CC BY
19
ФУНДАМЕНТАЛЬНЫЕ ПРОБЛЕМЫ МАШИНОСТРОЕНИЯ
УДК 533.92 + 621.378
Ю. Ю. Протасов, О. В. Христофоров
ИССЛЕДОВАНИЕ ДИНАМИЧЕСКИХ И МАСС-РАСХОДНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ИМПУЛЬСНЫХ ЛАЗЕРНЫХ МИКРОИНЖЕКТОРОВ ЭРОЗИОННОГО ТИПА
Приведены результаты экспериментального исследования и разработок импульсного лазерного микроинжектора эрозионного типа с двухкаскадным механизмом генерации и нагрева рабочего вещества. Осуществление в данной схеме инжектора (с помощью двух согласованных по спектрально-энергетическим и динамическим параметрам/характеристикам лазерных импульсов воздействия на твердотельную аблирующую мишень) последовательных стадий генерации (лазерной абляции) и радиационно-газодинамического нагрева рабочего вещества в камерах инжектора позволяет достигнуть высоких значений коэффициента монохроматичности потока, а также эффективности преобразования энергии лазерного излучения в кинетическую энергию с тонко дозируемым расходом массы.
Явление лазерной абляции (резонансной или термической) широко используется для генерации низкотемпературной плазмы различного химического и ионизационного состава в плазменной химии, пучковой технологии модификации поверхности макроструктур и др. [1, 2]. Импульсные лазерные микроинжекторы плазмы — это перспективный инструмент спектрохимического анализа, так как при генерации активных сред сложного (практически любого) химического и ионизационного составов они обеспечивают тонко регулируемую стехиометрию газово-плазменных потоков, свободных от примесей (< 3% т) в локальных реакционных объемах широкого диапазона параметров (кон-центраций нейтральных и заряженных частиц, температур и скоростей — пе,а ~ 1014-1019 см-3, Те,а ~ 10-1 -10эВ, V ~ 104-5-106 см/с соответственно).
Достоинством лазерного способа генерации, нагрева и ускорения рабочего вещества в инжекторах эрозионного типа является возможность пространственного разделения направлений отбора высокоэн-тальпийных газово-плазменных потоков и лазерного излучения при различных формах факельного, непрерывного оптического и лазерного разрядов в газовых и вакуумных условиях, управления гидродинамической плотностью мощности ру3) при изменении спектральной
интенсивности лазерного излучения в зоне генерации активной среды и частотного (импульсно-периодического) режима работы генератора с необходимой дозировкой полного импульса потока [3].
Физико-технологические проблемы разработок параметрического ряда лазерных инжекторов эрозионного типа связаны с необходимостью построения спектрально-энергетического и размерного скэйлин-га в условиях многофакторных опто-теплофизических, радиационно-газодинамических и опто-механических процессов, сопровождающих воздействие когерентного излучения с параметрами импульса воздействия (10 ~ 104—108 Вт/см2, тв ~ 10-8-10-3 е) на конденсированное вещество аблирующей мишени. Основное принципиальное ограничение лазерных микроинжекторов эрозионного типа испарительных схем [4] при продвижении в новый микро-наноньютоновый диапазон масс-расходных характеристик и импульсов потока связано с тем, что независимо от механизма генерации рабочего вещества (резонансная или термическая лазерная абляция, светоэрозия или пиролиз) существует (вследствие инерционности фазовых переходов) временная задержка
[Вт^см2] /02
[кг?с].
[Вт^см2]
/02
[М]
0 ' и и и
Рис. 1. Временная циклограмма рабочих процессов в двухкаскадном инжекторе эрозионного типа:
а — изменение плотности мощности излучения первого лазерного импульса в зоне облучения диэлектрической мишени; б — изменение массового расхода рабочего вещества мишени в газовой фазе; в — изменение плотности мощности второго "греющего" лазерного импульса в зоне оптического пробоя; г — х — ¿-диаграмма газово-плазменного потока за срезом инжектора
— At1 ~ (3-5) ■ 10-6 с (рис. 1) относительно лазерного импульса поступления испаряемого вещества в оптический разряд инжектора. Отсутствие согласованного с динамикой лазерного импульса выхода массы т(£) приводит к увеличению продольной дисперсии скоростей
и снижению коэффициента монохроматичности потока1 г ~ =, так
V2
как часть испаренного вещества т2 не вовлекается в радиационно-газодинамический лазерный цикл воздействия, продолжает поступать с тепловой скоростью и после прекращения лазерного импульса; это не позволяет обеспечить тонкую дозировку масс-расходных параметров инжектора и ограничивает диапазон среднемассовых скоростей и его частотные характеристики.
Экспериментальные условия. Новые возможности преодоления этих ограничений связаны с комбинированным (испарительным и детонационным) механизмом генерации и нагрева активной среды в одном рабочем цикле лазерного инжектора. В этой двухкаскадной схеме для стадии генерации рабочего вещества и стадии нагрева газово-плазменного потока во фронте лазерной детонационной волны (ЛДВ) используются два согласованных (по спектрально-энергетическим и динамическим параметрам) лазерных импульса (см. рис. 1). Далее описан разработанный двухкаскадный лазерный микроинжектор газово-плазменных потоков эрозионного типа. Теоретический анализ такого двухкаскадного механизма лазерного ускорения в инжекторах данного типа выполнен в работе [4].
Модуль лазерного инжектора (рис. 2) содержит три соосно расположенных в цилиндрическом молибденовом корпусе 1 узла: мишенной камеры I, радиационно-газодинамического нагрева рабочего вещества II и газодинамический узел III. В мишенной камере установлен юстируемый по оси инжектора цилиндрический стакан 2 с аблирующей профилированной полусферической (а) или конической (б) мишенью 3, выполненной из материалов полимерного ряда (С, О, Н, Б, М или/и легкоаблирующих металлов (СН2О)п, (СН2)П, (С2Б4)п, Ы, А1, Сё. Стакан 2 установлен в цилиндрической втулке 4 и имеет подвижку типа "винт-гайка" через шток 5, торцовую крышку 6 корпуса инжектора, и направляющую втулку 7. В мишенной камере I под углом а = 45° к оси расположен цилиндрический патрубок 8 ввода лазерного излучения (первый импульс) с оптическим окном 9, соединенном с блоком
1Потери массы т2 примерно равны массе тг, эффективно участвующей в процессе радиационного нагрева среды, т.е. тг ~ т2, причем при «2 ^ коэффициент
тг х -
монохроматичности потока е ~ -и имеет в этом случае физическии смысл
тг + т2
коэффициента использования рабочего вещества в лазерном инжекторе эрозионного типа.
Рис. 2. Принципиальная блок-схема двухкаскадного лазерного инжектора эрозионного типа
фокусирующей и транспортной оптики 10, основные размерные соотношения которого определяются оптимальной геометрией зоны облучения мишени. Цилиндрическая молибденовая камера радиационно-газодинамического нагрева 11, последовательно соединенная разъемными фланцами 12 с газодинамическим насадком 13, содержит цилиндрический патрубок 14 ввода лазерного излучения (второго импульса) с оптическим окном 15 и блок фокусирующей оптики 16, соединенной с лазерным излучателем с модулированной добротностью. Для радиальной юстировки камер инжектора на патрубке установлены опорные полукольцевые втулки 17.
Облучаемые конденсированные мишени различной геометрии и химического состава (диэлектрики, металлы или их смеси) с развитой аблирующей поверхностью (50 — 0,17-1,1 см2) устанавливаются в торце цилиндрической молибденовой мишенной камеры таким образом, чтобы плотность поглощаемой энергии излучения была максимальной. Сопряженные размеры камеры Б, Ь, и Ь2 равны 20, 50 и 70 мм соответственно. Характерные параметры лазерного излучения в цуге импульсов следующие: первый лазерный импульс, вводимый в мишенную камеру, — Л! — 1, 06 мкм, 101 — 105 —108 Вт/см2, ти1 — 4-10-4—3-10-5 с; второй лазерный детонационный импульс, генерируемый с регулируемой временной задержкой А^ — 10-5—5-10-5 с в камере нагрева, — Лп — 1, 06 мкм, 102 — 107—109 Вт/см2, ти2 -- 0,7—1,210-6 с.
Экспериментальные результаты. Экспериментальное исследование радиационно-газодинамических внутрикамерных процессов преобразования энергии лазерного излучения по трактам инжектора, динамических и масс-расходных характеристик плазменного потока на срезе проводилось с использованием диагностического комплекса импульсной голографической интерферометрии с визуализацией поля, СФР- и шлирен-фоторегистрации и спектрохронографии, описанного в работе [5].
Анализ полученных экспериментальных данных показывает, что оптимальным режимом генерации рабочего вещества в газовой фазе с управляемым массовым расходом (т(£) ~ 10-4—10-6 г/с) и высокими значениями параметра эффективности лазерной абляции является режим поддержания в мишенной камере инжектора лазерно-индуцированной волны развитого испарения.
Отсутствие на этой стадии оптического разряда Д£2 (см. рис. 1) волны термической ионизации, сопровождаемой плазменной экранировкой лазерного излучения на облучаемой мишени, позволяет связать опто-теплофизические и критериальные параметры лучевого воздействия с регулировочными параметрами 101, ти1, Еи1 /Б0...для осуществления контролируемой во времени лазерной абляции и управляемого расхода рабочего вещества мишеней сложного химического состава с изотропным начальным распределением плотности газа до начала оптического пробоя (т.е. генерации ЛДВ).
Прямые калориметрические измерения мощности и энергии лазерного излучения, поглощенной полимерной (СН2О)п мишенью с развитой поверхностью светоэрозии, выполненные с помощью металлического болометра с висмутовым термосопротивлением, установленным в мишени, позволили определить эффективный коэффициент теплопередачи Кто ~ 0, 8 в диапазоне плотностей мощности первого лазерного импульса 106 < 101 < 7-107 Вт/см2, и достигнуть (в результате многопараметрической оптимизации условий облучения полимерных мишеней) значений коэффициента эффективности лазерной абляции Пла ~ 0,75—0,9 (рис. 3).
Динамика стадии ударно-волнового нагрева плазменного потока в лазерном инжекторе определяется скоростными харатеристиками, формой и макроструктурой лазерной детонационной волны, генерируемой при низкопороговом (102 ~ 108 Вт/см2, ¿пр ~ 3-10-7 с) оптическом пробое среды на переднем фронте второго лазерного импульса (^2 ~ 10-6 с). Эффективность нагрева, определяемая условием оптимального пространственно-временного сопряжения волны развитого испарения в мишенной камере инжектора и волны лазерной детонации
1о, [Вт/см2]
Рис. 3. Экспериментальные зависимости (от плотности мощности первого импульса лазерного излучения, Аи ~ 1,06 мкм; параметры второго детонационного лазерного импульса — 1о2 ~ 2 • 107 Вт/см2; ти ~ 1,2 • 10-6 с):
коэффициент монохроматичности потока е на срезе двухкаскадного 1 и однокаска-дного инжектора 2; среднемассовая скорость V потока на срезе 3; удельная масс-расходная характеристика двухкаскадного инжектора 4 ((СИ2)„ -мишень, = 50 мм, Ь2 = 70 мм, Л = 20 мм)
в камере нагрева и ускорения II, существенно зависит от размерных соотношений Б/Ь камер и профилей аблирующей мишени инжектора, спектрально-энергетических и динамических параметров лазерных импульсов в цуге. Изменяя длительность ти1 и форму (крутизну переднего и заднего фронтов) первого лазерного импульса и временную задержку (ДЬ2) инициирования оптического пробоя и пространственную локализацию зоны генерации лазерной детонационной волны Ь2, ограниченные условиями достижения максимального расхода т(Д£2) вещества, можно обеспечить условия вовлечения в цикл радиационно-газодинамического нагрева более ~ 90 % всей поступившей в мишенную камеру парогазовой среды.
Экспериментально определенные значения среднемассовых скоростей V потока на срезе инжектора (рис. 4) и коэффициента монохроматичности потока г (см. рис. 3) даже в неоптимальных пространственно-временных условиях развития ЛДВ и размерных соотношений лабораторных моделей рабочих камер превышают достигнутые в эрозионных инжекторах однокаскадных схем с испарительным механизмом генерации на ~ 25 % и ~ 30 % соответственно.
Эффективность преобразования энергии лазерного излучения Ел в кинетическую энергию ударной волны (ЛДВ) характеризует удельный механический импульс 1м/Ел (как и симметрию газодинамического воздействия в камерах инжектора [6]). Задача оптимизации термоме-
45 40
20 15 10 5 0
4
1
О
1
2 R/R3
Рис. 4. Зависимость удельного механического импульса отдачи в инжекторе с мишенной камерой различных геометрий от безразмерного динамического параметра Я/Я3 (Я — расстояние от центра оптического пробоя — генерации ударной волны — до наиболее удаленных от него участков поверхности мишени; Я3 — радиус сферически симметричной УВ):
1 — полусферическая мишень, геометрический параметр А/Б = 0, 2; 2 — параболоид вращения, А/Б = 0, 2; 3 — плоская мишень, с развитой поверхностью, А/Б = 0,15; 4 — плоская мишень, А/Б = 0,1; 5 — коническая мишень, А/Б = 0,15
ханического воздействия лазерной детонационной волны на стенки профилированных камер решалась при экспериментальном определении удельного механического импульса отдачи для полусферических, конических и параболических мишеней (рис. 5) легкоаблирующих диэлектриков полимерного ряда (СН2О)п, (СН2)П, (С2Б4)п. Зона оптического пробоя в выбранном диапазоне регулировочных параметров лазерного инжектора была устойчиво локализована на оси мишенной камеры, что привело к возбуждению в газово-плазменной среде сферически симметричного течения газа (до начала взаимодействуя со стенками мишеней) и позволило представить результаты измерений удельного импульса отдачи (1м/Ел) в соответствии с законами подобия для ударных волн [5,7] в зависимости от безразмерного динамического параметра Я/Я3. Анализ экспериментальных результатов показывает, что для каждой геометрической конфигурации мишенной камеры эрозионного инжектора существует оптимальное (с точки зрения максимизации величины среднемассовой скорости ускоренного потока V) значение динамического параметра Я/Я3. На рис. 5 приведены зависимости удельного механического импульса от динамического параметра Я/Я3 при различных значениях геометрического параметра Д/О, полученные на профилированных мишенях. Из рис. 5 следует, что при
относительном удалении зоны пробоя от поверхности мишени (с увеличением A/D) можно осуществить непрерывный переход от воздействия на мишень в режиме скользящей ударной волны (A/D ^ 0) к случаю сообщения поверхности мишени импульса при нормальном падении на нее газового потока (A/D > 1).
Экспериментальное определение динамики теплового потока, поглощаемого мишенью q(t), описанное в работе [6], совместно с результатами измерения температуры поверхности и численного моделирования временного изменения толщины слоя рабочего вещества, уносимого с единицы поверхности аблирующей (металлической или полимерной) мишени с характерным инерционным временем (AtH) — задержкой начала выхода массы относительно временной эпюры 10 (t) лазерного импульса и для типичных значений пятна фокусировки на мишень (размер облучаемой поверхности S0 ~ const) позволяют определить величину расхода вещества во времени процесса воздействия m(t) = £(t)pF. Эти данные приведены для рабочих веществ инжектора на рис. 6 и позволяют оценить не только размеры зон термического воздействия и разрушения мишени, но и баланс энергии в мишенной камере инжектора, а с учетом газодинамических явлений у поверхности мишени (импульс отдачи испаряющихся паров, градиенты pv3) — оценить интегральную за импульс массу испаряемого вещества в конденсированной и газовой фазах.
Рис. 5. Динамические параметры све-тоэрозионного потока в камере инжектора, (СН2 0)п-мишень:
скорость ударной волны 1 и контактной границы потока 2; давление ударно-сжатого газа, определенное по скоростям УВ 3 и КГ 4, продольная координата ударной волны 5 и контактной границы 6
Рис. 6. Влияние газодинамических условий на массовый расход рабочих тел ИЛД:
свободная (СН20)п-мишень 1, 2, 3; плоская (СН2)п-мишень в радиально ограниченном канале 4, 5, 6; Е* — порог развитого испарения (без конденсированной фазы)
Таким образом, осуществление с помощью двух согласованных по спектрально-энергетическим и динамическим параметрам лазерных импульсов последовательных стадий генерации (лазерной абляции) и радиационно-газодинамического нагрева рабочего вещества инжектора позволяет достигнуть высоких значений коэффициентов преобразования энергии лазерного излучения во внутреннюю энергию плазмы и монохроматичности плазменного потока на срезе инжектора, т.е. преодолеть принципиальные ограничения лазерных источников эрозионного типа с испарительным механизмом генерации газово-плазменных потоков.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Plasma Spectrochemistry, IX, ed. R.M.Barnes, Pergamon Press, N-Y, 1997.
2. Радиационная плазмодинамика. Т. 1. / Под ред. Ю.С. Протасова. - М.: Энергоатомиздат, 1991. - 860 с.
3. Ph i pp s C. R., Jr. Turner T. P., Harrison R. F., York G. W., O s b or ne W. Z., Anderson G. K., Haynes X. F., Steele H. S., Spicochi K. C. & K i n g T. R. Impulse Coupling to Targets in Vacuum by KrF, HF and CO2 Lasers. J. Appl. Phys., 64, 1083-1096 (1088).
4. Протасов Ю. Ю. Разработка и исследование параметрического ряда лазерных микроинжекторов плазмы сложного химического состава // Тез. докл. 3-го Международного симпозиума по теоретической и прикладной плазмохимии. -Иваново, 2002. - С. 469-471.
5. Протасов Ю. Ю. // Вестник МГТУ имени Н.Э. Баумана. Серия "Машиностроение". - 2002. - № 2. - С. 98-100.
6. Protasov Yu. Yu. About phase transitions stimulated by laser radiation / in "The Physics of Heat Transfer in Boiling and Condensation" ed A.I. Leontiev. - M.: Nauka, 1997. PP. 504-511.
7. Корышев О.В., Ноготков Д. О., Протасов Ю.Ю., Телех В. Д. Термодинамические, оптические и транспортные свойства рабочих веществ плазменных и фотонных энергетических установок. Т.1/ Под ред. Ю.С. Протасова. - М.: Изд. МГТУ им. Н.Э. Баумана, 2000. - 640 с.
Статья поступила в редакцию
Юрий Юрьевич Протасов — д-р техн. наук, доцент кафедры "Газотурбинные и нетрадиционные установки" МГТУ им. Н.Э. Баумана. Автор более 100 научных работ в области фотонной энергетики.
Yu.Yu. Protasov — D.Sc. (Eng.), assoc. professor of "GasTurbine and Non-Traditional Facilities" department of the Bauman Moscow State Technical University. Author of over 100 publications in the field of photon power-engineering.
