна, меньше температуры максимальной скорости роста зародышей).

При закалке сплавов (сталей, латуней, бронз и т.п.), когда высокотемпературные фазы отличаются от низкотемпературных главным образом соотношением компонентов, определяющей стадией перехода является рост образовавшихся на предварительном этапе или уже существовавших зародышей новой фазы.

Обычно анализ структурно-фазовых переходов проводят по изотерме температуры перехода, отвечающей переходу при стационарном нагревании или изотерме . Рассматривают температурное поле, возникающее в материале при лазерном нагревании. При этом считают, что термоупрочнение происходит в той области термического влияния, где температура окажется выше температуры или . При этом считается, что скорость остывания достаточно велика для того, чтобы образовавшиеся высокотемпературные структуры не успели разрушиться.

Рис. 0.6. Смещение критической точки при быстром нагреве.

0.1.2. Эмиссионные процессы

При действии лазерного излучения на металл возможны два механизма эмиссии электронов: термической эмиссии и многоквантового фотоэффекта. Экспериментально эти механизмы можно различить по зависимости фототока от поляризации падающего света и отсутствию запаздывания тока по отношению к световому импульсу (характерные для механизма многоквантового фотоэффекта). Наблюдаемая экспериментально электронная эмиссия обусловлена обычно термическим механизмом.

Ток термоэлектронной эмиссии с элемента поверхности , имеющего температуру Т, определяется известной формулой:

, (0.16)

где  работа выхода,  постоянная. Простейшая теория дает для выражение = 120 Асм^2град^2 ( – масса электрона, – его заряд, – постоянная Планка), одинаковое для всех металлов. Экспериментально определяемые значения могут отличаться от приведенного теоретического иногда даже по порядку величины. Исследования показывают, что значения и весьма чувствительны к состоянию поверхности металла. Так, наличие адсорбированных на поверхности положительных ионов приводит к образованию двойного электрического слоя, который заметно снижает работу выхода.

Не останавливаясь на вопросе о значениях констант и для различных металлов в различных условиях, обратимся к зависимости тока эмиссии от распределения плотности падающего лазерного излучения по освещаемой площади. Чтобы определить эту зависимость, надо найти электронную температуру как функцию времени и координат на поверхности металла, и, подставив ее в выражение (0.16), проинтегрировать по всей площади, на которую действует световой поток. Естественно считать, что распределение интенсивности света обладает симметрией относительно оси потока . Считая распределение температуры на поверхности металла с достаточной точностью повторяющим распределение интенсивности в падающем световом потоке (это справедливо при малой длительности светового импульса или больших радиусах области облучения ( ), когда поток тепла в глубь металла много больше, чем поток в поперечном направлении), получим:

(0.17)

где - температура электронного газа на поверхности металла, при этом предполагается, что при функция достигает максимума: .

Оказывается удобным ввести эффективный радиус , определив его как радиус кружка на поверхности металла, который, будучи нагрет до температуры , дает тот же полный ток термоэмиссии, что и реальная площадка с распределением температуры . Из 0.17 получаем следующее выражение для

(0.18)

Из выражения (0.18) следует, что лишь малая часть освещенного пятна вносит заметный вклад в термоэлектронную эмиссию, причем площадь этой «рабочей» части изменяется со временем пропорционально . Сложная форма реальных импульсов требует использования численного интегрирования для расчета .

Следует отметить обстоятельство, которое может оказаться существенным при изучении термоэлектронной эмиссии под действием лазерного излучения. Формула (0.16), используемая обычно для расчета тока эмиссии, выведена в предположении, что электронный газ однородно нагрет до температуры . В рассматриваемых условиях это предположение неточно, поскольку в металле, поглощающем мощное излучение, возникает вблизи поверхности значительный градиент температуры, который вызывает в свою очередь возникновение электронного тока. Расчет, уточняющий выражение (0.16) показывает, что добавка к току, связанная с градиентом температуры, мала. Уменьшение тока термоэлектронной эмиссии определяется наличием градиента температуры, направленного к поверхности металла. Так, например, относительная величина поправки к току для меди составляет примерно

,

( - работа выхода электрона), что при ~ 10⁷ Вт/см² дает около 10%.

Особенность фотоэлектрического эффекта под действием лазерного излучения состоит в том, что в практически важных случаях энергия кванта оказывается меньше потенциала ионизации, так что выход электрона из металла происходит при поглощении нескольких квантов.

Для этого случая плотность тока равна

(0.19)

Здесь , а  целая часть числа х, - энергия Ферми, - составляющая электрического поля перпендикулярная поверхности металла.

Формула (0.19) описывает фотоэффект с поглощением числа квантов. Она тем более точна, чем больше число квантов . Однако, даже при ошибка формулы (0.19) сравнительно невелика.

Как уже отмечалось, ток, обусловленный многофотонным фотоэффектом, сравнительно трудно наблюдать, поскольку он маскируется термоэлектронной эмиссией. Один из способов преодоления этой трудности состоит в уменьшении длительности лазерного импульса. Поскольку ток термоэлектронной эмиссии несколько запаздывает относительно потока излучения, а фотоэффект является практически безынерционным, возможно раздельное наблюдение этих эффектов. Для наблюдения фотоэффекта следует выбирать режимы облучения, когда температура поверхности мала, например, для серебра температура поверхности за время импульса не должна превысить ~ 250 °С, что исключает разрушение поверхности и обусловливает очень малую величину термоэмиссионного тока.