научная статья по теме ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ СТЕНД ДЛЯ КОМПЛЕКСНОГО ОПТИЧЕСКОГО ИССЛЕДОВАНИЯ ЭРОЗИОННЫХ ЛАЗЕРНЫХ ФАКЕЛОВ Физика

Текст научной статьи на тему «ИЗМЕРИТЕЛЬНЫЙ СТЕНД ДЛЯ КОМПЛЕКСНОГО ОПТИЧЕСКОГО ИССЛЕДОВАНИЯ ЭРОЗИОННЫХ ЛАЗЕРНЫХ ФАКЕЛОВ»

ПРИБОРЫ И ТЕХНИКА ЭКСПЕРИМЕНТА, 2014, № 6, с. 85-92

ОБЩАЯ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ТЕХНИКА

УДК 535:5339

ИЗМЕРИТЕЛЬНЫМ СТЕНД ДЛЯ КОМПЛЕКСНОГО ОПТИЧЕСКОГО ИССЛЕДОВАНИЯ ЭРОЗИОННЫХ ЛАЗЕРНЫХ ФАКЕЛОВ

© 2014 г. В. К. Гончаров, К. В. Козадаев

НИИ прикладных физических проблем им. А.Н. Севченко БГУ Беларусь, 220108, Минск, ул. Курчатова, 7 E-mail: kozadaejf@mail.ru Поступила в редакцию 02.11.2013 г. После доработки 19.03.2014 г.

Для комплексного исследования процессов формирования и эволюции лазерно-индуцированных плазменных образований в условиях атмосферы предложен измерительный стенд, реализующий технику высокого пространственно-временного и спектрального разрешения. Для диагностики параметров используются оптические методики исследования лазерно-индуцированной плазмы металлов — лазерное зондирование и спектральный анализ. Применение стенда позволило получить ряд оригинальных результатов по лазерной эрозии металлов наносекундными импульсами.

DOI: 10.7868/S003281621406007X

ВВЕДЕНИЕ

Технологии получения высокой концентрации лазерного излучения в узких пространственных, временных и спектральных интервалах открыли новые перспективы для развития методов прецизионной поверхностной обработки материалов, бесконтактной диагностики быстропротекающих процессов, высокоточных измерений и передачи информации. К числу преимуществ лазерной обработки материалов традиционно относят: локальность воздействия, минимальные деформации материала, высокую концентрацию действующей энергии, отсутствие механического контакта с обрабатываемым изделием, высокую степень автоматизации и экологическую чистоту процесса обработки, высокую производительность. Однако в процессе воздействия интенсивных лазерных импульсов на металлы, как правило, образуется пароплазменный факел, содержащий продукты разрушения обрабатываемого материала. Появление эрозионного лазерного факела и его взаимодействие с падающим излучением ухудшают условия прохождения лазерной энергии к поверхности обрабатываемого материала, снижая тем самым управляемость всего процесса обработки [1—3].

В связи с этим значительный практический интерес представляет исследование энергетических, временных, пространственных и спектральных характеристик пароплазменных образований, возникающих в процессе интенсивного лазерного воздействия. В данной работе описан специализированный автоматизированный аппаратно-программный измерительный комплекс, содержащий технику высокого вре-

менного, пространственного и спектрального разрешения. Для диагностики параметров эрозионного лазерного факела (э.л.ф.) здесь используется ряд исследовательских методик: лазерное зондирование, контроль эффективных диаметра и концентрации частиц конденсированной фазы и спектральный анализ э.л.ф.

МЕТОДИКА ЛАЗЕРНОГО

ЗОНДИРОВАНИЯ Э.Л.Ф.

Один из основных экспериментальных подходов к исследованию динамики оптических характеристик э.л.ф. в данном стенде — использование методики поперечного зондирования эрозионного факела излучением вспомогательного лазера [4]. Суть этого метода заключается в параллельной регистрации компонент зондирующего импульса (падающей, прошедшей и рассеянной) при его взаимодействии с э.л.ф. По результатам этих измерений можно определить динамику общих потерь зондирующего излучения в э.л.ф., а также динамику потерь на рассеяние и поглощение в э.л.ф. Потери рассчитываются исходя из баланса компонент зондирующего излучения.

Выбор длины волны излучения вспомогательного лазера определяется возможностью надежного спектрального разделения зондирующего оптического сигнала и воздействующего импульса. При этом плотность мощности зондирующего излучения, с одной стороны, должна быть достаточной для уверенной регистрации рассеянной компоненты (которая может составлять доли процента от падающей компоненты), а с другой — не должна вносить возмущение в исследуемую

10

Рис. 1. Общая схема лазерного зондирования. 1 — интегрирующая сфера; 2 — воздействующий лазерный импульс; 3 — зондирующий лазерный импульс; 4 — лазерная мишень; 5 — система крепления мишени; 6 — окно ф.э.у.; 7 — э.л.ф.; 8, 9 — входное и выходное отверстия для зондирующего излучения соответственно; 10 — входное отверстие для воздействующего излучения; 11 — основание системы крепления мишени.

среду. В данной работе экспериментально установлен оптимальный диапазон плотностей мощности зондирующего излучения — 104—105 Вт/см2. Одним из главных преимуществ метода лазерного зондирования является возможность получения информации о процессах, протекающих в э.л.ф., в режиме реального времени с высоким пространственным разрешением (при характерной длительности плазменных процессов ~10-6 с).

При падении излучения на произвольную полупрозрачную среду в отсутствие нелинейных эффектов часть падающего излучения проходит через эту среду, часть — поглощается и часть — рассеивается средой [5]. Уравнение для зондирующего излучения можно записать как

#пад(0 = #пр(0 + #рас(0 + #пог(0,

(1)

где Рпад(0 — мощность падающего излучения; Рпр(0 — мощность прошедшего излучения; Ррас(0 и Рпог(0 — мощности рассеянного и поглощенного излучений.

В относительных единицах уравнение (1) будет иметь вид

где

Кпр(0 + Крас(0 + КПоГ(0 = 1,

Кпр(0 = #4); Крас«) = ^

Рпад(0 Рпад(0

Рпо( )

(2)

(3)

Кпог(0 -

#пад(0

Таким образом, измеряя значения Рпад(0, Рр(0 и Ррас(0, на основании соотношений (1) и (2) можно определить коэффициенты пропускания, рассеяния и поглощения при взаимодействии зондирующего излучения с э.л.ф.

Потери энергии излучения на поглощение и рассеяние можно практически разделить, если мишень поместить в центр интегрирующей сферы, что позволяет одновременно контролировать падающую на эрозионный факел, прошедшую через него и рассеянную компоненты зондирующего излучения (т.е. фактически коэффициенты пропускания, рассеяния и поглощения э.л.ф. в области взаимодействия зондирующего излучения с факелом) [4].

Общая схема лазерного зондирования приведена на рис. 1. Мощный лазерный импульс 2 через отверстие 10 направляется на металлическую мишень 4 в виде плоской пластины. В результате воздействия излучения на материал мишени формируется э.л.ф. 7, поперечное зондирование которого осуществляется импульсом 3 вспомогательного рубинового лазера параллельно во времени. Ввод и вывод зондирующего излучения осуществляются через отверстия 8 и 9 соответственно. Рассеянное э.л.ф. излучение зондирующего импульса равномерно распределяется по всей внутренней рассеивающей поверхности интегрирующей сферы 1. Таким образом, записывая сигнал с небольшого участка сферы 6, при соответствующей калибровке можно определить значение рассеянной компоненты в целом. Для этого в окне 6 установлен ф.э.у., защищенный набором широкополосных и интерференционных спектральных фильтров от влияния посторонних засветок и воздействующего излучения.

Такая экспериментальная схема обладает рядом технических достоинств. Универсальное крепление 5 предусматривает удобное размещение мишеней различной формы, что позволяет проводить зондирование не только э.л.ф. различных материалов, но и оптически прозрачных конденсированных ультрадисперсных сред (коллоидные растворы, пленки и т.д.). Возможность плавного прецизионного изменения высоты вспомогательного луча над поверхностью мишени э.л.ф. обеспечивает достаточно высокое пространственное разрешение зондирования (до 0.1 мм). В зависимости от целей эксперимента можно варьировать также диаметр луча зондирующего излучения (от 0.1 до 8 мм) [4, 6, 7].

РАСЧЕТ ХАРАКТЕРИСТИК КОНДЕНСИРОВАННОЙ ФАЗЫ МЕТАЛЛОВ В ПЛАЗМЕ

В теории Ми [8] показано, что факторы эффективности рассеяния 0рас и экстинкции 0экс

1

5

2

3

зондирующего излучения однородных монодисперсных металлических частиц сферической формы могут быть представлены в виде бесконечных рядов с комплексными коэффициентами ап и Ьп, зависящими от материала частиц и параметра

дифракции х = —:

X

(I a„\2 +1

брас = 4 S(2n + 1)4

* n = 1

ОТ

бэкс = Л S(2n + 1)Re(a» + bn),

(4)

(5)

j=1

a _ myn(mx)V'n(x) - У„(*)¥'n(mx).

an ;

myn(mx)Z'n(x) - Zn(*)¥'n(mx)

b = Уn(mx)yП(х) - myn(x)y'n(mx) Un i

(6)

(7)

Dn(p) = d ln v n(P) =

dp V(P)

что дает:

an -

Dn(mx) + n m x_

¥n(x) - ¥n-1(x)

Dn(mx) + n

m x_

Ш - ^n-1(x)

bn -

mDn(mx) + -_ x_ ¥n(x) - ¥n-1(x)

mDn(mx) + n _ x_ + У*) - ^n-1(x)

(8)

(9)

(10)

Dn 1 (P) = n--1-

P Dn (p) + n P

(11)

где ё — размер частиц, а X — длина волны зондирующего излучения, при этом фактор эффективности поглощения ^ = 0ЭКс - 0рас.

Для теоретической оценки этих факторов эффективности используется известная схема расчета, предложенная в [8, 9]. В данной работе для иллюстрации этого подхода приведены только некоторые узловые соотношения этой методики.

Коэффициенты ап и Ьп определяются через функции Риккати—Бесселя у п и ^ п и их производные:

Vп(тх)С,П(х) - тС,„(х)ц'„(тх) где т — комплексный показатель преломления среды; р — аргумент, равный х или тх в зависимости от функции, в которой используется: у п(р) =

= РЛФХ 4п(Р) = ¥п(Р) - ¡Хn(P), Xп(Р) = PУn(P), а сферические функции Бесселя уп(Р) и Уп(р) выражаются через функции Бесселя первого и второго

рода: Jn+1/2Ф) и Уп+ ^(р) [9].

Для последующих вычислений удобно ввести логарифмическую производную функции у:

Для функций Dn(p) возможны две схемы вычисления по (11): прямая рекурсия (более высокие порядки получаются из более низких) и обратная рекурсия (более низкие порядки получаются из более высоких). В работе [10] показано, что расчет Dn устойчив по отношению к обратной рекурсии, т.е. если для некоторого большого N мы можем оценить значение DN с некоторой точностью, то по обратной рекурсии с помощью (11) можно вычислить все Dn для n < N с точностью, лучшей исходной для DN.

Хотя ряды (4) и (5) являются бесконечными, в работе [9] показано, что при численном расчете достаточно учитывать лишь конечное число членов ряда M. Здесь M — ближайшее целое к Mx =

1/3

= x + 4х' + 2, где x — параметр дифракции. Функции Dn(mx), входящие в (9) и (10), вычисляются по (11) с помощью обратной рекурсии, начиная с n = N. При условии, что N заметно больше Mи |mx|, функ

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.

Показать целиком

Пoхожие научные работыпо теме «Физика»