Пороги образования приповерхностной плазмы при взаимодействии мощного лазерного излучения с твердыми телами в газах тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ



$ Г в ^ Российская академия наук

институт высоких температур

На правах рукописи

БОРЕЦ-ПЕРВАК Игорь Юрьевич

удк 533.92

пороги образования приповерхностной плазмы при взаимодействии мощного лазерного излучения с твердыми телами в газах

/01.04.08 - физика и химия Плазмы/

АВТОРЕФЕРАТ диссертация на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 1993

Работа выполнена в Институте высоких температур РАН

Научный руководитель - доктор физико-математических неук,

профессор Воробьев В.С.

Оффициальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор Елецкий А.В.

доктор физико-математических наук, профессор Рахимов А.Т.

Ведущая организация - МФТИ

Защита состоится /¿¡р.лМ^Л: 1993 г. в 40" часов на заседании специализированногосовета К. 002.53.01 по присуждена ученых степеней в Институте высоких температур РАН /127411 Москва ул. Ииэрская, 13/19 ИВТАН/.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИВТАН

Автореферат разослан "/ " 1993 г.

Ученый секретарь Специализированного совета кандидат фпзкко-мз'

© НАУЧНОЕ ОБ'ЕДИНЕНИЕ "ИВТАН" РОССИЙСКОЙ АКАДЕМИИ НАУК, 1993

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ Актуальность проблемы. Взаимодействие мощного лазерного чилуч--; ния с твердой преградой можот приводить к возникновению у поверхвос. ти последней так называемой приповерхностной лазерной плазмы (Г1ЛП) ПЛП являясь по существу нелинейным преобразователем энергии, радикально меняет сям характер взаимодействия. Возникшая в результате взаимодействия лазерного йзлучепия с материалом плазма в одних г,л у чаях может улучшать условия выполнения технологической операции (ла зерно-плазменная обработка), в других ухудшать эти условия (резня> или делать выполнение операции с нужной точность® практичеглся иег-оз мозхным (сверление). Исследования оптического пробоя аэрозолей прип локают к себе внимание , например в связи с разработкой систем даль ней оптической локации. Таким образом , необходимость рояюпия прикладных задач стимулирует интерес к определению вэрогок?гя характеристик возникновения ПЛП при облучении твердых микепей (поверхностей, микродефектов , аэрозольных частиц) , находящихся в атмосфере окружающего газа. Накоплен обширный экспериментальный материал. Появилось значительное число теоретических работ. Сформулирован« яачест венные представления о механизме снижения пороговых пробойних интеп -сивностей лазерпого излучения вблизи, поверхности твердой прегради. В нестоящее время преобладает точка зрения , в соответствии с которой шюзмообразевание первоначально развивается в парах материала кзше-ни. Для образования плззмн паров необходимо, чтобы поверхностная плотность энергия и интенсивность лазерпого излучении превысили некоторые пороговые величины. Это связано с тем , что, во-первых, плотность паров у поверхности долина вырасти до определенной величины , для чего необходимо пэгреть поверхность до температуры близкой п температуре кипения (отсюда условие па плотность энергии). Во-второт, интенсивность излучепия долхиз быть достаточно высокой , чтобы в парах развилась ионизация. Пороговые плотность энергии и интенсивность связаны меэду собой. Это связь обусловлена физическими механизмами плаэмообразовогош. В пастоящео время известны несколько основпыя механизмов образования ПЛП. В литературе устоялось представление .что механизм, по которому пойдет плззмоосразованяо, существенно зависят от длительности лазерного импульса. Так при миллисекувдяом воздейс-гвии плазма образуется за счет нагрева и т:;мретт союзной поверхности вещества, при микросекувдном - за с:;ь: яспароя:;л теплоизолиро-

вашшх микродефектов поверхности либо частиц аэрозоля (в случае пробоя газа, содержащего аэрозоль). Таким образом взаимосвязь мовду пороговыми пробойными энергией и интенсивностью и их величины различны для [ЦШ, образующейся под действием импульсов различной длительности по различным механизмам. Так, при плазмообразоваюш под действием мшишсекувдных импульсов энергия долина быть достаточной для нагрева до температуры кипения основной поверхности образца. В микросекундном диапазоне воздействий достаточно нагреть до температуры кипения теплоизолированные микродефекты, которые разогреваются значительно бысрее основной поверхности.В большинстве работ по пробою рассматривается, как правило, один из параметров образовании ПЛП (пороговая энергия либо интенсивность) обособленно в отрыве от другого. Отсутс-твуюгг простые, удобные для практического использования подходы, позволяющие определить пороговую интенсивность и плотность энергии ялазмообразования и взаимосвязь мевду ними. Между тем, знание такой взаимосвязи необходимо для понимания физических процессов, "лежащих в основе образовании ГШ!. В моделях возникновения ПЛП на микродефектах поверхности для микросекундного диапазона воздействий не учитывается влияние статистического разброса микродефектов по размерам на пороговые энергии и интенсивности шюзмообразовэния. Однако, флуктуации размеров микродефектоа могут существенно сказываться на пороговой интенсивности и энергии возникновения ПЛП. В эксперименте это проявляется в так называемом размерном эффекте - резком возрастании пороговой пробойной энергии в лазерном импульсе с уменьшением площади пятна фокусировки луча. Не нашел теоретического истолкования ряд экспериментальных закономерностей оптического пробоя аэрозолей. Необходимость применения единого подхода для описании процессов плазмобразования по различным механизмам и определения взаимозависимости пороговых энергий и интенсивностей в этих условиях и обусловили актуальность исследований, составивших предмет диссертации.

Целью работы является определение во взаимосвязи пороговых интенсивностей и энергий, необходимых для образования СШ1 по различным механизмам, при воздействии на твердые мишени (поверхности, микродефекты, аэрозольные частицы), находящиеся в атмосфоре окружающего газа, лазерных импульсов различной длительности. Для этого:

примгшитолыю к парогазовым смесям записаны простые критерии • лржюьянин ПЛП у поверхности "'! чу чаемых миллипжундпыми импульсами

- на основе данных критериев получены уравнения пробоя, ппязы вагацие пороговую интенсивность и алотпссть энергии в лазерном импульсе, необходимые для возникновения плазмы,

- рассчитала температура поверхности мишени в момопт образования плазмы струи паров о зависимости от интенсивности лазерного излучения для импульсов микрссокундной длительности,

- рассмотрено образование ПЛП за счет нагрева и испарения микродефектов поверхности с учетом флуктуаций микродефектов по размерам и по числу в площади пятпа фокусировки,

- объяснены особенности плазмообразования для гладей* (зеркаль-тгах) п шероховатых поверхностей,

- с целью обобщения и систематизации результатов исследований построена диаграмма для определения порогов возникновении ПЛП; с помощью данной дивгряммн наглядно показана связь мовду механизмом пробоя, длительностью импульса и свойствами материала мивопи,

- предложенная модель плазмообразования на микродофоктах модернизирована для определения пороговых характеристик пробоя аэрозолей.

Научная новизна результатов, полученных в данной роботе, состоит в следу идем:

1.Впервые получены соотношения , связквоэдие пороговые энергии п интенсивность излучения при образовании ПЛП по различным- механизмам - за счет иснареггая основной поверхности мигаопя (при воздействии миллясекуидпых импульсов) и за счет испарения мякродефрктов нля аэрозольных частиц (под действием микросекупдного получения).

2. Дзпо простой, удобное для практического пркшпенля описание пороговых интенсивностей и энергия пробоя перо и газа в парогазовой смеси при облучения металлов импульсами миллисокундной длительности.

3. Впервые учтено влияние флуктуация микродефоктов по размером я по числу в площади пятна фокусировки на пороговые звергшти .плазмообразования при воздействии микросекупдвых импульсов на металлы! >

4. Дано объяснение зависимости пороговой иптепснпностя пробоя на аэрозольной частице от длшш волны лазерного излучения, размеров п материала аэрозоля, формы лазерного импульса, попаренного объема частицы и диамятра пятпа фокусировки луча. • '

Практическая ценность полученных результатов определяется воз-мояностьв их использования для решения задач ошт:пззвдя ротюв лазерной обработки материалов. Выбор реет-. с иучекий должен в кавдом конкретном случае определяться целями воздействия. Рввояи» этой ва-

дачи служат полученные в диссертации простые, удобные для практического использойзния формулы ДЛЯ оироделацин пороговых ирооойнш. инт8 -нсивностей и энергий при воздействии мшшюекундных импульсов на металлы. Модель плазмоооразования из мик1х>дефоктах при облучении . микросоку ндными импульсами объясняет занисимость пороговой энергии в лазерном импульсе, необходимой для возникновения [Ш!, от площади пятни фокусировки луча.

Автор защищает:

- предложенное простое описание пороговых интенсивности и энергии пробоя парогазовых смесей при облучении тугоплавких металлов, находящихся в атмосфере инертных, газов, импульсами миллисекундноЯ длительности,

- результаты исследования зависимости температуры поверхности ¡лишшш в момент образования плазмы струи ларов от интенсивности падающего излучения при воздействии микросекундных. импульсов па метиллы,

- статистическую модель возникновения Г1ЛП на микродефектах, учитывающую влияние флуктуация размеров микродефектов на пороговые анергии илазмобразования,

• модель щхюоя аэрозолей лазерном излучением.

Апробация работы. Основные результаты, изложенные в диссертации, докладывались на У1, УП Всесоюзной школе-семинаре "Вза-имодойтсвио мощного лазерного излучения с веществом" (Одесса, 1969, 1991), Международной конференции "Взаимодействие , мощного лазерного излучения с веществом" (Одесса, 1992), XI Европейской секционной конференции по атомной и молекулярной физике ионизированных газов (С.-Петербург, 1992),"на научных семинарах Института высоких температур и Института общей физики.

Публикации. По материалам диссертации опубликовано 6 печатных работ.

Структура к объем диссертации. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, списка литературы из 67 наименований. Основное содержание работы изложено на 130 страницах, включая 14 рисунков и 4 таблицы.

С0ЛОТШ1ИЕ ДИССЕРТАЦИИ

Во введении обоснована актуальность теш диссертации, кратко оевощега содвркшгап работа и яопиэпп получопшх результатов, сфоуму-лутропшгн цели работы.

Е первой главе сделан обзор теоретических и экспериментальных работ по изучению образования ПЛП и пробоя аэрозолей. К,л совокупность моделей образования ШШ вблизи плоской поверхности piio-бита па две большие группы. Первая группа' моделей описывает приповерхностный пробой при наличии развитого испарения материала миюшт, вторая - образование ПЛП в диффузионной парогазовой смеси,

а) Модели с испарительным механизмом плазмооброзовать.. Оиисн-плют возникновение ПЛП п случае, когда температура кипения па поверхности достигается при иптенсивпостях лазерного излучения меньше пробойных и плазмообразовапке происходит в реактивной струп каров, давление в которой типе давления окружающего газа, - эрозионном факеле. Этот случай реализуется при воздействии на материалы пря пот йрнпнх давлениях или на легкоиспаряеше материалы пря нормальны* давлениях. Данный режим пробоя может возникать под действием, как мидяя- , так я микросекунда« импульсов. При этом обнаружено, что в случае воздействия микросокупданх импульсов па металла супшетпонпув роль в образовании ГШ играют микродефекти поверхности. Все модели плазмообразовапия при наличии развитого испарения поверхности исходят из того, что пробой происходит в парах вещества минеям. Пря это}* существуют два Механизма развития пробоя - равиовееннй погрев слабо ионизованных паров лазерным получением п электронная лапипа в парах вещества.

б) Модели образования Г1Ж1 в парогазовых смесях. Модели данного типа описывают • образование? ПЛП, когда за время воздействия текперату рз на поверхности не достигает температуры кипения или сублимации материала ииппни при данном давлении окружающего газа. Давлшто воров остается вяие давления окружавшего Газа, пары диффундируют п окружай?,ее пространство и алазмообразованив происходит в Диффузной парогазовой смосй. Данный реки?.! имеет место при воздействия яа матеря-пг.; при попивояяом давления или па тугоплавкие материала пря ' нормальном давления а возникает, как правило, под дейспяом кяллксокуид-яых импульсов. Различают пробой пэров isw.vis я пробой окружающего газа.Имеется существенное отличие процессов плаз?.<ои'рБзовапия в ото-шрпоЯ я молекулярной парогазовой смеси, связатгоз с тем, что в пог,-

ладней имеет место эффективный обмен энергией между электронами « колебательными и вращательными степенями свободы молекул. Это делает невозможным отрыв электронной тешшратуры от температуры тяжелых частиц, резко снижает эффективность ионизации электронным ударом. Для ионизации молекулярной диффузионной смеси нужно нагреть всю ее, а не только электронный газ, поэтому оптический пробой такой смеси носит характер ионизационно-теплового взрыва. В литературе предложены два механизма олазмообразования в парогазовых смесях- прямой пробой окружающего газа и первоначальная ионизация паров мишени с последующим переходом разряда в газ.

При рассмотрений моделей оптического пробоя аэрозолей отмечается, что наибольшее распространение получили модели, использующие в качество основного механизма пробоя развитие электронной лавины в продуктах разрушения частицы. Существует два подхода, описывающих шшзмообразование в этих условиях - модель взрыва и тепловая испарительная модель. Взрывная модель исходит из предположения о взрыве частицы под действием лазерного излучения, когда частица за время ее инерционного удержания успевает поглотить энергию, достаточную для но полного иснареиия. Данный подход применим в случае использования коротких лазерных импульсов высокой интенсивности. Испарительная модель пробоя аэрозолей в некотором смысло является альтернативной взрывной. В соответствии с ной при нагреве частицы лазерным излучением происходит сравнительно медленный гидродинамический разлет па-рон в окрукающво пространство и образуется облако пара. Рассмотрено явленно низкопорогового коллективного оптического пробоя в аэрозолях, когда оолнка пара отдельных частиц перекрываются. В выводах к главе формулируются основные задачи, которые ставятся в данной работе.

Вторая глава ¡юсьяздона, шшзмообразованию в парогазовой смеси и и струе паров вблизи облучаемой плоской поверхности мишени, находящейся в атмосфере окружающего газа. Пробой парогазовой смеси изучается при воздейстсвки ¡шаульсов СО -лазера миллисокундной длительнос-

2 р

тк и относительно невысокой интенсивности ((¡s5 МВт/сьг) на металлы (Nl,Ai,Cu,Nb,'i';i,W) , находящиеся в атмосфере инертных газов нормального дйшюнин. Ляапмообразиьаиии в сруо на}>ов исследуется при пшдер.стнии на окружшшыо воздухом металлы (N1,Al,Cu) микросекундных импульсов Nil лнзерг) ми;1Ч1П'"Л|.цо оолин высокий, ч»м и предыдущем слу-:<■<'. им 1'е»1!'им1"»-:ти (i| '(HI МВссм'). Мри нем во втором случив ис

следуемые в эксперименте образцы предварительно очищались от поверхностных микродефсктов.

а) Пробой пара в парогазоЬой смоси. Для опредолония взаимосвязи пороговых пробойных интенсивности и- плотности энергии используется стационарный критерий Райзора:

п р » в " (1)

и О

где п - концентрация паров металла у поверхности, р - коэффициент ионизации, V - частота диффузионных,потерь электронов из фокальной области лазорпого луча. Температура поверхности металла Т определяется в соответствии с аппроксимацией решения одномерного уравнения теплопроводности для полубесконечноП мишени

Ч.ШК , (2)

/ярЦЗГ

где р,С,х- плотность, теплоемкость и теплопроводность материала ми тени, с~ коэффициент поглощения лазерного излучения веществом, Е я поверхностная плотность энергии и интенсивность излучения. В оке-леримопте использовались импульсы прямоугольной формы, для которых Е'Г)г, где т- длительность импульса. Из осиово (I) получено уравнение, связывающее пороговые' кптеясивпость я плотность энергии, необходимые для пробоя пара: ,'

/ в.ч. . Л * * 8 ? . (3)

1п №ьТ*р*/»}

Ь р *

гдо х и I - соответственно теплоте испарения и энергия ионизации атомя металла, нормированные иа темпаратуру кипения металла т , Л**С(НуЛж}э, температура электронов, КуИЗ.б эв, С- постоянная, огтроделящаяся характеристиками атбма ЫМаляа; В=Ух"сих / С5Н, 6~ коэффициент упругих потерь энергий 'злектроаов, И- радиус лазерного луча, ем=вяег(2-е)/Зтсигаг, в, вь заряд и масса электрона , с- скорость света, «н частота излучения, в - 3.5...4- постоянная, определяющая размер области с горячими электронами; А я Ъ- константы ко талла, безразмерные плотность энергия н интенсивность

рвлучвния

е-----, ц-«----9----------(4)

/Грсст/гс • /|ГхТь/РсЙ

Знаменатель правой части (3) является сдебомоняэдвйся величиной. Полученное соотношение (3) представляет собой простое, удобное для практического использования уравнешю для определения энергия ила интенсивности, необходимых для пробоя «аров металла в парогазовой смеси (при известной зависимости меаду Е и q в лазерном импульсе). В продложошшх безразмерных координатах E'-q' в соответствии с (3) построены области пробоя для различных металлов (рис.1), lia данном рис.; 1- линия, при выходе на которую параметров Е* и q', на поверхности образца достигается температура кипения (построена в соответствии с (2), в котором положено Т=Ть, ео положение не зависит от свойств вещества); 2,3,4- определяемые (3) границы Областей пробоя для различных металлов. Плотности энергии и интенсивности, попадающие в область, лежащую выше кривых 2,3,4 соответствуют режимам образования плазмы в парах данного металла. Видно, что границы областей пробоя находятся ниже линии вагрова до температуры кипения, поскольку пробой паров в рассматриваемых парогазовых смесях происходит при Т<Ть.На рис.1 нанесен также квазистационарный лазерный импульс с пороговой интенсивностью , построенный по данным эксперимента для алюминия. Видно, что в предложенных координатах границы областей пробоя для металлов со сходными теплофизическими свойствами либо сливаются, либо лежат достаточно близко друг к другу, что удобно для практического использования, например при выборе режима обработки материалов.

0) Пробой окружающего газа. Для определения условий пробоя инертных газов (Не, No, Аг) используется критерий, аналогичный (D. Коэффициент ионизации рассчитывается в приближении Мгновенной ионизации .которое в данном случав справедливо, так как у атомов инертных газов плотность энергетических уровней неравномерна и анергия первого возбуждения близка к энергии ионизации атома. Получено уравнение пробоя газа, аналогичное (3),в соответсвии с которым вв плоскости построена область пробоя (она универсальна для На, Ne и Аг). Рассмотрен режим погасания разряда в газе. Получопо уравнение, связывающее Е и q, при которых разряд в газо гаснет.

в) Штзмообраэовйнио в струе паров. Как и в предыдущем случае коэффициент ионизации рассчитывается в приближении мгновенной ионизации , так как в рассматриваемых экспериментальных условиях (q > "00 МВт/смг) температуры электронов достаточно высоки и "узкое

(

ряс.1 Ззвксимостп ееяретлирпоа пороговой нитапспвности пробоя пара у поверхвостя т.ЛКг), Си(3), ЙЬ,Тп,Щ4) от бозразмзрноП энергии пробоя, я такяо иняя яагрэва поверхности до температура кппбяйя (1) п ляэвтгш'» ймягльс (5)

Мошо" ¡юпьдат- 1* интервал моад основаны и первым возбуадиниим уровнями знирсик атома нот алла. Припебрегаотся упругими потерями энергии электронов. Частота ионизации определяется временем, необходимым ^доктрину дли набора н поло излучения энергии примерно равной потен-:уалу ;!о;!.")уад(!нш! атома пар:). Иорогоше характеристики пробоя находятся на условии, чтобы за время щюлата па{юм фокальной области в ном уснола развиться ашжтрашкш латша. Вычислена температура поверхности металла и момент образовании плазмы. Зга температура слабо гед.исит от интенсивности падающего излучения, определяется тепловой и'чшронин металла, практически ноетоя.чна для кавдого металла и на нисколько сот градусов превышает его температуру кипения. Проие-

срашшине с результатами эксперимента.

В третьей главе изложена статистическая модель щюбон на мккро-¿(»¡С-Ш'гах поверхности и построена диаграмма для определения порогов иО'-!1ИКНО|«ЖИН 117111.

а)Модель щюбо,, ну микродефиктах. Образованно 1Ш за счет испа-4й:»:ин Мйк|х)д«.,ф1!ку0и расеттришиш-.» н условиях воздействия импульсов С-;..-лнуора минрйссэдкдшЖ длительности (ц =- 10... 100 МНт/см2) на ма— ним* в атмосфцк: иоздуха, Отмичоно, что « этой ситуации иоверх-Е(.н:П' мииопм сколько нибул'. сувдетнонно нш-ротьси по успевает и для ¿('"»нсншшн 'иконка щобошшх шсгиисшшостой необходимо предположить ч.ишчио иных источников пара и патрашчник электронов. Таковыми, в ч^спшсти, могут явлчт;:; микродофокты. состоящие собственно из ме-'млла, но ■1'1л;лоизоли{юпанныо от основной поверхности (тина усов, чо-•;\»о>., острий). Д;;цк;.п точки аршши иилуша экспериментальной под-г япрждонио и является и настоящее гремя широкорасщюстранешюй. В ы.'Льзу механизма первоначального нлазмообразовашш на тонлоизолиро-юшшх мик{х>дификтах говорит сходство результатов по пробою изрозо-лай с экспериментами но приповерхностному ¡¡¡»бою. Рассмотрена одна моделей образовании ПЛИ Но мккродефектах. В соответствии с ней при испарении ыккрод&фекта пары оттесняют окружающий воздух и в образовавшемся облако пара нод действием электромагнитного излучения развивается электронная лавина. О'шечони, что н имеющихся моделях ио учитывается статистический разброс мшс[х>деф*жтов по размерам, поэтому цэл!.« данного рассмотрения является учат влияния флуктуации раэ-«¡•('ок микродеФектов на пороговые энергии образования 1Ш!. Рассматри-паигеи плазм;/ на едком дяфнкто , запиоынаются условия

пробоя: , >

рис.2 Граница области значений Е и ч» п которой происходи? оЗрез^ ванне плазмы (7) к лазерные импульсы в режиме пробоя г. £ •■» согт (1,2), о-с.ошН (4), в пороговом режиме (3,5) , а также квазистационарный лазерный импульс (б). плотность энергии, побшдимяя для полного испарения микроде^зктг)

pCTu

Es £. « -1. (5)

ь С

q i q --uLLLI- , (6)

" 3c; RjU. 5)

где E - энергия , необходимая для нагрева дефекта до Ть, 1 и S - толщина и площадь микродефектв, л - энергия возбуадения атома меч'алла, L ~ длина свободного пробега электронов в паре, f!^ - радиус облака пара, соответствующий полному испарению микродефокта, £^=4к02/тс(«г+рг), у- частота упругих соударений электронов с тяио-лнми частицами. Условия (5) и (6) связаны с небходимостыо нагреве мккродофокта до температуры кипения и развития электронной лавипы в образовавшемся поело испарения микродефокта облако пара. Электроны набирают энергии за счет обратного тормозного поглощения в полз электромагнитной ьолпн при столкновениях с тяжелыми частицами. Потери связаны с диффузионными уходами электронов из облака горячего пэра. Радиус облака пара находится из условия сохранения массы и определяется толацшой и площадью микродефекта. В соответствии с условиями (5), (6) построява область пробоя (рис.2). В этих где координатах изображены реальные лазерные импульсы TEA С0г-лазера с главным максимумом и хвостом (кривые 1-5). Перосочепие импульсом грапицы области пробоя соответствует образованию плазмы микродефокта (эксперименты показали, что пробой может происходить только на.главном максимуме импульса, длительность которого 2Т0 не). Выделены различные рокн-ш плазмооСразованяя.

Е « const. Лазерный импульс пересекает вертикальную ветвь границы области побоя, образование плазмы происходит при достижении определенного значения Е (кривые 1, 2),

q - coast. Лазерный импульс перасекает горизонтально ветвь границы области пробоя {кривая 4).

Пороговая рогам. Двзерный мшу лье касается граница области пробоя. Возмонер либо на падающем участке (кривая 3), либо, веял верЕй-ва импульса кесаэтся границы области пробоя (крявоп 5).

Дако объяснение отсутствию шшзмообразованя вв шкродефэетах при воздействии маллпеокупдпжп гмлульсэни. П этом случае (т:пульс 6} необходимая для пробоя шпонснвность достигается в поздняо ix:.:an-ти времени, когда облако «ара разрушится п смоазотся с ю/.одшл ок-

Ег,Д*/си2

40 л

30-

20-

Ю~

0 I I I I Г"П I I ] 1 1 I I I I II I I I I I I I I I I Г ) II II I I II I ! 0.0 1.0 2,0 3.0 4.0

Бп.ММ''

Рис.3 Экспериментальные (точки) и теорэтическио (кривив) зависимости полной пороговой энергии о импульсе, необходимой

*

для возникновения ПЛП (Е ), от площада пятна фо-

кусировки для неполированной (I, л) и полированной (2, а) меди

ружаицим isaoM, ионизация в ном. развиться но сможет. Рассмотрена статистика иикродефектов, /няходщихся в площади пятна фокусировки и некоторым образом распределенных Во размерам. Учитываются флуктуации размеров я числа микродефектов» Для случая логрявномерного распределения дефектов по размерам получено уравнение, связывающее пороговые пробойные энергию и интенсивность с числом дефектов, находящихся в площади пятна фокусировки. С помощью этого уравнения при известной форме лазерного импульса рассчитана полная плотность энергии в ячпульсе, необходимая для наступления пробоя, в зависимости от числа дефектов в пятне или, что то же самое, от площади пятна фокусировки (рис.3). Обсуждается вопрос о том, насколько чувствительны полученные результаты к виду плотности вероятности распределения дефектов по размерам. Рассмотрены логнормзльное и логдисперсиотюе распределения. Дано объяснение особетюстям плазмообрязования у полированных и шороховатых поворхносей. Для шероховатых поверхностей с крупными дефектами характерна большая величина Еь и малая q^ (см. (5), (6)). Поэтому лазерный импульс находится левое области пробоя (рис.кривые 2,3) п плазмообразопянио происходит в режиме с постоянной энергией, в иомйнт пробоя. Полированные поверхности с мелкими "дефектами, наоборот, «моотлшлую величину Еь и большую q . Для mix плазыообрв-зовлпие происходит в вершине лазерного импульса, когда интенсивность максимальна"(рис.2, кривая 5). реализуется режим с q « const. Дзнне режимы пробоя для полированных и шероховатых поверхностей обнаружена экспериментально. Па основе проведенного рассмотрейия делаотся вывод, что Предложенная теория адекватно описывает наблюдаемые экспериментально закономерности.

б) Диаграмма для определения порогов возникновения ГШ. Данная диаграмма (рис.4) представляет ербой область пробоя , построенную в безразмерных координатах» пвавопгчннх (4) (где радиус яучв замонвй иа среднюю толщину мпкродефекта), для широкого диапазона длительностей импульса и различных материалов мишени. Прямая кк' нанесена в соответствии с (2) и представляет собой линию, при достижении которой поверхность нагревается до температуры кипения { приближенно это считается критерием плаэмообразования для сличая пробоя за счет испарения -основной поверхности). "Возникновение ПЛП в этом случае происходит , когда Бич выходят,в область, лежащую выше линии ДА'. Участок BCD обусловлен плязиообразованиеы иа мнкродефоктах п построен в

И

оЬответствии с условиями пробоя (5), (6). При этом положении горизонтальной ветви существенно зависит от свойств материала мишепи. На рис.4 ирмые 1-6 соответствуют мишеням из L1H, С, Bi, AI, Си(полированная), Си(неполированная). Например, для меди плазма образуется в части плоскости , лежащей выше ломаной ABCDA'. Для других материалов горизонтальный участок данной ломаной соответственно смещается. На рис.4 изображены также построенные в этих же координатах лазерные импульсы 7-13. На диаграмме можно выделить три характерные области. I- область наиосекундных импульсов (импульс 13). Здось глу била прогрева вещества лазерным излучением значительно меньше средней толщины мякродефектов и микродефекты нагреваются до температуры кипения одновременно с основной поверхностью. Плазма образуется, ко гда Е и q выходят в область за линией АА'. II- область микросекунд ных импульсов (экспериментальные импульсы 9-12). В этом случае микродефекты нагреваются и испаряются значительно быстрее основной по верхности и инициируют образование ПЛП. При этом для металлов с высокой теплопроводностью и низким коэффициентом поглощения данный т ханизм пробоя является основным (см. рис.). Для неметаллов (С, ЫН), для которых характерна низкая теплопроводность и высокий коэффициент поглощения, микродефекты но играют роли в процессе плазмообразования и пробой происходит за счет испарения основной поверхности.В области III (миллисекувдный диапазон воздействий, импульсы 7,8) ,как было показано в данной главе, микродефекты не играют роли в плазмообразо-ванип и ПЛП возникает за счет Нигрева основной поверхности.Экспериментальные импульсы 7, б соответствуют мишеням из С, AI 0 , S10 (импульс 7) и металлов (импульс 8). Отмечается качественное различие механизма пробоя на неметаллах (плазмообразование в струе паров), и металлических мишенях (плазмообразование в парогазовой смеси). Таким образом, предложенная диаграмма наглядно иллюстрирует применяющийся в данной работе единый подход для описания плазмообразования по различным механизмом. Этот подход заключается в определении взаимосвязи пороговых плотности энергии и интенсивности, необходимых для возникновения пробоя, при различных механизмах образования ПЛП и длительностях импульса. Несмотря на упрощенность и иллюстративный характер данной диаграммы опа качестве®) верно отражает основные закономерности. Так, граница области возникновения НОТ для случая облучения миллисекундными импульсами металлов в координатах Е <) действительно представляет собой наклонную кривую, близкую к ли

рис.4 Диаграмма для определения условий возтткяовепия приповерхностной плазма; 1-6 - интенсивности пробоя на мякродефектях для различии* материалов; кА', ВС- - границу областей нвгреве до температуры юягоиия поверхности мишенп и микродефэктов соответственно; 7-13 - лаэорныо пмиульсв

яии достшгашш температура кипения (см. главу II). Область пробои при воздействии коротких импульсов на аэрозольную частицу, которая аналогична теплоизолированному микродефекту, построена в главе IV для случая, когда глубина прогрева много меньше радиуса частицы. Эта область подобна соответствующему участку АВ данной диаграммы.

Четвертая глава посвящена исследованию пробоя аэрозолей . Ранее развитая модель образования плазмы, инициируемой лазерным нагревом , испарением и развитием ионизации микродефекта, модифицируется для описания аналогичных процессов в аэрозоле. Учтены особенности поглощения электромагнитного излучения частицами малых размеров. Для этого введен критический радиус частиц, который зависит от длины вол'Ш излучения и свойств материала аэрозоля. Например для С02~лазера и частиц углерода гк- 1,5 ыкм. Показано, что при г<гь дифракционные эффекты играют значительную роль, сечение поглощения определяется формулой Релея и пропорционально г3, где г - радиус частицы. При г > гк диффракциошше эффекты несущественны, сечение поглощения определяется законами геометрической оптики и пропорционально г2. Учтена возможность влазмообразования при неполном испарении частицы. Рас смотрено два различных режима нагрева - 1) когда параметр xt /гг»1, где х~ температуропроводность материала , t - момент времени, когда Т=Ть, и частица нагревается как целое, 2) когда х^ь/г2«1 и частица к моменту достижения на поверхности температуры кипения не успевает полностью прогреться. Получено выражение для радиуса облака пара в процессе испарения частицы

Ш) = ^-Я-[1-(1--^(Е-Еь))э]^/э , (7)

где р^- плотность пара , л- теплота испарения материала частицы, Ь^ поверхностная плотнеть энергии , необходимая для нагрева частицы до температуры кипения (определяется в соответствии с (5), где 1=г). При E=El, R(E )»0, при Е = Е +4рдг/с - Е - плотность энергии, реоб-

о b # Ь V' .

ходимая для полного испарения частицы , R(Ey )=«r(p/pv) и радиус облака пара максимальный. Используя данное выражение для R(E) на основе критерия (б) выводится уравнение пробоя , которое связывает пороговые энергию и интенсивность, необходимые для образования плазмы, с радиусом частицы;

В* - г1» 3«г'Л И---- •---■-, (в)

(q'r )

где £=л/СТь , Б'., q', г* - безразмерные плотность энергия , интенсивность и радиус частицы, нормированные на Бь(ги), q^ír^) и гя соответственно, гдг г - минимальный радиус частиц аэрозоля при данном распределении их по размерам. Уравнение пробоя (0) получено для случая, когда *t /rz»1 и rrrk- Для других рассматриваемых случаев^ получены аналогичные уравнения. Уравнение (8) иыеет следующий смысл: для наступления пробоя необходима энергия , достаточная для нагрева частицы до температуры кипения (первое слагаемое в правой части ) и испарония такого количества вещества частицы . чтобы в образовавшемся облаке пара могла развиться ионизация при интенсивности q (второе

слагаемое). Уравнение (8) имеет два предельных случая:

q-.® , Е=ЕЬ=Г

-Ц , Е-Е =г+3£Г .

г

Первый случай соответствует наступлению пробоя сразу после нагрева частицы до температуры' кипения, в начало процесса интенсивного испарения. Во втором случае плазмообразование происходит после полного испарения частицы. При этом интенсивность пробоя минимальна из возмогших для данной частицы. В соответствии с полученными уравнениями пробоя в координатах E-q построены области пробоя, соответствуйте различным рокиывк нагрева. Пересечение реальным лазерным импульсом, построенным в этих ко координатах, границы области пробоя дает наглядное подставление о моменте плазмообразовапия и доминирующих механизмах его обуславливающих. Учтено влияние статистического распределения частиц по размерам на пробойные значения интенсивности лазерного излучения . В экспериментах измеряется пороговая пробойная интенсивность в зависимости от размера крупнейшей частицы пз походя- , щихся в фокальном объеме. Рассмотрено наиболее типичное для аэрозолей распределение Юнге. Найдена связь мезэду радиусом крупнейшей частицы в фокальном объеме, параметрами распределения и вероятность® плазмообразования. Используя связь Меаду Е я q в лазерном импульсе, с помощью полученных уравнений пробоя рассчитана зависимость пороговой интенсивности пробоя углеродного аэрозоля от радиуса частиц для i излучения С0г- и М-лазеров с длительностью импульса ?00 и 50 не соответственно (ряс.5, кривые 1,3). Записана уравнения для определения

Ib

Я,Вт/см2

г.мкм

рис.5 Зависимость пороговой интенсивности пробоя воздуха от радиуса взвешенных в нем аэрозольных частиц из углерода; о, д - эксперименты с С0г- и Ш-лазером; 1,3 и 2,5 - соответствующие теоретические кривые и уровни пробоя чистого воздуха, 4- расчет по взрывной модели

пороговой интенсивности пробоя аэрозоля импульсом произвольной формы. Рассчитана пороговая интенсивность пробоя в соответствии с гатаю-эдейся "взрывной" моделью. В данных экспериментальных условиях она но '.лвиоит от радиуса частицы, длины волны излучения и определяется свойствами материала аэрозоля (рис.5). Проведено сравнение результатов "взрывной" и предложенной тепловой модели. Отмечается , что тепловая модель дает завышенные значения пробойной интенсивности па малых частицах для Нй-лазера. Это может быть связано с тем , что в случаи №1-лазера начинают действовать некоторые аргументы, положении о в основу взрывной модели и ограничивающие применимость тепловой модели. Яри этом вероятно реализуется некоторый промежуточный случай, который заслуживает специального исследования. Рассчитана и сравнивается с экспериментом зависимость пороговой интенсивности пробоя ..эрозоля от диаметра пятна фокусировки СО^-лазера. Определена зависящая от свойств аэрозоля энергия в лазерном импульсе, небходимая для возникновения перекрытия облаков пара от отдельных частиц.

В заключении содержатся основные результаты проведенных исследований:

1.Найлоны простые, удобные для практического использования аналитические выражения, связывающие пороговую интенсивность и энергию пробоя паров мишвни и окружающего газа в парогазовой смеси у поверхности металлов , облучаемы?: миллисекундними лазерными импульсами. При известной форме импульса эти выражения позволяют определить пороговые интенсивность или энергию, необходимые для возникновения ПЛП. В безразмерных координатах интенсивность излучения-энергии па единицу поверхности построены области плазмообразовзпия, которые являются универсальными для различных использующихся•в качество мишени металлов'и окружающих металл газов.

2.Рассчитана температура поверхности металлов в момент образования плазмы струи паров под действием лазорних импульсов микросекундной длительности . Обнаружено, что в данном диапазоне длительностей импульса эта температура слабо зависит от интенсивности падающего излучения, практически постоянна для каждого материала и на несколько сот градусов превышает температуру кг гения вещества.

3.Разработана модоль плэзмообразования в порах микродофектов поверхности, учитывающая влияние флуктуация микродофектов по размерам и по числу в площади пятна фокусировки на пороговые характеристики возникновения ПЛП. На основе даппой модели описан пвблядяемый в

эксперименте размерный эффект, который до этого не был объяснен теоретически.

4.С помощью диаграммы для определения порогов возникновения ПЛП проведена классификация механизмов плазмообразоваЕйя в зависимости от свойств материала мишени и длительности лазерного импульса.

5.Получены выражения для определения пороговой интенсивности пробоя аэрозоля в зависимости от длины волны лазерного излучения, размеров и материала аэрозоля, испаренного объема частицы, длительности и фор® импульса, а также диаметра лазерного луча. Проведено сравнение с "взрывной" моделью пробоя аэрозолей. Уточнены границы применимости различны! моделей.

Публикации по теме диссертации

1.Борец-Первак И.Ю., Воробьев B.C., Максименко C.B. Диаграмма для определения условий возникновения приповерхностной лазерной плазмы.// Письма в ЖТФ, 1990, 16, вып.6, с. 68-72.

г.Борец-Первак И.Ю..Воробьев B.C. Влияние флуктуация размеров и числа микродефектов поверхности на пороги плазмообразованил при лазерном воздействии.// Квантовая электроника, 1990, 17, 9, с. 10441049.

3.Борец-Первак И.О..Воробьев B.C. Пороги образования плазмы в парогазовой смеси у поверхности нагреваемых лазером металлов.// Квантовая электроника, 1991, 18, 8, с. 999-1002.

4.Борец-Первак И.D..Воробьев B.C. Пробой эрозионного факела при нестационарном облучении металлов неодимовым лазером.// Квантовая электроника, 1991, 18. 11. с.1331-1332.

5.Borets-Pervak I.Yu., Vorob'ev V.S. Formation ot Laserassisted Plasm3 Due to Aerosol-Laser Interaction.// In.:Proc. 11 th European Sectional Conference on the Atomic and Molecular Physics oí Ionl2ed Gases. August 25-28, St. Petersburg, 1992, p. 254-255.

6.Борец-Первак И.D..Воробьев B.C. К определению порогов пробоя газов, инициируемого взаимодействием лазерного излучения с частицами аэрозоля.// Квантовая электроника, 1993, 20, 3, с.264-270.