Общая характеристика нагрева материалов

(79)

Если кроме F << 1 выполняется еще и условие F(U0 F)/h >> 1 (первое означает, очевидно, что напряженность поля велика, а второе что частота поля мала), то написанное выражение переходит в следующее:

(80)

Последняя формула отличается от обычной туннельной формулы для тока автоэлектронной эмиссии множителем

(81)

Появление этого множителя связано с приближением, вносимым выбором функций р(х, t). Чтобы уточнить формулу (79), можно ввести в нее в качестве поправки при всех значениях F множитель (81).

Рассмотрим теперь противоположный предельный случай: F>>

Для этого случая плотность тока равна

(82)

Здесь n0 = ent[1 + (U0 F)/], а ent x целая часть числа х.

Формула (81) описывает фотоэффект с поглощением n0 (U0 F)/h квантов. Она тем более точна, чем больше число квантов n0. Однако, как показывает сравнение с вычислениями по теории возмущений, даже при n0 = 2 ошибка формулы (82) сравнительно невелика.

Как уже отмечалось, ток, обусловленный многофотонным фотоэффектом, сравнительно трудно наблюдать, поскольку он маскируется термоэлектронной эмиссией. Один из возможных способов преодоления этой трудности состоит в уменьшении i длительности лазерного импульса. Поскольку ток термоэлектронной эмиссии несколько запаздывает относительно потока излучения, а фотоэффект является практически безынерционным, возможно раздельное наблюдение этих эффектов.

Оценка длительности импульса и плотности потока энергии, при которых оказывается возможным наблюдение многофотонного фотоэффекта, была выполнена в работе Ф.В. Бункина и А.М. Прохорова [45]. Следуя этой работе, будем предполагать, что импульс излучения имеет прямоугольную форму, интенсивность света равномерно распределена по сечению луча и что разностью температур электронов и решетки можно пренебречь. Это существенно упростит оценку, хотя может внести заметную ошибку в результат. Температура поверхности равна

(83)

Подставляя это выражение в формулу Ричардсона для тока термоэлектронной эмиссии и интегрируя по времени, найдем полный заряд, полученный в результате термоэлектронной эмиссии с единицы поверхности за время импульса i:

(84)

Чтобы найти далее заряд, полученный в тех же условиях за счет n-фотонного фотоэффекта, воспользуемся формулой (84); это приводит к результату

(85)

где Qр - поглощенный световой поток, t2 = 8q02Qp/mc, В постоянная порядка единицы. Для наблюдения фототока необходимо, чтобы величина заряда превышала некоторое пороговое значение q*, определяемое чувствительностью приборов. Согласно экспериментальным данным [45] ее можно принять равной q* = 1015S1(K/см2), где S площадь, на которую действует ЛИ. Чтобы термоэмиссия не препятствовала регистрации фототока, необходимо, чтобы заряд qт был много меньше, чем qф. Таким образом, условия наблюдения многофотонного фотоэффекта определяются решением системы уравнений

Численный расчет для серебра ( = 4,7 эв, kе = 4,2 Дж/смсград, k* = 1,7 см2/с) при = 0,1 дает i = 0,9109 с, Qp = 2,5107 Вт/см2 (последняя цифра есть поглощенный поток). В этих условиях температура поверхности повышается за время импульса всего на 250 °С, что исключает разрушение поверхности и обусловливает очень малую величину термоэмиссионного тока.

8. Термоэлектронная эмиссия

При действии ЛИ на металл возможны два механизма эмиссии электронов: термическая эмиссия и многоквантовый фотоэффект. Экспериментально эти механизмы можно различить по зависимости фототока от поляризации падающего света и отсутствию запаздывания тока по отношению к световому импульсу. Наблюдаемая эспериментально электронная эмиссия обусловлена обычно термическим механизмом.

Ток термоэлектронной эмиссии с элемента поверхности dS, имеющего температуру Т, определяется хорошо известной формулой (см., например, [46])

, (86)

где работа выхода и А0 постоянная. Простейшая теория дает для А0 выражение А0 = 4mq0k2h3 = 120 Асм2град2, однозначное для всех металлов. Экспериментально определяемые значения А0 отличаются от приведенного теоретического иногда даже по порядку величины. Исследования показывают, что значения А0 и весьма чувствительны к состоянию поверхности металла. Так, наличие адсорбированных на поверхности положительных ионов приводит к образованию двойного электрического слоя, который заметно снижает работу выхода.

Не останавливаясь на вопросе о значениях констант А0 и для различных металлов в различных условиях [47] обратимся к вопросу о зависимости тока эмиссии от распределения плотности падающего ЛИ по освещаемой площади и от формы светового импульса. Чтобы решить этот вопрос, надо найти электронную температуру как функцию времени и координат на поверхности металла, и, подставив ее в выражение (86), проинтегрировать по всей площади, на которую действует световой поток. Естественно считать, что распределение интенсивности света обладает симметрией относительно оси потока. Решение соответствующей задачи теплопроводности не представляет особых трудностей, однако в нем практически никогда нет необходимости, потому что из-за малой длительности светового импульса поток тепла вглубь металла всегда много больше, чем поток в поперечном направлении. По этой причине распределение температуры на поверхности металла будет с большой точностью повторять распределение интенсивности в падающем световом потоке. Конечно, это остается правильным только для импульсов, продолжительность которых i много меньше, чем r02/k* (r0 размер площадки, на которую сфокусирован свет, k* коэффициент температуропроводности). В стадии остывания металла после окончания импульса распределение температуры определяется теплопроводностью, но при этом температура и плотность тока эмиссии невелики, так что эта стадия не представляет интереса. Таким образом, для определения электронной температуры можно воспользоваться приведенным выше решением одномерной задачи, подставив в него плотность светового потока, зависящую от координаты r. Если допустить, что распределение плотности потока в течение импульса не изменяется и записать Q(r, t) в виде Q(r, t) = =Q0f(r/r0)g(t), где Q0 максимальное значение плотности потока, то для электронной температуры нетрудно получить формулу

(87)

где (t) определяется формулами (76), (77). Теперь, подставляя (87) в (86), получим плотность тока эмиссии и, интегрируя по r, полный ток. Вычисление облегчается тем, что максимальная температура поверхности металла обычно много меньше, чем /k, что позволяет интеграл по r вычислить асимптотически методом Лапласа (см. например, [48, 49]). Простые вычисления приводят к следующему результату:

(88)

где Тe = Тe(0, t) и предполагается, что при r = 0 функция f(r) достигает максимума: f(0) =

Оказывается удобным ввести эффективный радиус rэфф, определив его как радиус кружка на поверхности металла, который, будучи нагрет до температуры Тe, дает тот же полный ток термоэмиссии, что и реальная площадка с распределением температуры f(r/r0). Из (88) получаем следующее выражение для rэфф:

Последняя формула показывает, что лишь малая часть освещенного пятна вносит заметный вклад в термоэлектронную эмиссию, причем площадь этой «рабочей» части изменяется со временем пропорционально Те(0, t).

Сложная форма реальных импульсов требует обычно использования численного интегрирования для расчета Те(0, t).

Отметим одно обстоятельство, которое может оказаться существенным при изучении термоэлектронной эмиссии под действием ЛИ. Формула (86), используемая обычно для расчета тока эмиссии, выведена в предположении, что электронный газ однородно нагрет до температуры Т. В рассматриваемых условиях это предположение неточно, поскольку в металле, поглощающем мощное ЛИ, возникает вблизи поверхности значительный градиент температуры, который вызывает, в свою очередь, возникновение электронного тока. При расчете, уточняющем формулу (86), предполагалось, что добавка к току, связанная с градиентом температуры, мала. Функция распределения электронов вычислялась с точностью до членов первого порядка по || и с ее помощью находилась поправка к плотности тока. Результат состоит в том, что градиент температуры, направленный к поверхности металла, уменьшает ток термоэлектронной эмиссии. Относительная величина поправки к току для меди составляет примерно

( среднее за импульс значение плотности потока), что при ~ 107 Вт/см2 дает около 10 %. Описанный эффект, по-видимому, можно наблюдать экспериментально.

9. Особенности действия ЛИ в жидкости и в вакууме

В жидкости ЛИ при переходе из атмосферы испытывает преломление и значительное поглощение. Поглощение ЛИ в жидкой среде происходит за счет рассеяния излучения от имеющихся в ней неоднородностей и молекулярного поглощения. При этом длинноволновый спектр поглощается в большей степени, чем коротковолновый. Поглощение излучения сочетается с явлениями диссоциации жидкости, связанной с образованием в ее объеме пузырьков. Пузырьки в процессе интенсивного облучения могут достигать значительных размеров и вызывают значительное рассеяние излучения.

Высокие интенсивности ЛИ приводят к слиянию пузырьков и образованию парогазового канала вдоль следования луча.

Неоднородности в жидкостях в виде примесей, обладающих большим коэффициентом поглощения, приводят к дополнительному значительному рассеянию ЛИ. При этом неоднородности сильно нагреваются, вызывая общий нагрев и вскипание жидкости. Взаимодействие ЛИ с жидкостями сопровождается светогидравлическим эффектом, приводящим к преобразованию энергии ЛИ в механическую энергию ударных волн.

При воздействии ЛИ на материалы в воде в начальный момент образуется высокотемпературная зона. По мере развития процесса образуется газовая полость, которая с большой скоростью отжимает жидкость от материала. При этом возникает гидравлический удар, который распространяется по всем направлениям. Резкое повышение температуры в зоне воздействия приводит к увеличению количества паров в газовой полости и определяет скачок давления в ней. В свою очередь давление жидкости на полость способствует еще более резкому нарастанию давления газа. В результате процесс приобретает характер взрыва.

Газовая полость, не отрываясь от поверхности материала, с возрастающей скоростью распространяется внутри объема жидкости. Полость приобретает сферическую форму и характеризуется незначительной протяженностью. Средняя скорость перемещения газовой полости зависит от характеристик жидкости и для воды составляет 33 м/с. Высокая температура газов в полости способствует интенсивному испарению слоев жидкости, расположенных у поверхности образующегося факела. Образующийся в этом случае пар в виде плотной паровой рубашки окутывает факельную полость. Паровая рубашка увеличивается с ростом газовой полости.

Если ЛИ воздействует на материалы в открытом сосуде при слое жидкости, соизмеримом с размерами газовой полости, то по достижении полостью поверхности жидкости происходит интенсивный ее выброс. Высота столба жидкости в ряде случаев превышает 2 м. При увеличении толщины слоя жидкости рассмотренный эффект проявлялся слабее.

Несколько иначе развивается парогазовая полость в летучих жидкостях, например в бензоле. В начальный момент под действием ЛИ на поверхности материала появляется зона прогрева. По мере увеличения плотности потока излучения факел испаряющегося материала увеличивается и в отличие от водной среды приобретает грибовидную форму с сильно развитой верхней частью. С увеличением интенсивности излучения наблюдается быстрый рост зоны, удаленной от поверхности материала. Зона из небольшой светящейся точки перерастает в газовый пузырь, который представляет собой полость, наполненную парами жидкости.

В связи с тем, что газовая полость находится на пути следования лазерного луча, значительное количество энергии излучения ею рассеивается и поглощается. Поэтому с увеличением газовой полости факел испаряющегося материала уменьшается и изменяет свою форму, представляя собой как бы пирамиду, состоящую из отдельных элементов. В дальнейшем газовая полость увеличивается еще более интенсивно, достигая стенок сосуда. При достаточной прочности сосуда факел испаряющегося материала сжимается еще сильнее. По достижении газовой полостью поверхности жидкости наблюдается взрывоподобный выброс жидкости.

Ввиду значительного поглощения ЛИ жидкостью в месте воздействия луча на материал появляются лишь незначительные углубления. Аналогичные явления наблюдались при воздействии ЛИ на материалы и в других жидкостях, в том числе и легко испаряющихся: спирт, бензин.

Характер повреждений материалов в общем случае определяется особенностями воздействия ЛИ на материалы в жидкой среде, толщиной слоя жидкости на пути следования луча, светогидравлическим эффектом, теплофизическими свойствами жидкости.

От толщины слоя жидкости зависят величины рассеяния и поглощения ЛИ: чем больше слой жидкости, отделяющий поверхность материала от места входа луча в жидкость, тем значительнее энергетические потери. С увеличением толщины слоя жидкости уменьшается глубина образованного кратера и несколько увеличивается его диаметр [15, 50].

Светогидравлический эффект приводит к появлению ударных волн, вызывает нарушение равновесия между силами отдачи вытекающих паров металла и гидростатическим давлением. В результате изменяется действие динамических сил, что приводит к образованию кратеров конической формы. Теплофизические свойства жидкостей также влияют на форму кратеров, что объясняется различным поглощением энергии и образованием внутри жидкостей полостей с разными давлениями газов.

В вакууме отличительной особенностью воздействия является изменение характера истечения испаряющегося вещества из зоны облучения с изменением разрежения [50].

При воздействии ЛИ на керамику, находящуюся в разреженной среде (вакууме), она в начальный момент интенсивно нагревается. Затем образуется чашеобразный факел и начинается процесс испарения материала, сопровождающийся свечением газа. В центре факела возникает конусообразная светящаяся зона.

Явление свечения объясняется ионизацией газов. Частицы материала, соударяясь с ионами газа, вызывают свечение. В дальнейшем факел испаряющегося материала уменьшается, форма его становится цилиндрической, появляются первые выбросы расплавленного материала, траектории которых располагаются симметрично относительно оси факела.

При воздействии ЛИ на сталь возникает чашеобразный факел с развитой верхней частью и сильно утонченной нижней. Создается впечатление, что факел как бы зависает над объектом и не связан с зоной облучения. Крупные частицы материала выбрасываются на расстояние 40 50 мм.

Внешне процесс воздействия ЛИ на материал выглядит следующим образом. В начальный момент наблюдается взрыв перегретой фазы материала, и пары распространяются в вакууме. После взрыва к поверхности материала начинает распространяться волна разрежения. Когда она доходит до поверхности материала, движение охватывает всю массу паров в факеле.

10. Лазерное плавление поверхности

Рассмотрим процессы, происходящие в материале при плотности потока ЛИ, обеспечивающей температуру выше точки плавления.

Эффективность лазерного плавления (а следовательно, и сварки) зависит от характера распространения фронта плавления через образец в течение времени действия импульса при выполнении условий, гарантирующих минимальное испарение поверхности [20]. На рис. 13 показано изменение во времени положения фронта плавления в массивном никелевом образце при плотности поглощенной мощности 105 Вт/см2. Спустя ~ 4 мс от начала импульса начинается испарение с поверхности. Существует предельная глубина проникновения фронта плавления в условиях отсутствия испарения с поверхности. Для того чтобы увеличить эту глубину, можно изменить параметры лазерного импульса, например снизить плотность мощности и увеличить длительность импульса. Конечный результат очень чувствителен к изменению параметров импульса. Для того чтобы найти оптимальное соотношение между глубиной плавления и отсутствием испарения с поверхности, необходима тщательная подгонка параметров импульса.



Рис. 13. Расчетная глубина плавления Ni как функция времени при плотности поглощенной мощности 105 Вт/см2

Следует отметить, что наиболее интересен такой режим сварки, при котором не происходит испарения с поверхности. Плавление в отсутствие испарения с поверхности может быть осуществлено лишь в очень узком интервале значений параметров лазерного импульса. Если плотность мощности ЛИ слишком высока, то испарение с поверхности начнется до того, как будет проплавлена существенная толща материала. Отсюда следует, что существует максимальный предел плотности мощности, пригодной для плавления материалов. На рис. 14 в качестве примера приведено изменение во времени глубины плавления нержавеющей стали. (Представленные на рис. 13 и 14 результаты получены путем расчета на аналоговой ЭВМ по методу, предложенному М.И. Коэном [48].) При условии тщательного контроля энергии лазерного импульса оптимальный режим плавления может быть достигнут в определенном интервале длительностей импульса. Для импульсов длительностью менее 1 мс трудно устранить испарение с поверхности.

Выполнение глубокой сварки с помощью непрерывных СО2-лазеров мощностью, равной нескольким киловаттам (сваривались образцы нержавеющей стали толщиной до 2 см), по-видимому, возможно благодаря так называемому кинжальному эффекту, в результате которого над расплавленной зоной образуется канал, обеспечивающий проникновение излучения в глубь образца и его поглощение. После смещения лазерного пучка на новый участок поверхности канал заполняется потоком расплавленного материала. Такое явление аналогично глубинной сварке под действием электронного пучка.

Рис. 14. Расчетная глубина плавления от времени при различных значениях Qпогл ЛИ (стрелкой отмечен момент начала испарения)

При использовании излучения непрерывных лазеров рассмотренные выше ограничения на величину теплового потока, распространяющегося в глубь материала, отсутствуют, и это позволило достигнуть высоких скоростей сварки толстых металлических образцов.

Например, с помощью лазера мощностью 3,6 кВт была осуществлена качественная сварка листов нержавеющей стали толщиной 6,35 мм со скоростью 127 см/мин, при этом отсутствуют разрушения за пределами зоны плавления.

Не менее важным параметром является коэффициент отражения от металлической поверхности, который играет важную роль при использовании СО2-лазеров. Одна из трудностей сварки металлов при помощи СО2-лазера заключается в высоком значении коэффициента отражения на волне 10,6 мкм. Из-за этого трудно передать энергию ЛИ свариваемому образцу. Покрытие металлической поверхности краской или другими материалами не всегда эффективно в начальной стадии нагрева из-за плохого теплового контакта между покрытием и находящимся под ним металлом. Кроме того, покрытие эффективно испаряется с поверхности. На практике высокий коэффициент отражения затрудняет применение СО2-лазеров для сварки таких металлов, как золото. Коэффициент отражения металлических сплавов, содержащих железо, на длине волны 10,6 мкм несколько меньше, и поэтому эти сплавы более пригодны для сварки с помощью СО2-лазеров. Снижение коэффициента отражения поверхности, которое может наблюдаться в течение лазерного импульса, оказывается особенно полезным при сварке с помощью СО2-лазера. Именно благодаря снижению коэффициента отражения, которое возникает при воздействии на поверхность мощного сфокусированного пучка СО2-лазера, эти лазеры нашли практическое применение для сварки.

На рис. 15 приведена зависимость коэффициентов отражения некоторых металлов от длины волны. Результаты получены для гладкой поверхности металлов. В общем случае значения коэффициента отражения зависят от различных условий (в том числе от степени обработки поверхности и наличия на ней окисных пленок), поэтому приведенные на рис. 15 [20] данные не могут рассматриваться как абсолютно точные для выбранного конкретного металла.

Рис.15. Зависимость R = f(): А для полированного серебра; В меди; С алюминия; D никеля; F углеродистой стали

В то же время эти кривые отражают ряд общих закономерностей. Металлы типа золота имеют невысокий коэффициент отражения в голубой части спектра, который увеличивается по мере смещения к красному краю видимой области спектра. Этим определяется цвет металлов типа золота. У металлов типа серебра или алюминия коэффициент отражения достаточно однороден во всей видимой области спектра, чем собственно и определяется их видимая «белизна». Металлы типа железа (стали и никелевые сплавы) обычно имеют более низкий коэффициент отражения во всей видимой области спектра и поэтому выглядят более тускло по сравнению с серебром.

Существуют данные о том, что коэффициент отражения может уменьшаться в течение действия лазерного импульса [51]. Экспериментально показано, что при облучении поверхности алюминия импульсом ЛИ на АИГ с неодимом интенсивностью 107 Вт/см2 коэффициент отражения в течение 200 мкс от начала импульса непрерывно снижался от первоначального значения 70 % до 20 %, а затем оставался примерно постоянным до конца импульса, полная длительность которого составляла 1 мс. Таким образом, лазерная энергия эффективно поглощается материалом, так как среднее значение коэффициента отражения в течение импульса оказывается низким.

На рис. 16 [20] приведена временная зависимость коэффициента отражения R поверхности нержавеющей стали, на которую действует последовательность импульсов излучения ТЕА-лазера на СО2 длительностью 100 нс, создающая на поверхности поток энергии, равный 2108 Вт/см2, при ? = 10 мкм.

Рис. 16. Зависимость нормированного коэффициента отражения поверхности нержавеющей стали

Величина коэффициента отражения быстро уменьшается в течение нескольких сотен наносекунд с начала облучения.

Эффект экранировки поверхности волной поглощения иллюстрируется рис. 17, на котором приведены данные об удельном количестве удаляемого с поверхности материала (т.е. массы, отнесенной к энергии ЛИ). Данные свидетельствуют об эффективности процесса удаления материала.

По мере увеличения плотности мощности ЛИ удельное количество удаляемого материала возрастает до тех пор, пока эта плотность не достигнет ~107 Вт/см2.

Рис. 17. Относительное количество материала, удаляемого с поверхности глинозема под воздействием импульса СО2-лазера длительностью 1 мкс, как функция плотности мощности ЛИ

При дальнейшем увеличении плотности мощности возникает индуцированная ЛИ волна поглощения, которая экранирует поверхность, и процесс выноса материала с поверхности становится неэффективным. Дальнейшее повышение плотности мощности ЛИ приводит к уменьшению удельного количества удаляемого материала.

Выше рассмотрены процессы, в которых испарение поверхности было нежелательно. Однако в ряде случаев (например, при резке материалов или пробивании отверстий) этот эффект оказывается полезным.

Если плотность мощности ЛИ на поверхности металла достаточно высока, то температура поверхности быстро достигает точки кипения материала, и в результате испарения на поверхности образуется отверстие. Для сверления отверстий чаще всего используются лазеры, у которых длительность импульса лежит в пределах 100 мкс 1 мс.

При воздействии на поверхность импульсов ЛИ, работающего в режиме свободной генерации (длительность импульса ~1 мс), процесс удаления материала с поверхности включает плавление и испарение. Такая длительность импульса достаточно велика для того, чтобы испаренный материал успевал выноситься за пределы зоны взаимодействия. Этот материал удаляется без последующего взаимодействия с лазерным пучком. Испарение идет с постоянно подвергающейся облучению поверхности. В наиболее типичных условиях температура достигает точки кипения за очень короткое время tB, которое определяется следующим выражением:

tК = (?/4)(k?c/Pп2)(TК T0)2, (89)

где k, и с соответственно теплопроводность, плотность и удельная теплоемкость материала, ТК точка кипения, Т0 температура окружающей среды и Pп плотность мощности поглощенного излучения.

В табл. 5 [20] приведены значения tК, полученные путем расчета по приведенной выше формуле при Рп равной 105, 106 и 107 Вт/см2 в предположении равномерного распределении Рп ЛИ на бесконечной плоскости.

Указанные пределы соответствуют плотности мощности, получаемой на поверхности при использовании стандартных лазеров на рубине или стекле с неодимом с простейшей фокусирующей оптикой. Вследствие отражения излучения от поверхности плотность Рп может оказаться ниже плотности мощности в падающем пучке.

Приведенные в табл. 5 значения времени tК могут быть очень малыми.



Таблица 5

Металл	Время tК (мкс) при плотности Pп мощности поглощенного излучения (Вт/см2)
	105	106	107
Свинец	118	1,18	1210-3
Цинк	128	1,28	1310-3
Магний	245	2,45	24,510-3
Титан	319	3,19	31,910-3
Хром	1,54103	15,4	15410-3
Никель	1,84103	18,4	18410-1
Железо	1,86103	18,6	18610-3
Алюминий	3,67103	36,7	36710-3
Молибден	5,56103	55,6	55610-3
Медь	8,26103	82,6	82610-3
Вольфрам	10,46103	104,5	104610-3

При высоких значениях плотности поглощенной мощности испарение поверхности начинается очень быстро.

На рис. 18 [20] показано, как на эти результаты влияет конечное значение диаметра лазерного пучка на поверхности. Приведенные кривые характеризуют плотность мощности ЛИ, которая необходима для того, чтобы началось испарение поверхности. Плотность мощности представлена как функция длительности лазерного импульса и диаметра лазерного пучка на поверхности алюминиевого образца. При очень малых длительностях импульса перенос тепла в поперечном направлении оказывается несущественным и полученный результат не зависит от размеров облучаемого пятна.



Рис. 18. Плотность мощности, необходимая для нагревания поверхности массивного образца Al до точки кипения, в зависимости от длительности импульса и радиуса гауссова пучка rг

В этих случаях результат хорошо описывается выражением (89). При увеличении длительности импульса становится существенным перенос тепла в поперечном направлении и конечный результат зависит от размеров облучаемого пятна. При малых размерах облучаемого пятна поперечные градиенты температуры становятся высокими и тепловой поток очень быстро распространяется в сторону от фокальной области. Таким образом, для того чтобы вызвать испарение при небольшом диаметре облучаемого пятна, требуется более высокая плотность мощности.

До того как начнется процесс кипения материала, поверхность должна хотя бы частично расплавиться. Из-за очень высокой скорости развития процесса кипения не хватает времени для того, чтобы расплавить достаточное количество материала. Таким образом, при высоких плотностях мощности ЛИ преобладает процесс испарения, а плавление играет менее важную роль. Лазерная энергия, продолжающая поступать к поверхности материала после того, как ее температура достигнет точки кипения, идет на покрытие расхода на скрытую теплоту испарения. Удаляемый из образца материал находится в паровой фазе, выброс которого и создает отверстие.

Часто время, которое необходимо для того, чтобы температура поверхности достигала точки кипения, составляет лишь небольшую часть длительности импульса. После этого устанавливается равновесие и испарение поверхности идет с постоянной скоростью И, которая определяется как

И = Рп/{?[L + c(TК T0)]}, (90)

где L удельное значение скрытой теплоты испарения. При разумном выборе условий работы указанная скорость может сохраняться в течение почти всего импульса лазера, работающего в режиме свободной генерации. В этом случае для импульса длительностью 1 мс глубина испарившейся части для типичного металла составляет ~ 1 мм.

Отметим, что одним из важнейших факторов является скрытая теплота испарения. Металлы с низким значением этого параметра испаряются в значительно большем количестве по сравнению с металлами, имеющими высокую скрытую теплоту испарения (например, вольфрам). Количество испарившегося материала зависит от условий облучения материала лазерным пучком, вследствие чего результаты, полученные разными исследователями, могут различаться. Важно отметить, что глубина отверстия, которое может быть получено при помощи импульсного лазера, ограничена. В частности, с помощью лазера, работающего в режиме свободной генерации, можно проделать отверстие в металле толщиной всего лишь несколько миллиметров.

В процессе пробивки отверстий в материалах при помощи лазеров испаряется не весь удаляемый материал. Давление паров, возникающих в процессе пробивки отверстия, вызывает образование потока, направленного к выходу из образовавшегося углубления. С этим потоком может выноситься некоторое количество расплавленного материала со стенок углубления. В результате вымывания под действием потока часть материала удаляется в виде неиспарившихся капель, и поэтому удаленная масса оказывается выше, чем только при одном испарении. Расплавленный материал с поверхности углубления может выбрасываться в виде сферических частиц. Обычно во многих металлах наряду с паром наблюдается поток светящихся нагретых частиц.

На рис. 19 [20] показан фотоснимок участка, подвергшегося воздействию нескольких импульсов СО2-лазера длительностью 100 нс (фотоснимок получен при помощи сканирующего электронного микроскопа). Даже при столь малой длительности импульса явно просматривается растекание материала в углублении и его разбрызгивание за пределы возникающего кратера. В определенных условиях основная масса материала удаляется в виде жидкости.

На рис. 20 приведены данные о доле материала, удаляемой в виде жидкости при воздействии импульса лазера на неодимовом стекле мощностью 30 кВт.

В начальной стадии импульса материал в основном удаляется в виде пара, но спустя несколько сотен микросекунд примерно 90 % материала удаляется в виде жидких капель.

Можно предположить, что для увеличения скорости выноса материала следует использовать лазеры с очень высокой пиковой мощностью.

Рис. 19. Кратер на поверхности нержавеющей стали в результате воздействия нескольких импульсов ТЕА-лазера с Q = 3108 Вт/см2 (диаметр участка составляет 1,8 мм)



Однако, как это ни парадоксально, лазеры с максимальной пиковой мощностью не являются оптимальными для процесса удаления материала с поверхности. При высоких плотностях мощности ЛИ, получаемых с помощью лазеров с модуляцией добротности, испаряется лишь небольшое количество материала, которое оказывается разогретым до высокой температуры.

Рис. 20. Зависимость доли Рис. 2 Зависимость глубины удаляемого жидкого испарения металлической мишематериала от времени ни (под воздействием импульса длительностью 30 нс) от времени [20]

В начальной стадии импульса с поверхности испаряется некоторое количество материала, которое в результате нагрева частично ионизуется и образует непрозрачную высокотемпературную плазму. Эта плазма эффективно экранирует поверхность материала от последующего воздействия ЛИ, а вынесенный с поверхности материал продолжает взаимодействовать с лазерным пучком.

Из сказанного следует, что при возрастании плотности мощности ЛИ важную роль начинает играть новый физический процесс, который иллюстрируется рис. 2

Форма лазерного импульса типична для лазера с модуляцией добротности. В начале импульса начинается испарение с поверхности, после чего образуется плазма, поглощающая падающее излучение. Плоская часть приведенной на рис. 21 кривой соответствует интервалу, в течение которого ЛИ не достигает поверхности. В последующие моменты плазма расширяется и становится прозрачной, в результате чего удаляется дополнительная порция материала. Количество материала, удаляемого лазером с модуляцией добротности, ограничено, поэтому такие лазеры далеко не оптимальны с точки зрения пробивки отверстий и резки материалов.

В экспериментах по исследованию воздействия ЛИ (указанного выше лазера) на поверхности образца из алюминиевого сплава возникало облачко светящихся алюминиевых частиц, которое распространялось от поверхности к лазеру. Фотоснимки облачка, полученные с помощью сверхскоростного фоторегистратора, приведены на рис. 22.

Рис. 22. Выброс испарившегося Al с поверхности, под воздействию импульса СO2-лазера с Ps = 1,5106 Вт/см2. Пучок падает сверху. Отрыв светящегося облачка через 2,72 нс. Под каждым кадром приведено время в миллисекундах от начала импульса [52]

Из рис. 22 следует, что спустя примерно 1,71 мс после начала импульса облачко начинает отделяться от поверхности вследствие вызываемого им ослабления лазерного пучка.

Приблизительно через 1 мс после этого облачко полностью отделяется от образца, и, начиная с этого момента, на поверхность образца попадает лишь небольшая часть энергии ЛИ.

При этом поверхность перестает испускать светящиеся алюминиевые частицы, а облачко начинает рассасываться и вызываемое им ослабление лазерного пучка снижается.

Тем временем облачко продолжает продвигаться навстречу лазерному пучку и прозрачность его растет. Через 4,54 мс после начала импульса лазерный пучок вновь достигает поверхности и продолжает взаимодействовать с ней вплоть до окончания лазерного импульса (?I = =5,14 мс), после чего облачко быстро расплывается и исчезает до начала взаимодействия следующего импульса с поверхностью.

Образцы разных материалов дают сильно различающиеся картины взаимодействия. Для MgO существуют примерно четыре цикла возникновения газового облачка, его отрыва от поверхности, исчезновения и повторного возникновения в течение импульса длительностью 5 мс. Для пирокерамики наблюдается примерно восемь таких циклов, а мишени из графита и сочетания стеклопластика с эпоксидной смолой продолжают взаимодействовать с пучком в течение всего лазерного импульса. Таким образом, оптимальная длительность лазерного импульса зависит от материала облучаемого образца. Если длительность импульса превышает оптимальное значение для образца заданного состава, то энергия лазерного пучка будет тратиться на поддержание волны поглощения, индуцированной ЛИ.

Экранирование поверхности образца высокотемпературной непрозрачной плазмой приводит к возникновению так называемой волны поглощения, индуцированной ЛИ. Эта волна связана с плазмой, которая образуется на поверхности образца и распространяется навстречу лазерному пучку. Возникнув, такая волна эффективно экранирует поверхность образца.

С помощью газодинамических лазеров, обеспечивающих получение импульсов, создающих на поверхности образца плотность мощности 1 2 МВт/см2, проведены эксперименты, непосредственно подтверждающие существование волны поглощения, индуцированной ЛИ. Длительность лазерного импульса составляла 5 мс.

С точки зрения лазерных методов обработки материалов (сварка, пробивка отверстий и т.п.) наибольший интерес представляет область, расположенная ниже порога возникновения волны поглощения. В этой области энергия ЛИ тратится на изменение состояния облучаемого объекта, тогда как в области выше порога энергия в основном идет на поддержание индуцированной волны поглощения и других плазменных явлений.

Внешне волна поглощения сопровождается громким звуком и яркой вспышкой света, однако воздействие на поверхность твердой мишени при этом может быть очень незначительным.

На рис. 23 показаны области с различными режимами взаимодействия и отмечены их возможные применения.

Рис. 23. Диапазоны плотности мощности и длительности импульсов ЛИ, пригодные для различных процессов обработки материалов [20]

Так, например, в области «сварка» можно получить разумную глубину плавления материала. В области, расположенной ниже кривой «плавление отсутствует», температура поверхности не достигает точки плавления. Над линией «испарение поверхности» начинается процесс испарения поверхности, и режим сварки в указанной области менее благоприятен.

В области, лежащей слева от области «сварка», глубина проникновения теплового потока слишком мала, тогда как в области, лежащей справа, тепловой поток распространяется на довольно большую площадь. На схеме выделены также области, наиболее благоприятные для резания материалов, пробивки отверстий и удаления части материала (например, удаления небольших количеств материала из тонких пленок при подгонке сопротивлений). В области, расположенной выше линии «образование плазмы», начинают возникать волны поглощения.

Следует отметить, что деление на характерные области не является строго фиксированным и может изменяться в зависимости от параметров материала, длины волны ЛИ и пр. Однако приведенные границы определяют примерное положение областей, в которых наиболее эффективно реализуются те или иные применения лазеров.

В заключение следует отметить, что ряд процессов обработки, связанных с плавлением и пробивкой отверстий, вполне удовлетворительно описываются уравнением Аррениуса, которое связывает темп термально ускоренного процесса А с температурой:

А = Аexp (Ea/kT) ln = Ea/kT + lnA,

где Ea - энергия активации, k - постоянная Больцмана (8,672105 эВ/К).

Последнее выражение в логарифмическом масштабе имеет вид рис. 24, откуда энергия активации может быть определена как

Еа = k крутизну.



Рис. 24. Зависимость термально-ускоренного процесса А от температуры



Литература

Беликов Б.С. Решение задач по физике. М.: Высш. школа, 2007. - 256 с.

Волькенштейн В.С. Сборник задач по общему курсу физики. М.: Наука, 2008. - 464 с.

Геворкян Р.Г. Курс общей физики: Учеб. пособие для ВУЗов. Изд. 3-е, перераб. М.: Высш. школа, 2007. - 598 с.

Детлаф А.А., Курс физики: Учеб. пособие для ВУЗов М.: Высш. школа, 2008 - 608 с,

Иродов И.Е. Задачи по общей физике 2-е изд. перераб. М.: Наука, 2007.-416с.

Кикоин И.К., Китайгородский А.И. Введение в физику. М.: Наука, 2008. - 685 с.

Рыбаков Г.И. Сборник задач по общей физике. М.: Высш. школа, 2009.-159с.

Рымкевич П.А. Учебник для инж.- эконом. спец. ВУЗов. М.: Высш. школа, 2007. - 552 с.

Савельев И.В. Сборник вопросов и задач 2-е изд. перераб. М.: Наука, 2007.-288с.

10. Сивухин Д.В. Общий курс физики. Термодинамика и молекул. физика М.: Наука, 2009. - 551 с.

1 Трофимова Т.И. Курс физики М.: Высш. школа, 2007. - 432 с. .

12. Фирганг Е.В. Руководство к решению задач по курсу общей физики. М.: Высш. школа, 2008.-350с

13. Чертов А.Г. Задачник по физике с примерами решения задач и справочными материалами. Для ВУЗов. Под. ред. А.Г Чертова М.: Высш. школа, 2007.-510с.

14. Шепель В.В. Грабовский Р.И. Курс физики Учебник для ВУЗов. Изд. 3-е , перераб. М.:Высш. школа , 2008. - 614 с.

15. Шубин А.С. Курс общей физики М.: Высш. школа, 2008. - 575 с.

Размещено на Allbest.ru