ТЕПЛОФИЗИКА ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР, 2004, том 42, № 3, с. 341-344
ИССЛЕДОВАНИЕ ПЛАЗМЫ
УДК 543.42
НАГРЕВ МЕТАЛЛИЧЕСКОЙ МИШЕНИ ПРИ ИМПУЛЬСНОМ ЛАЗЕРНОМ ВОЗДЕЙСТВИИ
© 2004 г. Ю. А. Чивель
Институт молекулярной и атомной физики НАН Беларуси, г. Минск Поступила в редакцию 27.03.2003 г.
Приведены результаты исследований механизмов передачи энергии в мишень в различных режимах воздействия микросекундного импульса лазерного излучения на металлическую мишень в воздухе нормальной плотности.
ВВЕДЕНИЕ
Нагрев мишени при импульсном лазерном воздействии в условиях образования приповерхностной плазмы осуществляется посредством поглощения падающего лазерного излучения (ЛИ), теплопередачи конвекцией и теплопроводностью из контактирующей с поверхностью плазмы и посредством радиационного нагрева излучением плазмы.
Проведенные в [1, 2] численные расчеты в приближении одномерного движения плазмы в сочетании с результатами экспериментов [3, 4] позволили оценить относительную эффективность механизмов передачи энергии из плазмы в мишень. В частности, теплопередача в периферийные участки мишени происходит посредством механизма конвективной теплопроводности от распадающихся плазменных образований к мишени. В то же время эффективный нагрев области пятна облучения, как полагают, обусловлен в основном переизлучением плазмы в УФ-области спектра [5].
При переходе к малым пятнам облучения повышается роль радиального разлета плазмы. Результаты экспериментов в условиях неодномерного разлета приповерхностной плазмы [6], а также результаты двухмерных численных расчетов [7] свидетельствуют об усилении роли газодинамического движения плазмы в процессе передачи энергии в мишень. В данной работе исследован вклад различных механизмов передачи энергии в различные участки мишени при импульсном лазерном воздействии. Очевидно, для пятен размером в десятые доли миллиметра энерговклад в пятно при облучении плазмой мал, что затрудняет проведение измерений и интерпретацию результатов. Использование в экспериментах импульсов ЛИ микросекундной длительности позволило исследовать процессы нагрева мишени в условиях перехода от плоского к существенно неодномерному разлету приповерхностной плазмы
с большими пятнами облучения. Кроме того, при переходе от наносекундного к микросекундному диапазону длительностей воздействующего ЛИ отмечен резкий рост скорости абляции [8], что также требует изучения.
Эксперимент. С целью определения эффективности различных механизмов передачи энергии ЛИ металлическим мишеням, облучаемым микросекундными импульсами неодимового лазера в воздухе нормальной плотности, проведено исследование нагрева различных участков тыльной поверхности тонкой алюминиевой мишени с помощью высокочувствительного скоростного пирометра (рис. 1) с охлаждаемым фотосопротивлением в качестве чувствительного элемента.
В экспериментах использовалась лазерная система с резонатором переменной длины (0.5-12 м) при механической модуляции его добротности. Импульс генерации усиливался в трехкаскадном усилителе и с помощью вакуумируемого телескопа проецировался в плоскость мишени. Неравномерность плотности мощности по пятну облучения не превышала ~20%. Воздействие осуществлялось в практически параллельном пучке. Увеличение диаметра пучка на высоте подъема плазменного образования не превышало 0.2 мм. Энергия, поглощенная как в пятне облучения диаметром 4 мм, так и в участках вне пятна, определялась с помощью измерения температуры тыльной стороны мишени толщиной 75-160 мкм с временным разрешением не менее 10 мкс. Измерения проводились в спектральном диапазоне 1.5-4.5 мкм, выделяемом полосовыми светофильтрами. Для определения пространственно-временных характеристик действующих источников импульсного нагрева в каждом эксперименте осуществлялась регистрация формы и энергии импульса воздействующего ЛИ, формы импульса свечения приповерхностной плазмы и ее яркост-ной температуры, динамики и структуры плазменного образования методами высокоскоростной фотографии и спектроскопии, теневой съемки.
По экспериментально полученным импульсам генерации лазера и свечения плазмы (рис. 2) проводились расчеты радиационного нагрева мишени. Использовалась модель неограниченной пластины с аппроксимацией импульсов генерации лазера и свечения плазмы экспоненциально-степенными функциями вида ?г ехр(-ц?) [9]. Применение данной модели оправдано тем, что числа Фурье Бо = а?/^2 для выбранных толщин мишеней и времен регистрации больше 0.01, а боковые потери тепла пренебрежимо малы из-за практически одинаковых размеров пятна и мишени, а также
/, отн. ед.
Рис. 2. Зависимость от времени интенсивности воздействующего лазерного излучения - 1 и яркостной температуры в пятне облучения (дт = 250 МВт/см2 ) - 2.
высокой степени однородности распределения плотности энерговклада по пятну облучения.
Результаты и обсуждение. При сопоставлении полученных экспериментальных результатов с расчетами нагрева неограниченной пластины при лазерно-плазменном воздействии с учетом реальной формы импульса ЛИ и импульса свечения плазмы стало возможным разделить вклад радиационного и теплопроводностного механизмов в нагрев различных участков мишени. Полученные в эксперименте значения характерного времени возрастания температуры задней стенки пробной мишени, расположенной вне пятна облучения, ~500 мкс (рис. 3) значительно превосходят длительность свечения плазмы (~5 мкс). Передача энергии в эту область мишени происходит в основном вследствие конвективной теплопроводности, а также направленного газодинамического движения плазмы в области разрежения [7] в течение импульса ЛИ и после его окончания. Радиационный нагрев периферийных областей мишени оказывается незначительным - накрытие пробной мишени тонкой (0.2 мм) пластинкой из ЫБ приводило к падению амплитуды сигнала ниже уровня регистрации.
В то же время в пределах пятна облучения, вблизи порога плазмообразования (одномерный разлет), радиационный нагрев преобладает, на что указывает большая мощность источника с постоянной времени ~10-5 с, близкой к времени высвечивания плазмы (рис. 2, 3). При переходе к детонационному режиму распространения лазерной волны поглощения (дт > 150 МВт/см2) вклад энергии в пятно облучения за счет теплопроводности значительно (~ в 4 раза) превосходит радиационный нагрев (см. рис. 3). Учет энергии ЛИ, поглощенной до момента плазмообразования, проводился с использованием измеренных вре-
м, к
100
НАГРЕВ МЕТАЛЛИЧЕСКОЙ МИШЕНИ М, к А
50
г, мс
100
200
300
цт, МВт/см2
Рис. 3. Зависимость от времени температуры задней стенки мишени в пятне облучения - 1, 2, 3 и вне пятна облучения - 4 при интенсивности облучения: 1 -16 МВт/см2; 2 - 30 МВт/см2; 3, 4 - 250 МВт/см2; 5 - зависимость эффективного коэффициента поглощения А в пятне облучения от максимальной плотности мощности ЛИ.
мен плазмообразования и коэффициентов отражения металла. Результаты измерения эффективной поглощательной способности А в области пятна облучения (равной отношению энергии, поглощенной мишенью в пределах пятна, к энергии лазерного импульса) в зависимости от максимальной плотности мощности ЛИ также представлены на рис. 3. При плотности мощности ЛИ ниже порога образования плазмы значение А определяется отражательными характеристиками материала мишени и составляет ~0.2. Вблизи порога образования плазмы А резко возрастает до значения ~0.3. Дальнейшее уменьшение эффективной поглощательной способности с ростом дт обусловлено отходом области преимущественного поглощения ЛИ от поверхности. Следует отметить, что значения плотности энерговклада в пятно облучения 2.7-3.2 Дж/см2 в детонационных режимах воздействия согласуются с данными работ [10, 11], полученными при воздействии ЛИ с X = 10.6 мкм и X = 2.8 мкм. Количественная оценка передачи энергии в этих режимах за счет теплопроводности, согласно данным работы [12], с учетом реального времени теплопередачи и турбулентного характера течения плазмы дает значение А, близкое к измеренному в эксперименте.
Рис. 4. Фотографии поверхности цинковой мишени, подвергнутой воздействию лазерного излучения: (а) -дт = 60 МВт/см2 , (б) - дт = 250 МВт/см2 .
4 мм
Рис. 5. Теневая фотография плазменного образования при qm = 250 МВт/см2.
Как следует из результатов измерений, при переходе к неодномерному движению (детонационным режимам воздействия) наибольший вклад энергии плазмы как в периферийные участки мишени, так и в пятно облучения определяется, по-видимому, механизмом теплопроводности. При этом на перенос теплопроводностью накладывается конвективный, обусловленный турбулентностью плазмы и ее направленным газодинамическим движением от фронта волны поглощения к поверхности. На теневых снимках (рис. 4) отчетливо видны линии тока плазмы к поверхности вне пятна облучения. Сопоставление теневых сним-
0
0
Рис. 6. Синхронные щелевые развертки спектра свечения приповерхностной плазмы: (а) - X = 500 нм (линия воздуха), (б) - X = 472.2 нм (линия 7п1).
ков с результатами численных расчетов для данного режима воздействия [7] показало их прекрасное соответствие, что и позволило трактовать наблюдаемые структуры как линии тока плазмы. На передачу энергии в периферийную область мишени за счет направленного движения плазмы указывает и характер разрушения легкоплавкой цинковой мишени вне пятна облучения в виде радиальных борозд (рис. 5). Эффект направленного к мишени течения плазмы усиливается при просветлении детонационной волны в максимуме лазерного импульса вследствие потери устойчивости фронта детонации [13]. Просветление приводит к проникновению ЛИ значительной интенсивности к поверхности (рис. 6), разогреву приповерхностной эрозионной плазмы (фронт III на рис. 66), усилению газодинамического течения от и к поверхности, вдоль нее и росту теплопередачи в мишень.
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Проведенные эксперименты позволили установить преобладающую роль механизма конвективной теплопроводности в передаче энергии из приповерхностной плазмы в мишень в детонационных режимах воздействия. В микросекундном диапазоне импульсов воздействующего лазерного излучения в течение длительн
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.