авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 ||

«Р. Ровинский Мощные технологические лазеры В книге рассматриваются физические и технические основы построения мощных технологических лазеров, а также ...»

-- [ Страница 4 ] --

Часть исследований велась на стенде с непрерывным СО2 лазером мощностью порядка 1 кВт. Здесь исследовались процессы, протекаемые при осуществлении резания и сварки различных конструктивных материалов. Совместно с другими организациями выполнены измерения, определяющие зависимость энергетического порога от длины волны, для чего использовались лазеры, генерирующие излучения в более коротковолновых диапазонах, а так же использовались гармоники некоторых лазеров.

2) ИСПОЛЬЗОВАННЫЕ МЕТОДИКИ ИССЛЕДОВАНИЙ НА СТЕНДЕ.

1. Определялся весь комплекс параметров лазерного луча на выходе генератора и в пятне облучения на объекте: интегральная энергия в импульсе, распределение интенсивности во времени, расходимость луча, плотность энергии в пятне облучения, распределение плотности энергии по пятну. Все данные по регистрации процесса взаимодействия автоматически привязывались к плотности энергии луча в пятне.

2. Регистрировалось возникновение плазмы, динамика развития плазменного факела, его геометрия, размеры и их изменение во времени. Обеспечивалось временное разрешение на уровне 10–7 с.

3. Определялись основные параметры плазмы: концентрация электронов, яркостная и электронная температуры, спектральный состав, плотность излучения и изменение этих характеристик со временем. Для решения таких задач использовались разрешенные во вмени спектральные измерения.

4. Исследовалось взаимодействие лазерного луча с плазмой вообще и с плазмой, возникающей вблизи поверхности объекта в процессе воздействия на него лазерного импульса. В частности, подробно исследовалась степень экранирования плазмой излучения лазера и процессы пробоя нагретых паров материала лазерным лучом.

5.Исследовались магнитные поля, генерируемые находящимся в движении плазменным факелом.

6.С участием других подразделений «Астрофизики» изучались структурные и иные изменения поверхности материала под воздействием лазерного излучения.

7. Были разработаны и использовались методики определения лучевой стойкости и характера изменений, возникающих у кристаллических оптических материалов, приемников лучистых энергий и других приборов и материалов при их облучении, представлявших интерес для наших задач. Рассмотрим основные результаты исследований.

3) ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ ПОРОГ ОБРАЗОВАНИЯ ПЛАЗМЫ Возникающая плазма обнаруживает себя свечением. При постепенном повышении плотности энергии в пятне облучения регистрация появления свечения с помощью высокочувствительного приемника позволяет установить то значение плотности энергии, при котором возникла плазма. Статистическая обработка результатов регистрации свечения в серии повторных измерений устанавливает значение энергетического порога возникновения плазмы и точность его определения. Измерения выполнены для большого числа распространенных материалов, с которыми практически приходится иметь дело в процессах обработки. Установлена сильная зависимость порога от рода материала, от размеров пятна облучения, от длительности воздействующего лазерного импульса, от состояния поверхности материала [15].

а) Зависимость порога от размеров пятна облучения проявляется при малых пятнах, диаметры которых не превосходят нескольких миллиметров. В этом диапазоне наблюдается рост значения энергетического порога при уменьшении размеров пятна.

Если диаметр пятна превышает примерно 1 см, то дальнейший рост размеров пятна не вызывает изменений значения порога.

б) Значение порога образования плазмы растет при росте длительности воздействующего лазерного импульса. Этот эффект по-разному проявляется у разных материалов. Так, при увеличении длительности импульса от 1 до 10 мкс у стекол значение порога возрастает на 20%, а у дюралюминия – в 2 раза.

в) Напыление пленочных покрытий на поверхность оптических стекол и кристаллических материалов (для просветления, увеличения коэффициента отражения или для защиты от влаги) существенно снижает порог. У металлических зеркал порог образования плазмы начинает заметно возрастать после того, как коэффициент отражения превысит значение 0,95.

г) При многократном воздействии импульса на одно и то же место происходит очистка поверхности в случае металлов, что сопровождается повышением значения порога, либо идет процесс обугливания диэлектриков, что снижает порог.

д) При воздействии на оптические стекла и пластмассы излучения СО 2 лазера в доплазменном режиме проявляется эффект матировки поверхности. Степень нарушения прозрачности материала зависит от числа повторных импульсов, воздействующих на один и тот же участок поверхности. Так, после первого импульса пропускание снижается не более чем на 20%, после второго – примерно на 40% и так до полной непрозрачности матового стекла. Матировка вызывается появлением сильных термических напряжений в тонком поверхностном слое стекла (порядка микрона), поглотившем излучение, приводящих при последующем быстром остывании к растрескиванию поверхности и образованию на ней системы "чешуек".

В качестве примера в таблице 4.1 приводятся значения энергетического порога образования плазмы Еп у четырех материалов, представителей четырех различных групп, при двух значениях длительности воздействующего импульса.

Таблица 4. 4) РАЗВИТИЕ ПЛАЗМЕННОГО ФАКЕЛА.

Характерная особенность импульса СО2 лазера, как показано на рис. 4.2, состоит в том, что в нем различают две части: начальный пичок и относительно протяженный "хвост". Максимум пичка отличается стабильностью, он достигается через примерно 0,08 мкс после возникновения импульса. Плазменный факел также возникает с определенной задержкой по отношению к началу, но эта задержка td сильно зависит от плотности энергии лазерного импульса. Так, при плотностях энергии, близких к порогу возникновения плазмы, задержка максимальна и достигает 1 мкс.

Это означает, что вблизи порога факел возникает на хвостовой части импульса. По мере увеличения плотности энергии время возникновения факела td экспоненциально убывает, стремясь к определенному предельному значению. Предельное значение проявляет зависимость от материала объекта и от длительности лазерного импульса. При длительностях импульса от до 5 мкс предельное значение задержки появления факела слабо зависит от материала и примерно равно 0,1 мкс. Следовательно, по мере превышения пороговой плотности энергии лазерного импульса, момент возникновения плазмы перемещается от хвостовой части импульса сначала на задний склон пичка, а затем, пройдя вершину, переходит на верхнюю часть переднего фронта. Переход совершается при плотностях энергии порядка 10 Дж/см2.

Время существования плазменного факела на полтора порядка и более превышает длительность лазерного импульса, вызвавшего его, и в среднем составляет примерно 100 мкс. Сразу после возникновения начинается расширение факела. Начальная скорость расширения самая высокая, затем она быстро убывает. Толчком к расширению служит процесс пробоя, при котором частицы образовавшейся плазмы получают значительную кинетическую энергию. Но к этому добавляются газодинамические процессы, которые в определенных условиях создают ударные волны в окружающем воздухе. Поэтому различают два режима расширения возникшего факела. Прежде чем рассмотреть эти режимы, отмечу, что начальная скорость расширения однозначно зависит от плотности мощности лазерного луча, и практически не зависит от материала поверхности, у которой возникает факел. Это выглядит несколько странно, так как исследованные материалы очень сильно отличаются по отражательной способности своих поверхностей, по коэффициенту поглощения, по электрическим свойствам. Не наблюдается зависимость начальной скорости факела и от длительности импульса (в пределах от 2 до 10 мкс), хотя при изменении длительности сильно меняется форма импульса. Так, при длительности импульса меньше 1 мкс примерно 50% и более всей энергии импульса сосредоточено в пичке, при 2 мкс в пичке содержатся 25% энергии, а при 8 мкс – только 5%. Вся остальная энергия находится в хвостовой части.

Можно считать, что в среднем пробой наступает при плотности мощности порядка 10 Вт/см2. При таких и несколько более высоких плотностях мощности реализуется первый режим расширения, получивший название режима дозвуковой радиационной волны. Начальная скорость движения светового фронта vо, согласно экспериментальным данным, апроксимируется степенной функцией:

V0 = CIk (4.4) причем в интервале длительностей от 2 до 10 мкс показатель степени и коэффициент не меняются и равны: k = 2/3, C = (8,3 ± 0,4) 10 -5 если vо – в км/с, а I – в Вт/см2.

Когда плотность мощности достигает ~ 2.107 Вт/см2, вместо режима радиационной волны скачком возникает режим детонационной волны. Его характерная черта – движение светового фронта с начальной скоростью, превышающей скорость звука. В этом случае физика процесса расширения отличается от случая радиационной волны, но на этих особенностях здесь останавливаться не будем. Теория детонационного режима предсказывает изменение зависимости скорости от плотности мощности I, она выражается следующим соотношением:

(4.5) где g = 1,3 – эффективный показатель адиабаты, n = 2.10 –3 г/см 3 – плотность холодного воздуха. По мере расширения факела скорость движения переднего фронта световой волны быстро снижается.

5) КИНЕТИКА ФАКЕЛА И ПАРАМЕТРЫ ПЛАЗМЫ Состояние плазмы характеризуется концентрацией электронов ne, температурой Т (при условии локального термодинамического равновесия) или электронной температурой Те (если равновесие отсутствует), а излучательные свойства плазмы можно характеризовать яркостной температурой Тb. Эти параметры в случае плазмы лазерного факела меняются со временем, они максимальны в момент возникновения факела и быстро уменьшаются в ходе его распространения, особенно на завершающей стадии распада, то есть примерно через 50 – 80 мкс. Традиционно параметры плазмы определяются спектральными методами, а чтобы разрешить их измерения во времени необходимо обеспечить получение спектральных картинок за достаточно короткие временные промежутки. Сложность подобных измерений состоит не только в необходимости обеспечить регистрацию спектров за очень короткие времена, но и в трактовке полученных экспериментальных результатов. На эти результаты оказывает влияние состояние плазмы, которое при коротком времени существования может оказаться сильно неравновесным. Методика подобных измерений была тщательно отработана, что исключает неверную трактовку полученных результатов.

Электронная концентрация находилась по штарковскому уширению двух первых линий бальмеровской серии водорода. Водород всегда присутствует в газовой смеси в очень небольших количествах, а первые линии бальмеровской серии достаточно яркие, и они надежно регистрируются, что обеспечивает их разрешение во времени.

Дополнительно выполнялись измерения уширения ионной линии азота 504,5 нм, вызываемого квадратичным штарк-эффектом. Используя данные всех трех измерений, получена зависимость электронной концентрации, и ее изменение во времени на протяжении от появления факела до 70-й микросекунды его существования. В указанном временном интервале получена эмпирическая зависимость электронной концентрации от времени, выраженная следующей формулой [16]:

ne = 3,6 1017exp(- 0,033 t) (4.6) где ne – в см– 3, t – в мкс.

Поскольку нами было установлено, что в лазерной плазме нарушено ионизационное равновесие, то температурные измерения свелись к определению электронной и яркостной температур. Электронная температура определялась по отношению интенсивностей двух ионных линий азота. Их удавалось надежно выделять только на протяжении первых 2,5 мкс существования факела. В это время Те слабо зависит от плотности энергии лазерного импульса, и примерно равна 2эВ. Яркостная температура определялась через измерения спектральной интенсивности излучения непрерывного спектра. Она зависит от плотности энергии лазерного импульса, и в интервале от 10 до 25 Дж/см2 менялась от 6 до 8,5 эВ. Зависимость от длины волны в интервале от примерно 450 до 530 нм слабая. Следует отметить, что приведенные данные получены в условиях, когда осуществлялся режим световой детонации. Для интересующих нас приложений более важен режим радиационной волны, протекающий при плотностях энергии, не слишком сильно отличающихся от порогового значения, то есть вблизи плотности мощности 106 Вт/см2 (от 2 до 5 Дж/см2). В таком режиме максимум яркостной температуры располагается на расстоянии 2 – 3 мм от поверхности. Сразу после завершения действия лазерного импульса яркостная температура факела достигает примерно 1 – 1,5 эВ и затем быстро снижается со временем. К 30-й микросекунде она не превышает 0,5 эВ, после чего спад замедляется, и "хвост" температуры тянется за пределы ~100 мкс.

Интегральный спектр факела – это спектр паров материала поверхности образца, присутствие воздуха в нем незначительное. Но если развернуть спектр факела во времени, то обнаруживаются две разные стадии его развития. Это хорошо просматривается на примере стекла, в спектре паров которого ярко светится дублет натрия 588,99 – 589,59 нм. На протяжении первых 6 мкс (при длительности лазерного импульса 2 мкс) спектр факела – это спектр воздуха. Яркий дублет натрия возникает в спектре после указанного времени, спектр воздуха полностью вытесняется, и все последующее время вплоть до полного распада плазмы, то есть на протяжении 200 – 300 мкс пока различается дублет, свечение факела – это свечение паров материала поверхности. Именно длительная (хотя и не очень яркая) вторая стадия, вносит основной вклад в интегральный спектр свечения. Эти результаты качественно воспроизводились и в экспериментах с другими материалами, хотя время существования факела (от возникновения до распада) у металлов намного ниже и не превышает 50 мкс. Результаты экспериментов подтверждают, что пробой паров материала у поверхности сразу же перебрасывается на воздух. Возникает воздушная плазма, которая своим воздействием испаряет материал поверхности, и волна паров через небольшое время вытесняет из факела воздух [17]. В случае детонационного режима процесс протекает иначе.

6) ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ПЛАЗМОЙ Поскольку обработка материалов лазерным лучом, как правило, осуществляется не в воздухе, а в нейтральной газовой среде, то исследование его взаимодействия с плазмой проводилось в атмосфере аргона. Для оценки результатов эксперимента важно знать параметры аргоновой плазмы до прохождения через нее лазерного луча, то есть температуру, концентрацию заряженных частиц и яркостную температуру, и то, как меняется состояние плазмы при прохождении через нее луча. Эксперименты проводились с использованием излучений твердотельного (1,06 мкм) и СО 2 (10,6 мкм) лазеров. В экспериментах с твердотельным лазером источником плазмы служил аргоновый плазмотрон [18]. Начальная температура плазмы находилась по измерениям абсолютных интенсивностей излучения спектральных линий аргона, концентрация заряженных частиц рассчитывалась с использованием уравнения Саха и определялась по уширению присутствовавшей в спектре первой линии бальмеровской серии водорода. В месте прохождения лазерного луча эта температура равнялась 9500 К, а электронная концентрация составляла 1016 см–3. Воздействие изучалось при варьировании плотности мощности луча в широких пределах.

На длине волны 1,06 мкм получены следующие результаты. При плотности мощности луча ниже 3.107 Вт/см2 плазма практически не поглощала энергию и, соответственно, не меняла своих параметров. При превышении указанной интенсивности наблюдался пробой, внутри плазменного факела возникала возмущенная область, фронт возмущения распространялся внутри плазмы вдоль лазерного луча со скоростью 5 км/с, что превышает скорость звука в плазме (2 км/с).

Возникал режим детонационной волны. Но уже через 25 мкс скорость снижалась до дозвуковой (~150 м/с), после чего возмущенная зона стабилизировалась в пространстве, давление в ней снижалось до атмосферного, а детонационный режим сменялся режимом медленного горения (радиационной волны). В возникшей возмущенной зоне температура плазмы повышалась до 19000 К. Несмотря на это, поглощение энергии проходящего луча в среднем не превышало 3%, то есть плазма оставалась прозрачной для излучения на длине волны 1,06 мкм. Объяснение такое:

длительность лазерного импульса составляла 0,13 мс, режим детонационной волны, при котором поглощение значительно, продолжается только 25 мкс, незначительную часть времени действия лазерного луча. Поэтому среднее за импульс поглощение оказывается небольшим.

Проведение исследования взаимодействия лазерного излучения на длине волны СО2 лазера (10,6 мкм) с аргоновой плазмой осуществлялось в измененных условиях [19]. Было признано, что струя плазмотрона не обеспечивает необходимую стабильность и равномерность распределения параметров плазмы по сечению и во времени. В качестве источника плазмы была использована широкая трубка, заполненная аргоном при давлении 1 атм., в которой протекал импульсный разряд.

Длительность разряда в трубке – несколько миллисекунд, что почти на три порядка превышает длительность воздействующего лазерного импульса 2 мкс. На квазистационарной стадии разряда плазма равномерно заполняла сечение трубки, находилась в состоянии локального термодинамического равновесия, и по отношению к короткому лазерному импульсу являлась стабильным образованием. Температура и электронная концентрация измерялись спектральными методами. Температура равнялась 14000 К, концентрация заряженных частиц – 1,5.1017 см–3. Синхронизация разряда в аргоне с импульсом лазера обеспечивала попадание зондирующего луча на плазму в период времени, когда разряд достигал установившегося состояния, и плазму можно было считать стационарной. В результате проведенных исследований получены следующие результаты.

1) Излучение лазера полностью поглощается в плазме во всем исследованном диапазоне плотности мощности луча от 5.105 до 5.107 Вт/см2.

2) Возмущение плазмы возникало при превышении плотности мощности пороговой величины 5.105 Вт/см2. При меньших плотностях мощности поглощение излучения протекало без возникновения возмущения.

3) При плотностях мощности, превышавших ~ 107 Вт/см2, наблюдалось резкое изменение характера взаимодействия излучения с плазмой.

4) Во всех случаях возмущенная зона возникала на границе плазмы и холодного газа, а не внутри плазмы.

В интервале плотностей мощности от 5.105 до 107 Вт/см2 возмущенная зона образовывалась в относительно холодном газе у границы плазмы и проникала на некоторую глубину внутрь плазмы. Показатель поглощения излучения в плазме по оценке равен 2 см– 1. После завершения действия лазерного импульса (2 мкс) распад зоны возмущения протекает в течение примерно 20 мкс. При плотностях мощности 2.107 Вт/см2 и выше сначала возникает пробой холодного газа вблизи границы плазмы и образуются две ударные волны. Одна распространяется в холодном газе навстречу лазерному лучу с начальной скоростью примерно равной 4 км/с. Вторая двигается в глубину плазменного слоя с начальной скоростью, превышающей 8 км/с. В возмущенной области плазмы температура возрастает до 6.104 К, а электронная концентрация превышает 8.1017 см–3. В возмущенной области «холодного» газа температура достигает 1,5.104 К. Эти данные хорошо согласуются с теорией режима детонационной волны. Разогрев плазмы во всех случаях осуществляется за счет газодинамических явлений, но не за счет поглощенной энергии лазерного луча.

Сопоставление взаимодействия лазерного луча с плазмой на длинах волн 1,06 и 10,6 мкм требует учета различий в проводившихся экспериментах. Во-первых, разница в длительности и форме лазерных импульсов. Во-вторых, некоторое отличие исходных параметров аргоновой плазмы. Важно выделить не те следствия, которые определяются этими различиями, а принципиальные отличия, определяемые разными длинами волн зондирующих лучей. Эти различия следующие:

1) на длине волны 10,6 мкм излучение поглощается в плазме даже при плотностях мощности ниже порога оптического пробоя, в то время, как на длине волны 1,06 мкм плазма полностью прозрачна;

2) на длине волны 10,6 мкм пробой всегда возникает в холодном газе у границы плазмы, а пробой излучением 1,06 мкм протекает внутри плазмы и создает возмущенную зону только там, причем газодинамические явления не выходят в область холодного газа. Согласно полученным результатам можно утверждать, что излучение СО2 лазера взаимодействует с плазмой практически так же, как с поверхностью твердого тела.

Было бы ошибкой утверждать, что воздействие лазерного луча на образец выгоднее осуществлять на более коротких длинах волн по сравнению с длиной волны СО2 лазера, поскольку при этом отсутствует заметное поглощение луча в плазме. Если бы воздействие на плазму производилось не длинным лазерным импульсом, а коротким, например, получаемым при модуляции добротности, то на протяжении его действия детонационный режим пробоя не переходил бы в режим медленного горения, и поглощение луча в плазме было бы полным. Плазма прозрачна для длины волны 1,06 мкм только тогда, когда плотность мощности меньше 107 Вт/см2. Но при таких мощностях луч, достигнув поверхности образца, не вызовет даже испарения его верхнего слоя. Так что пройти сквозь плазму к объекту не сможет лазерный луч ни той, ни другой длины волны, если его плотность мощности (и энергия) будут выше порога оптического пробоя плазмы.

Вернемся к случаю, когда воздействие лазерного луча осуществляется на поверхность при отсутствии заранее образованной плазмы. Как только плотность в пятне облучения Еt превысит пороговое значение Еn, возникает пробой паров материала поверхности, мгновенно перебрасывающийся на окружающий воздух.

После этого протекает процесс взаимодействия луча с образовавшимся плазменным факелом. Выше были приведены данные о времени задержки возникновения плазмы по отношению к началу действия лазерного импульса. Проведенные нами исследования такого взаимодействия показали, что возникновение плазмы еще не означает наступления экранировки ею поверхности объекта [20]. Оказалось, что существует порог наступления экранировки Еs, который заметно превышает порог оптического пробоя Еn, то есть Еs En. Поэтому в интервале плотностей энергий En E Es плазма остается прозрачной для лазерного луча. Порог экранировки для данного материала при данной длительности лазерного импульса есть величина постоянная. Но для разных материалов она может сильно отличаться.

По мере того, как плотность энергии лазерного импульса превышает порог экранировки, наблюдается нарастающая его деформация после прохождения плазмы.

Особенность деформации состоит в том, что с ростом энергии исчезают задние участки лазерного импульса, то есть излучение полностью поглощается через определенный временной интервал после начала импульса. Время задержки начала экранировки есть функция энергии импульса Еi и разности пороговых значений энергий экранировки и пробоя Es – En.

Эта разность является постоянной величиной для данного материала при данной длительности лазерного импульса. Для разных материалов соответствующие значения могут сильно отличаться. Нам удалось получить эмпирическую формулу для времени задержки наступления экранировки:

ts = t0 + (ti – t0)(Es – En)/(Ei – En) (4.7) ti, Ei – длительность и плотность энергии лазерного импульса, t o – минимальное время задержки наступления пробоя по отношению к началу импульса. Выше было показано, что это время равно 0,1 мкс. Отсюда, в частности, следует, что передний пичок лазерного импульса во всех случаях беспрепятственно проходит к поверхности образца.

В таблице приведены значения Es и разности Es – En для пяти материалов, каждый из которых представляет свою родственную группу.

7) ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ БАЛАНС ПРОЦЕССА ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ПОВЕРХНОСТЬЮ ОБРАЗЦА [17,21] Введем обозначения: Ei – плотность энергии лазерного луча в пятне облучения на объекте;

Epl – плотность энергии, выделившейся за время от момента начала действия импульса до появления плазмы;

Eir – плотность энергии, излученная плазмой за время ее существования;

ET – плотность энергии в тепловом потоке через поверхность объекта;

Ex – плотность рассеянной энергии. Тогда энергетический баланс процесса взаимодействия запишется так:

Ei = Epl + Ei r +ET +Ex Все элементы, входящие в энергетический баланс, были экспериментально изучены [21].

1) Энергия формирования плазмы Еpl. Имеется в виду часть энергии лазерного луча Erf, отраженная от поверхности, и энергия, поглощенная поверхностью и принявшая участие в образовании плазменного факела. Энергия Epl пропорциональна площади импульса Spl от момента to (начало) до момента появления плазмы td, то есть (4.9) где So – вся площадь импульса, q(t) – интенсивность луча. Экспериментальные результаты показали следующее. а) Энергия плазмообразования практически не зависит от длительности лазерного импульса, по крайней мере, в исследованном интервале от 1 до 10 мкс. б) Значения поглощенной энергии Еpl слабо зависят от энергии лазерного импульса и в интервале значений Еi от 1 до 16 Дж/см2 в первом приближении их можно считать постоянными. Например, для стекла эта величина равна 0,5 Дж/см2, для дюралюминия 0,55 Дж/см2, для кварца 0,9 Дж/см2. Обращает на себя внимание то обстоятельство, что эти значения существенно ниже пороговой плотности энергии образования плазмы у этих материалов (соответственно 1,5;

2,3;

3, Дж/см2).

Полученные результаты ставят два вопроса, на которые необходимо было найти ответы. Во-первых, по определению плотность энергии, расходуемая до появления плазмы, состоит из двух частей: из энергии, отраженной поверхностью, и из той энергии, которая определила появление плазмы. Оптические стекла, например, отражают до 20% падающего излучения, а дюралюминий отражает до 92% энергии луча. Таким образом, в первом случае чистый расход энергии на плазмообразование составляет 0,4 Дж/см2, а во втором – только 0,04 Дж/см 2. Подозрительно низкие значения. Вывод: коэффициент отражения, обычно измеряемый при низких интенсивностях светового потока, в процессе лазерного воздействия меняется, и оценивать долю отраженной энергии по справочным данным в этом случае неправомерно. Последующие исследования подтвердили, что интенсивное лазерное облучение меняет привычную картину отражения света, на поверхности возникают центры, которые практически не отражают падающий свет, полностью поглощая излучение. О нетривиальном характере взаимодействия интенсивного излучения с материалом говорят, например, результаты исследования, проведенного в [22]. В указанной работе с применением электронной микроскопии изучалось изменение структуры сплава медь–хром при воздействии на поверхность образцов интенсивного излучения СО2 лазера. На длине волны 10,6 мкм свет поглощается металлами в поверхностном слое толщиною порядка микрона, а изменение структуры исследовалось на глубине 50 мкм. После воздействия одного лазерного импульса на поверхности образцов отсутствовали следы, видимые в световом микроскопе. Но электронный микроскоп на глубине 50 мкм показал множественные изменения структуры: миграция участков большеугловых границ зерен, формирование блочных структур, увеличение плотности дислокаций в объеме, "растворение" частиц хрома в матрице, образование устойчивых комплексов точечных дефектов. Такие изменения характерны для высокотемпературной деформации, но не в таком обширном "комплекте". Оценки показывают, что вся энергия лазерного луча, если бы она выделилась в исследовавшейся зоне, не нагрела бы материал выше 100оC, этого недостаточно для получения подобного эффекта. Изменение структуры на глубине мкм нельзя объяснить и непосредственным действием излучения (оно туда не доходит) или воздействием теплового потока энергии, созданного лазерным импульсом. Предполагается локальное выделение энергии лазерного импульса в объеме сплава медь-хром на дефектах структуры.


Во-вторых, почему плотность энергии плазмообразования ниже плотности энергии порога образования плазмы у этих материалов? На этот вопрос получен такой ответ.

Для образования плазмы необходимо одновременное выполнение двух условий:

плотность энергии должна быть не ниже тех значений, которые определены в экспериментах, но одновременно плотность мощности должна быть не ниже порога пробоя ионизованных паров материала. При той форме импульса, которую создает СО2 лазер, оба условия выполняются только при определенном превышении энергии импульса над энергией, необходимой для образования плазмы.

2) Энергия, излучаемая плазмой. Она может быть определена двумя независимыми методами: либо в светометрическом шаре, либо измеряя свет фотоприемниками, расположенными под разными углами к источнику излучения.

Обоими методами установлено, что доля энергии излучения в балансе (E r /EI) для стекла, оргстекла, кварца, дюралюминия и LiF одинакова и равна 0,005. Это позволяет пренебречь потерями на излучение в энергетическом балансе взаимодействия.

3) Тепловой поток через поверхность объекта. Поток тепла через поверхность определяется соотношением:

(4.10) m – масса части пластинки, занимаемой пятном облучения, c – теплопроводность материала, – повышение температуры в пятне относительно исходного значения. В [21] температура измерялась термопарами, специальным образом установленными позади поверхности пластины. Измерения показали, что у диэлектриков и у металлов зависимость теплового потока от плотности энергии лазерного импульса имеет разный характер. У металлов сразу после превышения порога образования плазмы тепловой поток через поверхность очень слабый, порядка 5% от всей энергии лазерного импульса. Основные потери – это рассеяние энергии в окружающую среду Ех. По мере роста плотности мощности лазерного импульса тепловой поток растет, и к моменту возникновения режима детонационной волны (при длительности импульса 2 мкс это происходит в районе 10 Дж/см2) он уже составляет примерно 10% от энергии импульса.

Дальнейшее повышение лучистой энергии не влияет на величину теплового потока.

У диэлектриков, наоборот, сразу после возникновения плазмы тепловой поток составляет от 80 до 90% от энергии лазерного импульса. С ростом этой энергии происходит экспоненциальное снижение энергии теплового потока, пока не достигаются минимальные его значения, равные, в зависимости от материала, 2 – 5%.

В целом энергетический баланс, выраженный соотношением (4.8), показывает, что образовавшаяся плазма в значительной мере рассеивает полученную ею энергию в окружающую среду, и в меньшей мере передает ее в виде тепла поверхности объекта.

У металлов это имеет место практически при любых значениях плотности энергии, у диэлектриков рассеяние энергии плазмой нарастает по мере расширения плазменного факела.

8) ФАКЕЛ В УСЛОВИЯХ ПОНИЖЕННЫХ ДАВЛЕНИЙ ВОЗДУХА Возникновение плазменного образования у поверхности различных материалов изучалось в [23] при пониженных давлениях воздуха вплоть до остаточного давления 10–4 тор. Главный вывод – с понижением давления во всем исследованном диапазоне энергетический порог возникновения плазмы не менялся. Но характер плазменного факела и динамика его развития существенно менялись. Так, при давлениях ниже примерно 100 тор прекращался пробой окружающего объект воздуха. При 30 тор и ниже в спектре плазменного факела не обнаруживалось следов воздуха, это был спектр только паров материала преграды. По принятой терминологии возникала эрозионная плазма. Скорость разлета паров возрастала по мере снижения давления, одновременно снижался лучистый поток в видимой области спектра, создаваемый плазмой. В таких условиях излучательные и динамические характеристики плазмы определялись, прежде всего, материалом испаряемой поверхности. В этом плане интересны результаты радиационно-газодинамических теоретических расчетов, выполненных под руководством И.В. Немчинова в Институте физики Земли в году.

В условиях вакуума лазерная плазма является интенсивным источником теплового излучения. Расчеты показали, что при воздействии излучения неодимового лазера умеренных интенсивностей на мишени из тяжелых элементов, в частности, висмута и свинца, от 30 до 50% лазерной энергии преобразовывается в энергию теплового излучения главным образом в области вакуумного ультрафиолета (ВУФ). Для легких элементов, таких как алюминий и углерод, коэффициент преобразования в 2 – 3 раза ниже. Эти теоретические расчеты подтвердились в проведенных там же экспериментах, причем кроме основной гармоники неодимового лазера 1,06 мкм использовалась также 3-я гармоника этого лазера 0,35 мкм.

Теория предсказывает, что эффективность преобразования лазерной энергии в тепловую энергию плазменного излучения возрастает с ростом длины волны лазера. В этом случае, при прочих равных условиях, возрастает температура плазмы и жесткость испускаемого ею излучения. Для экспериментальной проверки теоретических оценок были проведены исследования излучения лазерной плазмы, образуемой импульсным воздействием СО2лазера на алюминиевую мишень [24]. Алюминиевая пластинка устанавливалась в вакуумной камере при остаточном давлении воздуха 10–4 тор.


Излучение плазмы измерялось пироэлектрическими приемниками, их чувствительность постоянна в области 40 – 1100 нм, разрешение во времени порядка микросекунды. В диапазоне плотностей мощности от 5.107 до 109 Вт/см2 плазма, возникавшая при действии СО2лазера, переизлучала значительно эффективней, чем в случае неодимового лазера. Максимальное значение коэффициента преобразования, равное 75%, достигалось при плотности мощности воздействующего излучения 7.108 Вт/см2.

При плотности мощности 2.108 Вт/см2 этот коэффициент составлял 55%.

Теоретический расчет спектра переизлучения плазмы показал высокую степень ее селективности. Максимальная температура электронов и ионов в плазме достигала эВ, а основная часть излучения (~70%) лежит в диапазоне 30–50 эВ. При снижении плотности мощности до 5.107 Вт/см2 эффективность снижается до 30%, а максимальная температура до 12 эВ, но основное излучение плазмы лежит примерно в тех же областях спектра, что и при более высоких значениях интенсивности лазерного луча. Контрольные опыты показали независимость излучения плазмы от давления, если его величина ниже 10–2 тор.

Использование СО2 лазера позволило получить высокие коэффициенты преобразования лазерной энергии в вакуумное ультрафиолетовое излучение плазмы, достигающие на алюминиевой мишени при умеренных интенсивностях 30 – 50%. В экспериментах с неодимовым лазером эти значения удавалось получить только на мишенях из тяжелых материалов при плотностях мощности на два порядка более высоких. Таким образом, СО2лазер становится эффективным источником получения в вакууме квантов электромагнитного излучения с энергией порядка 11 эВ.

Рассмотренные в этой главе данные о характере воздействия мощного лазерного излучения на материалы, в основном получены при импульсном режиме работы. В случае непрерывного режима ситуация иная, так как в таком режиме образование плазмы достигается только при чрезвычайно высоких значениях плотности мощности.

Однако, приведенные данные важны не только для понимания физики протекающих процессов взаимодействия излучения с материалами, но и при проведении реальных технологических процессов, поскольку лазерные станки более эффективно используются при работе в частотно-импульсном, а не в непрерывном режиме работы.

Не говоря уже о том, что применение твердотельных лазеров возможно только в импульсном или частотно-импульсном режиме, как отмечалось в разделе 3. Для успешного использования частотно-импульсного режима при обработке материалов необходимо, чтобы плотность энергии в импульсе была достаточной для создания оптимального теплового воздействия на обрабатываемый участок образца, но не сопровождалась образованием плазмы у обрабатываемой поверхности.

В заключение нам остается рассмотреть устройство типового лазерного станка.

Подробно рассмотрим такое устройство при использовании в качестве рабочего инструмента СО2лазера. Применение твердотельного лазера заменяет в этом описании ту часть, где перечисляются компоненты СО2лазера, заменяя их компонентами твердотельного лазера, описанными в разделе 3.

ТИПОВОЙ ЛАЗЕРНЫЙ СТАНОК, ИСПОЛЬЗУЮЩИЙ СО2 ЛАЗЕР На рис.5.1 представлена блок-схема станка на базе СО2 лазера.

Его основные элементы Лазерная кювета (1) с источником питания (2) и системой прокачки газа (3).

Для силовых лазерных станков изготавливаются кюветы мощностью в излучении от примерно нескольких сот ватт до 5 киловатт. В последние годы все чаще используются СО2 лазеры, работающие в частотно-импульсном режиме, они имеют ряд преимуществ по сравнению с непрерывными лазерами той же мощности. Во всех случаях осуществляется прокачка газовой смеси через кювету, блок прокачки отмечен цифрой (3).

Хранилище баллонов с газами, система ввода рабочей газовой смеси в кювету (4). Перед наполнением кюветы рабочей смесью газов (СО2, N2, He) ее необходимо откачать и промыть азотом. Затем кювета наполняется смесью газов с заданным соотношением парциальных давлений и до заданного значения общего давления. Поскольку в процессе работы часть молекул СО2 диссоциирует (СО2 СО + О), то со временем смесь «портится», выходная мощность снижается и возникает необходимость смены газовой смеси. В промышленных установках могут применяться системы регенерации СО2 устанавливаемые в прокачном тракте лазера, это существенно увеличивает продолжительность использования газовой смеси Блок программного управления процессом (5). Отработка технологии конкретного процесса завершается составлением программ, обеспечивающих а) режим работы лазера;

б) перемещения рабочего стола, обеспечивающие заданную трассу реза или расположение сварного шва;

в) режим газового дутья в рабочей зоне.

Выполнение программ осуществляет блок программного управления процессом.

Пульт оператора (6).. Обеспечивает оператору возможность выбора программы процесса, внесения в нее корректив, пуск и остановку станка. Располагается в непосредственной близости к рабочему столу.

Подвижный рабочий стол (8).. В процессе работы лазерный луч остается в фиксированном положении и конфигурация реза или сварки осуществляется соответствующими перемещениями плоскости рабочего стола с закрепленным на нем обрабатываемым изделием. Рабочий стол станка обеспечивает перемещения плоскости в трех измерениях. К точности перемещений, стабильности скорости движения предъявляются высокие требования. Скорость движения плоскости стола регулируется в широких пределах.

Световод (7). Осуществляет подвод лазерного луча к рабочему столу.

Фокусирующая линза (L).. Обеспечивает концентрацию энергии лазерного луча в пятне на поверхности обрабатываемого материала. Размеры пятна могут регулироваться от десятых долей до единиц миллиметра. В процессе работы по мере углубления луча в материал автоматически подстраивается фокус, обеспечивая неизменные размеры пятна.

Блок подачи газа в рабочую зону (9).. При работе станка к рабочей зоне подводится струя газа, в атмосфере которого осуществляется процесс резки или сварки. Это может быть нейтральный газ, например, аргон или азот, но в некоторых режимах резки применяют кислород, а в некоторых режимах сварки – водород. При резке материала струя газа подается с такой скоростью, при которой из разреза выдувается расплав.

В каждом конкретном случае, для каждого обрабатываемого изделия приходится подбирать технологию процесса и составлять конкретную программу. Эту непростую работу может выполнить специалист высокого класса. В экономическом плане такая подготовка оправдывает себя в серийном производстве или при изготовлении уникального изделия, где стоимость не играет ведущей роли. Не каждое промышленное предприятие может позволить себе содержать специалистов и оборудование, необходимые для такой подготовительной работы. Поэтому во многих странах созданы фирмы, обеспечивающие клиентам необходимый сервис при использовании ими лазерных станков. Сервис включает выбор типа станка, наиболее полно решающего стоящую перед клиентом задачу, установку и налаживание его, выполнение профилактических и ремонтных работ, переналаживание станка при изменении задачи. Чаще всего такие сервисные услуги оказывает предприятие, производящее лазерные станки.

Кроме резки и сварки существуют и другие лазерные технологии обработки материалов. Например, при осуществлении поверхностной закалки изделий используют то обстоятельство, что на длине волны СО2 лазера 10,6 мкм глубина проникновения луча в металл всего лишь порядка единиц микрон. Именно на такую глубину осуществляется практически мгновенный нагрев материала с быстрым последующим охлаждением. В этом случае луч расширяется, а не фокусируется, и сканирует по обрабатываемой поверхности. Другая область применения – нанесение узоров и меток на изделия из стекла и пластмасс. Для осуществления таких технологий используются лазеры, работающие в режиме одиночных импульсов и создающие пятно размером до нескольких сантиметров. В режиме сканирования лазер может производить очистку загрязненных поверхностей. Известны разработки таких экзотических технологий, как использование лазеров в реставрационных работах для снятия тонких поверхностных слоев краски и грязи.

ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА К разделу 10. Ровинский Р.Е. Об электропроводности недебаевской плазмы, Теплофизика высоких температур, т.10, в.1, 11. Ровинский Р.Е. О возможности экспериментального учета коллективного характера взаимодействия в недебаевской плазме, Ж. технической физики, т.42, в.9, 12. Ровинский Р.Е. К вопросу о температурных зависимостях электропроводности и излучения в импульсных разрядах высокого давления, Ж. технической физики, т.45, в.8, 13. Мак А.А., Сомс Л.Н., Фромзель В.А., Яшин В.Е. Лазеры на неодимовом стекле. М.: Наука, 14. Импульсные источники света. Под ред. И.С. Маршака. М.: Энергия, 1978 Pulsed Light Sources. I.S. Marshak. Consultants Bureau – New York and London,. К разделу 15. Babaeva N.A., Vas’kovsky Yu.M., Rovinsky R.E., Zhavoronkov M.I., Rjabinkina V.A.

Thresholds of plasma arising under the pulse CO 2 laser radiation interaction with an obstacle in air and energetic balance of the process, Proc. SPIE v.1440, Sept. 16. Васьковский Ю.М., Гордеева И.А., Ровинский Р.Е., Широкова И.П. Экспериментальное определение параметров лазерного факела и проверка ионизационного равновесия, Квантовая электроника, т.18, №9, 17. Васьковский Ю.М., Гордеева И.А., Ровинский Р.Е., Широкова И.П., Кинетика спектра и яркостной температуры плазмы оптического пробоя у поверхности стекла, Квантовая электроника, т.10, №7, 18. Бакеев А.А., Васьковский Ю.М., Ровинский Р.Е. Экспериментальное исследование взаимодействия лазерного излучения с аргоновой плазмой, Квантовая электроника, т.2, №1, 19. Васьковский Ю.М., Гордеева И.А., Воробьева Н.Н., Орлов В.К., Ровинский Р.Е., Оптический пробой аргона у границы плазменного слоя на длине волны 10,6 мкм, Квантовая электроника, т.5, №9, 20. Васьковский Ю.М., Коренев А.С., Ровинский Р.Е., Ценина И.С., Развитие экранировки в лазерной плазме, Квантовая электроника, т.17, №10, 21. Бабаева Н.А., Васьковский Ю.М., Ровинский Р.Е., Рябинкина В.И., Экспериментальное изучение энергетического баланса воздействия импульсного СО 2 лазера на металлические и диэлектрические преграды в воздухе, Квантовая электроника т.18, №9, 22. Ровинский Р.Е., Рогалин В.Е., Розенберг В.М., Теплицкий М.Д., Изменение структуры сплава медь-хром, облученного импульсом СО 2 лазера, Физика и химия обработки материалов, №3, 23. Васьковский Ю.М., Моисеев В.К., Ровинский Р.Е., Ценина И.С., Лазерная плазма при пониженных значениях воздуха, Квантовая электроника, т.20, №1, 24. Васьковский Ю.М., Головин А.А., Голубь А.Б., Земцов С.Н., Коренев А.С., Немчинов И.В., Федюшин Б.Т., Излучение плазмы, созданной при действии импульса СО 2 лазера на мишень в вакууме, Квантовая электроника, т.17, №10, 25. Райзер Ю.П., Лазерная искра и распространение разрядов, М.: «Наука»,

Pages:     | 1 |   ...   | 2 | 3 ||
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.