2013 УПФ - радиальн огр

Please download to get full document.

View again

All materials on our website are shared by users. If you have any questions about copyright issues, please report us to resolve them. We are always happy to assist you.
Share
Transcript
  Введение Как известно, исследование импульсных те-чений газоразрядных процессов представляет значительный интерес для фундаментальных и прикладных исследований [1]. Радиально огра-ниченные лазерно-индуцированные потоки ге-нерируются в таких приложениях, как лазерное сверление глубоких отверстий [2], лазерная гене-рация тяги [3–5], увеличение выхода ВУФ-, ЭУФ- и МР-излучения [6–8], генерация ударных волн и инжекция плазмы, лазерное инициирование капиллярного разряда [9], ускорение тел лазер-ной волной детонации в канале с испаряющейся стенкой [10] и т.д. Распространенной особенно-стью исследования импульсных течений в кана-лах является то, что канал либо непрозрачен [1, 11], либо прозрачен в одном направлении, но при этом несимметричен [7, 12]. При достаточно боль-шом отношении диаметра пятна фокусировки d   излучения к диаметру канала D (D/d   < 3) характер распространения ударной волны в канале вместо двухмерного эллипсоидного становится квази-одномерным плоским. Это означает, что энергия  ударной волны остается сосредоточенной на не-большой поверхности фронта, сопоставимой с поперечным сечением канала, в отличие от стре-мительно увеличивающейся площади полусфе-рического фронта. При воздействии в вакууме температура и концентрация электронов в ра-диально ограниченном канале существенно пре-восходят аналогичные параметры для открытой поверхности [13, 14]. Импульс отдачи на мишени при наличии радиального ограничения возрас-тает в 2 раза для сопла с полууглом раскрытия 1,4 о  [3] по сравнению с неограниченной поверх-ностью (как показано в работах [15–19], эффек-тивность лазерной генерации тяги возрастает с  уменьшением угла раскрытия сопла).Целью настоящей работы является исследова-ние влияния радиального ограничения на дина-мику и макроструктуру лазерно-индуцирован-ных ударных волн и газово-плазменного потока. Экспериментальная установка В разработанном экспериментально-диагно-стическом модуле (рис. 1) в качестве источника излучения используется Nd:YAG наносекундный (τ 0,5 ~11–18 нс) лазерный комплекс 1  с генератора-ми I-V гармоник, излучение которого фокусиру-ется кварцевой линзой 2  так, чтобы фокальная плоскость находилась за поверхностью поли-мерной ((C 2 F 4 ) n , (CH 2 O) n ) аблирующей мишени 3 , в пятно диаметром d  ~1–3 мм, создавая, таким образом, плотности энергии до W  ~40 Дж/см 2  и мощности I  0 ~2•10 9  Вт/см 2 . При исследовании ди-намики газово-плазменных потоков в радиально ограниченном транспортном канале конденсиро-ванная мишень 3  помещалась в кварцевую кюве-ту 4  с квадратным сечением ( а  ~ 10 мм). Успехи прикладной физики, 2013, том 1, № 3 283____________________________________________________________________________ УДК 533.95 Исследование импульсных светоэрозионных оптических разрядов в радиально ограниченных каналах  Е.Ю. Локтионов, Ю.С. Протасов, Ю.Ю. Протасов Радиальные ограничения области воздействия при лазерной абляции возникают как естествен-ным образом (при сверлении глубоких отверстий), так и создаются искусственно, преимущественно для увеличения эффективности генерации импульса отдачи или интенсивности коротковолнового излучения. В статье приводятся результаты экспериментального исследования динамики и макро-структуры оптических разрядов с аблирующей стенкой (время возбуждения τ~10-8 c) в квадратном канале, как в атмосферных, так и вакуумных условиях. PACS: 52.35.Tc, 52.38.M, 52.50.Jm, 52.58.-c Ключевые слова:  оптические разряды, каналы, лазерная абляция, ударные волны, газовая динамика. _______________________________________________ Локтионов Егор Юрьевич, зав. лабораторией. Протасов Юрий Степанович,  профессор. Протасов Юрий Юрьевич, профессор.Московский государственный технический  университет им. Н. Э. Баумана.Россия, 105005, Москва, ул. 2-я Бауманская, 5.Тел.: +7 499 263 6299. E-mail: stcpe@bmstu.ru Статья поступила в редакцию 26 февраля 2013 г. _______________________________________© Локтионов Е.Ю., Протасов Ю.С., Протасов Ю.Ю., 2013  284 Е.Ю. Локтионов, Ю.С. Протасов, Ю.Ю. Протасов____________________________________________________________________________ Рис. 1. Оптическая схема (а) и общий вид (б) экспериментального блока для исследования светоэрозионных газово-плазменных потоков: 1 – Nd:YAG лазер с генераторами гармоник (Solar LS LQ929), 2 – фокусирующая  линза, 3 – аблирующая мишень, 4 – кварцевая кювета, 5 – полупрозрачное диэлектрическое зеркало, 6 – глухое зеркало, 7 – нож Фуко, 8 – однолинзовый объектив, 9 – времяпролетный зонд, 10 – широкодиапазонный спек-трометр с волоконным сопряжением (Solar LS S-150), 11 – квадрупольный масс-спектрометр (MKS e-Vision), 12 – непрерывный лазерный диод, 13 – слабый телескоп, 14 – ПЗС-камера с электрооптическим затвором (НПО «Наноскан» Nanogate-2), 15 – фотодиод, 16 – вакуумная камера, 17 – вакуумный агрегат (Pfeiffer TSH071E) с ва-куумметром (MKS 925C), 18 – цифровой осциллограф (Tektronix TDS2024B)) Диагностические тракты модуля содержат: интерферометр Маха-Цендера (5, 6), при закры-тии опорного плеча которого регистрируются тенеграммы, а при дополнительном размеще-нии ножа Фуко 7 в фокальной плоскости лин-зы 8 – шлиренграммы (рис. 2); времяпролетный зонд 9, состоящий из двух электродов, располо-женных на расстоянии 1 мм и 2 мм от поверхно-сти аблирующей мишени; широкодиапазонный (λ~190–1100 нм) спектрометр с волоконным со-пряжением 10 (S-100, Solar LS) и квадрупольный масс-спектрометр 11 (e-Vision, MKS Instruments). Особенностью исследования динамики газово-плазменного потока в канале является и то, что на стенках происходит конденсация паров мише-ни и оседание капельной фазы, что, с одной сто-роны, дает дополнительную информацию о тече-нии, с другой, требует регулярной очистки стенок канала. Рис. 2. Теневая (а), шлирен (б) и интерферограммы (в) приповерхностной области облучаемой конденсиро-ванной мишени через 1 мкс после лазерного воздействия  а б в а б  Источником зондирующего излучения в схе-мах фоторегистрации служит непрерывный ди-одный лазер 12  (λ = 655 нм, 15 мВт). Апертура плоскопараллельного пучка на выходе из телеско-па 13  составляет ~14 мм, а приемником является ПЗС-камера с наносекундным электрооптиче-ским затвором 14  (Nanogate-2, НПП «Наноскан»). Энергия излучения лазерных импульсов реги-стрируется фотодиодом 15 , калиброванным по радиационному калориметру (30-RP-A, Ophir). Сигналы времяпролетного зонда 9   и фотодиода 15  регистрируются цифровым осциллографом 18  (TDS 2024B, Tektronix), управление эксперимен-тально-диагностическим модулем осуществляет-ся с рабочей станции 19  . Экспериментальные результаты и их анализ Как видно из рис. 2, полученные с использо-ванием интерферометрии, шлирен- и теневой фоторегистрации картины потоков существенно различны по информативности. Так, на шлирен-граммах благодаря высоким градиентам плот-ности на поверхностях разрыва наиболее четко прослеживается структура ударно-волновых фронтов и контуры газово-плазменного потока. На тенеграммах, а точнее, на абсорбционных фо-тографиях, четче выражена структура светоэро-зионного потока, градиенты плотности в котором невелики, но на ранних этапах распространения (до 100 мкс) существенно поглощение зондирую-щего излучения. На более поздних этапах (свыше 100 мкс) заполнение канала парами мишени, тем-пература которых существенно выше температу-ры окружающей среды, визуализируется лишь интерференционными методами.Особенностью светоэрозионных газово-плаз-менных потоков с радиальным ограничением является взаимодействие отраженных от стенок канала ударно-волновых фронтов (рис. 3), струк-тура которых особенно ярко проявляется при несовпадении осей светоэрозионного потока и канала. Фронты, отраженные от стенок канала, движутся в области разрежения за внешней удар-ной волной; фронт, отраженный от дальней от оси потока стенки подавляет фронт, отраженный от ближней. В течение первых микросекунд (τ = 1–4 мкс) после воздействия на шлиренграммах (рис. 4, б–д) регистрируются несколько следующих друг за другом ударных волн. Взаимное расположение фронта паров и внешней ударной волны свиде-тельствует о том, что последующие ударно-вол-новые фронты образуются в светоэрозионных парах, то есть уже после лазерного воздействия генерируются несколько волн испарения с по-верхности мишени, что описано ранее теорети-чески [20], но визуализуется при воздействии наносекундных импульсов лазерного излучения на плоскую неограниченную мишень. Отраже-ние внутренних ударных волн от внешней огра-ничивает осевую компоненту скорости разлета паров. Аналогично, отражение от стенок кана-ла ограничивает ее радиальную составляющую. Рекомбинационное свечение светоэрозионных паров регистрируется на шлиренграммах до τ~1 мкс после лазерного воздействия. Динамика па-ров и при наличии радиального ограничения, и при его отсутствии для заданного соотношения пятна фокусировки излучения и диаметра канала мало отличается в первые микросекунды после лазерного воздействия (рис. 4, а–г). Однако по-сле отражения ударной волны от стенок канала возникают существенные различия, связанные со схлопыванием отраженных «хвостов» ударно-волновых фронтов, приводящим к гомогениза-ции и выталкиванию вперед части облака паров мишени, что хорошо иллюстрируется тенеграм-мами на рис. 5, и равномерному заполнению ка-нала остатками паров мишени в отличие от име-ющего четкие границы факела, образующегося на свободной поверхности. Успехи прикладной физики, 2013, том 1, № 3 285____________________________________________________________________________ Рис. 3. Макроструктура светоэрозионного ра-диально ограниченного газово-плазменного потока в канале: 1 – внешняя ударная волна, 2, 3 – вторич-ные ударные волны, 4 – внутренняя ударная волна, 5 – граница светоэрозионного газово-плазменного потока  Динамика паров (CH 2 O) n -мишени с радиаль-ным ограничением потока в канале существенно отличается от случая плоской пространственно неограниченной мишени, а именно, через τ~50 мкс осевая составляющая скорости расширения паров меняет знак, что приводит к растеканию паров вдоль поверхности мишени (модель этого явления кратко рассмотрена в [21]). Однако на-личие радиального ограничения канала препят-ствует этому процессу, в результате чего реги-стрируется вихревое движение паров у стенок канала. При этом вблизи оси потока пары про-должают двигаться по направлению к мишени, приводя к образованию своего рода провала; пары регистрируются в приповерхностной зоне аблирующей мишени вплоть τ~3 мс.Анализ параметров ударно-волнового фронта (давления P  УВ  и температуры T  УВ ) и эффективно-сти преобразования η УВ  энергии воздействующе-го лазерного излучения, в энергию ударной вол-ны выполнен на основе теории Седова-Тэйлора для сильного взрыва [22]: 286 Е.Ю. Локтионов, Ю.С. Протасов, Ю.Ю. Протасов____________________________________________________________________________ Рис. 5. Тенеграммы неограниченного потока при воздействии импульсного лазерного излучения (τи~11 нс,  λ2~1064 нм, W~6,4 Дж/см2, I~5,8•108 Вт/см2) на (C2F4)n-мишень при атмосферных условиях для разных времен-ных задержек: а – 4 мкс; б – 5 мкс; в – 6 мкс; г – 7 мкс; д – 10 мкс; е – 20 мкс; ж – 40 мкс; з – 100 мкс Рис. 4. Шлиренграммы радиально ограниченного потока, при воздействии импульсного лазерного излучения (τ  и ~11 нс, λ 2 ~532 нм, W~2,23 Дж/см 2  , I~1,86•10  8  Вт/см 2  ) на (C  2 F  4  ) n -мишень при атмосферных условиях для разных временных задержек (τ  эксп ~50 нс): а – 800 нс; б – 1 мкс; в – 2 мкс; г – 3 мкс; д – 4 мкс; е – 5 мкс; ж – 20 мкс; з – 50 мкс; и – 500 мкс; к – 1 мс   где R  – радиус ударной волны, γ и ρ – показатель адиабаты и плотность буферного газа, E s  – энер-гия источника возмущения, t   – время после ла-зерного воздействия, α – константа буферного газа (для воздуха принимается α = 1,175), β – па-раметр размерности, равный 3 при сферической  ударной волне, 2 – при цилиндрической, 1 – при плоской. Почти все характеристики ударной волны определяются параметром размерности β, при-чем большинство зависимостей обратно пропор-циональны ему. Так, давление и температура на фронте ударной волны: Как видно из этих соотношений, при равных радиусах фронта R  большие значения  p  и T   до-стигаются при меньших размерности β. Вблизи центра взрыва: Коэффициенты k 2  и k 3  определяются показа-телем адиабаты газа, немного различаются для разных β и изменяются в пределах 0,05–0,15 (см. [22], c. 254). Если давление в центре взрыва слабо зависит от параметра размерности, то температу-ра пропорциональна ему при t   << 1. Энергия ис-точника ударной волны: т.е. учитывается, что для абсолютного большин-ства случаев R  << 1. Для плоской ударной волны некоторого радиуса требуется существенно более мощный источник, чем для сферической и ци-линдрической. Таким образом, уменьшение пара-метра размерности вследствие радиального огра-ничения газово-плазменного потока приводит к виртуальному увеличению энергии источника сильного взрыва и, следовательно, повышается коэффициент преобразования энергии лазерного излучения E  в энергию ударной волны, а также пропорционального ему удельного механическо-го импульса отдачи:   .Для корректной оценки C  m  необходимо под-ставлять время релаксации ударной волны (10 -5 –10 -4  c), т.е. выравнивания давления на фрон-те с атмосферным, или ее выхода за пределы ми-шени (10 -6 –10 -5  c) – в зависимости от того, какое событие наступит раньше. На Рис. 6 представлена временная зависимость  удаления характерных поверхностей разрыва от мишени. Интерполяция представленных данных позволяет установить параметр размерности. Для внешней ударной волны 1  при воздействии на полимеры он составляет β~1,5, что согласуется с результатами, полученными в [23–25] (β = 1–1,4). Очевидно, теория сильного взрыва к наносекунд-ной лазерной абляции полимеров в рассматри-ваемом временном интервале так же ограничен-но применима, как и к фемтосекундной [26], что может быть обусловлено невыполнением условия сильного взрыва R  >> ( 3m/2πρ ) 1/3  (в нашем случае R кр ~2 мм) и инициированием экзотермических реакций при разрыве ковалентных связей (в на-шем случае это возможно только при многофо-тонном поглощении лазерного излучения или поглощении коротковолнового излучения лазер-но-индуцированной плазмы). ,2  2221        t  E  R  s 2 222     R E v  s ;)1()2()2( 8)1()2( 8 22222222222 t  Rt  E  p s     ;)1()1(   R pT  ;/)2(  22222222222 t  Rk t  E k  p sc   ;21  )1()2( 421)1(2 )2()1( )1(2 31)1()2( )2(2 )2()1( )1(2 3                    t  Rck  Rt  E ck T  vsvc ;2  22 t  R E  s    Et  Rv E  E C   sm   1 2 Успехи прикладной физики, 2013, том 1, № 3 287 ____________________________________________________________________________ Рис. 6. Скорость распространения фронтов (ну- мерация в соответствии с Рис. 3) при лазерном воз-действии на радиально ограниченную (C  2 F  4  ) n -мишень
Related Search
We Need Your Support
Thank you for visiting our website and your interest in our free products and services. We are nonprofit website to share and download documents. To the running of this website, we need your help to support us.

Thanks to everyone for your continued support.

No, Thanks
SAVE OUR EARTH

We need your sign to support Project to invent "SMART AND CONTROLLABLE REFLECTIVE BALLOONS" to cover the Sun and Save Our Earth.

More details...

Sign Now!

We are very appreciated for your Prompt Action!

x