Взаимодействие лазерного излучения с тугоплавким аэрозолем в условиях вакуума с учетом переконденсации тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

МИНИСТЕРСТВО 1ШКЧ. ВЮЕИ ЗШН И ТЕХНИЧЕСКОЙ ПОЛИТИКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ АЛТАЙСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННОЙ УНИВЕРСИТЕТ

УДК 535.511 !1<1 праиах pjKor.m

ЛЯИКИМ ГППИНА ВЛАДИМИРОВА

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЙ С ТУГОПЛАВКИМ АЭРОЗОЛЕМ В УСЛОВИЯХ ВАКУУМА С УЧЕТОМ ПЕРЕКОНДЕНСППИИ

специальность 01.04.05 - оптика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата Физш;о - мзтпкатических наук

Барнадл - 1SS2

Работе! пополнена в Л л тайском государственном университете

диктор (¡'изико-ыатематическил нау:;. профессор БукатнЛ В.К., кандидат (Щзико-матеыэтичапких иау«, доцент Иайдук П,Н. доктьо физико-матекатичиских наук Донченкп h. ft.

кандидат (Гизико-мат еиатичзских наук Лукин П.П.

ЬЕДиЦНЯ 0Р17.!ШЗПЦИЯ: Институт оптики атиосфери СС Pftll

Запита погтоикй ".-¿б. " 1992 года в че-

сов на заседании Специализированного совота К.033.53.03 пи оа-«нта диссертаций на соискание ученой степени кандидата фигико-• математических наук при Томской государственной университете им.В.В. Куйбнинва 1034010, г. Томск. пр. Ленине., 36, гл. корпус, ауд. 136)

С диссертацией можно ознакомиться в научной бм'шштеие Томской университета,

Автореферат ра-'осл-ш "Я."1992 года,

Ьчвний секретарь Спеинагчзиров^нного

соввгг к, Ф.-и. н. -Р|'<//'с Г.I». Дбйесе.;

ild'J'iHME РУКОВОДИТЕЛИ:

¿'ЭДИАШМЕ 'JIlilOtiEHTU:

1. ЯБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТ«

Актуальность теми. Быстрое развитие лазерной техники и её практическое использование в различных областях науки привело к необходимости всестороннего исследования процессов распространения мощного лазерного излучения (МЛН) в различных дисперсных средах и взаимодействия с ними. Это связано с тем, что дисперсная среда в той или иной степени присутствует практически везде.

Теоретические исследования стимулируются исключительным многообразием физических механизмов ьзаимодействия излучения с двухфазными системами в различных газогых средах и в условиях разре-зенной среди.

Распространение лазерного излучения в талнх системах сопро-воядаетея рядом нелинейных Эффектов. Одним из актуальных аспектов исследования в этой области является изучение закономерностей взаимодействия МЛН с испарявшимся углеродным аэрозолем в условиях еакуума с учетом переконденсации испаренного вещества, з также изучение новых нелинейных эффектов, возникающих в связи с этики процессами.

Состояние ропрооз. Нелинейные оптические эффекты в атмосферном аэрозоле непосредственно связаны с поведением его частиц в поло распространяющегося лазерного излучения. Е зависимости от происхождения, химического состав? и микроструктуры аэрозолей су-вествупт и разнообразные подходы к описанию их свойств и характера ззанмодейстЕИя с оптическим излучением. О последив? время появились многочисленные работы по исследовании оптических свойств дымовых и сахистых аэрозолей, а также по определению концентрации улерода в атмосфере различных районов Земли и выявления их источников.

Наиболее вазными нелинейными эффектами в углеродных аэрозолях является горение и испарение аэрозольных частиц в поле НЛП. Исследовании этих процессов посвяр.енн многие раоотн, выполненный в Институте оптики атмосферы СО РАН, Институте ргдиогпхкиьи и электроники РАН. Институте физики Б АН, Алтайском госуниверситете и ряде другиг научных организаций.

При воздействии лазерного излучения с плотностьп пэто::а энер-

5* 10 Я

гии воздействумего излучения Ю - Ю Вт/и на тугоплавкие частицы. последние могут нагреватьсядотемператур 4000-5000 К . При

столь высоки); температурах давление насиненных парив Еецества, как правило, становится значителино сиае атмосферного. В этих условиях разлет испарённого частицам» вецества происходит с высокими ско-рэстаьл, и диффузионная модель пспарнниа становится неприменимой, Возникающее в системе перзсыиение почти мгновенно "снимается" в результате образезаеия зарсдиией новой фазы. В ркдо работ сообщается ой зксперименгальном обнаружении нонодисг.ерсных частиц в окрестности облучаемой лазером частицы, образогэчных в результате конденсация пара. образом, возникает необходимость созданий адекватной газодинамической модели, позволяшцей учитывать влияние вторичных частиц на распространение ИЛИ в подобных дисперсных средах,

Имиоциься I) на:тоя'дее время физико-математические модели в области воздейстьия ¡иИ! на вещество умггывавт основные особенности гороиия и испарения тугоплавких частиц в мощном оптическом поле в сухом и влажном воздухе, г. также в условиях вакуума. Однако, в *о-целах испарения тугоплавких азрозалей под действием ИЛИ в разрешенных ерздах процесс перзконденсацни вецсства н<? учитывается.

¡[елью, диссертационной работы явлгетсм теоретическое нсслодова-низ процесса нелинейного чзаимодействил ИЛК с тугоплавкими частицами в условиях Балуема на основе чисхешыго моделирования.

Наччнач козизна работы. Построена газодинамическая модель испарения одиночной углеродной частицы в условиях вакуума с учетом пзрскэндзнгаци;: пиресыцемг.ого пера в окрестности частицы. Постав-лени и изучены вопросы образования и развития двухфазной системи.

Предложен тврмодинамичзсккП метод начохденнг! стегани конденсации пара в предположении его адиабатического расширения, оценены границы -это принышмости.

На осново предложенного метода, а такие предполояения об иэо-энтропийкости испарения, разработана методика расчетов полей температуры, платности и скорости разлета кспарг.юцегося еецества в окрестности углеродной частицы в зависимости от размеров первичных частиц и краевых условий задачи на основе спхоанятцейса функции процесса, раэной счмме кинетической энергии и энтальпии системы.

Записано уравнение для оунхции распределения вторичных частиц по размгча.ч. образованных в результате конденсэ'пп. пересиненного пара в предпо;о«ечии, что э^родмии новой Фазы рождаются одИ|.акоюго рагмера в относительно небольшой области простр^гст -

ел, где велика степень пореснгочния. За пределами этой области весь избыток пара практически мгновенно конденсируется на мне образовавшихся ядрах конденсации. Размер зародим определяется из условия локального термодинамического равновесия между паром и конденсатом и считается равном 1С м.

Разработана методика мачояденчя концентрации и размеров мелкодисперсной фракции аэрозоля в зависимости от размеров первичной частицн и плотности потопа энергии падасисго излучения.

Ка основе предложенного в работе [1] метода сотзетствия температуры Ту н плотности потока энергии падающего излучения Г . получена зависимость, позволяяаая по известному произведения находить температуру поверхности частицн. Здесь Кп - фактор эффективности поглошения света частицей.

3 приближении однократного рассеяния и хзазистационарнос1л процесса найдена объемный коэфСпцизнт азрозольиого ослабление двухфазной системой, образованной ч результате испарения монодне-персного углеродного аэрозоля, и сечение рассеяния на системы "первичные частицн + вторичные частицн".

Научная и практическая ценность. Построенная модель взаимодействия ИЛИ с углерод!!!!!! аэрозолем п- условиях чакуука с учетом переканденсацин подтвердила необходимость рассмотрения влияния образующегося в результате конденсации облака вторичных частиц на оптический характеристики всей системы. Она позволила более корректно г.сставить задачу о нахондении термодинамических характеристик р окрестности испарявшейся частицы. сформулировать условия проведения экспериментальных рабит в этой области исследований, а также показала всзмознос^ь проведения численных расчетов оптических характеристик системы не только и случав однократного рассеяния, но я многократного, как для заданной плотности потока энергии падааиего излучения, так и для заданной амплитуды электромагнитной волн«.

Результаты работы могут быть использованы:

- для решения задач газовой динамики, связанных с практическим использованием лазероЕ в современных технолигическнх процессах:

- при получении субьикренного состава аэрозоля путем испарения тугоплавкой микрочастицы а вакууме;

- при интерпретации модельных и на,урннх экспериментов по про-хоядвнии високоинтысивного излучения через дисперсную среду е

условиях закуума;

- в дымовых завесах, которые мояно использовать в качестве преграды от лазерного излучения.

Достоверность пезцльтагов. Разработанная модель взаимодействия ИЛИ с тугоплавкими аэрозольными частицами в условиях вакуума с учетом переконденсации испаренного вещества сопоставлялась с известными моделями горения тугоплавки): частиц с учетом испарения и испарения последних в атмлсферных условиях. Созданное программное обеспечение для решения поставленной задачи предварительно тестировалось выводом дополнительно!'! информации по заполнению законов сохранения потока испарявшегося вецества и его уасси.

На защиту выносятся с л ?д что-, о положения:

¡. Степень копдеьсацин пара и термодинамические поля в окрестности испарявшейся частицы могут быть найдены с помощью при-блияениого термодинамического метода без точного реуешп уравнений ГаЗОДИНЗЬШ'И,

2. Размер области роста вторичных частиц, пбразовант:х в результате испарения тугоплавкой частицы, слабо зависит от исследуемых значений плотности потока энергии падапцего излучения, и

9 Z

для 10 - 10 Вт/м он составляет порядка двадцати радиуссв частицы.

3. Образующимся аэрозоль яьляется очень мелкодисперсным во ьсеИ области роста размиров вторичных частиц. Максимальный размер вторичных частиц достигает дву::-трёх размеров зародышей КОНДННСа-Та •

4. При плотностях потока воздействующего излучения меныае

В * 10 Йт/м для монодисперсного углеродного аэрозоля, ипаряюцегося и атиосфьрных условиях, наблюдается оставление излучения. В случае испарения в условиях вакуума вклад вторичных частиц в ослабление излучения несущественен в силу малости их геометрических размеров.

Апробация пезольтатов. Г!о теме диссетации опубликовано 11 научных работ. Основные полученные результаты Д1кладызались на X (г. Якутск, 1480) Всесоюзном симпозиуме по распространению лазерного излучения в атмосфере, ХУ Всесоцзной конференции "Актуальные вопросы физики аэродисперсных систем" (г. Одесса, 1909), XI Всесоюзном симпозиуме по рлспго';тра"енип лазерного изли'.ения в атмисфе ре и водных средэх ( '.оиск, 19Э1 ), £• танк« на •¡гучнгм сем,маре з Ь.(И тепла- и массооГмена ¿АН (г. Минск, 10301 и \\ Рсепкзнои

конференции по применению лазеров о технологии и системах передачи и обработки информации ( г. Киев, 139! ). Список публикаций приведен в конце автореферата.

Структура :i объём работы. Диссертация состоит из введения, трёх глас, заключения и списка литературы. Обций обгём диссертации - 105 страниц напиисписного текста, включая 25 рисунков, 1 таблицу и библиографию из 106 наименований.

[ l. Сидеркыше реботи

Do введении обоснована 'актуальность темы исследования, про--веден краткий обзор литературы по структуре, химическому составу и оптическим свойствам атмосферных аэрозолей. Приведет; донные, подтрорЕдзкыио ыирокоо распространенно частиц углероде» различных нотификаций (саха. графит) в атмосфере различных районов Земли, определимо место данной диссертационной работы среди других публикаций, сформулирована цель работы, показана и обоснована её новизна . научная и практическая ценность и достоверность полученных результатов. приведены положения, оиносимые на защиту.

Ъ лореой главе разработана газодинамическая модели испарения одиночной углеродной частицы в ноле ИЛИ г. условиях вакуума с учетом пбраконденсацни.

¡11.1 изложена исходная постановка задачи, записана система газодинамических уравнений, описывающая разлет испаренного частицей веществе. Для реиения системы 'введена степьиь конденсации пара в виде j-,^

!Де fii , fb число молекул в единице объема, находящихся в конденсирова.нюй и газообразной фазах. соответственно.

Для упрочения системы газодинамических уравнений обосновано квазистационарное приближение, связанное с малостью времен установления термодинамических полей s окрестности частицы по сравнений с временем её полного испарения. Радиус частицы 20 и температура её поверхности Т- полагается известными величинами.

Система газодинамических уравнений, записанная с учетом сферической симметрии и квазистационзрностк процесса, реиаетса для случая адиабатического расширения ненасыщенного пара и для случая расаирения пересыщенного пара, когда в относительно пебольмой области пространства идет активная конденсация. За пределами этой области давление паре совпадает с давлением насыщенного пара и пе-ресыцзнио. фактически, "снимается".

3 первом случае ревение системы легко находится аналитически. Оно допускает два реяима испарения: дозвуковой и сверхзвукопой. Показано, что при дозвуковом режим? испарения в вакуум не выполняется усльеие для плптнасти смеси на бесконечности ( ~*0).

Пр\ решении ¿ачачи для второгс случая возникает необходимость

нахождения введенной яте степени конденсации пара в зависимости от температуры снеси.

1 разделах 1.2. 1.3 обосновывается термодинамический подход к ревежте задачи oí испарении в вакуум и его использование при нахождении нензгсстной зависимости Х(Т). Показано. что с качестве первого приближения могно считать, что весь избыток Пара мгновенно конденсируется на образовавикхся ядрах конденсации в очень узкой области, и существует термодинамическое равновесие между пр-ро:í и конденсатом, й рейках да,того приближения, считая расширение пара от поверхности частицы адиабатическим и изоэнтропическим. из урзвнокия первого начала термодинамики находится выражение для степени конденсации пэра. Получанное нелинейное диуОерсн,шальное уравнений относительно температуры газовой снеси решается численно. Рекенип уравнения показывает, что при Т-*- О Фактически, од-

нако, часть вещества уходит на бесконечность в газообразной состоянии . "а ^приминается значение х(Т) п той точке, где длина свободного nooíera становится порядка размера аэрозольной частицы, и термодинамическое равновесие в системе не сохраняется.

В 1.4 приводится сбоснованиз термодинамического метода для нахождения параметров испаренного еецества в окоостностн частиц:; и ставятся граничные условия задачи об испарении в вакуум г плоской металлической .поверхности, из которая следует, что в начальный момент п достаточно узкой области п системе сусесгоует лоресиавнве, Фактически, вблизи поверхности частицы начинается конденсация пара. ¡I Я становится отличным от пуля. Возникает задача постановки нося:-; граничных условий с момента начала кондзпеации пара. Спи записнсспт-сл я предположении. что за проделан:! области образования злроднпей конденсата плотность чара становится равной плотности насчаенн^го пара, а скорость разлета napa равна местной скорости звука в газе.

Разделы 1.5, 1.6 посв.чценн репенип систем:; газодинамических уравнений, опнсываицсй процесс испарении в вакуум с учетом перекзн-денсацпн и егс анализу. Система реиалзсь аналитически и численно. Аналитическое реиение системы получено дл.ч пзозптропического расширении пара в вакуум, Получена сохранясцадся Сункция процесса, рамная сумме кинетической энергии и энтальпии системы. Сна позволяет в первой приближении находить термодинамические поля в окрестности ис-пардкцейсл тугоплавкой частицы, по прибегая к численному рсиениэ системы, С помоцьп нэйденной функции проводятся расчеты скорости, плот-

мости, давления, температуры и степени конденсации пара з закисинос-ти от обратного расстояния до первичной частицы. Перечисленные параметры представлены в сравнении с такими «е параметрами, полученными при испарении углеродных частиц вполп 1>ЛИ в атмосферных условиях и горешш последних ; учётом испарения. Там ее проводится сравнение результатов аналитического и численного методов решения системы газодинамических уравнений. Выяснено, что в случае, когда пересыщение в системе отсутствует, наблюдается полное совпадение результатов. При сунественных пересиценнах в системе имеются незначительные различия, складиванщиеся, по-види:юцу, из ошибок округления и ошибки численного метода,

Из реоення газодинамической системы следует, что;

1. скорость разлета испаренного углерода растет от значения скорости звука в газе до сверхзвуковых скоростей, так что при таких значениях мелкие частицы не успевают вырасти и далее разлетаются на бесконечность ьнесте с углеродным газом. При этом степопь кспденсаци:) пара становится порядка 0,3, то есть меньшая часть массы испарённого вещества превращается в частицы, а больная - разлетается в виде гага,

2. температура двухфазной системы в окрестности частицы достаточно медленно убывает до расстояний — 20 а0 . а затпн резко стремится к температуре среди на бесконечности,

3. давление ипарепного углерода у поверхности частицы превышает вначале атмосферное, но с удалением от частицы быстро уыеньиаетса

и на расстояниях ~20 CL0 становится существенно ниие атмосферного.

4. Степень конденсации испаренного вещества слабо зависит от температуры поверхности частицы или от плотности потока энергии падающего излучения.

Исследование перечисленных параметров за пределами указанной области является чисто формальным, поскольку термодинамическое приближение, в котором реиается задача, в этой области yse не работает,

В 1.7. записано уравнение для фунчцик распределения вторичных частиц по размерам с правой часты], описывакцей рождение вторичных частиц одинакового- размера Cty в бесконечно узком паровом слое радиусом Zg . Решение получено аналитически с помоцьв преобразования Лапласа. Показано, что фугжция распределения вторичных частиц зависит от концентрации вторичных частиц л/z) и их размеров aftj и имеет вид fi*,*)-¿Ya-a/tjJ .

Зависимости n/V и a(V найдены в разделе 1.8. Згая массу

-Ю-

всего испарившегося веыестса в объёме У па расстоянии t от частицы и иасс.у вторичной чаткци и учитивая, чтэ поток вторнчник частиц в наровнх слоях и t за один и тот ?.в ноиеит времени сохраняется, получаен зиражение для концентрации вторичннх частиц. Далее показано, что найденная функция определяется геометрией задачи, разменом критического зародим и температурой поверхности частицы, а следовательно, и плотностью потека энергии излучения.

Б области, где проияоило образование зародчией величина ctf^ , тс есть равна инициальному критическому размеру, когорта долхен обладать поэниказцмЛ зародин конденсата для того, 1тобч он стал центром образования новой фази. Даннш'1 параметр оп-(едпллзтея из условий существования термодинаиическоно равновесия

~9 i

о еду парок и конденсатом и считается равнин 10 м. lía вспы ннтер-але значений 2 концентрация зторичних частиц убивает как 1 /'С . 'уккция n('i}> определяемая размер вторнччих частиц, иедленно рас-ет в области применения тернодииамического метода и иогно считать, то образовавшийся аэрозоль из вторичннх частиц остаётся практичес-I! ыоноднеперошы. Здесь же приводятся оценки размера области роса оторнчних частиц. Показано, что размер области практически не ависит от исследузмнх значений плотнсстк потока воздействующего злучания и разон - 20 <2д ,

Вторая глава посвяцена нахоядениа и анализу врекешшх харак-эристик радиуса и температуры поверхности углеродной частици. ;есь Tsüse исследованн зависимости скорости испарения частици н гепенн конденсации пара от плотности потока энергии падавцего изменил, поскольку при взаимодействии излучения с частицами един-■венкик, как правило, извесгннм параметром является плотность по-1ка энергии,

В 2.1 записаны уравнокия балансов тепловой энергии и массы стици. При зтоы считается, что плотность потока энергии от части-складивается из знзргопотерь за счВт лучистого теплообмена и ис-рениа с учётом переконденсации вущества. Поток ыасси от частицн ределен в квазистационарном приближении для сфернчески-симметрич-го процесса испарения. Проведены оценки характерного времена из-нения радиуса и теиператури поверхности частици вследствие её ис-рения. Показано, что частица достигает максимальной температуры актичзски без изиенения своего радиуса. Из уравнение теплового панса по известноыу произведения Г мозно найти температуру

поверхности чзстицы и наоборот, Значений комплексного показателя преломления углерода для расчета "'.¡акторов э^фаитнвиости прининался рапным П\ , 35-0.66ч для длит; полни лазерного излучения Л -= 10.Г) мни. Показано, что при плотности:: потока энергии I = 10?- 10

о

Вт/к'' температура поверхности достигает значений 4000-5000 К практически независимо от её размере. Здесь ,»е получени зависимости температуры поверхности и радиуса частицы от времени для различных размеров частиц. Выяснено. что ч :-'.рчп:п:х частиц с мим темпе-

ратура поверхности после быстрого выхода на максимальное значение остаётся почти постоянной величиной до полного испарения частицы. Радиус частицы практически линейно убызазт со временем, 'б случае испарения мелкой частицы с ¿£-10 мкм и мепыге, наблюдается её быстрее нагревание и быстрое охлаждение. Полученные зависимости пред-стаелеш' з сравнении с результатами по горении частиц с учётом испарения в атмосферных условиях. Обоснован!! различии в результатах.

Б 2,?.. исследуется зависимость спорости испарения частицы и стс пени конденсации нспарявцзгося иеиестга от плотности потока знерпп: падаецего излучения. Показано, ;4ТР обе зависимости являются практически линейными функциями плотности потока анергии. Степень конденсации пара меняется о интерволе исследуемых значений плотности поте

-г 9 г-

ка энергии н 1,2 паза, а скорость испарения для I =1-0-10" Ьт/н" - в 7,раза. Показано, что с рекиме интенсивного испарения скс-

:)сть изменения р излучения в виде

рость изменения радиуса зависит от плотности по-тока энергии

где размерны:4. коэффициент Э- определяется из уравнений теплового баланса. Здесь не представлена зависимость скорости испарения частицы от температуры ее поверхности и сравнении с результатами по горокия с учетом испарения. Объяснен:.' различия и сходства в результатах,

Третья гласа посвяцена нахождении объемного коэффициента аэрозольного ослаблен.!!! и сечения рассеяния в приближении однократного рассеяния на частицах с учетом перекондснсацип как в условиях вакуума. так и в атмосферных условиях,

В 5.1 проводится оценка коэффициента аэрозольного ослабления через массу исиаривгсгося вещества без учета спектра образозавиихз: вторичных частии, когда их критический размер конденсата находится из условия лг'.ейной зависимости скорости испарения частицы от плот-

мости потопа энергии воздействуйте™ излучения. Приближенные оценки этой величина для пороговых значений плотности потока энергии

-г 9 1

в атмосферных условиях 1=10 Вг/к~ дали С*. — 0,3 ним. Склад вторичных части.:; в ослаблении излучения оценивался из отношения коэффициентов ослабления вторичными и первичными "астицлмн, которое содержит произведение фЭ1:торсз эффективности ослабления на соответстзуи-цуа массу испаривиегося вецесте?. и ооратнсе птнсиениь размеров частиц аэрозолен. Считалось, что масса испарившегося вецествл составляет ~30 7. нассы первичных частиц согласно насчетам. ппооеденшт

т У

в парной главе. Показано, что при плотностях пстокз энергии 1 =10 -1 • 1С""' Зт/н^найледаотся рост ослабления излучения из-за рассеяния на вторичных частицах. Лнвь при 3-10 Вт/!.'~ наблсдается кеболь-иое умочьиеипе сечения ослабления, обусловленное уменьшением гесмз-трических размеров частиц вследствие их испареш!я.

Оцзнки, проведенные для случая испарения углеродных частиц а условиях вакуума, показали, что вторичные частицы не приводят I: ослабления излучения. Образовавшиеся частицы, в силу малости своих размеров, являлтся оптически "мягкими".

Г) 3.2. 3.3 проведены результата численных расчетов объемного коэффициента аэрозольного ослабления ч сечения рассеяния на нторич-шх частицах по найденному ранее спектру пторнчннх чзстиц. В нрьд-тологении, что первичные частица начшапт испаряться однозременнс, 13 кесал друг другу, найдена функция распределения вторичных 'частиц по размера». Полагая критический раз.чер зародыией конденсата известной величиной, равной н, и считая, "то за зремя установления стационарных пслей размер героичных частиц практически на изменится, отнозениэ коэффициентов аэрозольного ослабления составило -10 , Число первичных частиц выбиралось постоянным вдоль трасси рас-тространення луча и составляло А^-10 ст/ы*, что соответствовало ;словпяи запиленного воздуха. Тогда оптическая толг;а 2" на коротких трассах, £~0,5 ы, разнялась -10. Здесь - расстояние, птсчи-гкзаемое от источника излучения до точки наблюдения. Сечение рассе-¡ннл для тех яэ значени.и входных параыетоов составило 1" к , что в Ю раз иеньве сечения ослабления на первичной азрозоле. Проведение расчеты позволили сделать вивзд о гоя. что вклад ыоричннх частиц в ослабление излучения, действительно, несущественен.

ЦИТИРОВАННАЯ ЛИТЕРАТУРА

I. Иайдик-A.M. Распространенно интенсивного оптического излучения в твёрдом горючем аэрозоле: Лис. ... к. Ф.-а, наук. Тонек, ¡903.-- 141 с.

, /

III. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТУ PAD0TK

1. Разработана газодинамическая модель испарения одиночной тугоплавкой частицы в поле мощного лазерного излучения в условия/, вакуума. Рзвлтие образовавшееся двухфазной системы в процессе испарения к кондесацни частиц ногет бить описано через термодинамический параметр - степень конденсации пара, Нетод нахождения этого параметра предложен из существования локального термодинамического равновесия меяду газом н конденсатом и изоэнтропийиости процесса испарения. Показано. что степень конденсации пара ь окрестности часткии практически линейно зависит от температуры системы. Г) исследуемой области

9 JO Z-

плотностей потока энергии-10 - 10 Вт/м - температуре поверхности частиц достигает значений 4QOO-SOOO К. а скорость рззлатп испаряющегося вещества больше скорости звука в газе, При таких скоростях частицы конденсата практически не успесаит увеличиться в своих размерах. Показано, что лишь ~30 7. испаренного углерода превращается е конденсат, а значительная часть - разлетается на бесконечность в газообразном состоянии.

2. Найдены поля температуры, плотности и скорости испаряющегося вещества и окрестности частицы в рамках применения термодинамики для решения задачи об испарении в вакууме. Получена сохраняющаяся Функция процесса, равная сумме кинетической энергии и энтальпии системы, позволявшая в раьках термодинамики находить перечисленные вние характеристики. не прибегая к численному решению газодинамической модели. Проведено сравнение с результатам:: работ по горении таких во частиц в поле ИЛИ с учетом испарения в атмосферных условиях.

3. Найдена функция распределения вторичных частиц по размерам в пргдположении. что вторичные частици образуются в некоторой узкой области и имеют некоторый критический размер. Он определяется термодинамически« равновесием пара и конденсата и составляет 10 и.

Разработана методика нахождения концентрации и размеров мелкодисперсной фракции аэрозоля о зависимости от граничных условий задачи. Отмечено, что концентрация втпричнмх частиц ведёт себя в окрестности частицы практически как 1/2 , и образовавшая азро-золь является мелкодисперсным. Выяснено, что область росте; конденсированных частиц равна порядка двадцати радиусам первичной частицы и не зависит от плотности потока воздействующего излучении. 1. Создана модель скороси испарения частицы и изменения её температуры поверхности от времени процесса и от платности потока излучения. Найдено, что температура поверхности частицы при высоких плотностях потока энергии. 10 йт/м и вине, достигает значении температур -5000 К независимо от размеров частиц, а скорость испсфеиня является практически линейной функцией от плотности потока энергии излучения. Степень конденсации лапа слабо зависит от температуры поверхности частицы.

5. Для моноднспорсного углеродного аэрозоля, размер частиц которого 10 мкм. в приблнкении однократного рассеяния найдены объемный коэффициент аэрозольного ослабления и сечение рассеяния на вторичных частицах с учетом переконденсации испаренного вояесгва как в условиях вакуума, так и в среде с противодавлением. Показано, что вклад вторичных частиц в ослабление излучения з атмосферных условиях сч-

{О у

цественеп для плотностей потока энергии С -10 Вт/н . При больших плотностях потока энергии наблюдается укемызенне езченкл ослабления, обусловленное уменьиениен геометрического размере частиц вследствие их испарения. 3 случае испарения частиц з условиях вакуума следует рассматривать ослабление излучения только на первичной-аэрозоле. В. Анализ полученных теоретических результатов позволил более корректно поставить задачу о нахождении термодинамических характеристик развиваацейся двухфазной системы и сформулировать условия проведения экспериментальных работ в этой области исследования.

СПИСОК РЛБОТ ПО ТЕПЕ ДИССЕРТАЦИИ

1. Испарение тугоплавких частиц в лазерном поле з газодинамическом ремме с учетом переконденсации./Г.в, Панкина. А.Н. ¿аАдук // Взаимодействие мовного лазерного излучения с аэрозолем: Меявузовский сборник,-Новосибирск, 19^3.- с, 71-79.

2. Термодинамический метод оценки параае-'роБ пара испа.)яс51);Чя

аэрозольной частицы./Букатый В.И.. Лямкина Г.В., Еайдук П.Н.// Нелинзйное взаимодействие мощного лазерного излучения с твердим аэрозолем: Межвузовский сборник. Барнаул. 1983.-е. 14-16.

3. Букатый В.И., Лямкина Г.В., Е1айдук А.Н. Термодинамический мв-тод оценки степени конденсации пара в окрестности ипаряящихся аэрозольных частиц,//X Зсесоизный симпозиум по распространению лазерного излучения в атмосфере. Тезисы докладов. - Томск, 1389.- с. 153.

4, Букзтый В. П., Лямкина Г,В, ,\ Еайдук П.И. Термодинамический метод опенки параметров пара испаряющейся аэрозольной частицы, //X Всесоюзный симпозиум по распространению лазерного излучения в атмосфере. Тезисы докладов. - Томск, 1969,- с. 15В.

Ч. Букатый В.П., Лямкина Г.В., Оайдук А.К. Функция распрздвлеиия вторкшшх частиц при испарении в вакуум.// XXV. Всесоюзная конфбвенция по актуальнгм вопросам аэрсдиснерсных систем. Тезисы докладов. - Одесса, 1333. ч. 1.- с. 57.

В. Лямкина Г.В,, Еайдук II.М, Испарение, и переконденсация тугоплавких частиц в мощном оптическом поле./Алтайский госуннвер-ептет.- Барнаул, 1990.'- 27 е.- Деп, в ВИНИТИ 11. И ,90, //'5653--В90.

7. Ляькина Г.В., йайдук А,К. Газодинамическая модель испарения ■тугоплавкой частицы в мощном оптическом поле с учетом перс-конденсации в условиях вакуума.//Оптика атмосферы. 1391. Т, 4,

. С. 757-705.

8. Лямкина Г.В., Сайдук А.Н. Размеры и концентрация мелкодисперсной фракции аэрозоля при испарении тугоплавкой частицы в ва-кумм.//Оптика атмосферы. 1391. Т. 4, ¿''П. С. 1132-1135,

9. букатый В.П., Лямкина Г.В., Оайдук А.Н. Динамика температуры и радиуса испаряющейся тугоплавкой частицы в вакууме г поле лазерного излучения.//XI Всесоюзный симпозиум по распространении лазарного излучения в атмосфере и водных средах. Тезиск докладов. Томск. 1991,- с. 07.

10. 5у;;атнй В.И., Лямкина Г.В.. Кайдук АЛ!. Динамика температуры и радиуса углеродной частицы, испаряющейся в вакууме под воздействием лазерного излучения,/Алтайский госуштсрситет,-Барнау.ч. 1992.-9 с.-Деп. в ВИНИТИ 10.06.92. Уе 1314-В92.

11. Букатый В.И., Ляткина Г.В., Иайдук А,И. Распространение мощного лазерного излучений в монодисперсном аэрозоле в услоииях вакуума при гереконденсации./Алтайский госуниверситет-Барнлул

1992.-6 с.-Деп. в ВИНИТИ 10.06.92,^1915-892.