Содержание к диссертации
Введение
Глава 1 Исследования термоупругого отклика твердых тел на тепловые возмущения наносекундной длительности. 10
1.1 Экспериментальные исследование механизмов генерации импульсных напряжений при взаимодействии наносекундного лазерного излучения с металлами. 17
1.2 Экспериментальные исследования термоупругих напряжений в тепло- и нетеплопроводящих твердых телах при наносекундных длительностях лазерного нагрева . 22
1.3 Теоретический анализ термоупругих напряжений в тепло- и нетеплопроводящих твердых телах при наносекундных длительностях лазерного нагрева. 27
1.4. Эффект «теплового поршня» в динамической задаче термоупругости. 39
1.5 Экспериментальные исследования и теоретический анализ процесса движения облучаемой поверхности металлов при наносекундном лазерном воздействии. 47
1.6 Экспериментальное исследование и теоретический анализ термодеформации пластин диэлектрических материалов при наносекундных длительностях радиационного нагрева. 54
Заключение. 66
Литература к главе I 67
Глава 2. Исследование нестационарных ударно-волновых процессов в твердых телах при наносекундном ударном нагружении .
Введение. 72
2.1 Измерение продольных составляющих напряжений и скорости распространения наноосекундных ударных возмущений в материалах. 74
2.2. И змерение поперечных напряжений при наносекундном ударном нагружении материалов . 80
2.3 Исследование неустановившегося волнового процесса в области упругих свойств материалов при наносекундном нагружении 84
2.4 Исследования скорости распространения импульсов давления в металлических фольгах, возбуждаемых при воздействии субнаносекундного лазерного излучения. 88
2.5 Результаты исследований и обсуждение. 92
2.6. Физические аспекты особенностей нестационарного ударно-волнового процесса вблизи поверхности высокоскоростного ударного возмущения. 105
Заключение 112
Литература к главе 2. 114
Глава 3. Исследования упруго-пластического отклика металлов на ударное нагружение наносекундной длительности .
Введение. 119
3.1. Исследования затухания упругого предвестника в приповерхностной зоне наносекундного ударного нагружения металлов. 121
3.2. Влияния исходной структуры на упрочнение металлов при квазистатических нагрузках. 125
3.3. Влияния исходной структуры на упрочнение металлов при наносекундном ударном нагружении. 131 3.4.Оптико-акустическая диагностика структурных перестроек при упруго-пластическом деформировании металлов ударом наносекундной длительности. 137
3.5. Влияние ударных импульсов наносекундной длительности на структурные перестройки в статически нагруженных металлах. 145
Заключение 152
Литература к главеЗ. 153
Глава 4. Исследования прочности твердых тел при наносекундных длительностях ударной нагрузки .
Введение. 159
4.1.Откол в стекле К8 при наносекундном ударном нагружении. 162
4.2. Исследование динамической прочности кварцевого стекла методом оптического пробоя. 167
4.3. Влияние наноструктуры двухфазного стекла на пороги лазерного пробоя и процессы разрушения. 173
4.4.Исследование динамической прочности кристаллов NaCl при воздействии цуга ударных импульсов наносекундной длительности. 181
4.5. Электромагнитное излучение при разрушении пьезоэлектриков наносекундными импульсами давления. 187
4.6. Влияние спектра ударного импульса на характер и порог откола в ПММА . 192
4.7. Исследования динамической прочности горных пород при ударных нагрузках субмикросекундной длительности. 197
Заключение 204
Литература к главе 4. 205
Глава 5. Экспериментальные методы разработанные для научных исследований и решения прикладных задач .
5.1. Методика повышения чувствительности лазерных интерферометров 209
5.2. Исследования лучевой стойкости и особенностей разрушения
металлических зеркал при импульсном воздействии лазерного излучения. 217
5.3. Измерение коэффициентов поглощения слабопоглощающих оптических элементов бесконтактным фототермоакустическим методом. 222
5.4. Опто-акустический эффект в измерениях упругих постоянных и дефектоскопии материалов и элементов конструкций. 230
5.5. Исследование процессов фокусировки наносекундных импульсов давления в жидкости. 239
5.6. Экспериментальные исследования и численное моделирование ударно-волновых процессов при центральном соударении трех стержней различной массы. 250
Литература к главе 5. 259
Заключение.
- Экспериментальные исследования термоупругих напряжений в тепло- и нетеплопроводящих твердых телах при наносекундных длительностях лазерного нагрева
- змерение поперечных напряжений при наносекундном ударном нагружении материалов
- Влияния исходной структуры на упрочнение металлов при квазистатических нагрузках.
- Влияние спектра ударного импульса на характер и порог откола в ПММА
Экспериментальные исследования термоупругих напряжений в тепло- и нетеплопроводящих твердых телах при наносекундных длительностях лазерного нагрева
Эволюция импульсных напряжений в зависимости от интенсивности лазерного импульса прослежена в работе [36]. В работе исследовались механизмы взаимодействия лазерного излучения длительностью 3-Ю"8 с с металлическими зеркалами.
Обычно рассматриваются три процесса взаимодействия, сопровождающиеся генерацией акустических колебаний, амплитуда и форма которых определяется тем или иным физическим механизмом [9,10]: 1 - тепловой, когда температура поверхности остается ниже температуры плавления; 2 - процесс, сопровождающийся повреждением поверхности, связанным с плавлением и испарением вещества; 3 - взрывной процесс, обусловленный пробоем в парах и образованием свето-детонационной волны.
В экспериментах представленных в [36] исследовались параметры акустических сигналов, генерируемых при взаимодействии наносекундного излучения рубинового лазера ( X =0. 69 мкм, tимп. = 3 10" с) с металлическими зеркалами при плотностях потока мощности 13 108 Вт/см2. Это позволило впервые экспериментально проследить последовательность действия всех вышеуказанных процессов и разрешить вклад различных физических механизмов в генерацию акустического сигнала в металлах.
Диаметр облучаемой зоны был постоянен и равнялся 0.5 см. В опытах использовались полированные образцы из меди и алюминия, каждый опыт производился в новом участке одного и того же образца. Регистрировались сигналы: 1- с пьезодатчика, работающего в режиме короткого замыкания; 2- с фотодиода ФЭК-09, измеряющего зеркально отраженный от образца световой импульс; 3- с фотоумножителя ФЭУ-87, контролирующего момент возникновения факела. Энергия падающего на образец излучения измерялась калориметром ИКТ-1М.
На рис.1.1.1 приведены временные профили акустических импульсов, возникающих в медном образце при различных плотностях потока облучения: а) N =5 МВт/ см2, б) N=40 МВт/см2, в) N =100 МВт/ см2, г) N=125 МВт/ см2. Временные профили акустических сигналов существенно различаются в зависимости от плотности потока мощности - изменяется соотношение отрицательной (сжатие) и положительной (растяжение) фаз сигналов.
Сигналы с пьезодатчика, пропорциональные скорости смещения границы образец - пьезодатчик при различных плотностях потока облучения[36]. На рис. 1.1.2 приведен характер изменения амплитуд фаз растяжения - сжатия в зависимости от плотности потока облучения. Параметры акустических сигналов при плотностях потока облучения N 11 МВт/см2 определяются тепловым механизмом. U,v амплитуда фазы сжатия амплитуда фазы растяжения При значении плотности потока N = 11 МВт/см2 на поверхности образца наблюдались следы расплава и эта интенсивность излучения, являлась граничной для теплового механизма взаимодействия.
Дальнейшее повышение плотности потока приводило к нарушению соотношения величин положительной и отрицательной фазы акустического сигнала. При N 20 МВт/см начинала существенно увеличиваться амплитуда отрицательного (сжатие) импульса, тогда как положительный (растяжение), сохраняя в начале линейную зависимость, в дальнейшем прекращал увеличиваться (N =45 МВт/см2). Это связано с влиянием испарения на акустический отклик металла. Импульс отдачи паров увеличивает величину сжатия, а изменяющиеся граничные условия на поверхности ограничивают рост величины растяжения.
Дальнейший рост сжатия и уменьшение растяжения обусловлено изменением соотношения механических импедансов на границе раздела металл – пар.
При увеличении N плотность и температура паров увеличивается, пар начинает сильно поглощать излучение лазера и при значении N =90МВт/см2 происходит оптический пробой в парах металла, акустический сигнал становится однополярным, так как определяется приповерхностным взрывом [38,39]. При N 90 МВт/см2 прекращается рост акустического отклика, что объясняется значительной экранировкой поверхности металла возникающим факелом. Однако дальнейшее увеличение N приводит к росту величины отклика и появлению второго максимума на временном профиле акустического отклика (рис.1.1.2, г). Это, по-видимому, связано со значительным увеличением интенсивности ударной волны, возникающей в окружающей атмосфере за счет быстро расширяющегося плазменного поршня, и как следствие этого, изменением условий протекания приповерхностного взрыва[38-43].
Таким образом, измерения акустического отклика твердых тел при воздействии интенсивного излучения лазера позволило проследить действие практически всех возможных механизмов взаимодействия. Заметим, что приведенные в работе данные дают количественные оценки границ действия различных физических механизмов для конкретного медного образца.
Следует отметить, качественное соответствие временных зависимостей импульсов напряжения при термоупругом механизме генерации, полученных в [36] (рис. 1.1.1а,б) и в работах [34,35] (рис.В.3б,г).
В исследованиях, представленных в работе [37] показано, что при воздействии на металлы излучения СО2 лазера с длительностями 0,2 мкс и 2,5 мкс в условиях реализации термоупругого механизма в импульсах напряжений присутствует лишь фаза растяжения (рис.1.1.3а,б). Фаза сжатия появляется лишь при наличии влияния газодинамических процессов, обусловленных испарением дефектов поверхности, изменяющих граничные условия и дающих вклад импульса отдачи в формирование напряжений в образце. Таким образом, форма импульсов напряжения в теплопроводящих материалах – металлах при термоупругом механизме генерации, качественно согласуются с результатами работ [34,35], но не соответствуют решению В.И. Даниловской [24.25], а также представленным в [31,32].
Также отметим, что в целом ряде экспериментальных исследований по радиационной акустике не уделялось должного внимания реализации действительно термоупругого механизма генерации импульсных напряжений. В первую очередь, это касается диапазона интенсивности облучений, в котором реализуется термоупругий механизм и на который существенное влияния оказывает качество поверхности образцов (чистота, шероховатость, микроструктура приповерхностного слоя). Перегрев микровключений, микропробои и возникающие газодинамические процессы у поверхности [37,40-43] в значительной мере влияют на физику взаимодействия излучения с твердыми телами, а также и на формирование динамических напряжений в результате изменяющихся в течение времени воздействия граничных условий.
Вышесказанное дает повод для более подробного исследования динамических напряжений при быстром импульсном нагреве твердых тел и анализа возможности их описания в рамках традиционной модели динамической термоупругости. С этой целью были проведены тщательные исследования термоупругой реакции ряда тепло- и
На рис.1.2.1а,б приведена блок-схема эксперимента. Воздействие осуществлялось лазером с А,=1,06 \хт, и длительностью излучения то.5 = 12 ns. Измерялись форма акустических сигналов на тыльной стороне образцов размерами 020 40 mm и h = 2 10 mm. Поверхности образцов доводились до зеркального состояния. Диаметр зоны облучения равнялся 0 « 20mm, т.е. выполнялось условие одномерности. Форма акустических сигналов регистрировалась пьезодатчиком (5) из ЦТС-19 ( 35х8mm), нагруженным на волновое сопротивление Rн=50Q . Осциллограмма сигнала с пьезодатчика при облучении образца из алюминиевого сплава АМГ представлен на рис. 1.2.1в.
В ряде экспериментов контролировалось смещение тыльной поверхности образцов с помощью лазерного интерферометра Майкельсона (7) с фотоэлектронным счетом полос и стабилизацией рабочей точки. Чувствительность интерферометра 1нм при временном разрешении порядка 3 ns. Осциллограмма сигнала интерферометра при облучении образца из алюминиевого сплава представлена на рис. 1.2.1г. Регистрация сигналов датчиков осуществлялась осциллографом TDS -754С (2) с полосой пропускания 500 МГц, синхронизация которого производилась сигналом фотоприемника (1). Для уменьшения влияния граничных условий эксперименты проводились в вакуумной камере (3) при давлении p (1 2)102Pa.
Приведенная на рис.1.2.1в осциллограмма демонстрирует значительное отличие временной формы акустических сигналов, от прогнозируемых работами [24,31,32]. Видно, что фаза сжатия существенно меньше по амплитуде и длительности фазы растяжения. При этом отметим, что дифференцирование смещения свободной поверхности (интерферограмма на рис.1.2.1г) дает такую же форму акустической волны.
змерение поперечных напряжений при наносекундном ударном нагружении материалов
Таким образом, корректный анализ термоупругой реакции твердых тел на базе системы уравнений (1.3.11) возможен только для времен t „ , что позволяет отбросить формализм теплового уравнения, приводящий к бесконечной скорости распространения тепла.
На рис.1.3.2Ь,с приведены рассчитанные по решению теплового уравнения [52] зависимости температуры для случая воздействия на металл лазерного импульса с длительностью tp = 3 10"8s . На рис.1.3.2Ь - изменение температуры по глубине X при разных значениях безразмерного времени - tit , а на рис.1.3.2с зависимости от безразмерного времени - tjtриЬе, для разных расстояний о облучаемой поверхности.
Анализ изменения температуры среды в пространстве и времени (рис.1.3.2Ь,с) однозначно указывает на то, что в теплопроводящих средах необходим учет вклада термонапряжений микрообъемов среды, нагреваемых распространяющимся потоком тепла (рис.1.3.2d). Генерация упругих волн расширения будет продолжаться и после окончания импульса облучения, а параметры их будут контролироваться изменениями параметров теплового потока. Это приведет к значительно большей длительности и амплитуды фазы растяжения по сравнению с фазой сжатия в отличие от наблюдаемых в нетеплопроводящих средах(рис.1.2.3) и решений [17,19,23,24,31].
Таким образом, адекватное описание термонапряжений в теплопроводящих средах может быть построено только с учетом скорости потока тепла.
Рассмотрим один из подходов позволяющий учесть влияние скорости теплового потока на формирование импульсов термонапряжений. Для описания термоупругого эффекта в нетеплопроводящих средах при импульсных тепловых возмущениях при решении одномерной системы уравнений термоупругости [18,19,23,31] вполне оправдано применение локального соотношения Дюгамеля: упругие постоянные, Рт - коэффициент теплового расширения, Т температура. Однако, для теплопроводящих сред, в которых изменение потока тепла в пространстве пропорционально z (% t) [53], локально равновесное состояние можно рассматривать, лишь двигаясь с этим потоком.
Следовательно, для адекватного решения динамической задачи термоупругости в декартовой системе координат, необходимо использовать полный дифференциал температуры в соотношении Дюгамеля и системе уравнений термоупругости. Тогда связь напряжений, деформаций и температуры получим в виде:
Для диэлектриков VТ(t) = 0 и, следовательно, имеем традиционную систему уравнений термоупругости. Для теплопроводящих сред в правой части появляется дополнительный член, обусловленный эволюцией теплового поля за счет механизма теплопроводности, то есть реально проявляется движущийся со скоростью VТ(t) тепловой источник, генерирующий упругую волну до тех пор, пока существует градиент температуры.
В случае Vx=const, например, при волновом характере распространения тепла [48], решение системы уравнений (1.3.23) существенно упрощается.
Для приближенного численного анализа решения системы (1.3.23) можно, используя формальное представление динамической задачи термоупругости в виде интеграла Фурье для бегущих волн, записать динамические напряжения в виде:
Такое представление корректно для случая VT = const. Но так как скорость теплового потока VT Ф const, то для приближенного расчета динамических напряжений можно воспользоваться разбиением процесса на сумму локально-равновесных на интервале z;. Аппроксимируя на каждом малом интервале скорость теплового потока постоянной - V получим на каждом шаге постоянный сдвиг - V± ti.
Далее, суммируя со сдвигом локально-равновесные решения (1.3.20) для классической системы динамических уравнений термоупругости, получим действительную зависимость динамических напряжений в теплопроводящей среде:
На рис.1.3.3 представлены профили упругих импульсов в нетеплопроводящих (рис.1.3.3а) и теплопроводящих (рис.1.3.3б) твердых телах рассчитанные по соотношениям полученным из традиционного решения динамической задачи термоупругости, при этом для теплопроводящего твердого тела учитывалась скорость переноса тепла по вышеописанной схеме. Пунктирными линиями представлены результаты расчета для дискретных значений z;, а сплошной кривой показан суммарный импульс для координаты z = ЗОцт.
Качественное, да и количественное, более чем удовлетворительное, соответствие результатов расчета и экспериментальных данных подтверждает необходимость учета теплового потока при анализе термоупругой реакции теплопроводящих материалов. Однако, такой подход требует численного расчета, точность которого в существенной мере зависит от шага разбиения теплового процесса.
Расчетные зависимости упругих импульсов в нетеплпроводящих - (а) и теплопроводящих - (б) твердых телах при лазерном воздействии длительностью t0.5 = 12 ns.
Еще один подход, позволяющий учесть влияние скорости теплового потока, может быть основан на решении системы уравнений динамической термоупругости, учитывающими характеристику теплового уравнения.
Эффект «теплового поршня» в динамической задаче термоупругости. Известно, что в металлах большую часть тепла переносят электроны, поток которых может быть описан в рамках гидродинамической модели [54-56]. В процессе переноса тепла электроны под влиянием «термической силы» E KVT переносят «тепловую энергию» кТ. Увеличение внутренней энергии микрообъема в соответствии с уравнением состояния Ми-Грюнайзена [56] приводит к генерации упругой волны. Таким образом, электронный механизм переноса подобен действию « теплового поршня».
Таким образом, генерация упругих волн при движении теплового потока за счет электронного механизма переноса может быть ассоциирована с гидродинамической задачей о движении поршня, в данном случае «теплового» поршня. То есть, является задачей с «бегущим» (зависящим от времени) граничным условием [57], где термодинамической силой, толкающей «тепловой поршень» является VT.
Рассмотрим постановку задачи одномерной динамической термоупругости с учетом действия «теплового поршня». Стандартные уравнения несвязной динамической термоупругости задачи для одномерного случая и соотношение Дюамеля записываются в виде
Влияния исходной структуры на упрочнение металлов при квазистатических нагрузках.
Известно, что в металлах большую часть тепла переносят электроны, поток которых может быть описан в рамках гидродинамической модели [54-56]. В процессе переноса тепла электроны под влиянием «термической силы» E KVT переносят «тепловую энергию» кТ. Увеличение внутренней энергии микрообъема в соответствии с уравнением состояния Ми-Грюнайзена [56] приводит к генерации упругой волны. Таким образом, электронный механизм переноса подобен действию « теплового поршня».
Таким образом, генерация упругих волн при движении теплового потока за счет электронного механизма переноса может быть ассоциирована с гидродинамической задачей о движении поршня, в данном случае «теплового» поршня. То есть, является задачей с «бегущим» (зависящим от времени) граничным условием [57], где термодинамической силой, толкающей «тепловой поршень» является VT.
Рассмотрим постановку задачи одномерной динамической термоупругости с учетом действия «теплового поршня». Стандартные уравнения несвязной динамической термоупругости задачи для одномерного случая и соотношение Дюамеля записываются в виде [18,24]: ,где иа- перемещение соответствующее решению системы уравнений (1) с соответствующими традиционными граничными и начальными условиями [24], ит -перемещение среды с учетом действия «теплового поршня».
Для нетеплопроводящих материалов ит — 0 и мы имеем обычную систему уравнений. Для теплопроводящих сред (металлов) в дополнение к системе (1.4.1) получим волновое уравнение для UT ; (1.4.3) дх2 с dt2 Волновое уравнение (1.4.3) для Щ описывает процесс, обусловленный переносом тепла в теплопроводящей среде, что требует задания граничных условий на характеристики теплового уравнения - x(t) = - 2% t [52], при этом для времен t нагретая область среды уже разгружена и, следовательно, на границе L с отсутствуют напряжения х 0 x=J2%t
Тогда граничные условия с учетом соотношения Дюгамеля запишутся в виде: Продифференцировав (1.4.4) по х с учетом (1.4.3) на подвижной границе получим следующее условие:
Для теплопроводности среды, описываемой уравнением Фурье, на поверхности полупространства могут задаваться различные начальные и физически допустимые граничные условия. Удовлетворить всем возможным условиям можно исходя из решения этого уравнения в виде [52]:
Уравнение (1.4.12) можно решать методом последовательных приближений. Таким образом, в первом приближении учет действия «теплового поршня», т.е. переноса тепла в теплопроводящих средах, дает добавку к традиционному решению динамической задачи термоупругости в напряжениях, асимптотику которой можно записать в виде:
Таким образом, учет генерации упругих волн при движении теплового потока, обусловленного движением электронов, позволяет удовлетворительно описать дополнительный вклад в фазу растяжения в теплопроводящих твердых телах, регистрируемый в экспериментах [35-37,44,45].
Очевидно, что по этой же причине средний импульс напряжений, в теплопроводящих материалах (металлах): тТ - термоупругие напряжения, создаваемые движущимся «тепловым поршнем».
Так как величина импульса определяется фазой растяжения, то он направлен в сторону облучаемой поверхности, то есть к источнику излучения. Это обстоятельство указывает на возможность перемещения теплопроводящих твердых тел (металлов) в направлении источника излучения за счет термоупругих напряжений, генерируемых при импульсном нагреве.
Для проверки возможности движения металлических предметов под действием термоупругих напряжений были проведены экспериментальные исследования движения маятника[58].
На рис. 1.4.2а представлена схема исследований и форма маятника из алюминия в виде лопатки 20x0,3мм (рис.1.4.2.Ь) отполированной с двух сторон. Маятник размещался в вакуумной камере, давление в которой составляло 0,1% атмосферного.
Схема измерений – a, вид и размеры маятника из алюминия (20x0,3mm) – b; 1 – вакуумная камера, 2 – маятник, 3 – фотоприемник, 4 – осциллограф TDS-752C.
В экспериментах использовался YAG:Nd - лазера (=1,06 мкм), работающий в режимах либо модулированной добротности, либо свободной генерации. Для улучшения равномерности облучения к передней стенке вакуумной камеры крепилось матовое стекло. Плотность энергии облучения в обоих режимах не приводила к возникновению оптического пробоя у поверхности.
Перемещение маятника измерялось с помощью лазерного интерферометра Майкельсона с фотоэлектрическим счетом полос.
Осциллирующий характер параметров движения маятника, особенно заметный на зависимости скорости, определяется реверберацией продольных упругих волн и радиальных мод колебаний в диске.
При воздействии импульсного лазерного излучения на материалы, в частности металлы, наиболее полная информация о термомеханических процессах может быть получена при измерениях параметров смещения поверхности непосредственно в зоне воздействия излучения.
Зависимость смещения поверхности в рамках модели термоупругости может быть получена из решения уравнения теплопроводности и уравнений теории упругости. В рамках линейной теории температурных напряжений время смещения нагреваемой поверхности полупространства в приближении равновесной термодинамики и одномерной постановке определяется длительностью источника нагрева.
При длительностях воздействия больших t 10"(1011) сек для большинства твердых тел связью тепловой и упругой волн можно пренебречь [19], т.к. характерное значение параметра связности для металлов меньше 2 10"2. Тогда отыскание температурного поля при лазерном воздействии для одномерного случая сводится к решению уравнения теплопроводности при нулевых начальных и граничных условиях
Влияние спектра ударного импульса на характер и порог откола в ПММА
Таким образом, предложенная модель описания деформации пластин из нетеплопроводящих материалов под действием импульсных объемных источников термонапряжений удовлетворительно описывает результаты экспериментов.
При больших коэффициентах оптического поглощения, когда размер области действия теплового источника много меньше толщины пластины и время его действия существенно меньше времени пробега упругой волны по толщине, ситуация может быть описана решением плоской динамической задачи термоупругости для полупространства, но только до момента прихода упругой волны к не облучаемой поверхности пластины.
При выходе импульса напряжений на тыльную поверхность пластины, на границах области возмущения начинают действовать изгибные моменты [78], обусловленные граничными условиями опирания и увеличивающимся, при каждом переотражении импульса (рис.1.6.5), вкладом сдвиговых волн. В этой связи, получение точного решения изгиба пластин при действии поверхностных источников термонапряжений представляет весьма существенные трудности.
Однако с позиций законов сохранения можно утверждать, что подавляющая часть энергии, термически возбужденной упругой волны напряжений в конечном итоге будет преобразована в энергию изгиба пластины.
Фрагмент зависимости перемещения облучаемой поверхности образца СЗС-22 –a;соответствующая ей зависимость скорости смещения поверхности – b. На рис. 1.6.6а представлен фрагмент зависимости смещения облучаемой поверхности образца СЗС-22 (рис. 1.6.5б), соответствующий приходу упругого импульса отраженного от тыльной поверхности пластины, а на рис. 1.6.6б соответствующий импульс скорости смещения поверхности.
В пренебрежении затуханием в стекле параметры этого импульса можно принять за исходные в процессе формирования изгиба. Отметим также, что параметры упругого импульса, возбуждаемого лазерным излучением в диэлектриках, могут быть рассчитаны по соотношениям, представленным в работах [31,45]. величины изгиба составляет - 18 нм (рис. 1.6.5), то есть, наблюдается весьма хорошее соответствие оценки полученной из закона сохранения и экспериментальных данных.
Таким образом, лазерная методика моделирования термомеханических процессов радиационного воздействия на диэлектрические материалы позволяет получить качественную и количественную картину различия термоупругой реакции пластин на действия импульсных источников термонапряжений с различными пространственными параметрами.
Показано, что для объемных источников термонапряжений процесс термодеформации пластин из диэлектрических материалов представляет собой совокупность квазигармонических волновых процессов растяжения-сжатия и, протекающего одновременно, квазистатического изгиба пластины.
При воздействии поверхностных источников термонапряжений (h/ » 1) субмикросекундной длительности, механизм деформации пластин складывается из термодеформации тонкого поверхностного слоя ( 1/а) и импульсного волнового процесса, приводящего к изгибу пластины в результате реверберации импульсов между поверхностями пластины.
Заключение. Таким образом, проведенные исследования выявили целый ряд особенностей термомеханических процессов при воздействии интенсивного импульсного излучения на материалы и элементы конструкций.
Результаты проведенных экспериментов продемонстрировали принципиальное различие характера импульсных термоупругих напряжений в тепло- и нетеплопроводящих материалах. Экспериментальные данные и результаты численного счета показали необходимость учета скорости теплового потока для адекватного описания термоупругой реакции теплопроводящих материалов.
Анализ физических механизмов теплопереноса в металлах, указывающий на необходимость решения системы уравнений динамической термоупругости с учетом характеристики уравнения теплопроводности, позволил определить и объяснить возможность перемещения металлических объектов в направлении источника неоднородного нагрева. В дальнейшем эта возможность была подтверждена экспериментом.
То есть, теоретически и экспериментально подтверждены фундаментальные представления о электронном механизме теплопереноса в металлах [54,55] и закон сохранения импульса [60] при наличие потока электронов в твердом теле, в частности, в результате термоэлектрического эффекта.
Результаты экспериментальных исследований и теоретического анализа смещения поверхности металлических зеркал при нагреве лазерным излучением показало, что при тепловых возмущениях с высокими градиентами температуры, реализующимися при больших значениях коэффициента оптического поглощения и субмикросекундных длительностях нагрева, вклад неравновесных процессов в характер термомеханической реакции металлов становится определяющим.
Учет неравновесных процессов при теоретическом анализе приводит к обобщенному закону Дюгамеля с тепловой памятью, на основе которого можно корректно описать наблюдаемый эффект.
Полученные значения характерного времени переходного процесса (2–6) 10-8с значительно превышают известные оценки времен фонон-фононного взаимодействия и обусловлены влиянием неравновесных процессов на масштабах элементов структуры, превышающих атомные.
Исследования формирования деформации изгиба пластин диэлектриков при действии объемных и поверхностных источников термонапряжений субмикросекундной длительности позволили получить качественную и количественную картину различия термоупругой реакции пластин на действия импульсных источников термонапряжений с различными пространственными параметрами.
Показано, что для объемных источников термонапряжений процесс термодеформации пластин представляет собой совокупность квазигармонических волновых процессов растяжения-сжатия и, протекающего одновременно, квазистатического прогиба пластины.
При воздействии поверхностных источников термонапряжений субмикросекундной длительности, механизм деформации пластин складывается из термодеформации тонкого поверхностного слоя и импульсного волнового процесса, приводящего к изгибу пластины в процессе реверберации импульсов между поверхностями пластины.
Представленные приближенные модели анализа термодеформаций при импульсных тепловых возмущениях позволяют прогнозировать величины изгиба в зависимости от дозы поглощенной энергии при воздействии как объемных, так и поверхностных источников термонапряжений.
