Реферат: Исследование допробойных оптико-акустических эффектов в экспериментах с аэрозольными средами

Результаты первых экспериментов по генерации АВ локальным объемом монодисперсного мелкокапельного водного аэрозоля типа 1 при воздействии импульсом МЛИ в контролируемых лабораторных условиях показали следующее. Форма генерируемого ОА-импульса отличается от классического варианта N -волны наличием «хвоста», рис. 2.10. Это связано с релаксационными процессами в объеме взаимодействия, который после воздействия импульсом МЛИ обладает свойствами объемного резонатора конечной добротности, что в свою очередь объясняется резким изменением параметров среды в объеме взаимодействия: часть жидкости испарилась с поверхности и в результате взрыва аэрозольных частиц, а горячий пар заполнил межкапельное пространство. К сожалению здесь и в далее подробно не рассматриваются релаксационные процессы, поскольку это выходит за рамки настоящей работы и представляет самостоятельное исследование микрофизики воздействия МЛИ на аэрозоль.

В экспериментах зафиксирована смена зависимости генерируемой акустической энергии от плотности энергии воздействующего излучения в области порога взрывного вскипания частиц аэрозоля Ел = 1,5 2 Дж/см2.

Полученные в экспериментах зависимости допускают простую физическую интерпретацию. При регулярном испарении и взрывном вскипании частиц жидкого аэрозоля в пучке МЛИ часть жидкости переходит в пар, что приводит к росту давления в облучаемом модельном объеме.

Рис. 10. Осциллограмма ОА-сигнала, генерируемого аэрозольным объемом при воздействии импульсом МЛИ. Временная развертка -20 мкс/дел

Поскольку для данного эксперимента длительность импульса воздействующего излучения значительно меньше времени пробега звука через поперечник облучаемого объекта Т_л < 2 - а_л / С0, то длительность генерируемого акустического импульса полностью определяется пространственными размерами облучаемого объема, а наблюдаемый процесс сводится к задаче излучения АВ источником с начально заданным профилем давления. Для таких задач определение излучаемой источником энергии можно оценить по формуле:

= Pa-AV^,

где P_a — атмосферное давление, AV— объем вытесненного воздуха. Полагая, что объем вытесненного воздуха равен объему, вытесненному паром, получим:

С другой стороны, по результатам регистрации ОА-сигнала, оценивалась генерируемая в ОА-импульсе акустическая энергия за первый период колебания:

Жа_К = 4 P+² • d² Т+ /.

Подстановка экспериментальных величин в дает значения акустической энергии Wблизкие к наблюдаемым в эксперименте - Wиз.

По результатам исследований, представленных выше, был определен коэффициент преобразования поглощенного лазерного излучения в энергию АВ:

???. 11. ??????????? ???????????? ???????????? ??????? ?? ???????????? ??????????? ?????? ??? ????????? ????????????????? ???????? ???????: 1 -0,093; 2 - 0,23; 3 - 0,47; 4 - 0,93; 5 - 3,1; 6 - 18 ??/??²

К_АВ = 1.6 • 10^{- 7} 6.8 • 10^{- 7} .

В отличие от представленных выше, количественно более точные и тщательные экспериментальные исследования были выполнены с модельными аэрозолями типа 1 несколько позднее. Результаты этих исследований для монодисперсного водного аэрозоля представлены на рис. 2.11, 2.12, где прямые линии проведены по методу наименьших квадратов, а приведенные на рис 2.12 зависимости соответствуют значениям начальной водности аэрозоля: 1 - 99, 2 - 49, 3 - 9,9 г/м.

Амплитуда генерируемых ОА-сигналов, как показывает рис. 2.11, пропорциональна концентрации аэрозольных частиц и в соответствии с пропорциональна водности аэрозольной среды. Согласно рис. 2.12, зависимость амплитуды генерируемого ОА-сигнала нелинейно зависит от плотности лазерной энергии при переходе от поверхностного испарения жидкокапельного однородно поглощающего водного аэрозоля к его взрывному вскипанию и разрушению. Зависимость энергии ОА-отклика от плотности воздействующей лазерной энергии для объема аэрозольных частиц при их поверхностном испарении близка к квадратичой. Кроме того, после

взрывного разрушения частиц эффективность генерации АВ заметно снижается. Установленный ОА- экспериментальными исследованиями энергетический порог ~2 Дж/см взрывного вскипания и разрушения водных капель аэрозоля хорошо согласуются с соответствующими оптическими исследованиями.

В экспериментах, проведенных с модельной средой типа 2, отмечалось, что при реализации поверхностного и взрывного испарения в ходе взаимодействия лазерного излучения с веществом модельной среды форма генерируемого акустического импульса изменяется. Для данного эксперимента длительность импульса воздействующего излучения значительно больше времени пробега звука через поперечник облучаемого объекта Т_л > 2 - а_л / С), поэтому длительность генерируемого акустического импульса должна полностью определяться длительностью импульса воздействующего лазерного излучения. Однако в были обнаружены отклонения от этого правила. В частности, было установлено уменьшение времени задержки регистрации акустического импульса Т_з при увеличении плотности воздействующей энергии Е_л , начиная с энергетического порога взрывного вскипания

Рис. 12. Зависимость генерируемой акустической энергии от плотности лазерной энергии для различных значений концентрации аэрозольных частиц: 1 -1,2106, 2 - 6105, 3 - 1,2 Х105 см- . Сплошные линии - теория

Одной из основных характеристик процесса взрывного вскипания, влияющей на величину Т_з , является Т_вз - время от начала воздействия излучения на частицу до начала выброса пара с ее поверхности. Время взрыва складывается из времени нагрева вещества частицы до температуры взрывного вскипания, времени ожидания гомогенного появления паровых пузырьков в перегретой жидкости, времени их роста и выхода на поверхность, что приводит к разрушению всей частицы, в случае малых однородно поглощающих капель СС₀ р - а0 < 1, либо ее части в случае больших неоднородно поглощающих капель а_о р - а0 > 1. И в том и в другом случае начало выброса пароконденсата является началом формирования регистрируемого импульса давления.

В времена взрыва исследовались оптическим методом по изменению прозрачности аэрозольного слоя и сигналу светорассеяния. Было отмечено уменьшение Т_вз от 3 до 1 мкс при увеличении Е_л от 2 до 10 Дж/см² . Эти результаты хорошо согласуются с экспериментальными данными, полученными другими авторами, выполненными по независимым методикам, а также с теоретическими расчетами. Зафиксированное в уменьшение времени задержки Т_з при увеличении значений Е_л в тех же пределах, что и в работе, примерно на порядок больше величины Т_вз и не может быть объяснено изменением времени взрыва. Такое уменьшение может быть обусловлено еще двумя причинами: первая - значительный рост избыточного давления в области взаимодействия лазерного излучения с аэрозолем и, как следствие, рост нелинейных акустических эффектов: искажение профиля АВ, увеличение скорости ударной волны на ранних стадиях ее возникновения; вторая — увеличение размеров области генерации акустического импульса за счет разлета продуктов взрыва аэрозольных частиц после воздействия лазерного излучения. Первой из указанных причин согласно условиям проведения измерений можно пренебречь, поскольку нелинейные эффекты в генерируемых акустических импульсах ничтожно малы. Соответствующая оценка показывает, что параметр нелинейности N принимает значения:

N = --² << 1,

а_э - эффективный размер области формирования акустического импульса; р ~ у • P/ С0

- возмущение плотности. Очевидно, что возникшую АВ можно считать линейной уже на ранних стадиях ее распространения от объема взаимодействия.

Таким образом, в качестве возможной причины, приводящей к уменьшению величины Т_з с ростом плотности энергии лазерного излучения, следует считать изменение размера области формирования акустического импульса.

Относительная изменчивость временных параметров акустического отклика от плотности лазерной энергии экспериментально исследована с использованием модельной среды типа 3 и представлена на рис. 2.13.

Рис. 13. Относительные изменения временных параметров акустического отклика в зависимости от плотности энергии лазерного излучения эксперимент - сплошные кривые, теория - пунктирные кривые

В качестве величин?0 использованы соответствующие значения временных параметров импульса давления при Е_л = 0,14 Дж/см² .

Из рис. 2.13 следует, что при тепловом и испарительном механизме формирования акустического сигнала величина Т_з не изменяется и соответствует времени распространения импульса давления от источника до приемника со звуковой скоростью. При переходе к взрывному вскипанию облучаемого объема величина Т_з резко сокращается, что говорит об изменении механизма формирования акустического сигнала. При смене режимов взаимодействия наблюдаются существенные изменения формы сигнала. Изменяются соотношения между общей длительностью фазы сжатия и ее передним фронтом. Поскольку при возбуждении объема взаимодействия коротким лазерным импульсом форма переднего фронта акустического импульса должна повторять распределение термооптических источников, то значительное уменьшение величины Т_з и увеличение Тф свидетельствуют о том, что размеры области генерации АВ, которая заполнена фрагментами взрыва капель, существенно увеличиваются при Е_л > 2 Дж/см² .