Взаимодействие лазерного излучения с металлами прохоров

Обновлено: 02.07.2024

Текст научной работы на тему «Взаимодействие мощного лазерного излучения с твердой поверхностью и проблемы экологии ближнего космоса»

радиальных трещин, однако последовательное чередование импульсного повышения и понижения давления рс может обеспечить достижение обоих

1. Николаевский В.Н. Механика пористых и трещиноватых сред. М.: Недра, 1984. 232 с.

2. Барбашова Г.А., Дубовенко К.В., Иванов А.В., Косенков В.М. Моделирование процесса восстановления фильтрационных характеристик нефтяных и водозаборных скважин под действием электрогидравлических установок // Фильтрация многофазных систем: Материалы 10-го Всесоюз. семинара, Новосибирск, 17-20 декабря 1990. Новосибирск, 1991. С.3-10.

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ТВЕРДОЙ ПОВЕРХНОСТЬЮ И ПРОБЛЕМЫ ЭКОЛОГИИ БЛИЖНЕГО КОСМОСА

. Л. И. Кузнецов, В. Н. Ярыгин

Опасность прямого столкновения орбитальных объектов с космическим техногенным мусором считается одним из существенных факторов риска при освоении околоземного космического пространства, где насыщенность такими объектами достаточно высока и продолжает быстро увеличиваться [1], За всеми объектами с характерным размером более 10 см ведется регулярное слежение с помощью наземных радаров и их каталогизация, что позволяет избежать столкновения с ними. Иначе обстоит дело с мелкими частицами искусственного происхождения, находящимися за пределами разрешающей способности наземных радаров. Число таких частиц на несколько порядков превосходит число объектов из каталога ИОВЛО [2].

Количество мусора в околоземном пространстве ретулярно увеличивается [3]. За последние 17 лет вероятность столкновения увеличилась более чем вдвое [1].

Если на низких орбитах самоочищение происходит сравнительно быстро под действием атмосферы и других факторов, то на высотах от 700 до 1500 км, где существует повышенная концентрация мусора (рис.1, [3]), самоочищение космоса по оценкам авторов работы [4] может растянуться от 10 тыс. лет до 200 тыс. лет.

В этих условиях для повышения надежности космических объектов в настоящее время начинают разрабатывать многослойную пассивную защиту, что существенно утяжеляет и усложняет космический аппарат, но не дает надежной гарантии при размере частиц более 1 см.

Принципиально другой подход к решению проблемы космического мусора - активное уничтожение этого мусора. В этом направлении разработан ряд проектов [5]. Например, сбор мусора в пенообразной массе, использование больших развернутых тонкопленочных поверхностей для разрушения и ликвидации мусора. Однако эти методы могут приводить к образованию нового мусора, создавать угрозу для действующих объектов на орбите и требуют вывода на орбиту большого количества оборудования. Удаление космического мусора путем захвата и транспортирования его на гелиоцентрическую орбиту связано с большими затратами энергии на маневрирование и может быть реально только для крупногабаритных объектов.

Более реалистичным представляется проект активного уничтожения малоразмерного мусора путем дистанционного лазерного испарения этих объектов. Однако полное испарение последних требует очень больших затрат энергии. По оценкам авторов работы [6] для испаредия объекта толщиной около 1 см плотность энергии лазерного излучения (ЛИ) на поверхности мишени должна быть порядка 7-104 Дж/см2.

Но испарение материала сопровождается образованием эрозионного факела, который создает значительный реактивный импульс отдачи на облучаемую поверхность. Такой лазерный реактивный двигатель, образующийся на малоразмерных космических объектах в зоне действия ЛИ, позволяет изменять скорость этих объектов. При торможении космического мусора таким способом происходит переход на более низкие орбиты и окончательное его дожигание в верхних слоях атмосферы, что предпочтительнее по энергетическим соображениям.

Известно, что процесс парообразования начинается с определенного порога интенсивности ЛИ и зависит от материала мишени. Для различных материалов этот порог парообразования находится обычно в диапазоне интенсивностей ЛИ 105 - 10б Вт/см2 [7*8]- При увеличении интенсивности ЛИ импульс отдачи довольно монотонно возрастает. Однако если импульс отдачи отнормировать по энергии ЛИ, то в районе интенсивностей 107 Вт/см2 имеется хорошо выраженный максимум [8,'9]. Таким образом, интенсивность ЛИ на мишенях не должна быть ниже 10б Вт/см2, но и при интенсивностях выше 107 Вт/см2, хотя и можно получить увеличение импульса отдачи, однако энергетически это будет не оптимально. Из этого следует, что интенсивность падающего на мишень ЛИ должна быть в районе 107 Вт/см2, что лучше всего осуществлять импульсными лазерными системами.

Следует заметить, что максимальное значение J/E для данного материала практически постоянно и достигается примерно при одном и том же значении интенсивности лазерного излучения независимо от длительности

лазерного импульса и длины волны излучения [9;10;11]. Отсюда следует, что абсолютное значение I в области максимума 1/Е пропорционально Е. Таким образом, чтобы достигнуть максимального торможения при однократном облучении мишени, необходимо увеличивать Е, что при заданной оптимальной интенсивности лазерного излучения может быть получено только за счет увеличения длительности лазерного импульса. Поэтому с энергетической точки зрения наиболее подходящим представляется лазерный импульс миллисекундной длительности.

Чтобы перейти к численным оценкам импульса отдачи различных материалов в этом диапазоне интенсивностей импульсного ЛИ, были проведены экспериментальные исследования на различных конструкционных материалах, характерных для космического мусора.

Исследования проводились на крупномасштабной вакуумной установке ВИКА [12] объёмом около 40 м3, оборудованной импульсной лазерной системой с ^.=1,06 мкм и длительностью импульса по полувысоте З'Ю'4 с. Для измерения импульса отдачи использовался пьезодатчшс [13].

Исследования проводились в диапазоне интенсивностей ЛИ 105-107 Вт/см2 (30-3000 Дж/см2 ) при давлении в камере около 10'2 Па. Среди различных материалов (сплавов на основе ]\^, А1, Н, Бе, Мэ, органо- и углепластиков, теплозащитных покрытий (ТЗП)) крайние значения импульса отдачи имеют ТЗП и алюминиевые сплавы. Значения импульсов отдачи I этих материалов в вакууме, нормированных по площади пятна облучения Б, представлены на рис.2. При сравнительно низких значениях интенсивности ЛИ (2-106 Вт/см2) отношение

импульсов отдачи этих материалов около 100, а при интенсивности = 2-107

Вт/см2 (Е/Б = 2-103 Дж/см2) это различие не превышает 3. Импульсы остальных исследованных материалов веерообразно располагаются в области между кривыми, представленными на рис. 1. Таким образом, для оценки импульса отдачи при интенсивности ЛИ 107 Вт/см2 и длительности импульса 0,3мс можно принять за

среднее значение величину 1/8 = 2-103 кг/с-м, а 1/Е = 7 -10“4 Н-с/Дж.

При этом удельная тяга такого двигателя определяется как Р = F/Gg, где в = т/х - массовый расход испаренного материала в ед. времени, который составляет величину порядка 0,1-1,0 кг/с с квадратного сантиметра поверхности; % =9,8 м/с2; Б - сила тяги, которая может быть определена через импульс отдачи и длительность импульса ЛИ Б = ]/х.

Оценки показывают, что для различных материалов Р= 100-500 с, что сравнимо по величине с двигателями на химическом топливе.

Цена тяги, определяемая как % = W/F = Е/х/1 /% = Е/1, составит при этом величину 10-30 кВт/Н.

В отличие от лазерного двигателя [8;14;15], где можно оптимизировать эти параметры за счет материала мишени (температуры испаренного материала и атомарной массы) и организации потока в сверхзвуковом сопле, здесь мы лишены этой возможности; однако полученные оценки Р и % следует считать вполне

приемлемыми для реализации предлагаемого метода очистки от космического мусора.

При площади облучения малоразмерного объекта" 1 см2 и массе 1 г изменение скорости такой мишени за один импульс облучения с \У/Б = 107 Вт/см2 (Е/Б = 3 -103 Дж/см2) составит:

До = Л/М = 2 •10“1/ю"3 = 2 • 102 м/с.

Если космический объект-мишень первоначально находился на круговой орбите, то, получив отрицательное изменение скорости, он переходит на эллиптическую орбиту, высота апогея которой равна высоте исходной круговой орбиты, а перигей оказывается на более низкой высоте. Изменение скорости на 200 м/с позволяет снизить перигей мишени на 800 км [16]. Учитывая, что до 300 км над уровнем Земли заметно сопротивление атмосферы [16; 17], снижение скорости на 200 м/с позволяет таким методом убирать "мусор" с оценочными параметрами с высоты до 1100 км. При больших высотах требуется несколько увеличить энергию или длительность ЛИ или произвести повторное облучение.

При максимальной дальности действия системы обнаружения и ЛИ 10 км, учитывая вероятность попадания "мусора" в эту зону [16], частота облучения

составит около 3 -КГ4 Гц. При к.п.д. лазерной системы 10% требуется бортовой источник энергии для зарядки накопителя энергии лазерной системы мощностью всего около 10 Вт и с учетом расходимости лазерного луча - несколько кВт.

Длина волны лазерного излучения при интенсивности около 107 Вт/см2 в условиях вакуума серьезно не влияет на оптимизацию процесса взаимодействия ЛИ с веществом. Поэтому здесь может быть большая свобода выбора лазерной системы, где в первую очередь надо учитывать к.п.д. системы, ее конструктивные особенности и расходимость лазерного луча. ,

Рис. 1. Распределение фрагментов "космического мусора" на низких околоземных

Интенсивность W/s, eWcm^ 2 5 10 2 S Ю7

1. Kessler D.J. // J. of Spacecraft and Rockets. 1981. № 14, 18, 357.

2. Taff L.G. // J. of Spacecraft. 1986. № 3, 23, 342.

3. Мозжорин Ю.А., Чекалин C.B., Гафаров A.A. // Энергия. 1990. № 8, 25.

4. Назиров P.P., Рязанова Е.Е., Сагдеев Р.З., Суханов А.А. Препринт / ИКИ АН СССР. М., 1990. № 1670.

5. Засорение космоса // В мире науки. 1987. № 10, 71.

6. Бете Х.А., Гарвин Р.Л., Готфрид К., Кендел // В мире науки. 1985, №7, 64.

7. Басов Н.Г., Крохин О.Н. // ЖЭТФ. 1972: № 1, 62, 203.

8. Прохоров А.М., Конов В.И., Урсу И., Михэйлеску И.Н. Взаимодействие лазерного излучения с металлами. М.; Бухарест: Наука, 1988.

9. Батанов В.А., Богатырев В.А., Суходрев Н.К., Федоров В.В. // ЖЭТФ 1973

10. Gregg D.W., Thomas SJ. // J. Appl. Phys. 1966. № 37, 2787.

11. Апостол И., Батанов В.А., Михэйлеску И.Н. и др. И Квантовая электроника

12. Кутателадзе С.С., Кузнецов Л.И., Завьялов В.И. // Тез. 6-й Всесоюз. конф. по динамике разреженных газов. Новосибирск, 1982. С. 147.

13. Кузнецов Л.И. // ЖПМТФ. 1991. № 6, 20.

14.Бункин Ф.В., Прохоров А.М. // УФН. 1976. № 3, 119, 425.

15. Минько Л .Я. // Физика и применение плазменных ускорителей. Минск: Наука и техника, 1974. С. 142.

16. Метцгер Дж.Д, Леклер Р.Дж., Хоув С.Д., Бургин К.К. // Аэрокосмическая техника. 1990. № 4, 50.

17. Очистка околоземного пространства от мусора // Аэрокосмическая техника. 1987. № 6, 179.

МЕТОДИКА РАСЧЕТА НЕСТАЦИОНАРНЫХ ТЕЧЕНИЙ В МНОГОКОМПОНЕНТНЫХ НЕРАВНОВЕСНЫХ СМЕСЯХ ВЕЩЕСТВ

В.Ф. Куропатенко, В.К. Мустафин

Методика расчета движений смесей создана для расчета одномерных плоских, цилиндрически- и сферически-симметричных неустановившихся движений многокомпонентных смесей в лагранжевой системе координат в адиабатическом гидродинамическом приближении. Движение многокомпонентной смеси веществ описывается в рамках уравнений механики гетерогенных сред с учетом скоростной и температурной неравновесности компонентов, нестационарное™ внутренней структуры гетерогенной среды, пористости, прочности равновесных фазовых переходов. Термодинамические свойства компонентов в смесях веществ описываются собственными уравнениями состояния. Знания уравнения состояния смеси веществ не требуется. Фазовые переходы в компонентах смеси рассчитываюся и учитываются на уровне уравнения состояния.

Основой для описания течений в двухкомщшентных средах является гипотеза взаимопроникающих континуумов, предложенная Рахматулиным [1]: двухкомпонентная гетерогенная среда представляется совокупностью двух сплошных сред, каждая из которых описывается своей скоростью, плотностью, удельной внутренней энергией, давлением, температурой и т. д.

Одномерные непрерывные плоские, цилиндрически- и сферически-симмепгричные движения п-компонентной смеси описываются следующей системой уравнений:

Взаимодействие интенсивного лазерного излучения с веществом

В работах по фотоионизации атомов и отрицательных ионов [1] дано теоретическое описание эффекта перерассеяния фотоэлектронов в сильном лазерном поле, возникающего вследствие взаимодействия в конечном состоянии с атомным остатком и приводящего к появлению в спектрах фотоионизации электронов с большими энергиями - вплоть до 10 средних колебательных энергий в поле лазерной волны, что составляет, при напряженности лазерного поля порядка внутриатомной, несколько килоэлектронвольт. Основной вклад в теорию эффекта перерассеяния, наблюдавшегося экспериментально с 1994 года [2], состоит в построении аналитической квазиклассической модели, позволившей исследовать зависимость выхода горячих фотоэлектронов от параметров поля и атома и провести количественное сравнение с экспериментальными данными, относящимися, в основном, к атомам благородных газов.

Выполнен цикл работ [3, 4] по проблеме вынужденной генерации высоких гармоник лазерного излучения, возникающей при взаимодействии интенсивного инфракрасного лазера с разреженной атомарной мишенью в присутствии слабой пробной волны на частоте высокой гармоники того же лазера. Задача о вынужденном излучении высоких гармоник в таких условиях поставлена и решена впервые. Обычно суммарный вклад вынужденных процессов в интенсивность излучения оказывается весьма малым в силу высокой степени компенсации процессов вынужденного излучения и поглощения, имеющей место в отсутствие инверсной заселенности в мишени. Различные механизмы разрушения равновесия между излучением и поглощением, основанные на использовании эффекта отдачи, применяются в лазерах на свободных электронах. В случае генерации гармоник в атомарных газах эффект отдачи слишком мал, чтобы его можно было использовать для заметного усиления волны.

В работах [3, 4] предложен принципиально новый механизм разрушения симметрии процессов "излучение-поглощение", основанный на использовании коротких когерентных импульсов накачки и пробной волны. Показано, что, будучи направленным в область взаимодействия с газом с небольшой (не превышающей длительности импульса) временной задержкой по отношению к импульсу накачки, пробный импульс попадает в условия, при которых процессы вынужденного излучения оказываются более вероятными, и поэтому должен усиливаться. Эффект усиления может быть значительным за счет фазового синхронизма атомарных излучателей, обеспечивающих квадратичную зависимость интенсивности волны от числа атомов в мишени, что обычно наблюдается при спонтанной генерации высоких гармоник.

На примере задачи о вынужденном релеевском рассеянии двух когерентных лазерных импульсов с близкими несущими частотами и неколлинеарными волновыми векторами [4] эффект вынужденного усиления за счет временной задержки рассмотрен в рамках безмодельного подхода. Такой механизм усиления не связан с созданием возбужденного состояния рабочей среды до прихода в нее пробного импульса и поэтому является, наряду с хорошо известным примером когерентно заселенной трехуровневой системы, одной из возможных реализацией усиления без инверсии.

Развита квазиклассическая теория двухэлектронной ионизации атомов благородных газов полем сильного линейно поляризованного лазерного излучения [5, 6]. Двухэлектронная ионизация атомов сильным лазерным полем наблюдается с середины 80-х годов. Тогда же стало ясно, что в значительном большинстве случаев, особенно в поле с линейной поляризацией, механизм высвобождения электронов из атома - некаскадный, то есть связан с присутствием электрон-электронного взаимодействия.

Достигнутый в последние годы на установках типа COLTRIM значительный прогресс в измерении импульсных спектров ионов [7] и электронных пар [8] стимулировал быстрое развитие теории некаскадной двойной ионизации атомов. Впервые исследован вопрос о влиянии механизма электрон-электронных корреляций на форму импульсного распределения пар в плоскости поляризации излучения, и показано, что экранировка кулоновского взаимодействия оказывается весьма существенной, особенно при не слишком высоких интенсивностях лазерного поля [6].

Обнаружено количественное согласие результатов расчетов с экспериментальными данными и сформулирована программа дальнейших исследований в этом направлении. В частности, предсказан эффект резонансного увеличения вероятности двойной ионизации при прохождении границы континуума через порог n-фотонной однократной ионизации, являющийся следствием конструктивной интерференции многих фейнмановских траекторий, приводящих к переходу в одно и то же конечное состояние с двумя электронами в континууме [9].

В 2002 году начат цикл работ, посвященных исследованиям динамики и ионизации нанотел, облучаемых интенсивными лазерными импульсами. Взаимодействие мощных лазеров с наномишенями (тонкими пленками, атомарными, молекулярными и металлическими кластерами) является одним из наиболее интенсивно развивающихся направлений последнего десятилетия в физике сильных полей. Повышенный интерес к кластерам и нанопленкам связан с тем, что под воздействием интенсивного лазерного поля они становятся источниками ультрафиолетового и рентгеновского излучения в диапазоне длин волн от 5 до 100, причем удельная интенсивность такого излучения, как и выход многозарядных ионов, существенно, на много порядков, превышает аналогичный показатель для газовых мишеней из атомов того же сорта.

На основе микроскопической модели взаимодействия кластеров с лазерным излучением, описывающей электронную подсистему в приближении несжимаемой неоднородной жидкости, впервые рассмотрена задача о возбуждении нелинейных колебаний в кластере, электронная подсистема которого нагрета до температур в сотни электронвольт, и, по существу, является классической [10]. Показано, что в условиях, характерных для современных экспериментов по взаимодействию кластеров с мощным лазерным излучением, оказывается возможным трехфотонное возбуждение поверхностного плазмона и, как следствие, возникновение сильного поля утроенной (по отношению к внешнему лазерному полю) частоты как внутри кластера, так и вне его.

Резонансное возбуждение третьей гармоники внутри кластера предложено в качестве одного из возможных механизмов, ответственных за аномально высокую эффективность образования многозарядных ионов и возбуждения многофотонных переходов в кластерах. Рассмотрен эффект рассеяния света на кластере с утроением частоты. Вычислено сечение рождения третьей гармоники лазерного излучения, дана оценка его величины и исследовано поведение в зависимости от параметров кластера и лазерного поля.

Генерация третьей гармоники лазерного излучения в кластерной мишени, возникающая за счет указанного механизма, обнаружена в эксперименте [11]. Исследованиями нелинейной динамики кластеров в интенсивном электромагнитном поле внесен существенный вклад в развитие нового научного направления - оптики горячих нанотел, не обладающих свойством квазиэлектронейтральности. В рамках этого направления рассмотрена задача о бесстолкновительном затухании плазменных колебаний (затухание Ландау) в невырожденной электронной наноплазме. На основе формализма флуктуационно-диссипативной теоремы получено общее выражение для декремента затухания плазменных колебаний функционально зависящего от формы самосогласованного потенциала в нанотеле произвольной размерности с невырожденной электронной подсистемой.

[1] С. П. Гореславский, С. В. Попруженко, ЖЭТФ 117 (2000), С. 895;

[2] G. G. Paulus J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys 27 (1994) L703;

[3] E. A. Nersesov, S. V. Popruzhenko, D. F. Zaretsky, P. Agostini, W. Becker, Phys. Rev. A 64 (2001) P. 023419;

[4] M. V. Fedorov, S. V. Popruzhenko, D. F. Zaretsky, W. Becker, Phys. Rev. Lett. 88 (2002) P. 213001;

[5] S. V. Popruzhenko, S. P. Goreslavski, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys 34 (2001) L239;

[6] S. P. Goreslavski, S. V. Popruzhenko, R. Kopold, W. Becker, Phys. Rev. A 64 (2001) P. 053402;

S. V. Popruzhenko, S. P. Goreslavski, Optics Express 8 (2001) P. 395;

[7] Th. Weber et al., Phys. Rev. Lett. 84 (2000) P. 443; R. Moshammer et al., Phys. Rev. Lett. 84 (2000) P. 447;

[8] M. Weckenbrock et al., J.Phys. B: At. Mol. Opt. Phys 34 (2001) L449;

[9] S. V. Popruzhenko, Ph. A. Korneev, S. P. Goreslavski, W. Becker, Phys. Rev. Lett. 89 (2002) P. 023001;

[10] S. V. Fomichev, S. V. Popruzhenko, D. F. Zaretsky, W. Becker, J. Phys. B: At. Mol. Opt. Phys 36 (2003) P. 3817;

[11] G. Hays, in Book of Abstracts of International Workshop "Super-Intense Laser Atom Interactions - 2003", November 16-19, 2003, Southfork Ranch, Dallas, Texas, USA.

Взаимодействие мощного лазерного излучения с твердой поверхностью и проблемы экологии ближнего космоса Текст научной статьи по специальности «Физика»

Массоперенос в металлах под действием коротких импульсов лазера Текст научной статьи по специальности «Физика»

Исследуется взаимодействие короткоимпульсного лазерного излучения с металлической мишенью. Экспериментально исследован массоперенос меди в никеле, инициируемый лазерно-индуцированной ударной волной. Аналитически рассмотрен процесс транспорта атомов вещества из поверхностного слоя в объем полубесконечного образца под действием поля напряжений плоской ударной волны и градиента температуры. Результаты численного расчета для плотности мощности лазерного излучения $10^9$ Вт/см$^2$ и длительности импульса 30 нc хорошо согласуются с результатами эксперимента, проведенного в идентичных условиях.

Текст научной работы на тему «Массоперенос в металлах под действием коротких импульсов лазера»

Физика твердого тела

В.А. Путилин, А.М. Штеренберг

МАССОПЕРЕНОС В МЕТАЛЛАХ ПОД ДЕЙСТВИЕМ КОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ ЛАЗЕРА

Исследуется взаимодействие короткоимпулъсного лазерного излучения с металлической мишенью. Экспериментально исследован массоперенос меди в никеле, инициируемый лазерно-индуцированной ударной волной. Аналитически рассмотрен процесс транспорта атомов вещества из поверхностного слоя в объем полубесконечного образца под действием поля напряжений плоской ударной волны и градиента температуры. Результаты численного расчета для плотности мощности лазерного излучения 10я Вт/см2 и длительности импульса 30 не хорошо согласуются с результатами эксперимента, проведенного в идентичных условиях.

Высокий темп ввода энергии, характерный для взаимодействия мощного короткоимпульсного лазерного излучения с металлами, и значительные скорости нагрева и охлаждения, достигающие величин порядка Ю10К/с, приводят к тому, что внутри материала формируются ударные волны высокого давления и значительные температурные градиенты. Однако лишь небольшое число работ посвящено изучению массопереноса в металлах, протекающего при таких условиях 3. Поэтому возникает необходимость теоретического анализа кинетического уравнения массопереноса с учетом бародиффузии и термодиффузии и экспериментальной проверки результатов теории.

При определенных допущениях и ограничениях [5] лазерно-индуцированную ударную волну можно считать плоской. Рассмотрим процесс транспорта атомов вещества из поверхностного слоя в объем полубесконечного металлического образца под действием поля напряжений плоской ударной волны и градиента температуры.

Уравнение массопереноса с учетом бародиффузии и термодиффузии можно записать в виде

' КР дР' д ( к Т дТ'

ч Р дх дх 1 т дх )

где с - концентрация; Б - коэффициент диффузии; Р - давление; крВ - коэффициент бародиффузии; к^Б - коэффициент термодиффузии.

В операторной форме это уравнение имеет вид

- д _ дг _ дР д _ д2р п ЭТ д _ д2т

дх дх дх дх дх дх дх

Здесь У0 - парциальный объем; к- постоянная Больцмана; Т0 - абсолютная температура поверхности образца в момент прекращения действия лазерного луча; й - поток тепла.

Уравнение (2) - линейное, параболического типа, с переменными коэффициентами, решаемое по методу "параметрикса” [6]. Параметрикс в первом приближении можно записать в виде

Г(х, і, 4,т) = го(х, і, £,т) + г(х, £,т);

1 Г 1 1 3 ю 1 + ехр ' (х + £2 '

74я£>(/ - т) [ Р _ 4 1 1 ^ і С) 1 1

где 20(х, I, £,т) - фундаментальное решение уравнения Фика для полубесконечного образца. Используя начальные условия

где с! - толщина приповерхностного слоя, в котором равномерно распределено вещество с начальной концентрацией с0, можно найти его концентрационное распределение после лазерного воздействия как функциональную зависимость вида с = с(хД):

с(х,0 = / Г(х, 1,4,0) с(^,0) с!^.

Для решения уравнения (6) импульс давления принимался в виде солитона, а тепловая волна описывалась ступенчатой функцией Хевисайда:

где и и ит - скорость распространения ударной и тепловой волн, Р0 - пиковое значение давления, х8 -расстояние между ударной и тепловой волной в начальный момент времени, Хо - полуширина ударного импульса.

Результаты численного расчета по уравнению (6) для плотности мощности лазерного излучения

109 Вт/см2 и длительности импульса 30 не представлены на рисунке кривой 1. Обнаружен концентрационный пик на глубине порядка 100 мкм, а полная глубина проникновения атомов составляет около 300 мкм.

Экспериментально исследовался массо-перенос меди в никеле. Образцы из технически чистого никеля после предварительной полировки и отжига в вакууме покрывались слоем меди толщиной ~ 1 мкм посредством вакуумного напыления. После этого их со стороны слоя меди подвергали воздействию моноимпульсов рубинового лазера с модулированной добротностью. Плотность мощности поглощенного излучения составляла Ю9-Ю10 Вт/см2, а длительность импульса т = 30 не. При этом давление в лазерно-индуцированных ударных волнах, согласно расчету по методике [5], составило - 20 ГПа. Скорость нагружения оценивалась как ~ 107 с’1.

После облучения образцы разрезались по диаметру пятна для исследования приповерхностных слоев в зоне воздействия. С целью исключения возможного шаржирования поверхности микрошлифа частицами меди в процессе механического полирования проводилась дополнительная химическая полировка поверхности микрошлифа.

Далее был осуществлен количественный микрорентгеноспектральный анализ распределения меди в никеле по глубине облученной зоны на микроанализаторе "Суперпроб - 739й. В образцах после лазерного воздействия была хорошо выявлена зона твердого раствора меди в никеле. В распределении меди наблюдается четко выраженный максимум на глубине около 80 мкм от поверхности (см. рисунок, кривая 2), а полная глубина проникновения атомов меди была порядка 300 мкм, что хорошо согласуется с приведенными выше теоретическими выкладками.

Наличие концентрационного пика в распределении меди в никеле, по мнению авторов, указывает на то, что перенос вещества осуществляется непосредственно фронтом лазерно-индуцированной ударной волны. Приближенный расчет показывает, что за время действия лазерного импульса (т = 30 не) фронт ударной волны ( скорость и > 6-103 м/с) переместится на расстояние □ > 180 мкм. Глубина залегания концентрационного пика меди в никеле имеет тот же порядок величины.

Расчетное концентрационное распределение по глубине металлического образца вещества, транспортированного лазерно-индуцированной ударной волной (1) и экспериментально полученное концентрационное распределение меди в никеле (2)

1. Гуревич М.Т., Ларинов JI.H., Мазанков В.Ф. и др. Влияние многократного лазерного воздействия на массопере-

нос в железе // Металлофизика. 1986. Т.З. С.80-83.

3. Бекренев A.H., Камашев A.B., Путилин В.А. Массоперенос в металлах при короткоимпульсном лазерном воздействии // Письма в ЖТФ. 1993. Т.19. Вып.13. С.14-15.

4. Путилин В.А., Камашев A.B. Анализ кинетического уравнения массопереноса, инициируемого короткими импульсами лазера // Письма в ЖТФ. 1997. Т.23. Вып.5. С.84-87.

5. Анисимов С.И., Кравченко В.А. Структура и свойства лазерно-ивдуцированных ударных волн // Препринт АН

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами

Прохоров А.М., Александр Михайлович, Урсу И. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами / А.М. Прохоров, В.И. Конов, И. Урсу, И.Н. Михэилеску; [Пер. Дана Вэману]. - Изд. доп. и перераб. - М. ; Bucuresti : Наука Editura academiel, 1988. - 537 с., [12] л. ил. : ил. ; 25 см. - Библиогр. в конце глав

Купить

Реферат по теме ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами

Курсовая по теме ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами

ВКР/Диплом по теме ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами

Диссертация по теме ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами

Заработать на знаниях по теме ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами

Помогите сайту стать лучше, ответьте на несколько вопросов про книгу:
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ лазерного излучения с металлами

Объявление о покупке
Книги этих же авторов
Наличие в библиотеках
Рецензии и отзывы
Похожие книги
Наличие в магазинах
Информация от пользователей
Книга находится в категориях

санитарный день: последний день месяца
Пн: 09:30-17:00
Ср: 09:30-17:00
Чт: 09:30-17:00
Пт: 09:30-17:00
Сб: 09:30-17:00

Пн: 09:00-12:30 13:30-18:00
Вт: 09:00-12:30 13:30-18:00
Ср: 09:00-12:30 13:30-18:00
Чт: 09:00-12:30 13:30-18:00
Пт: 09:00-12:30 13:30-18:00

санитарный день: последний день месяца
Вт: 12:00-21:00
Ср: 12:00-21:00
Чт: 12:00-21:00
Пт: 12:00-21:00
Сб: 12:00-21:00
Вс: 12:00-20:00

--> --> Московская область, Электросталь городской округ, Электросталь, Восточный м-н
Карла Маркса, 23
Расположение на карте

зимний период: пн-пт 12:00-19:00; сб 11:00-18:00
Пн: 12:00-19:00
Вт: 12:00-19:00
Ср: 12:00-19:00
Чт: 12:00-19:00
Пт: 12:00-19:00

--> --> Московская область, Воскресенский район, Воскресенск, Центральный м-н
Куйбышева, 47г
Расположение на карте

Пн: 08:30-13:00 14:00-17:30
Вт: 08:30-13:00 14:00-17:30
Ср: 08:30-13:00 14:00-17:30
Чт: 08:30-13:00 14:00-17:30
Пт: 08:30-13:00 14:00-17:30

санитарный день: последний чт месяца
Вт: 10:00-22:00
Ср: 10:00-22:00
Чт: 10:00-22:00
Пт: 10:00-22:00
Сб: 10:00-22:00
Вс: 10:00-20:00

--> --> Красноярский край, Красноярск городской округ, Красноярск, Ленинский район
Мичурина, 8
Расположение на карте

санитарный день: последний день месяца
Пн: 10:00-19:00
Вт: 10:00-19:00
Ср: 10:00-19:00
Чт: 10:00-19:00
Пт: 10:00-19:00
Сб: 10:00-18:00

--> --> Липецкая область, Липецк городской округ, Липецк, Советский округ, 1-й микрорайон
Гагарина, 75
Расположение на карте

санитарный день: последний вт месяца
Пн: 10:00-19:00
Вт: 10:00-19:00
Ср: 10:00-19:00
Чт: 10:00-19:00
Вс: 10:00-18:00

--> --> Санкт-Петербург, Санкт-Петербург, Центральный район, МО №80 "Смольнинское"
Советская 3-я, 8а
Расположение на карте

санитарный день: последний чт месяца
Пн: 10:00-20:00
Вт: 10:00-20:00
Ср: 10:00-20:00
Чт: 10:00-20:00
Пт: 10:00-20:00
Сб: 10:00-18:00

--> --> Ставропольский край, Минераловодский городской округ, Минеральные Воды
22 Партсъезда проспект, 12
Расположение на карте

санитарный день: последний чт месяца
Вт: 10:00-18:00
Ср: 10:00-18:00
Чт: 10:00-18:00
Пт: 10:00-18:00
Сб: 10:00-18:00
Вс: 10:00-18:00

Читайте также: