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: 1 из 3

РЕФЕРАТ
Мисан Евгений Александрович

Методы исследования плазменного факела, возникающего при воздействии импульсного лазерного излучения на поверхности металла.
Курсовая работа: 50 с., 23 рис., 8 формул, 31 источник.
ПЛАЗМЕННЫЙ ФАКЕЛ, РОДАМИНОВЫЙ ЛАЗЕР, КРАТЕР, ИМПУЛЬСНОЕ ЛАЗЕРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ.
Предметом курсового исследования является плазменный факел.

Цель курсовой работы – изучить методы исследования плазменного факела, возникающего при воздействии импульсного лазерного излучения на поверхности металла.

В процессе работы проведены следующие исследования и разработки: исследована плазма, формирующаяся при воздействии на металлические образцы излучения лазера на растворе родамина 6Ж в этаноле, а так же произведены исследования формы и объемов кратера, образующегося на поверхности непрозрачных твердых тел при действии на них импульсного лазерного излучения.

Автор курсовой работы подтверждает, что приведенный в ней расчётно-аналитический материал правильно и объективно отражает состояние исследуемого процесса, а все заимствованные из литературных и других источников теоретические, методологические и методические положения и концепции сопровождаются ссылками на их авторов.

ОГЛАВЛЕНИЕ

Введение……………………………………………………………………..…....4

ГЛАВА 1

Экспериментальное исследование эрозионного плазменного факела, инициированного воздействием лазерного излучения на поверхность твердого тела……………………………………………………………………………5

Глава 2

ФОРМИРОВАНИЕ кратера на поверхности метаЛлОВ при воздействии ИМПУЛЬСНОГО лазерного излучения УМЕРЕННОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ В УСЛОВИЯХ ПЛАЗМООБРАЗОВАНИЯ………………………………………………………...33

заключение…………………………………………………………………….46

список использованных источников………………………………48

ВВЕДЕНИЕ

Для практических целей и, в частности, для контроля за ходом лазерной обработки материалов наибольший интерес представляет рассмотрение акустических процессов, наблюдаемых при обработке твердых тел излучением лазера со значительно большими длительностями импульсов (τ > 1 мс) со сложной, в том числе и стохастической временной формой [12 – 26].

Для изучения изменений, происходящих в прозрачных твердых телах, существует большое количество разработанных методик, таких как теневая, интерференционная, голографическая высокоскоростная фотосъемка. Эти методики будут подробно рассмотрены в следующей главе. Для исследования твердых тел, непрозрачных для излучения видимого диапазона, данные методики неприменимы. Также при подробных и многочисленных исследованиях формирования пароплазменного облака у поверхности образца [2,3 – 7, 27 – 36], недостаточно изучены явления, происходящие непосредственно на границе обрабатываемой поверхности. Реальная форма ванны расплава и образующегося на поверхности мишени кратера детально практически не изучались. Геометрия дефекта исследовалась путём изготовления шлифов образца [1] и металлографическими методами [8, 9]. Эти методы достаточно трудоёмкие, дорогостоящие и не всегда возможно их применение; поэтому в данном случае более целесообразно применение бесконтактной методики.

Первая глава посвящена исследованию плазмы, формирующейся при воздействии на металлические образцы излучения лазера на растворе родамина 6Ж в этаноле.

Вторая глава посвящена описанию метода проекции полос, адаптированного для определения формы и объема кратера, образующегося на поверхности непрозрачных твердых тел при действии на них импульсного лазерного излучения. В этой же главе приведено описание экспериментальной установки, использовавшейся для исследования формы кратера.

ГЛАВА 1

Экспериментальное исследование эрозионного плазменного факела, инициированного воздействием лазерного излучения на поверхность твердого тела
Воздействие излучения мощного родаминового лазера на поглощающие материалы представляет интерес при изучении плазмодинамических процессов благодаря относительно большой длительности гладкого лазерного импульса и малой крутизне его переднего фронта, относительно малым потерям на отражение от мишени и поглощение в плазме. Это обусловлено длиной волны воздействующего лазерного излучения ( = 580 нм) и принципиальной возможностью управления спектром излучения.

В то же время излучение мощного лазера на красителе характеризуется крайне низкой стабильностью своих выходных параметров, что делает и лазерный эрозионный плазменный факел (ЛЭПФ) плоховоспроизводимым объектом. Исследование динамики развития такого объекта во времени может быть проведено только в ходе единичного эксперимента, что и предопределило использование метода скоростной голографической киносъемки [10].

С помощью данной методики исследовалось воздействие излучения мощного родаминового лазера с коаксиальной лампой накачки [50] на образцы из алюминия, меди, цинка в условиях плазмообразования как при атмосферном, так и при пониженном (10^–2 мм рт. ст.) давлении воздуха [53 – 57]. Плотность потока лазерного излучения варьировалась в пределах от 1 до 60 МВт/см². Длительность импульса лазерного излучения составляла 15 – 20 мкс, переднего фронта – 4 – 5 мкс (рисунок 1.1).



Рисунок 1.1 – Временная форма импульса генерации мощного лазера на красителе. Скорость развертки – 5 мкс/деление. Энергия импульса генерации – 25 Дж
Схема использовавшейся экспериментальной установки приведена на рисунке 1.2. Излучение родаминового лазера 1, пройдя через фокусирующую систему 2, попадало на образец 3, находящийся в вакуумной камере. В качестве фокусирующих применялись как однолинзовые, так и двухлинзовые системы, которые позволяли строить изображение диафрагмы 4 на поверхности образца 3. Наиболее однородное пятно фокусировки излучения диаметром 3 мм с резкими границами формировалось при использовании двухлинзовой системы с 12-кратным уменьшением и диафрагмы диаметром 40 мм. Фотография кратера, полученного при использовании указанной системы, приведена на рисунке 1.3.

Часть излучения родаминового лазера передней гранью клина 5 направлялась в измеритель энергии ИМ0-2Н 6, входное окно которого располагалось в задней фокальной плоскости линзы 7. Отраженное задней гранью клина 5 излучение попадало на коаксиальный фотоэлемент ФЭК-14 8 и использовалось для регистрации временной формы импульса лазерного излучения запоминающим осциллографом С8-13 9.


Рисунок 1.2 – Схема экспериментальной установки

1 – мощный родаминовый лазер; 2 – фокусирующая система; 3 – металлический образец;

4 – диафрагма; 5 – светоделительный клин; 6 – измеритель энергии ИМО-2Н; 7 – линза;

8 – коаксиальный элемент ФЭК-14; 9 –осциллограф С8-13;

10 – интерферометр Маха-Цендера; 11 – зондирующий рубиновый лазер;

12 –коллиматор; 13, 14, 15 – камеры СФР-1М; 16 – спектральная приставка;

17 – блок коммутации; 18 – спектрограф ИСП-51
Вакуумная камера с образцом помещалась в одно из плеч голографического интерферометра Маха – Цендера 10. Длины плеч интерферометра были выровнены с точностью 1 – 2 мм. В качестве зондирующего использовалось излучение рубинового лазера 11, работающего в режиме свободной генерации [10], с длительностью импульса 300 мкс.

Рисунок 1.3 – Фотография кратера, сформировавшегося на поверхности алюминиевого образца в результате воздействия импульса генерации родаминового лазера.

Масштаб – 1 мм/деление. Плотность потока лазерного излучения на поверхности образца – 45 МВт/см²
Селекция поперечных мод излучения рубинового лазера осуществлялась диафрагмой диаметром 2 мм, помещенной внутрь резонатора, а продольных – эталоном Фабри – Перо с базой 25 мм, используемым в качестве выходного зеркала. Зондирующее излучение заводилось в коллиматор 12, формирующий параллельный пучок диаметром 40 мм, который освещал интерферометр 10. Такие поперечные размеры зондирующего пучка позволяли исследовать не только ЛЭПФ с характерными размерами в осевом направлении 20 мм, но и поведение ударных волн за его пределами. Интерферометр был состыкован с камерой СФР-1М 13, работающей в режиме лупы времени с двухрядной линзовой вставкой. Описанная схема позволяла регистрировать развернутые во времени голограммы сфокусированного изображения ЛЭПФ. Полученные отдельные кадры голограмм обеспечивали временное разрешение не хуже 0,8 мкс (время экспозиции одного кадра). Дифракционная эффективность голограмм позволяла в стационарных условиях восстанавливать и регистрировать интерференционные и теневые картины исследуемого процесса излучением Не – Ne лазера на фотопленке "Микрат-300.

Для контроля достоверности результатов, полученных с помощью скоростной голографической киносъемки, экспериментальная установка позволяла исследовать лазерную плазму и традиционными методами. Скорость движения фронта светящегося плазменного образования определялась по щелевым фоторазверткам, зарегистрированным камерой СФР-1М 14, работающей в режиме фоторегистратора. При этом в плоскости фотопленки строилось изображение приосевой зоны ЛЭПФ. Камера СФР-1М 15, работающая в режиме лупы времени и состыкованная со спектральной приставкой 16, позволяла регистрировать спектры испускания плазмы с временным разрешением 2 мкс.

Синхронизация работы трех камер СФР осуществлялась блоком коммутации 17. Блок коммутации вырабатывал синхроимпульс при совпадении запускающих импульсов от камер 14 и 15, работающих как ведомые. При совпадении синхроимпульса с запускающим импульсом командной камеры 13 вырабатывался инициирующий импульс высокого напряжения, с помощью которого происходил запуск всей экспериментальной установки. Таким образом, инициирующий импульс подавался только при определенных положениях зеркал всех трех работающих камер СФР-1М. Разброс по времени начала инициирующего импульса относительно заданных положений зеркал зависел от длительности вырабатываемых блоком 17 синхроимпульсов. Длительность синхроимпульсов подбиралась так, чтобы обеспечивать подачу инициирующего импульса на экспериментальную установку не позднее, чем через 30 секунд после начала работы электродвигателей трех камер СФР-1М с угловыми скоростями 75 000 об/мин. При этом неточность исходных положений зеркал ведомых камер приводила к тому, что начало регистрируемого процесса на фотопленках в этих камерах могло смещаться друг относительно друга на расстояния, не превышающие 10 см.

Интегральные спектры испускания плазмы регистрировались спектрографом ИСП-51 18, вдоль щели которого строилось изображение осевой зоны ЛЭПФ.

Таким образом, описанная экспериментальная установка позволяла исследовать в единичном эксперименте динамику процесса, происходящего у поверхности металлического образца при действии на него мощного лазерного импульса. По восстановленным с голограмм в стационарных условиях теневым картинам была исследована структура ЛЭПФ, измерена скорость движения плазменного фронта и фронта ударной волны. По восстановленным интерференционным картинам были получены пространственные распределения электронной плотности лазерной плазмы на разных стадиях ее развития. Достоверность полученных результатов контролировалась традиционными спектроскопическими измерениями и данными щелевых фоторазверток.

На рисунке 1.4 представлены интерферограммы и теневые картины ЛЭПФ, возникшего у поверхности медного образца при атмосферном давлении воздуха через 9,6 (а), 16 (б), 19,2 (в) и 22,4 мкс (г) после начала воздействия на мишень лазерного импульса, восстановленные с четырех зарегистрированных с помощью скоростной голографической киносъемки голограмм. Интерферограммы для наглядности настроены на широкую полосу. Плотность потока лазерного излучения на поверхности образца составляла 16 МВт/см². Интерференционные картины, приведенные на рисунке 1.4, восстановлены без компенсации аберраций, вносимых элементами оптической схемы экспериментальной установки.

Теневой метод наиболее чувствителен к градиенту показателя преломления, поэтому по восстановленным теневым картинам определялись характер движения фронта ударной волны за пределами лазерной плазмы, фронта плазменного факела и его структура.

Обнаружены пульсирующие неоднородности, ослабление которых происходит в процессе установления квазистационарного распределения плотности электронов в факеле на поздних стадиях его распада через время

t > 40 мкс после начала лазерного воздействия на металлический образец.

Рисунок 1.4 – Интерференционные и теневые картины ЛЭПФ в моменты времени t = 9,6 (а), 16 (б), 419,2 (в) и 22,4 (г) мкс относительно начала воздействия на медный образец лазерного излучения с плотностью потока 16 МВт/ см²

На рисунках 1.5 – 1.8 представлены временные зависимости смещения фронта ударной волны (кривые 1) и фронта лазерной эрозионной плазмы (кривые 2) от поверхности образцов из алюминия, меди и цинка. На этих же рисунках приведены временные зависимости смещения фронта светящегося плазменного образования (кривые 3), полученные с помощью традиционных щелевых фоторазверток (см. рисунок 1.9).

Рисунок 1.5 – Временные зависимости смещения фронта ударной волны (кривая 1), ЛЭПФ (кривая 2) и светящегося плазменного образования (кривая 3) от поверхности алюминиевого образца, подвергающегося воздействию лазерного излучения с плотностью потока 22 МВт/ см²


Рисунок 1.6 – Временные зависимости смещения фронта ударной волны (кривая 1), ЛЭПФ (кривая 2) и светящегося плазменного образования (кривая 3) от поверхности алюминиевого образца, подвергающегося воздействию лазерного излучения с плотностью потока 10 МВт/ см²




Рисунок 1.7 – Временные зависимости смещения фронта ударной волны (кривая 1), ЛЭПФ (кривая 2) и светящегося плазменного образования (кривая 3) от поверхности медного образца, подвергающегося воздействию лазерного излучения с плотностью потока 16 МВт/ см²




Рисунок 1.8 – Временные зависимости смещения фронта ударной волны (кривая 1), ЛЭПФ (кривая 2) и светящегося плазменного образования (кривая 3) от поверхности цинкового образца, подвергающегося воздействию лазерного излучения с плотностью потока 16 МВт/ см²


Рисунок 1.9 – Щелевые фоторазвертки свечения плазменного образования у поверхности алюминиевого образца при атмосферном (а) и пониженном до 10^–2 мм рт. ст. (б) давлении воздуха, окружающего мишень. Средняя плотность потока лазерного излучения – 25 МВт/ см². Сверху видны временные метви от воздействующего излучения, которое заводилось в фоторегистратор с помощью световода
Скорость движения плазменного фронта в осевом направлении в начальные моменты времени t < 5 мкс (на переднем фронте воздействующего лазерного импульса) составляет 1 – 3 км/с в зависимости от плотности потока воздействующего излучения и уменьшается до нуля после окончания воздействия. Характер движения фронта ударной волны практически не зависит от материала образца и определяется в основном плотностью потока лазерного излучения. В первые 5 – 10 мкс, соответствующие переднему фронту и максимуму импульса генерации родаминового лазера, ударная волна и фронт плазменного факела имеют одинаковую скорость в осевом направлении, которая увеличивается от 1 до 2,5 км/с при изменении плотности потока воздействующего излучения от 1 до 30 МВт/см². На заднем фронте импульса генерации родаминового лазера (t 10 – 20 мкс ) плазменный факел отстает от фронта ударной волны, скорость которой уменьшается до 0, 6 – 0, 7 км/с и остается постоянной до момента времени t 30 мкс независимо от плотности потока лазерного излучения. Распространение ударных волн в воздухе после отрыва от плазменного сгустка хорошо согласуется с моделью сильного взрыва в однородной атмосфере [3, 4, 58, 59].

Временной ход смещения в осевом направлении фронта светящегося плазменного образования (кривые 3 нарисунках 1.5 – 1.8), определенный по щелевым фоторазверткам, отличается от временного хода смещения в осевом направлении фронта плазменного факела, полученного из теневых картин (кривые 3 всегда лежат ниже кривых 2). Это обстоятельство указывает на то, что у фронта лазерной эрозионной плазмы концентрация тяжелых частиц, обусловливающих ее свечение, мала, а концентрация электронов достаточна для уверенной регистрации их вклада в рефракцию на голограмме.

По восстановленным интерференционным картинам определялось пространственное (в радиальном направлении) и временное распределение показателя преломления в ЛЭПФ при атмосферном и пониженном (10^-2мм рт. ст.) давлении окружающего образец воздуха.

Известно, что вклад в рефракцию эрозионной плазмы аддитивно вносят как электроны, так и тяжелые частицы в основных и возбужденных состояниях, то есть [60]
(1.1)
где – показатель преломления плазмы, – рефракция частиц -го сорта в расчете на одну частицу, – число соответствующих частиц в единице объема.

Вклад электронов в рефракцию в гидродинамическом приближении (т. е. если частота зондирующего излучения много больше средней частоты соударений между электронами и тяжелыми частицами, а также электронной плазменной частоты) можно найти из соотношения [61].
(1.2)
Здесь – круговая частота зондирующего излучения, – электронная плазменная частота, – заряд электрона, – масса электрона,

– концентрация электронов. Заметим, что в отличие от нейтрального газа, показатель преломления электронной компоненты плазмы сильно зависит от длины волны зондирующего излучения .

Вклад, вносимый в рефракцию плазмы атомами и ионами а основном и возбужденных состояниях, определяется выражением [11].
(1.3)
где – масса атома (иона), – концентрация атомов или ионов, находящихся в -м состоянии, и – частота и сила осциллятора, соответствующие переходу между -м и -м энергетическими уровнями, – кратность ионизации.

Если модуль разности ширины соответствующей линии поглощения, вклад одного электрона в рефракцию плазмы на порядок больше, чем вклад тяжелой частицы и имеет противоположный знак [38]. Поэтому в плазме со средней и высокой степенью ионизации, в соответствии с принятым большинством авторов мнением, рефракция определяется главным образом плотностью электронного газа.

На рисунках 1.10 – 1.12 представлены распределения плотности электронов в радиальном направлении для различных моментов времени и различных сечений ЛЭПФ при атмосферном давлении окружающего алюминиевый образец воздуха. Рисунки 1.13 – 1.15 иллюстрируют изменение во времени и пространстве концентрации электронов лазерной эрозионной плазмы при давлении 10^-2мм рт. ст. окружающего образец из алюминия воздуха. При этом средняя плотность мощности воздействующего на образец излучения в обоих случаях одинакова и равна 25 Мвт/см². При обработке интерферограмм электронная плотность рассчитывалась после сглаживания данных о фазовом набеге в радиальном направлении.

Из рисунков 1.10 – 1.15 видно, что при одинаковых параметрах воздействующего лазерного излучения объем, занимаемый лазерной эрозионной плазмой, и ее время жизни при атмосферном давлении воздуха больше, чем при пониженном. Этот вывод совпадает с данными, полученными по щелевым фоторазверткам свечения плазменного образования. Сразу же после начала плазмообразования яркость факела вдоль оси при атмосферном давлении окружающего образец воздуха равномерна. Затем происходит его расслоение на три области, отличающиеся яркостью свечения плазмы. Такая структура факела характерна для испарительного режима воздействия лазерного излученияна вещество [47-49].

Рисунок 1.10 – Радиальное распределение электронной плотности на расстоянии 5 мм (1), 10 мм (2) и 15 мм (3) от поверхности алюминиевого образца, подвергающемуся воздействию лазерного излучения со средней плотностью потока 25 МВт/ см² при атмосферном давлении воздуха, окружающего мишень, через 11,2 мкс после начала лазерного воздействия


Рисунок 1.11 – Радиальное распределение электронной плотности на расстоянии 5 мм (1), 10 мм (2) и 15 мм (3) от поверхности алюминиевого образца, подвергающемуся воздействию лазерного излучения со средней плотностью потока 25 МВт/ см² при атмосферном давлении воздуха, окружающего мишень, через 14,4 мкс после начала лазерного воздействия

Рисунок 1.12 – Радиальное распределение электронной плотности на расстоянии 5 мм (1), 10 мм (2) и 15 мм (3) от поверхности алюминиевого образца, подвергающемуся воздействию лазерного излучения со средней плотностью потока 25 МВт/ см² при атмосферном давлении воздуха, окружающего мишень, через 17,6 мкс после начала лазерного воздействия

Рисунок 1.13 – Радиальное распределение электронной плотности на расстоянии 2 мм (1), 3 мм (2), 4 мм (3) и 5 мм (4) от поверхности алюминиевого образца, подвергающемуся воздействию лазерного излучения со средней плотностью потока

25 МВт/ см² при пониженном (10^–2 мм рт. ст.) давлении воздуха, окружающего мишень,

через 3,2 мкс после начала лазерного воздействия




Рисунок 1.14 – Радиальное распределение электронной плотности на расстоянии 2 мм (1), 3 мм (2), 4 мм (3), 5 мм (4) и 6 мм (5) от поверхности алюминиевого образца, подвергающемуся воздействию лазерного излучения со средней плотностью потока 25 МВт/ см² при пониженном (10^–2 мм рт. ст.) давлении воздуха, окружающего мишень, через 6,4 мкс после начала лазерного воздействия

Рисунок 1.15 – Радиальное распределение электронной плотности на расстоянии 2 мм (1), 3 мм (2), 4 мм (3), 5 мм (4) и 6 мм (5) от поверхности алюминиевого образца, подвергающемуся воздействию лазерного излучения со средней плотностью потока 25 МВт/ см² при пониженном (10^–2 мм рт. ст.) давлении воздуха, окружающего мишень, через 12,8 мкс после начала лазерного воздействия

Несмотря на различные объемы, занимаемые плазмой при разных давлениях окружающего воздуха, поведение распределения плотности электронного газа вдоль оси плазменного факела качественно одинаково. В начальные моменты времени (0 – 10 мкс), соответствующие переднему фронту и максимуму импульса генерации родаминового лазера, электронная плотность выше у поверхности образца. Затем (10 – 15 мкс) максимум концентрации электронов смещается от облучаемой поверхности. На поздних стадиях процесса, т.е. к концу воздействующего импульса (15 – 20 мкс) плотность электронов вдоль оси факела выравнивается.

По восстановленным с голограмм интерференционным картинам были также рассчитаны интегральные по времени и по определенным сечениям плотности электронов в лазерной эрозионной плазмы, которые хорошо согласуются со значениями, полученными по интегральным спектрам испускания ЛЭПФ, зарегистрированным с помощью спектрографа ИСП-51. Спектроскопические измерения электронной концентрации проводились по штарковскому уширению спектральных линий. Так, измеренная по интерференционным картинам интегральная по сечению, отстоящему на 5 мм от поверхности образца (сечение 1 нарисунках 1.10 – 1.12) и по времени плотность электронов = 1,3·10¹⁸см^–3 находится в соответствии с определенными по уширению линии Нα 656,28 нм = 1,2·10¹⁸ см^–3 и по уширению линии Аl I 669,6 нм значением = 1,1·10¹⁸см^–3 для того же сечения плазменного факела.

Работавшая в режиме лупы времени камера СФР-1М со светосильной линзовой вставкой, состыкованная со спектральной приставкой, позволяла регистрировать спектры испускания лазерной эрозионной плазмы с временным разрешением 2 мкс. Результаты высокоскоростной киноспектрографии показали, что плазмообразование носит эрозионный характер, а переброс плазменного фронта в воздух вплоть до значений плотности потока воздействующего излучения 60 МВт/см² не наблюдается. В полученных «скоростных» спектрах (в отличие от интегральных) интенсивность наиболее удобных для диагностики спектральных линий Нα 656,28 нм и Аl I 669,6 нм с известными параметрами штарковского уширения была недостаточна для корректных измерений. Проведенные измерения концентрации электронов по штарковскому уширению линий Аl III 514,2 нм и 445,2 нм дали существенно заниженные, а по линии Аl III 572,2 нм – несколько завышенные относительно интерферометрических данные.

Таким образом, достоверность значений электронной плотности в лазерной эрозионной плазме, полученных методом скоростной голографической киносъемки, не противоречит данным, полученными по интегральным спектрам испускания.

Рисунок 1.16 – Схема экспериментальной установки для двухдлинноволновой скоростной голографической киносъемки

где I – первый источник зондирующего излучения; II – голографический интерферометр; III – первое устройство для киносъемки голограмм; IV – второй источник зондирующего излучения; V – второе устройство для киносъемеи голограмм; 1 – рубиновый лазер; 2, 9 – коллиматоры; 3 – светоделительный кубик; 4 – зеркало; 5 – исследуемый фазовый объект; 6, 11 – объективы; 7, 10 – камеры СФР-1М; 8 – лазер на красителе
Как уже указывалось, при обработке приведенных выше интерференционных картин не учитывалось влияние тяжелых частиц. Считалось, что вклад в рефракцию плазмы атомов и ионов материала образца значительно меньше, чем вклад электронов, а молекулы атмосферных газов полностью вытеснены из объема плазменного факела, поэтому ошибка в определении электронной плотности незначительна. Для уточнения значений электронной плотности с учетом влияния на рефракцию тяжелых частиц были проведены исследования ЛЭПФ с помощью скоростной двухдлинноволновой голографической киносъемки [10, 53].

Схема экспериментальной установки представлена на рисунке 1.16. Она отличается от схемы, изображенной на рисунке 1.2 тем, что в нее добавлены второй источник зондирующего излучения IV, включающий в себя лазер на красителе 8 и коллиматор 9, и второе устройство для киносъемки голограмм V, состоящее из камеры СФР-1М 10, работающей в режиме лупы времени с двухрядной линзовой вставкой, и объектива 11, осуществляющего сопряжение плоскости фотопленки в камере с центральным сечением исследуемого ЛЭПФ.


Рисунок 1.17 – Временная форма импульса генерации зондирующего лазера на красителе. Скорость развертки – 10 мкс/деление

Лазер на красителе 8 состоял из кварцевой кюветы длиной 340 мм и диаметром 12 мм с этанольным раствором родамина 6Ж и коаксиальной лампы накачки, которые помещались в плоский резонатор длиной 1 м. Сужение линии генерации осуществлялось интерферометром Фабри – Перо с базой 8 мм, помещенным между кюветой с красителем и задним "глухим" зеркалом резонатора. Длительность импульса генерации составляла 30 – 40 мкс (см. рисунок 1.17). Большая длительность импульса генерации достигалась использованием в качестве емкостного накопителя батареи конденсаторов с большой индуктивностью, что позволяло получать световые импульсы накачки длительностью 100 – 150 мкс.

При использовании такой оптической схемы одновременно регистрировались две серии сдвинутых во времени голограмм ЛЭПФ камерами СФР. Одна серия голограмм регистрировалась камерой СФР-1М 7 в свете излучения рубинового лазера ( = 0,69 мкм), вторая – камерой СФР-1М 10 в свете излучения лазера на красителе ( = 0,58 мкм). Для этого перед обеими камерами помещались соответствующие светофильтры.

С помощью скоростной двухдлинноволновой голографической киносъемки исследовалась лазерная эрозионная плазма, возникающая, под действием излучения мощного лазера на красителе у поверхности образца как при атмосферном, так и при пониженном (10^–2 мм рт. ст.) давлении окружающего мишень воздуха. Средняя плотность потока воздействующего лазерного излучения на поверхности образца варьировалась в пределах 5 – 30 МВт/см².

Как уже указывалось, при плотностях частиц, наблюдаемых в лазерной плазме при таких условиях эксперимента, можно считать, что показатель преломления плазмы является аддитивной величиной и обусловлен наличием в ЛЭПФ различных компонент. Другими словами, регистрируемое на голограммах изменения показателя преломления в зоне, занимаемой ЛЭПФ, обусловлено действием трех факторов: 1) появлением свободных электронов, 2) изменением плотности воздуха и 3) появлением атомов и ионов алюминия благодаря выбросу вещества из мишени. Имея всего две серии восстановленных с голограмм интерференционных картин (в свете излучения рубинового лазера и лазера на красителе), вообще говоря, нельзя определить вклад каждой из указанных компонент в рефракцию плазмы.

Чтобы исключить вклад в рефракцию молекул атмосферных газов, были проведены исследования лазерной плазмы, возникающей у поверхности образца при пониженном давлении (10^–2 мм рт.ст.) окружающего его воздуха. Результаты экспериментов показали, что различие в смещении полос на интерферограммах, обусловленное различием длин волн зондирующего излучения ( = 0,69 мкм и = 0,58 мкм), находится в пределах относительной погрешности измерений, которая составляла 10%. Это подтверждает предположение, что при таких условиях лазерного воздействия из-за незначительной концентрации атомов и ионов материала образца в эрозионной плазме их вклад в рефракцию значительно меньше, чем вклад электронов.


Рисунок 1.18 – Продольные распределения средних по диаметру сечения концентраций электронов, рассчитанные методом двухдлинноволновой (1) и однодлинноволновой (2) голографической киносъемки, а также определенная двухдлинноволновым методом средняя концентрация тяжелых частиц (3). Распределения получены через 38,4 мкс после начала воздействия на алюминиевый образец лазерного излучения

с плотностью потока 10 МВт/ см²


Изучение ЛЭПФ при атмосферном давлении окружающего воздуха при тех же параметрах воздействующего излучения с помощью скоростной двухдлинноволновой голографической киносъемки позволило разделить вклад в рефракцию плазмы молекул воздуха и электронов в предположении малости вклада тяжелых частиц материала мишени. В результате совместной обработки восстановленных с голограмм интерференционных картин были получены продольные (по оси факела) распределения средних по диаметру сечения факела концентраций электронов и молекул воздуха. На рисунке 1.18 показано продольное распределение средних по диаметру сечения концентраций электронов вдоль оси ЛЭПФ, возникающего у поверхности алюминиевого образца, полученных с помощью двухдлинноволновой (кривая 1) и однодлинновой (кривая 2) скоростной голографической киносъемки. На расстоянии 10 – 15 мм от поверхности образца кривые 1 и 2 практически совпадают, т.е. тяжелые частицы ("горячие" атомы и ионы алюминия и молекулы воздуха), как и предполагалось [38], вносят малый вклад в рефракцию плазмы. На больших расстояниях, где отсутствуют "разогретые", светящиеся частицы, вклад молекул воздуха становится заметным (кривая 2 лежит ниже кривой 1). Это связано с выталкиванием воздуха плазменным облаком [5]. Результаты расчетов продольного распределения средних по диаметру сечения факела концентраций молекул воздуха представлены на рисунке 1.18 (кривая 3).

Таким образом, результаты экспериментальных исследований показали, что плотность ЛЭПФ, формирующегося при воздействии излучения мощного родаминового лазера на образцы из алюминия, меди и цинка недостаточна для их эффективной экранировки.