Курсовая работа. Курсовая работа Мисан. Реферат мисан Евгений Александрович Методы исследования плазменного факела, возникающего при воздействии импульсного лазерного излучения на поверхности металла

• Название: Реферат мисан Евгений Александрович Методы исследования плазменного факела, возникающего при воздействии импульсного лазерного излучения на поверхности металла
• Анкор: Курсовая работа
• Дата: 26.06.2022
• Размер: 0.91 Mb.
• Имя файла: Курсовая работа Мисан.docx
• Тип: Курсовая; #616426
• страница: 2 из 3

ГЛАВА 2

ФОРМИРОВАНИЕ кратера на поверхности метаЛлОВ при воздействии ИМПУЛЬСНОГО лазерного излучения УМЕРЕННОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ

В УСЛОВИЯХ ПЛАЗМООБРАЗОВАНИЯ
Для исследования формы поверхности образовавшегося на пластине кратера использовался метод проекции полос [37], который в данном случае оказался более эффективным по сравнению с голографическими методами получения контуров рельефа, стереофотограмметрическим [38] и некоторыми другими методами [39 – 44], так как позволял ещё на стадии проецирования полос, получить картину с регулируемой чувствительностью измерений и достаточно хорошей видностью полос, контролируемых визуально. Регулирование чувствительности измерений (относительное смещение полосы) достигалось изменением периода спроецированных полос, а хорошая видность обеспечивалась изменением угла освещения исследуемой поверхности до устранения световых бликов от поверхности кратера. В работах [45, 46] для изучения деформаций поверхности были использованы муаровые методы. Однако, если точность интерференционных методов теоретически определяется длиной волны света, то для описанных муаровых методов при теоретической точности 25 м наилучшее разрешение составляло 600 м [45].

Рисунок 2.1 – Оптическая схема установки для визуализации поверхности кратера

1 – гелий-неоновый лазер ЛГН-215; 2, 3 – телескопическая система; 4 – интерферометр Маха-Цендера; 5 – исследуемый образец; 6 – объектив; 7 – плоскость фотопленки
На рисунке 2.1 представлена оптическая схема установки, использовавшейся для визуализации поверхности кратера [51]. Интерферометр Маха-Цендера 4 освещался излучением лазера ЛГН-215 1, коллимированным оптической системой 2, 3. Интерференционная картина проецировалась на поверхность исследуемого образца 5. При этом на поверхности наведения в соответствии с законами интерференции наблюдалась система тёмных и светлых полос, конфигурация которых однозначно связана с глубиной кратера в точке интерференции [36]. Поверхность образца при помощи объектива "Гелиос–44-2" 6 оптически сопрягалась с плоскостью картины 7, где контурные полосы фиксировались на фотоплёнке "Микрат –300".

На рисунке 2.2 а, в качестве примера, приведена картина контурных полос поверхности кратера, полученного при действии на свинцовую пластину импульса излучения рубинового лазера ГОР-100М ( _l = 0,6943 мкм), работавшего в режиме свободной генерации с энергией 10 Дж, сфокусированного в пятно площадью 4 мм². Воспользовавшись данной картиной и учтя связь между смещением k тёмных полос и глубиной расположения точки интерференции относительно невозмущённой (плоской) поверхности образца [36]:
h_i = d_pk / (tg _p + tg _p) , (2.1)
нетрудно получить топограмму поверхности кратера (рисунок 2.2 б).

Здесь d_p  0,35 мм – период интерференционных полос на плоской (необлучённой) части мишени,  0,9 рад – угол между нормалью к поверхности образца и проецируемыми интерференционными поверхностями; – угол между нормалью к поверхности образца и направлением наблюдения (оптической осью фотографической системы). При обработке картины контурных полос поверхности кратера (рисунок 2.2 а) относительная погрешность определения их смещения была  10 % (значительно превышала погрешность определения углов), что позволило определять глубину h₁ при получении топограммы (рисунок 2.2 б) с абсолютной погшрешностью, не превышающей 25 мкм. На рисунке 2.3 представлено объемное (истинное (а) и инвертированное (б)) изображение того же кратера. Из рисунка 2.3 сразу видно, что кратер не только не симметричен, но и имеет весьма сложную форму. Рассчитанный по топограмме (рисунок 2.2 б) объём кратера V= 0,4 мм³ при максимальной глубине h= 0,3 мм. При замене его цилиндром той же глубины (модель плоского источника) объём получался бы существенно большим (0,9 мм³), как и при замене гиперболическим параболоидом (1,0 мм³). Если же моделирование проводить, опираясь на объём, измеренный по выносу массы, то заниженной (по сравнению с истинным значением h) оказалась бы его глубина. Таким образом, неучет реальной формы кратера может привести к существенным погрешностям в теплофизических, акустических и плазмодинамических расчётах [52].

а).

б).
Рисунок 2.2 – Форма поверхности кратера: картина контурных полос (а) и топограмма (б) (линии уровня относительно плоской необлученной поверхности пластины даны в миллиметрах)








а)







б)

Рисунок 2.3 – Объемное (истинное (а) и инвертированное для наглядности (б) изображение кратера, соответствующего рисунку 3.2. Отсчет по вертикали приведен в миллиметрах, по горизонтали – в относительных единицах (100 делений = 2 мм)

Расширение области применения лазерной обработки материалов требует все более подробного изучения воз­действия мощных световых потоков на поверхности твер­дых тел. При этом исследуется изменение микрострук­туры облучаемых образцов [62 - 66], формирование паро-плазменного облака (лазерного факела) у поверхности образца. Большой интерес вызывает также ис­следование формирования ванны расплава и об­разующегося на поверхности мишени кратера . Изучение формирования зоны разрушения необходимо для более глубокого понимания процессов, протекаю­щих в лазерном факеле; кроме того, подобные исследо­вания представляют интерес и для прикладных задач ла­зерной обработки материалов.

В работе [67] исследовано формирование кратера на поверхности некоторых металлов, которые подверга­лись воздействию импульса рубинового лазера, работав­шего в режиме свободной генерации с длительностью импульса 1.2 мс (временная структура импульса - хао­тическая, средняя интенсивность воздействовашего на поверхность металла излучения ), и сдела­ны некоторые предположения о начальной стадии фор­мирования кратера.

Целью настоящей работы является изучение формирования рельефа как внешней (наплавленной), так и внут­ренней (зоны разрушения) зоны кратера на поверхности металлов (In, Pb, Sn), облучаемых повторяющимися относительно короткими (несколько десятков наносекунд) гладкими лазерными импульсами с

В качестве источника воздействующего на образец из­лучения использовался модуль, созданный на основе ла­зера ГОС-1001 (А = 1.06 мкм). Для получения моноим­пульсного и импульсно-периодического режимов генера­ции применялись пассивные затворы из фтористого ли­тия с -центрами окраски . Управление частотой повторения лазерных импульсов в диапазоне 5-50 кГц осуществлялось изменением энергии накачки и опти­ческой плотности пассивных затворов. Длительность отдельного пичка определялась параметрами резона­тора и характеристиками используемого затвора и составляла 80 нс.

Лазерное излучение при помощи фокусирующей си­стемы направлялось на поверхность исследуемого образ­ца. Сменные отражающие системы, включающие приз­му полного внутреннего отражения, позволяли направ­лять световой пучок на образец под произвольным уг­лом, в том числе по нормали к нему, как вертикально (снизу вверх или сверху вниз), так и горизонтально.

Для получения на образце относительно однородно­го пятна фокусировки излучения с резкими границами диаметром d = 2.0 мм использовалась диафрагма диа­метром 10 мм, изображение которой строилось фоку­сирующей системой на поверхности мишени. Часть (4%) энергии светового импульса, отраженная от передней грани стеклянного клина поступала на измеритель энер­гии ИМО-2Н, световой поток, отраженный от задней грани клина, направлялся на коаксиальный фотоэле­мент ФЭК-15, что позволяло регистрировать времен­ную форму лазерного импульса при помощи осцилло­графа С8-13. Энергия одного пичка изменялась от 2 до 6 Дж; временная форма его была близка к гауссовой; сред­няя интенсивность излучения в отдельном пичке состав­ляла примерно (0.8-2.5)·10⁹ Вт/см². Суммарная энергия лазерного импульса варьировалась от 4 Дж (моноим­пульс) до 150 Дж (35 пичков).

Для определения рельефа облучаемого образца нами использовался метод проекции полос [24], который был реализован на установке, описанной в работе [25], позволявший определять глубину (во внешней зоне - высоту h) любой точки кратера по отношению к необлученной плоской поверхности мишени с погрешностью, не превыша­ющей 50 мкм. На рис. 2.4а,б представлены фотографии кратеров, полученных при воздействии на поверхность индиевой мишени лазерных импульсов, с числом пичков п = 4 . Внутренняя, или «отрицательная», зона кратера (откуда металл выно­сился в ходе воздействия лазерного излучения) имеет до­вольно ровную куполообразную поверхность (менее ше­роховатую, чем в [67]), причем как глубина зоны, так и ее диаметр при п — 30 больше, чем при п — 4. Внешняя, или «положительная», зона (на которую вынесенный металл наплавлен) имеет форму, близкую к округлой.



Рисунок 2.4 – Фотографии кратеров, полученных при воздействии 4) лазерных импульсов.

Следует отметить, что при воздействии излучения на вещество горизонтально или сверху вниз для п > 6 — 8 внешняя зона представляет собой набор округлых вы­бросов толщиной от 50 до 250 мкм, наплавленных друг на друга. Значение n, начиная с которого наблюдается на­слоение выбросов друг на друга, определяется энергиями n-го и (n - 1)-го пичков. При воздействии лазерного из­лучения снизу вверх наслоение выбросов не наблюда­лось. На краю каждого округлого выброса имелся небо­льшой (высотой не более 100 мкм) буртик. На рис.2.5 при­ведены зависимости характерных поперечных размеров наиболее крупного выброса l₁, обожженной плазменным факелом зоны на поверхности облученного вещества l₂ и внутренней зоны кратера l₀, а также глубины внутренней зоны h₀ от числа пичков п в лазерном импульсе.

На «внешних» выбросах (в случае воздействия снизу вверх - на периферии единственного выброса), а также на поверхности образца за пределами наиболее крупного округлого выброса имеются наплавленные «лучи». Ис­следования поверхности кратера при помощи оптичес­кого микроскопа показали, что указанные «лучи» пред­ставляют собой цепочки отдельных достаточно крупных (диаметром от 100 до 500 мкм) капель. Более мелкие капли наблюдаются и вне «лучей», в том числе и на по­верхности внешней зоны кратера. В таблице приведены распределения капель по размерам на поверхностях раз­личных выбросов внешней зоны кратера.




Рисунок 2.5 – Зависимости параметров кратера от числа пичков в воздей­ствующем лазерном импульсе (лазерное излучение падает на индие­вый образец сверху вниз).




Отметим, что размеры внешней зоны растут значи­тельно быстрее, чем глубина и особенно диаметр внут­ренней зоны. При этом масса (и объем) внешней зоны кратера составляет примерно 80 % от массы (и объема) вынесенного материала. Обращает на себя внимание и то, что при воздействии лазерного излучения на образец снизу вверх размеры внешней зоны примерно в 1.5 раза больше, чем при воздействии в горизонтальном направ­лении и сверху вниз. Все это подтверждает то, что при рассматриваемом режиме воздействия световых импуль­сов на вещество внутренняя зона образуется за счет «вы­плескивания» (вытекания) материала из ванны расплава, а не за счет его испарения и тем более разбрызгивания (суммарная масса и объем капель составляют менее 1% от массы и объема вынесенного вещества). Это не про­тиворечит данным работ и в то же время сущест­венно отличается от результатов, полученных в [67], где внешняя зона формировалась в основном за счет раз­брызгивания капель.

Для выяснения причин формирования кратеров с ука­занными формами нами был проведен расчет изменения температуры Т индиевого образца, облучаемого лазер­ными импульсами с использованными в эксперименте параметрами. Численно решалось уравнение:

(2.2)

с начальным условием

и граничным условием

которое задавалось на реальной границе облучаемого образца - диска с толщиной I = 4 мм, радиусом R = 3 см и лункой на оси, имеющей форму сферического сегмента с радиусом кривизны Диаметры и глубины лунок соответствовали диамет­рам и глубинам внутренних зон кратеров, приведенных на рис.2.5. Функция источника имела в пределах пят­на фокусировки радиально симметричный вид:
(2.3)

где

, - полярный угол в сферической системе координат; Е = 2-6 Дж - энергия импульса; с = 240 Дж/(кг.К) - удельная теплоемкость индия [26]; d =2 мм - диаметр пятна фоку­сировки; = 7.3.10³ кг/м³-плотность индия [26]; а = 0.45 см²/с - температуропроводность индия ; =80 нс; - нормированная энергия воздействующего лазер­ного импульса; коэффициент отражения с учетом дан­ных работ равнялся либо 0.8 (для твердого ме­талла), либо 0.5 (для расплавленного металла); , - дельта-функция Дирака.

Разумеется, подобная модель не учитывает затрат энергии на испарение и плавление металла, теплообмен с плазменным облаком и ряд других процессов, протека­ющих как в облучаемом образце, так и у его поверхности. Тем не менее, на наш взгляд, подобная модель может быть использована для качественного описания нагрева­ния металла, по крайней мере в случае небольшого числа воздействующих на образец пичков ( ).

На рис.3 представлены рассчитанные для Е = 2 Дж временные зависимости на границе пятна фокусировки излучения. Видно, что AT быстро (до окон­чания лазерного импульса) возрастает до значения, пре­вышающего температуру плавления индия, и затем до­вольно быстро убывает (через 20 мкс после подачи им­пульса ). Существенно, что при подаче через 20 мкс 2-го лазерного пичка временная зависимость ΔT ос­тается такой же, меняется только T₀. Таким образом, по­сле подачи восьми лазерных пичков температура мише­ни до подачи следующего пичка не опускается ниже тем­пературы плавления индия.

Следует отметить, что при значительном радиусе кривизны лунки (при n ≤ 3) представленные на рис.3 за­висимости хорошо согласуются с полученными аналитически в рамках модели плоского теплового ис­точника с тем же диаметром d и с
(2.4)
Для лунок с небольшим радиусом кривизны (п > 3) кри­вые на рис.3 хорошо согласуются с результатами расчета в рамках сферически симметричной модели.

На наш взгляд, данные экспериментальных исследо­ваний свидетельствуют о следующем механизме форми­рования кратера. Первый пичок прогревает металл. При подаче 2-го пичка примерно 2 мг металла плавится и «вы­плескивается» (выбрасывается) за пределы пятна фокуси­ровки излучения (о «выплескивании», а не о медленном ламинарном вытекании говорит наличие буртика на пе­риферии каждого выброса). Такие же выбросы произво­дятся 3-м, 4-м, 5-м пичками, причем из-за более высокой начальной температуры и малой глубины лунки масса «выплескиваемого» металла с каждым разом увеличива­ется. В связи с этим диаметр каждого следующего выбро­са превышает диаметр предыдущего; кроме того, из-за большой теплопроводности индия (48 Вт/(м.К)) выб­росы металла перемешиваются и выравниваются по высоте. Так формируется внешняя зона кратера при n < 6 -8.

Как уже указывалось, при n> 8 (а для Е 6 Дж при n > 6) до подачи следующего пичка металл не успевает кристаллизоваться и, вероятно, продолжает вытекать из лунки, что увеличивает размеры соответствующего выб­роса и способствует углублению лунки. В результате при подаче следующего пичка расстояние, на которое вытал­кивается металл, оказывается меньшим, чем радиус пре­дыдущего выброса, что и приводит к наслоению выбро­сов. В этом случае при подаче очередных пичков все вы­бросы продолжают расти и, следовательно, металл пла­вится за счет нагревания вышележащими выбросами, ко­торые не перемешиваются при воздействии на мишень сверху вниз или по горизонтали. По нашему мнению, это может быть связано с действием на расплавленный ме­талл плазменного факела, изобарические поверхности которого при использовании лазерных импульсов с ука­занными параметрами имеют своеобразную «грибовид­ную» форму, вследствие чего плазма «давит» на вер­тикальные поверхности выбросов по направлению к оси cистемы. Кроме того, на несмешиваемость выбросов ме­талла и на их толщину h₁ оказывает влияние значитель­ный коэффициент поверхностного натяжения индия (а = 530 мН/м ). Действительно, толщина жидкого слоя должна определяться из условия минимальности суммы поверхностной и гравитационной энергий:
(2.6)
(знак « + » соответствует воздействию излучения на ве­щество сверху вниз, знак « - » - воздействию снизу вверх). В связи с этим при воздействии снизу вверх выбросы сли­ваются, не наслаиваясь, а толщина единственного выб­роса оказывается в 2.5 раза больше, чем в других случаях.

Направление расположенных на поверхности наибо­лее крупного выброса и за его пределами «лучей» опреде­ляется градиентом освещенности в облучаемой зоне ми­шени, что согласуется с данными работы [67]. Вероятно, механизм их образования аналогичен указанному в этой работе. Капли, вылетевшие под углами, отличающимися от оптимального, а также имеющие малые начальные скорости, не вылетали за пределы плазменного облака и в течение всего времени полета подвергались действию лазерного излучения. Металл в каплях частично испа­рялся, капли уменьшались и дробились, поэтому центральная зона кратера имеет более гладкую поверх­ность, чем периферийная.