Введение
Глава 1. действие лазерного излучения на сильно по г лощащие конденсированные среды § I. Стефановское описание (тепловая модель) лазерного испарения вещества § 2. Газодинамический разрыв и граничные условия на фронте испарения § 3. Испарительный процесс и образование плазмы § 4. Влияние расплава на взаимодействие лазерного излучения с металлами .
Глава II. Реакция испарительного процесса на
•V *• *
модуляцию поглощаемой интенсивности § 5. Изменение температурного профиля в среде при модуляции поглощаемой интенсивности § 6. Линейный отклик испарительного давления в случае поверхностного и объемного поглощения излучения § 7. Влияние плавления на линейный отклик испарительного процесса
Глава ц]. Фотоакустический эффект при наличии фазовых превращений в облучаемом веществе § 8. Испарительное давление и фотоакустический эффект в стационарном и переходном режимах развитого испарения § 9. Фотоакустический эффект при испарении вещества под действием излучения с модулированной интенсивностью § 10. влияние плавления на фотоакустический эффект в условиях импульсного воздействия излучения
... 4 .. 26
.. 26
.. 46 .. 63
.. 72
.. 86
.. 86
.. 91
. 101 . III
. III
. 120 . 124
§ II. Акустические возмущения при автомодельном режиме плавления Глава 1У. Влияние перегрева на процесс лазерного испарения вещества § 12. Тепловая модель поверхностного испарения в случае реализации сильного перегрева § 13. Поведение давления отдачи при объемном поглощении лазерного излучения § 14. Проявление фазовой метастабильности в условиях лазерного воздействия
Глава У. Тепловые и гидродинамические возмущения в процессе лазерного испарения вещества § 15. Устойчивость фронта фазового перехода и задача Стефана § 1о. Влияние газо- и гидродинамических эффектов на поведение поверхности раздела при испарении § 17. дисперсионное уравнение для малых возмущений на поверхности невязкой несжимаемой жидкости в условиях развитого испарения § 18. Возмущения испаряющейся жидкости при учете вязкости и термокапиллярного эффекта § 19. Механизмы формирования периодических структур при лазерном воздействии на поглощающие конденсированные среды § 20. Влияние гидродинамических возмущений поверхности раздела на процесс испарения жидкости
Заключение
литература
Взаимодействие мощного электромагнитного излучения с погж>щзш1йш конденсированными средами активно исследуется но протяжении двух последних десятилетий, Порше публикации по отой проблеме появились вскоре после создания лазеров, хотя некоторые близкие вопросы обсуждались в в более ранних работах, В І9С2 г, было отмочено /I/, что импульс отдачи при лазерном облучении обусловлен реактивним давлением испаренного вещества. Сильное возмущение облучаемой шцкостп за счет газового перехода получило название светогпдрзвлмческого эг-гекта /2/, із отличие от наблюдаемого при малых интенсивностях излучения ботоакустического эсчТ'екта, обнаруженного Беллом, Тиндалегл и Рентгеном в І680-І8СІ г. и обусловленного топловш расширением вещества без изменения его базового состояния /3,4/,
Интенсивность излучения является одной из основных характеристик лазерного воздействия, В области высоких интенсивностей, необходимых для осуществления реакции управляемого термоядерного синтеза, главную роль в общей картине воздействия играет высокотемпературная плазма /5,6/, Б "технологическом диапазоне" интенсивностей I £ 1(Р Вт/см2, которые рассматриваются в данной »диссертации, становятся существенными процессы, связанные с .динамикой базовых переходов и поведением конденсированной среды.
Теоретическое рассмотрение базовых превращений першого рода приводит к различным модификациям задачи Стегана /7/, нелинейность которой препятствует получению аналитических решений дацо для простейших режимов воздействия. Подобное описание действия концентрированных потоков эиоргип на вещество гзеполь-
зуется уяс много лет /7-19/, однако некоторые качественные особенности нестационарных режимов лазерного испарения оставались при этом неизвестными.
Актуальность теш диссертации определяется многообразием практических применений концентрировать потоков энергии, реализуемых в условиях лазерного воздействия. При исследовании лазерного воздействия возникает также ряд вопросов, которые представляют сзглостоятелышй физический интерес. Такие переменные вопросы имеются, в частности, в теории неравновесных газовых переходов первого рода, последовательное описание которых сталкивается с больпши трудностягли как вычислительного, так и принципиального характера.
Целью работы является исследование дшаглшш неравновесны:-: газовых переходов первого рода в условиях лазерного воздействия, что включает в себя выявление характерных свойств тепловой модели испарения, основу которой составляет одпоГазгшй вариант задачи Стефана, а такхсо роли гпдродшамичоекпх и плазменных эффектов при лазерном испарении вещества 0 Особое внимание уделяется при этом возмущению давления в коиденспрованной среде, которое индуцируется лазерным воздействием і] оказывается весьма чувствительным к процессам, происходящим в зоне облучения.
Автор выносит на защиту разработку нового направления, которое определяется названием и целью диссертационной работы и является составной частью проблеми неравновесных газовых переходов под действием коицентрнровзпххых потоков энергии. Основные защищаемые полоненая можно сформулировать следующим образом:
I. В тепловой модели лазерного испар ешзя, которая соответствует однофазному варианту задачи Стегана со слабой (лога-
рифяической) зависимостью температуры перехода от скорости Газового Фронта, реакция испарительного давления на модуляцию интенсивности излучения иглеет шкещугл в зависимости от частоти модуляции. Этот эффект является наиболее вцракешшм для сильно поглощающих сред, у которых после начала действия лазерного импульса с постоянной штенсвшостью процесс устоповле-иия стационарного режима испарения иглеет монотонный характер.
2. При объемном поглощении излучения в случае реализации сильного перегрева глетастэбыльиой гщдкой Газы процесс установления обнаруживает существенную немонотонность, которая гложет проявляться з виде отдельного пика иди слабо затухападех нелинейных колебаний испарительного давления.
3. Регистрация акустических возглущеиий в конденсированной среде гложет служить эГГштпшигл метода исследования Фазовых переходов при воздействии на поверхность среды концентрированных потоков энергии. Подобный подход соответствует обобщению известного Фотоакуствчеекого метода на область нелинейных эффектов, когда состояние среди гложет существенно изменяться под действием лазерного излучения.
4. При теоретическом анализе воздействия мощного электромагнитного излучения на конденсированные среды в ряде случаев возникает необходимость одновременного рассмотрения различных Физических процессов с учетом их взаимного ВЛНЯГ-ШЯ. К числу таких случаев относится задача об устойчивости поверхности интенсивно испаряющейся жидкости, в которой взаимодействие между тепловыми и гидродинамическими шзмущениями но позволяет, вообще говоря, рассматривать ее как задачу сублимации и ограничиваться только теплевши возмушрыпягли. 1йГ;ШЫШ примерами подобного рода являются та идее влияние сильного поглощения в
7
эрозионной плазме иа степень иеравиовеспости испарительного процесса и вариации скорости неплоского гроптэ еубяшзащш за учет эффекта переноаденеации.
Четвертое защищаемое положение, которое может показаться достаточно очевидным, нуждается в защите по следующей причине. Дело в том, что за последние года заметное распространение ло-лучили такие подхода, когда, иащдаор, поодадаерше тепловые возмущения на сроите лазерного испарения рассматриваются без учета гпдроданашческих эггектоз в без анализа пределов пригло-ншости итого сублимационного приблпкеидя, причем получаемые таким способом результата! далеко выхода за рамки пршлсыжюстн используемого приближения. Конкретные примеры подобных неадекватных подходов будут указаны в дальнейшем. Очевидно, что в данной ситуации необходим критический анализ различных моделей и приближений, используемых дли теоретического описания базовых переходов при лазерном воздействии.
При действии лазерного излучения па поглощающие конденсированные среды происходит целый ряд различных процессов. Поело частичного отражения па границе раздела падающее излучение лро-пикает в конденсированное вещество и поглощается в приповерхностном слое, толщина которого соответствует обратной величине коэффициента поглощения об . Поглощенная энергия в коночном счете тершлизуется, что сопровождается изменением физических и химических свойств облучаемого вещества. Следует шоть в виду при этом, что размер зоны влияния лазерного воздействия не ог~ раиичивается, вообще говоря, величиной сх^ или глубиной прогрева, поскольку импульс давления, возникающего в зоне облучения, распространяется па значительно большее расстояние.-
Изменение химического состояния облучаемого образца ьто— жет быть обусловлено торгличОСІШГЛ разложением (пиролиз) или воспламенением вещества. При определенных условиях но облучаемой поверхности появляется окисная пленка, которая влияет на оптические свойства образца и динамику ого нагрева излучением. По-глотательная способность образца меняется, в частности, из-за шітерФереіщпошшх эффектов в охшеной пленке, которые в видимом диапазоне проявляются п виде известных ’’цветов побежалости" /20,21/. Б настоящей работе рассматриваются такие условия воздействия, когда влияние химических превращений является несущественным и ого можно не учитывать.
При лазерном воздействии многие известные Физические эффекты обнаруживают качественно новые проявления. Так, сигнал давления в поглощающей конденсированной среде при действии лазерного импульса гложет иметь противопояошшй знак по сравнению с обычным фотоакустичсскигл эффектом, обусловленным тепловым действием излучения. Подобная ситуация реализуется для некоторых полупроводников, если за время импульса не успевает устанавливаться тепловое равновесие между решеткой И ВОЗбуЖДОПНЫГД! носителями /22/.
Особенности поведения полуїіроводішков при поглощении лазерного излучения привлекли к себе в последнее время зшзшшзе гяюгих исследователей в связи с обсуждением нетеплового меха-ішзіла лазерного отжига /2.3-28/. Б отличие от квазиравноззесного нагрева и последующего плавления,» этот механизм предполагает значительный отрыв температуры носителей от температуры решетки, которая остается ниже температуры плавления. Вопрос о том, всегда ли лазерный отжиг сопровождается плавлением, остается пока
- 9 -
открытым, что свыдетелъствует, в частности, о необходимости дальнейших разработок элективных методов исследования .динамики импульсные газовых переходов.
Поглощение плоской глог-юхроштпческоіі свотовой волш обычно приводит к практически однородному иогреззу облучаешь! поверхности * Мездг тем при некоторых ренпшх лазехжого воздействия на облучаешй плоской поверхности возникают регулярные струк-туры с периодом порядка длины волны излучения, которые ШІТЄІЇСІЗВ-КО исследуются В ГЮСЯОДГНЮ ГОДЫ /28-40/. Ото явление обусловлено интерТ-ореицией глоаду па,дающим излучением и тогли олектрошгпи-тішш волиаглп, которые возбуждаются хїо неоднородностях поверхности раздела.
Пространственная тдудяцпя интенсивности в шітербероіщи-опной картине оказывает влияние на тшнературюе поле и дша-шну газовых переходов, что при определенных условиях приводит к возникновению периодического рельефа па облезаемой поворхпо-сти, который сохраняется после окончания действия импульса излучения, Образование периодических структур при лазерном облучении соответствует нового типу шнуздонного рассеяния, при котором происходит когерентное нарастание электроддаашческих, тепловых и гидродшіаглнчсских шзмущеыий па поверхности раздела конденсированной среда«
базовые перехода первого рода играют большую роль в рассматриваемом диапазоне интенсивностей лазерного воздействия, однако состояние общей теории газовых превращений пока еще не позволяет дать ответы но некоторые существенные вопросы дане в случае таких, казалось бы, широко известных переходов, как испарение или плавление /41/. Проблемы теории неравновесных
- 10 -
Газовых переходов в известно!] мере отражают те трудности, которые возникают при опнеагшы сильно неравновесных процессов в макроскопических системах.
Отсутствие Газового равновесия является необходимым условием .•«ля протекания Газового перехода, и поэтому термин "неравновесные Газовые перехода” содержит в себе, строго говоря, элемент тавтологии. Использование такой терминологии оправдывается, однако, тем обстоятельством, что под ‘Тазовыми переходами” не-ро.дко имеется в виду пзглепбппе свойств равповесинх Газовых состояний в зависимости от температуры (см., напр*, /42/, 5 142).
Этот терминологический аспект сам по себе вряд .ли заслуживал бы специального угшиншиш, если бы неравновестностъ Газового превращения всегда осознавалась с необходимой ясностью.
Об отсутствии такой ясности свидетельствует, в частности, утверждение из недавнего обзора /43/ о том, что "возникновение глота-стабильных состояний в опытах по лазерному испарению представляется маловероятным” (стр. 207).
Интенсивное испарение как раз является примером неровно-весного Газового перехода, который реализуется только при достаточно глубоком вторжении в область мотаетабильпых состояний. Давление р на поворхности испаряющейся жидкости примерно в два раза глоиьие давления насыщенного пара р^ ( /0) при той же температуре поверхности /0 , т.е. величина То заметно превыше? равновесную температуру Газового перехода Тя [р ) отвечающую давлению р . шктпчески величина перегрева гложет быть еще больше из-за наличия тешературного макеиглуглв в приповерхностном слое испаряющейся жидкости.
Вследствие неустойчивости готероГазшзх Гдуктуацнй глета-
о
%*т>
- II -
стабильные состояния имеют конечное время жизни, которое варьируется в очень широких пределах и может бить весьма чузствл-тельиш к различная секторам внешнего воздеііствия /44,45/. Это свойство метастабилышх состояний практически используется в таких известных приборах, как камера Вильсона пли пузырьковая камера.
Глубокому вторжению в област^летастабильных состояний способствуют большие скорости нагрева и охлаждения, которое реализуются при действии на вещество интенсивных импульсов от лазера или .других источников іюіщентрнровашшх потоков энергии. Быстрое охлаждение, обусловленное большшли теглиературпши градиентами при ждлульеїшх воздействия]^, используется для получения "замороженных" глетастабсльиых состояний с качественно повп-Ш свойствами ПЛИ .ДРУГИХ технологических иропессоз /40,47/. Г,іС-тастабилыше состояния могут возникать также при омическом па-грезе проводников мощнши пмпудъеаг.ш тока или во время проховде-пия сильных ударных волн.
Динамика неравновесных Газовых переходов существенно зависит от глубины захода в область глетастабилыхпх состояний. Акти-внос исследование Газовых переходов при импульсных воздействиях фактически только начинается, и здесь еще плюется немало исвы-яснеіших вопросов и противоречивых результатов. Упомянутый вше нетепловой механизм лазерного отжига является яшь одешл из многих примеров подобного рода. Сообщение /48/ о получении змореного аяюшшя при лазерном облучении не подтвердилось при последующей экспершлепталыюй проверке /40/, однако в .работе /50/ били получены теоретические результати, еоотштствующію даппигл работы /40/., авторы которой уже согласились с выводами /49/. По до конца выясненными остаются вопросы с переходе типа
металл-диэлектрик в условиях лазерного воздействия /48/ и об основных глеханизшх электрического взрыва проводников под действием мощного ишульса тока /51-56/.
Б различных случаям: для одного и того же Газового перехода делаются различные предпояОЕоиия о глубине вторжения в область мстастабилыюсти. При испарении ударно сжатых металлов в волне разгрузки считается, нацриглер, что Газовый переход жидкость - кар начинается попосредствешю на кривой Газового равновесия (бгшо.даль) /57, 58/. Б то же вреда при электрическом взрыве проводников реализация достаточно глубокого захода в область глотэстабидышк состояний перегретого жидкого металла пра~ ктпчески по вызывает сомнений /54-56/. При этом неясно, однако, насколько близко удастся подойти таким образом к границе абсолютной терглодинашчесхюй неустойчивости (сиинодаль).
Приближение к сшшодали осложняется из-за бистрого уменьшения времени жизни перегретой шідкоети «то мере углубления захода в глетастабильиую область. По этой причине до сих пор не удается получить определенный ответ па один из основных вопросов в проблеме неравновесных Газовых переходов: достижима ли вообще такая окрестность сшиодали, где начинают проявляться сингулярности теплогдаичеекпх параметров вещества, как это тлеет место вблизи критической точки - единственной ТОЧІШ на спи-подашщ которая непосредственно приминает к области устойчивых состояний /50-65/.
СДрапичепиоеть времени кпзпи глета ста бильного состояния перегретой жидкой Газы порождает также непростой вопрос об относительной роли поверхностного и объемного испарения при импульсном воздействии на вещество со свободной границей раздела
/12, 04-68/. Следует йглоть б вшу при отою, что однородность перегретой щдиой Газп может нарушаться не только из-за роста гетеробазнш ГдагауациІ], по и за счет других неустойчивостей, связанных с конкретным способом создания глета стабильного состояния. Б елучче электрического взршза проводников, например, иеустоіічивость однородного шического нагрева на определенном этапе приводит к поперечного расслоению проводника /51/.
Этот краткий обзор некоторых вопросов, возникающих при исследовании воздействия коїщштрированнш: потоков энергии на вещество, ие является, разумеется, исчерпывающим и будет дополняться по мере дальнейшего изложения. Однако уже па основе этого материала можно сделать вывод о недостаточной гзазработапно-сти проблемы неравновесных базовых переходов и о необходимости развития исследований в этом направлении.
В Г) I диссертации анализируется процесс установления ста-циопариого режима испарения сильно поглощающих сред /70, 71/ в рамках тепловой модели, которая соответствует однобазноыу варианту задачи Стебана /С/. Из-за нелинейности задачи Стебана теоретическое исследование переходного рениш испарения в общем случае возможно только с помощью численних методов. Пестащзо-иарше эффекты в процессе лазерного испарения стали рассштри-ваться сравнительно недавно. Б ряде обзоров и монографий /10-17/, посвященных действию концентрированных потоков энергии на вещество, не дается практически никакой шборшщш о поведении давления в нестационарном режиме испарения, а использованный в /16, ГО, 72, 73/ метод линеаризации испарительной задачи при анализе переходного процесса оказывается, строго говоря, пекор-ректнш из-за поадекватпого выбора начального температурного распределения.
- 14 -
Пообходиш отметить также, что ари количественном описании процесса лазерного иепароїшя возникают дополнительные трудности, связанные с малой изученностью тепяоСизячссішх із оптических свойств коіідєї їсирова шшх еред при високих тоглії ера турах.
По эксперименталышгл дашигл об изменении отражательной способ-постп металлов Я (і) за вреш действия лазерного импульса при некоторых предположениях о теплоГпзичоскізх параметрах глоя-ізо восстановить температурную зависимость Я ГГ) подобно тому, кап это долалось, например, в работе /74/. Однако для металлов гактически отсутствует экспериментальная ш-згоршцш о поведении тампературопроводности в области температур, превышающих нормальную точку кипения, а результаты многочисленных работ /75-83/, з которых исследуется поведение отражательной способности при лазерном облучении не всегда являются надешшзз и требуют, вообще ї'ОВОря, дополнительных проверок 13 подтверждении*
Было показано, в частности, что величина отражательной способности при лазерном окислении существенно зависит пс только от ТОЖШІШ окисного слоя, по и от температурних градиентов и по;зуііроводппкових свойств окпепых пленок /84,85/, которые ранее ко учитывались. Особсішостп экспериментально наблюдае-глого поведения отражательной способности, которые в роботе /75/ (сгл., также § 3.7 из /10/) связывались с процессом плавления, относятся к гораздо более высоким температурам, характерным для режима развитого испарения /80,86/. ЗЗозпетое влияние перехода типа металл-диэлектрик на поведение отражательной способности, .давление отдачи и вынос массы при лазернш воздействии обсуждалось в различно:'! степени в ряде работ /43, 64,78,83,87-92/, однако в целом этот вопрос, как уже отмечалось вше, остается пока открытым. Изменение отражательной
- 15 -
способности может быть связано также с параетахшш мелкомасштабных возмущений на облучаемой поверхности (см., напр.
/С?/). Недостаточная изученность процессов, протекающих па облучаемой поверхности, затрудняет однозначное восстановление величины Д (т) по .дшашне отражательной способности И(£) .
Необходимым условием для применимости тепловой модели испарения является малость впешего .давления по сравнению с .давлением насыщенного пара р^ [Т0) » В этом случае реализуется такой режшл испарения, когда поведение коадеиспрошипой среды можно рассматривать отдельно от газодинамики вспаренного вещества, т.е* выражения для потоков массы, импульса и энергии по границе раздела завися? только от температура облучаемой поверхности. Эти выражения имеют такой же вид, как и при испарении в вакуум, когда достигается максимальное значение потока массы и шшшльаое значение давления отдачи при заданной температуре поверхности.
Свойства газодипаг.шческого разрыва па Сроите Газового перехода при различных режимах испарения в конденсации пес ледова лисп во многих работах /10,93-101/. Последовательное рассмотрение этого вопроса представляет собой достаточно сложную задачу, которую пока еще нельзя считать полностью решенной.
Б Г 2 предлагается простая штерполяшонная модель испарительного скачка, которая удобна для проведения приближенных аналитических оценок /99-101/. Близких! подход был сгорму-ялрован независимо в работе /ОС/. Эта шдель используется в а 3 для определения по экспериментальны:.] данным /102/ степени поравновеопссти испарительного процесса в условиях лазерного воздействия с образованием сильно поглощающего плазменного слоя.
Плазма, возникающая при лазерном воздействии на поверхность іюнденеировашшх сред в вакууме пли газової- среде» била предметом исследования большого числа эксшршлептальпых и теоретических работ /5,10,101-119/. Очевидно, что процесс образования плазш в таких условиях качественно отличается от оптического пробоя холодных прозрачных газов /120/ из-за наличия поглощающего вещества в зоне облучения» которое обеспечивает быстрый рост температуры еще на доплазмошюіі стадии. По этой причине эрозионная плазш возникает при сравнительно низких интенсивностях излучения.
ІІЗ потока испаренного вещества плазш монет распространяться з окружающую газовую среду /121,122/, поскольку для продвшешш плазглеиного фронта, например, в решхло гледлсішого горения /12З/ такне но требуются те больше интенсивности из-лучения, которые пообходиш для оптического Пробоя чистого холодного газа. Такой процесс "низкопорогового пробоя" газов вблизи облучаемых поверхностей исследовался в работах /124-127/.
Теоретический анализ возникновения плазмы при лазерном испарении в докритпчсской области давлений отдачи представляет собой весьма сдохшую задачу, з которой пшпш поведения конденсированной среды необходимо учитывать газодшіашчесіше и пяоз-менпые зшдакты сошестпо с соответствующими изменениями в динамике неравновесного газового перехода. Последовательное решение такой задачи до сих пор не проведено.
Из результатов б 3 следует, что образование сильно поглощающего плазменного слоя приводит к существенному изменению степені] иоравновесности испарительного процесса, хюторое необходимо учитывать при теоретическом анализе поведения эрозион-
- 17 -
noli плазш* 33 этом eg параграфе излагаются результати экспериментальной рабо ти /128/, в которой била обнаружена окодопорего-вая неустойчивость ллазглошюго бшюлэ прн сравнительно слабогл плазглеш-югл поглощении. Ота иоустоіічпвость шбщдается в узкой .диапазоне интенсивностей излучения вблизи порога возникновения стационарного плазменного еакеяа з потоке вспаренного вещества. Неустойчивость гакола соггронндзаотся колебаниями давления отдачи, относительная амплитуде которых дает ввро^ицаю об эффективной оптической толщине плазменного слоя.
Поскольку яепорптелыюо давление отдачи р восьма резко зависит от температуры облучэошй воворшостп, тс поведение jj ft) является о.дпой из наиболее чувствительных карайте -рпстик процесса лазерного воздействия. Оетэтш, что иамероние jp ft) ізо врегля действия зглпуяьса излучения дает более полную шїфорлацш, чогл регистрация интегрального импульса отдачи, которая осуществлялась із ранних работах по лазерному воздействию /10,87,129/. Пообходиш иметь в виду такие, что ізри использовании коротких интенсивных лазерных импульсов интерпретация поведения испарительного давления осложняется вследствие возник-новепия сильно поглощающего плазменного слоя.
В § 4 представлены результаты экспериментального исследования давления р ft) при испарении металлов иод действием миллисекундных лазерных импульсов до порога возникновения плазш /128,130,131/. Сравнение этих данных с теоретичесішш результатамі из 5 I показывает, что поведение р ft/ значительно отличается от предсказаний тепловой глодоли. Это отличие глойот быть объяснено при учете радиального .движения расплава иод действием градиента испарительного давления, Штссногше расплава из зоны облучения приводит по только к известному эсГ>-
фекту возрастания выноса шссы и скорости разрушения образца /132-136/, во ш vl значительному увдашбвш испарительного давления /131/. С увеличение штшеизиостп получения и диаглетпа облучаемого пятна влияние радиального вытеснения расплава на поведение испарительного давления уменьшается. Црв шлих значениях испарительного давления двдввнно расплава монет быть связано с торшшпилящшм эггектом /137/.
Глаш П посвящена теории линейного отклика испарительного процесса па шлее возмущение лазерной интенсивности. Как било отмечено в работах /71а, 138/, приближенный аналитический подход, нсплъзуемий в работах /16, 19, 72, 73, 139/, оказывается иеэ№ектпв11ш при изучении переходное процесса из-ао трудности, возникающей при опродояошш начального условия для линеаризованной задачи об установлении стационарюго решила испарошш. В роботах /16, 19, 72, 73, 139/ обсуждение отого вопроса отсутствует, а в качестве начального условия выбирается температуриш профиль, который не удовлетворяет исходному предположению о шяостд температурного ВОЗГ.ТуЩеШЗЯо
Подобная трущюсть не возникает при корректной постановке задачи о яшюйпш отклике испарительного процесса па малое внешнее возадущзпие /140-148/. Такой подход и полученные с его помощью результаты излагаются в § § 5-7, где одновременно с испарите яьнда процессом россштривастся также переход твердое тело - ЕЩЦСОСТЬ.
Теоретическое исследование реакции испарительного процесса на гармоническую шдудяцию штеисивиостп излучения показывает, что яшейгшй отклик испарительного давления юоет максимум в зависимости от частоты модуляции. Квазирезошнсноо поведение функция отклика наиболее отчетливо выронено для силь-
- 19 -
по аорлоишдих сред, у которых переходной процесе после включення ИЗЯуЧОШЯ С ПОСТОЯННОЙ ШТЄПСПШ0С2Н9 пглоет Г.ШОТО'ІіИй'
хорактор. Для лшю&вд сосредо'гочешшх чистом подобное сочетание свойств, как известно, не даю? шеть глос?©, поскольку наличие шкошугла у частотной ^шрактерпетіши автоматически влече? за собой нешіютошоеть переходного процесса. Б рассматриваемом случае переходной проносе глоте? иметь качественно различный характер в завпоишотя о? шща начального тег.тператур-ного роспрсщелеїшя.
Б условиях развитого испарения величина давления отдачи определяется в оспошал пепарктольпш глохашжххл. ІІзглоие-ние плотности швдекезровашого вещества в слое, непосредственно прилегающем я облучааюй поверхности, токае вноси? определенный вклад з давление отдачи. Ролг> этого глехашзш, кото-рив в отсутствии Азовых переходов представляет собой обочшй (?отоакустпчосішй э<?£ш?, исследуется в главе С (§§ 8,9) для различных реншоз лазерного шпарошш /148-1519 140-145/*
Оотоокустэтосжаду оСоэкту и ого глюгочпелепгол црште-тит поездаопо большею количество орнгшальїіш работ и обзоров /3,4,150-158/. Б стандартной Сотоанустичеокоі] глетодако щшошь ется низкочастотная щщгляшя относительно сяабохч) светового потока, который шпрввлпется на пдаяовдацую кшдененрозошзую сроду. Бозникашше при этогл колебания томературы облучаемой поверхности вызывают акустические возглущошш в ох^унащей газовой атглоеГоро, котороо регистрируются с яошцш глщродопа.
Эта штодшш использовалась в работах /152,153/ для регистрации плавления в исеяодуошгл вещество, однако таким способов трудно получить тео&тш о дшаглше базовых превращашй при импуяьешх воздействиях концептрированшж потоков энергии. В
подобных случаях целесообразно регистрировать акустические возмущения не в окружающем газе, а непосредственно в облучаемом веществе.
Влпяшю плавления на готоахсустичоскпй эгбект в конденсированной среде со свободной поверхностью раздела рассмотри-вается в §§ 10,11, где показано, в частности, что поведение давления отдачи существенно зависит от волнчшш перегрева твердой Газы /140,159,160/. Эти результаты свидетельствуют о перспективности Готоакустического метода исследования дшаглшш Щ'шульспого плавления п могут способствовать выяснению вопроса о перегреве твердой Газы в условиях импульсного воздействия, что пока не удалось с достаточной определенностью сделать .другими методами.
13 главе 1У излагаются результаты теоретического и экспериментального исследования лазерного испарения при объошем поглощении излучения, ког.да может возникать значительный перегрев еидоой газы /161-166/. Граница применимости тег/ловой модели в отогл случае являются ыепео определенными, чегл при по-вершостнш поглощении, из-за большой величины максимума тегл-пературного прогпля в приповерхностном слое облучаемого вещества.
Если не учитывать возможное возрастание теплоемкости при увеличении температуры, то этот максимум Сериально иревос-ходит крптпчоскую температуру „для перехода жидкость-пар /68/. Такое приближение используется, тем по гленое, в работах /19,
73/ без какого-либо обоснования и обсуждения, хотя предположение о существовании жидкой мази в докритпческой области давлений при закрптпчоекпх температурах трудао согласовать с обычными Гвзичсекши представлениями. Влияние околокрптлчос-
ходя сш1гуляриостей телдогнзпчеекпх параметров па дппаглску импульсного нагрева вещества излучением исследовалось з работах /107,108/» однако поведение испарительного .явления при этом не рассматривалось.
Б § 12 исследуется специальный вариант тепловой модели* в котором допускается еилышй перозтров метаетабилшой жидкой газа, по температурный максимум по достигает критического значения из-за сингулярного ПОВОДОШШ ТОПДООМКОСТИ вблизи СЯШ10-далп /161-163/. В отличие от поверхностного поглощения ПОре-ходной решил испарения оказивзется в этом случае резко немонотонным, а тлосто независящего от времени стационарного решлгла шгут возникать слобозатухающио нелинейное колебания« Автоколебательной роаш шш-ю побить такке в модели объемного вскипания /во/, однако его характеристики существенно отличаются от сличая поверхностного иеяарешзя* Автоколебательное п автовояновое реншш возникают, как известно* в процессах со-шй различной природа /105,128,109-172/* В качестве близких, по по тождественных прпглероз здесь глохло позвать решлш рае-ироетрапопт Гроптов пламени и кристаллизации /170,171/. Заметим в скобках» что возникновение пространственной п временной упорядочоппостп в диеешатпхшых систешх является в настоящее время весьма "модной” проблемой, розличппе аспекта которой обсуждаются па строшщох популярных естествеппо-научппх и литературпо-худоЕсствештх куриалов /173-175/«
Немонотонное поведение испарительного давления качественно согласуется с результатами экспериментов /164,105/, которое излагаются в 5 13. В этом ко параграфе дается краткий обзор теоретических и экспериментаяышх работ /176-188/, в которых исследовалось воздействие лазерного излучения па объемно погло-
щавдио среда.
Тракторное проявлогшо неустойчивости глота с та бы явного состояния перегретой жидкости в условиях лазерного воздействия описано в & 14 по результатам работа /160/, в которой было обнаружено зскгшашю перегретой жидкости при резкогл углепь-пошиз интенсивности лазерного излучения. Аиадоідтчіїнй з(Г;ект иабяодалея позднее в работе /189/.
В главе У теоретически исследуется поведение тепловых п гяцро,т-ю^чесіш юзмушсшШ т гршто Газового перехода в условиях развитого испарения. При анализе устойчивости Гроита перехода твердое тело - жидкость и твердое тело - пар із рамках задачи СтеГша возникает необходимость учета допошштель-ной зашейшети скорости Газового превращения от кривизны границы раздела /190-194/. Это приводит к появлению характерного параметра 7^ с размерностью длины, который в задаче плавления - отвердевания определяется отпсооішегл кооГгпциента поверхностного натлдеппя к объешой теплоте перехода. Без учета явной завпсшостп динамики газового перехода от кривизны границы раздела, как это делается, например, в работах /195,196/, получается нехюрректпый результат: неограниченное возрастание шнремеита для коротковолновых возмущений.
Поведение тепловых возмущений на Гропто сублимации рассматривалось в ряде работ /43, 196-203/ на основе однофазных вариантов задачи Стесана. При этом в работе /196/ но учитывалось .явная зависимость скоіюсти перехода от кривизны границы раздела, что соответствует значению рк = р , и температуро перехода предполагалось постоянной. Такие приближения являются слишком грубыг.ш даже для качественного описания коротковолновых возмущений, В работах /197-203/ учитывалось измене-
- 23 -
ше температуры переході, а для характерной длины в /198-200/, как в в задачо плавлення /190-193/, использовалось от-иопешо кооГТяцисита поврркпосггного штяьеїшя к объемной теплото перехода. ІЗ случае субяшошш ото стлопошю по порядку велвчиш соответствует меватоглЕКхзу расстоянию в твердої! Газе.
Б § 15 показано /194/, что такой подход такие является пеіюрректиш. Характерная длина в задачо об устойчивости грох-ь та сублимации определяется не глештошым расстоянием в тверда! теле, а величиной, которая значительно превшаот этот размер и связана в длиной свобо.дкого пробега в газовой Газе.
Необходимо иметь в виду при этом, что результаты, полученные в задаче об устойчивости Гранта сублимации, нельзя автоматически переносить на случай испаряющейся яидноети, как ото иеобосиовошю делается в публикациях /43, 196-204/. Поведение шзмущоипй ш Гронте перехода шдкость - пар существенно сшзаио, в частности, с возмущениями давления /205-212/, что не позволяет рассматривать тепловое возмущения отдельно от іщродишшчсеїшх эсдюктов.
Б 5 16 анализируется ра зліплю в поведении возмущений па Гроптах развитого испарения и медленного горения /213-214/, которое соответствует решллу пеларешя С ДОЗВУКОВОЙ СКОрОСТЬІО течения паров. Показано, что результаты недавней работы /215/ по устойчивости плоского Гронта испарения относятся Гантичос-ки тяыго к режиму дозвукового течения паров, поскольку при раззптш испарении необходимо учитывать второе ('дчідаглепталь-ноо решение для возгдаенш! давления и Гоїхуянровать дополнительное граничное условие по Грейте перехода /211/.
Поведение гювсрзшостн яидкости в условиях развитого испарения рассматривается в § § 17, 18 /207-212/. Получено и
- 24 -
исследовано дисперсионное уравнение для глашх хюзмущешп! на поверхности испаряющейся гащгости. Установлены пределы применимости сублнмациошюго приближения, в котором не учитываются гицродишмичесшю эбгекты на гроите газового перехода. Показано, что зто приближение нкэобосиовш-шо использовалось в ряде работ .далеко за пределам его применимости. Из полученных при этогл результатов следует также, что влияние иснарп-тельпого давления оказывается сильнее термокапиллярного эсхте-кта при значительно меиьшпх интенсивностях, чем ото предполагалось в работе /21 С/, где рассматривались возмущения поверхности жидкости только за счет термокашзллярпого эотекта.
3 последнее врегдя внимание многих исследователе!! было привлечено к образованию мелкогасштабпых регулярных структур па поверхности различных поглощающих сред при воздействии поляризованного глонохроиатическозто излучения /29-40* 212/, о чем ужо упоминалось вше. В отлично от неустойчивостей, которые рассглатрнвалвсь в 15-18, процесс образования таких структур тесно связан с эг^ектош интерференции глеаду падающим и рассеянным излучением подобно тому, как это имеет место в других процессах вынужденного рассеяния /217, 218/. Необходимо отметить также, что вынуждеппое рассеяние света на поверхности прозрачных и поглощающих сред за счет понцеро-доторнах сил обседалось теоретически в работах /219-221/, однако такой механизм дает относительно малые инкремента для роста амплитуды капиллярных волн, и его экспериментальные проявления пока не обнаружена* Роль различных механизмов в процессе образования периодических структур обсуждается в Ч 19 /55, 212/+
- Київ+380960830922