Развитие плазменного факела.

Характерная особенность импульса СО₂ лазера, как показано на рис. 4.2, состоит в том, что в нем различают две части: начальный пичок и относительно протяженный "хвост". Максимум пичка отличается стабильностью, он достигается через примерно 0,08 мкс после возникновения импульса.

Плазменный факел также возникает с определенной задержкой по от­ношению к началу, но эта задержка t_d сильно зави­сит от плотности энергии лазерного импульса. Так, при плотностях энергии, близких к порогу возник­новения плазмы, задержка максимальна и дости­гает 1 мкс.

Это означает, что вблизи порога факел возникает на хвостовой части импульса. По мере увели­чения плотности энергии время возникновения факела t_d экспоненциально убывает, стремясь к определенному предельному значе­нию. Предельное значение проявляет зависимость от материала объекта и от длительности лазерного импульса. При длительностях импульса от 2 до 5 мкс предельное значение задержки появления факела слабо зависит от материала и примерно равно 0,1 мкс. Следовательно, по мере превышения пороговой плотности энергии лазерного импульса, момент возникновения плазмы перемещается от хвостовой части импульса сначала на задний склон пичка, а затем, пройдя вершину, переходит на верхнюю часть переднего фронта. Переход совершается при плотностях энергии порядка 10 Дж/см².

Время существования плазменного факела на полтора порядка и более превышает длительность лазерного импульса, вызвавшего его, и в среднем составляет примерно 100 мкс. Сразу после возникновения начинается расширение факела. Начальная скорость расширения самая высокая, затем она быстро убывает. Толчком к расширению служит процесс пробоя, при котором частицы образовавшейся плазмы получают значительную кинетическую энергию. Но к этому добавляются газодинами­ческие процессы, которые в определенных условиях создают ударные волны в окру­жающем воздухе. Поэтому различают два режима расширения возникшего факела. Прежде чем рассмотреть эти режимы, отмечу, что начальная скорость расширения однозначно зависит от плотности мощности лазерного луча и практически не зависит от материала поверхности, у которой возникает факел. Это выглядит несколько странно, так как исследованные материалы очень сильно отличаются по отражатель­ной способности своих поверхностей, по коэффициенту поглощения, по электриче­ским свойствам. Не наблюдается зависимость начальной скорости факела и от дли­тельности импульса (в пределах от 2 до 10 мкс), хотя при изменении длительности сильно меняется форма импульса. Так, при длительности импульса меньше 1 мкс примерно 50% и более всей энергии импульса сосредоточено в пичке, при 2 мкс в пичке содержатся 25% энергии, а при 8 мкс – только 5%. Вся остальная энергия находится в хвостовой части.

Можно считать, что в среднем пробой наступает при плотности мощности порядка 10⁶ Вт/см². При таких и несколько более высоких плотностях мощности реализуется первый режим расширения, получивший название режима дозвуковой радиационной волны. Начальная скорость движения светового фронта v_о, согласно экспериментальным данным, апроксимируется степенной функцией:

v_o = C×I^k (4.4)

причем в интервале длительностей от 2 до 10 мкс показатель степени и коэффициент не меняются и равны

k = 2/3, C = (8,3 ± 0,4)×10^-5,

если v_о – в км/с, а I – в Вт/см².

Когда плотность мощности достигает ~ 2×10⁷ Вт/см², вместо режима радиационной волны скачком возникает режим детонационной волны. Его характерная черта – движение светового фронта с начальной скоростью, превышающей скорость звука. В этом случае физика процесса расширения отличается от случая радиационной волны, но на этих особенностях здесь останавливаться не будем. Теория детонационного режима предсказывает изменение зависимости скорости от плотности мощно­сти, она выражается следующим соотношением:

(4.5)

где g = 1,3 – эффективный показатель адиабаты, n = 2×10^{– 3} г/см^{- 3} – плотность холодного воздуха. По мере расширения факела скорость движения переднего фронта световой волны быстро снижается.

Дата добавления: 2015-10-16