ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2004, том 30, № 2, с. 205-208
ДИАГНОСТИКА ПЛАЗМЫ
УДК 533.9.082
ОСОБЕННОСТИ ОБРАЗОВАНИЯ КРАТЕРОВ В МИШЕНИ ПОД ВОЗДЕЙСТВИЕМ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА
© 2004 г. Е. А. Болховитинов, Б. Л. Васин, С. Ю. Гуськов, И. Я. Доскач, А. А. Ерохин, Б. В. Круглов, М. В. Осипов, В. Н. Пузырев, В. Б. Розанов, А. А. Рупасов, В. Б. Студенов, С. И. Федотов, Л. П. Феоктистов, А. С. Шиканов, О. Ф. Якушев
Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН Поступила в редакцию 24.07.2003 г.
Представлены результаты экспериментов и теоретических исследований по образованию кратеров в мишенях из различных материалов при воздействии мощного импульса неодимового лазера в диапазоне интенсивностей от 1010 до 1014 Вт/см2. Исследования взаимодействия лазерного пучка с твердыми мишенями проводились с целью определения эффективности абляционного нагружения материалов и трансформации лазерной энергии в энергию ударной волны.
Важным аспектом взаимодействия лазерного излучения с твердым веществом является определение доли поглощенной лазерной энергии, переданной ударной волне, распространяющейся в массивной мишени. Отношение энергии ударной волны к поглощенной лазерной энергии называют эффективностью абляционного нагружения материала [1]. Измерение этой величины является важной и не простой экспериментальной задачей, особенно для непрозрачных материалов, когда затруднена визуализация фронта ударной волны. В настоящей работе предложен достаточно простой способ определения эффективности абляционного нагружения материала по последействию ударной волны, созданной импульсом давления высокотемпературной плазмы, образованной на поверхности мишени мощным лазерным импульсом. Результатом этого последействия является кратер, остающийся на поверхности массивной мишени, параметры которого и были объектом данного исследования.
Эксперименты проводились на созданном в ОКРФ ФИАН однопучковом лазере "Канал" на неодимовом фосфатном стекле при энергии лазерного импульса до 60 Дж и длительности 1 нс. Установка состоит из задающего генератора, системы формирования лазерного импульса, линейных каскадов усиления, пространственных фильтров-трансляторов и крупноапертурного затвора Поккельса, предотвращающего отражение излучения от мишени назад, в усилительный тракт установки. Задающий генератор с модуляцией добротности на ячейке Поккельса излучает одиночный лазерный импульс длительностью 50 нс с дифракционной расходимостью и энергией 50 мДж. Формирование короткого (1 нс по уровню половины интенсивности) импульса лазерного излучения осуществляется с помощью
двухпроходной ячейки Поккельса на кристалле БКОР. Управление ячейкой осуществляется разрядником с лазерным поджигом. Сформированный таким образом короткий лазерный импульс направляется в линейные каскады усиления, включающие в себя предварительный усилитель и шесть усилителей с апертурой, возрастающей от 10 до 45 мм. Для предотвращения возникновения мелкомасштабной самофокусировки применяются вакуумные пространственные фильтры-трансляторы, расположенные между усилителями и передающие изображение формирующей диафрагмы в активные элементы усилительных каскадов. На выходе последнего каскада усиления расходимость пучка составляет 2а = 1.3 х 10-4 рад, а контраст импульса излучения 105 (по энергии).
Фокусировка лазерного пучка на мишени, расположенной внутри вакуумной камеры, осуществлялась асферической линзой с фокусным расстоянием 48 см, что позволяло достичь диаметра пятна фокусировки 2ЯЬ ~ 100 мкм и обеспечить плотность потока на поверхности мишени I < 5 х 1014 Вт/см2. Автоматизированная система позиционирования мишени обеспечивает ее установку в заданной точке вакуумной камеры вблизи центра каустики пучка с точностью 10 мкм. Диагностический комплекс установки "Канал" включает в себя рентгеновские, оптические и корпускулярные диагностики и позволяет измерять основные параметры лазерного пучка и исследовать процессы взаимодействия лазерного излучения с плазмой мишеней различной конфигурации и состава.
В экспериментах использовались сплошные массивные мишени из алюминия, меди, титана, свинца, олова, германия, углерода, латуни, полиэтилена и других твердых материалов. Получены экспериментальные зависимости параметров, образовавшихся кратеров от энергии лазерного им-
(а)
глубина, мм 0.01
0
-0.01 -0.02 -0.03 -0.04 -0.05 -0.06
(б)
поверхность мишени
1.4
ось x, мм
плазмообразующего лазерного импульса с интенсивностью, соответствующей гидродинамическому режиму воздействия [1]. Этот режим характеризуется доминирующей ролью переноса энергии в короне за счет гидродинамического движения вещества по сравнению с переносом энергии электронной теплопроводностью и собственным излучением плазмы. Такое условие приводит к ограничениям интенсивности IX2 < < 1014 Вт мкм2/см2 (где X - длина волны лазерного излучения в мкм) для легких элементов и IX2 < 5 х1012 Вт мкм2/см2 для тяжелых при длительности импульса т > 0.1 нс [2.3].
Разрушение вещества при воздействии мощного лазерного импульса может происходить в результате процессов испарения или плавления. В течение действия лазерного импульса происходит испарение вещества с поверхности и образование плазменной короны. Лазерное излучение поглощается в образующейся короне в области с критической плотностью
pcr - 1.83 х 10
з iL
z X
2'
г/см
(1)
Рис. 1. Фотография кратеров, образовавшихся на алюминиевой мишени (а), и измеренный профиль одного из кратеров в его диаметральном сечении (б).
пульса и свойств материала мишени. Измерение профиля образовавшихся под действием лазерного импульса кратеров проводилось с использованием компьютеризированного профилометра (Form Talysurf фирмы Taylor Hobson, UK), точность измерений которого составляет 10 мкм (рис. 1). В таблице приведены глубины кратеров L и соответствующие массы M выброшенного из кратеров вещества для алюминия, меди и свинца при различных энергиях лазерного импульса £Las.
В данной работе для интерпретации эксперимента используется аналитическая теория распространения в твердом веществе ударной волны и абляционного разрушения материала при воздействии на полубесконечный слой вещества
(ц - атомная масса вещества, г - степень ионизации плазмы короны). В гидродинамическом режиме абляционного процесса область критической плотности находится вблизи поверхности испарения. Поэтому при построении модели можно считать, что поглощение излучения происходит на границе испарения, которая представляется гидродинамическим скачком, находящимся на поверхности мишени. Тогда поток поглощенной энергии 1а поступает в мишень через гидродинамический разрыв со стороны малоплотной плазмы и разделяется в области разрыва на две части: поток энергии испаренного вещества 1е, разлетающегося из мишени, и поток энергии I, поступающий в ударную волну (рис. 2). Из соотношений непрерывности плоских потоков вещества, импульса и энергии на границе испарения получаем плотность потока энергии испаренного вещества [3]:
Ie = PcrU(£ + Pcr/Pcr + u /2) ^
3 Y cr - 1 2 ( Y cr - 1)
PcrС , (2)
Таблица
Материал ¿La^ ДЖ. Эксперимент Теория M*/M0
L0, мкм M0, мкг L*, мкм M*, мкг
Al 4.1 89.1 8.26 112.1 8.28 1.00
Al 14.6 126.3 21.6 174.1 24.6 1.14
Al 15.1 164.9 21.5 174.6 25.8 1.19
Al 18.6 103.4 37.3 192.7 32.0 0.86
Cu 12.9 72.6 15.2 105.6 23.9 1.57
Pb 11.8 180.2 123.7 253.5 277.6 2.24
ОСОБЕННОСТИ ОБРАЗОВАНИЯ КРАТЕРОВ В МИШЕНИ
207
где рсг, рсг, усг - давление, плотность и постоянная адиабаты плазмы короны, соответственно, с -изотермическая скорость звука в точке с критической плотностью, £ и и - удельная внутренняя энергия и скорость вещества короны. Скорость волны испарения вещества, полученная из уравнения неразрывности на скачке, оказывается равной Уе = срсг/р0, где р0 - начальная плотность мишени.
Энергию ударной волны определим в приближении, что давление всюду за фронтом ударной волны (р*) равно давлению в области поглощения лазерного излучения на границе испарения и складывается из тепловой и реактивной составляющих, величины которых близки между собой [3], так что р * = 2рсгс2. В исследуемом диапазоне параметров оказывается, что за время действия импульса т эта волна проходит расстояние, малое по сравнению с радиусом лазерного пятна, поэтому ударную волну до окончания действия импульса можно считать плоской. Используя (2) и выражение для давления р, получим для потока энергии, подпитывающего ударную волну
I * =
1 -
(у * +1) У,
У*р* =
(3)
ТгТ+и ро
а = ^ 1 +
7у * +1
3 у ст - 1 1-2( У сг - 1 ^
а =
4 2(у ст - 1) /р7г 7у * + 1 3 У сг - 1 Н Р о
(4)
Ро
ударная волна
твердое вещество
область поглощения лазерной энергии
где у* - постоянная адиабаты вещества мишени, а скорость сильной ударной волны У* = с(у* + + 1)1/2(Рсг/Ро)1/2.
Рассматривая баланс энергии, приравняем потоки энергии 1е + I* к 1а и получим эффективность абляционного нагружения а = 1*/1а.
У
Рис. 2. Схематический вид профиля плотности и направления энергетических потоков при взаимодействии лазерного излучения с твердой мишенью, у - координата вдоль оси, перпендикулярной к поверхности мишени.
ляционного нагружения составляет 3% для алюминия, около 2% для свинца.
Учитывая малость а, можно рассчитывать параметры плазмы в предположении, что вся поглощенная энергия содержится в короне. Двумерные эффекты формирования короны учтем в следующем приближении. Сечение, по которому поток энергии из короны идет в плотное вещество, можно рассчитать исходя из допущения, что корона имеет форму усеченного конуса с радиусом основания Яь+ тс, а поток поглощенной энергии равномерно распределен по сечению короны. В этом приближении, согласно (2), получаем, что
Учитывая малость критической плотности по сравнению с начальной плотностью вещества, получим окончательно простое выражение для эффективности абляционного нагружения [1]:
рс
с =
= 2^
2 ( У сг - 1)
3 У сг - 1 Р сг т2
2( у сг - 1) I2
3 Усг - 1 -
1/5
,2Ч 4Ч
1/5
(5)
Эффективность абляционного нагружения тем больше, чем меньше начальная плотность вещества и чем больше критическая плотность (зависящая от длины волны лазе
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.