Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА I. Режимы распространения и спектральные параметры плазмы, генерируемой при оптическом пробое 12
1.1. Механизмы распространения плазменных фронтов при оптическом пробое газа 12
1.2. Пространственно-временные параметры эмиссионных спектров лазерной плазмы 18
ГЛАВА II. Экспериментальная установка 24
2.1. Лазерные источники для возбуждения оптического пробоя 24
2.2. Система фокусировки лазерных пучков 30
2.3. Система регистрации излучения лазерной плазмы 34
2.4. Методика проведения эксперимента 42
ГЛАВА III. Определение режимов распространения плазменных фронтов при лазерном пробое в нормальной атмосфере 45
3.1. Режимы движения плазменных фронтов при пробое воздуха лазерными импульсами с интенсивностью Зх1010~6х1010 Вт/см2, (Я= 532 нм) 46
3.2. Режимы движения плазменных фронтов при пробое воздуха лазерными импульсами с интенсивностью 3,5х109 - 1010 Вт/см2, (Я= 532 нм) 57
3.3. Режимы движения плазменных фронтов при пробое лазерными импульсами с интенсивностью 5x109- 5х1010 Вт/см2, (Л= 1064 нм) 68
ГЛАВА IV. Взаимодействие встречных плазменных фронтов, генерирумых при оптическом пробое воздуха лазерными импульсами с длиной волны 532 и 1064 НМ 76
4.1. Зависимость суммарной интенсивности свечения в области взаимодействия плазменных фронтов от расстояния между точками фокусировки лазерных импульсов 76
4.2. Общие закономерности развития пробоя в каждой из пространственных зон на основе анализа 3D изображений областей взаимодействия . 81
4.3. Анализ пространственно - временного распределения интенсивности свечения плазмы в области взаимодействия плазменных фронтов 87
4.4. Динамика эмиссионного и сплошного спектров плазмы в областях взаимодействия плазменных факелов 94
Заключение 106
Список цитируемой литературы:
- Пространственно-временные параметры эмиссионных спектров лазерной плазмы
- Система фокусировки лазерных пучков
- Режимы движения плазменных фронтов при пробое воздуха лазерными импульсами с интенсивностью 3,5х109 - 1010 Вт/см2, (Я= 532 нм)
- Общие закономерности развития пробоя в каждой из пространственных зон на основе анализа 3D изображений областей взаимодействия
Введение к работе
Исследование механизмов лазерного пробоя в газовой атмосфере и на поверхности конденсированных сред является актуальной задачей, поскольку результаты этих исследований используются для решения широкого круга фундаментальных и прикладных проблем. Прежде всего, интерес к этим I исследованиям связан с получением высокотемпературной плазмы и развитием методов разогрева лазерной плазмы. Большинство работ в этой области посвящено проблеме получения управляемого термоядерного синтеза, и, в этом случае, исследования проводятся на мишенях, расположенных в вакууме [1]. Однако, в последнее время, появляются работы, в которых рассматриваются методы разогрева лазерной плазмы в газовой атмосфере при воздействия ударными волнами [2]. Можно отметить, что исследуются такие методы разогрева лазерной плазмы как, например, разогрев в результате встречного взаимодействия плазменных фронтов [2,3] при котором, в области взаимодействия происходит изменение термодинамических параметров плазмы, приводящее к локальному повышению температуры. Кроме фундаментальных исследований, связанных с поведением вещества в сильных лазерных полях и эффектов, возникающих при взаимодействии ударных волн с лазерной плазмой, очень интенсивно, в последнее время, развиваются методы лазерной искровой спектроскопии (ЛИС, или LIBS в англоязычной литературе) [4, 5]. Метод ЛИС обладает несомненными преимуществами перед традиционными методами спектрального анализа, что объясняет его интенсивное внедрение в самые разнообразные приложения, связанные с исследованием вещества [6 - 14]. Однако, повышение чувствительности метода по обнаружению элементов, входящих в состав исследуемых веществ, значительно расширит области приложения метода лазерной искровой спектроскопии. Одним из путей повышения чувствительности метода, является использование многоимпульсного возбуждения лазерной плазмы [15 - 22], а так же повышения контраста эмиссионных линий элементов, присутствующих в области взаимодействующей лазерной плазмы за счет эффектов, возникающих при взаимодействии лазерных фронтов. При этом можно отметить, что механизмы взаимодействия плазменных фронтов в лазерной плазме остаются малоизученными.
В работе [19, 23] были изложены результаты исследования многоимпульсного возбуждения плазмы на поверхности конденсированных мишеней и показано, что при таком способе возбуждения на поверхности мишени, расположенной в газовой атмосфере, возможно появление нескольких источников ударных волн, взаимодействующих в плазменном факеле. В свою очередь, изучение механизмов движения волн поглощения лазерного излучения для конкретной формы лазерного импульса позволяет оценить мгновенные значения термодинамических параметров плазмы.
В то же время, повышение контраста эмиссионных линий элементов на фоне излучения сплошного спектра возможно путем выбора оптимальных условий генерации лазерного факела и оптимальных условий регистрации спектра, что требует детального исследования пространственно-временных параметров лазерной плазмы. Взаимодействие плазменных фронтов в процессе лазерного пробоя может приводить как к существенному разогреву плазмы [2], так и к созданию условий для значительного повышения контраста эмиссионных линий на фоне непрерывного излучения плазмы [19, 23].
Однако для эффективного использования этих явлений необходимо провести исследование режимов движения плазменных факелов, поскольку результаты взаимодействия плазменных фронтов определяются тем, каков конкретный режим распространения плазменного фронта и с какими скоростями происходит их распространение. Режимы распространения плазменных фронтов сильно зависят от условий возбуждения пробоя, плотности мощности лазерного излучения, вызывающего оптический пробой, от длины волны лазерного излучения, в поле которого происходит распространение плазменного факела. Результат взаимодействия двух встречных лазерных фронтов так же сильно зависит от многих факторов, и прежде всего от режимов движения плазмы и параметров лазерного излучения в поле которого происходит пробой. Решение вопросов, перечисленных выше, и являлось предметом задач данной диссертации.
Целью настоящей работы является исследование режимов движения плазменных фронтов, пространственно-временной и спектральной динамики излучения областей взаимодействия плазмы при оптическом пробое, генерируемым лазерными импульсами сложной временной формы, с различными энергетическими и спектральными параметрами в нормальной атмосфере.
Для достижения этой цели решались следующие задачи:
1. Создание экспериментального комплекса для проведения исследований процессов взаимодействия плазменных фронтов и режимов их распространения, при оптическом пробое в нормальной атмосфере, лазерными импульсами сложной временной формы, с различными значениями плотностей мощности и длинами волн излучения.
2. Исследование режимов движения плазменных фронтов при лазерном пробое в нормальной атмосфере, лазерными импульсами сложной временной формы, с различными энергетическими и спектральными параметрами лазерных импульсов.
3. Изучение пространственно временных распределений интенсивности свечения лазерной плазмы в областях взаимодействия двух плазменных фронтов, распространяющихся во встречных направлениях при различных режимах движения.
4. Исследование временной динамики эмиссионных спектров излучения лазерной плазмы при взаимодействии двух встречных плазменных фронтов.
Актуальность постановки этих задач вызвана слабой изученностью режимов движения плазменных фронтов, распространяющихся в газовой атмосфере при лазерном пробое, который генерируется лазерными импульсами с различными энергетическими и спектральными параметрами, а так же механизмов их взаимодействия, в интенсивных лазерных полях. Вместе с тем, результаты таких исследований важны для решения как фундаментальных, так и прикладных проблем. Прежде всего, информация о механизмах движения плазмы важна для исследования процессов взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом, в интенсивных лазерных полях. Проведение исследования режимов движения плазмы необходимо при рассмотрении вопросов, связанных с взаимодействием плазменных фронтов, генерируемых в результате лазерного пробоя, поскольку в литературе практически отсутствуют такие исследования. Актуальным является не только исследование самих механизмов такого взаимодействия, но и исследование параметров плазмы, которая образуется в областях взаимодействия при наличии интенсивных лазерных полей.
К прикладным аспектам задач, поставленных в работе, необходимо отнести вопросы, связанные с разработкой новых методов разогрева лазерной плазмы. Основанные на использовании механизмов взаимодействия плазменных фронтов, а так же повышения чувствительность метода лазерной искровой спектроскопии за счет создания в областях взаимодействия плазменных фронтов условий, для повышения контраста эмиссионных линий исследуемых элементов на фоне непрерывного излучения лазерной плазмы.
Научная новизна работы состоит в следующем: 1. Впервые проведено исследование режимов движения разлетающейся плазмы, генерируемой в процессе лазерного пробоя в нормальной атмосфере. Режимы движения плазменных фронтов определены в случае генерации оптического пробоя лазерным импульсом сложной временной формы, для различных значений плотностей мощности лазерного излучения и при различных длинах волн лазерных импульсов [24].
2. Впервые проведено исследование пространственно-временных и спектральных характеристик излучения лазерной плазмы в области взаимодействия двух плазменных фронтов, распространяющихся в различных режимах во встречных направлениях, в условиях нормальной атмосферы [19, 23, 24].
На защиту выносятся следующие положения:
1. При оптическом пробое в нормальной атмосфере лазерными импульсами с интенсивностями в диапазоне 3,6x109 - 5,7x1010 Вт/см2 наблюдается смена режима движения плазменных фронтов в процессе их распространения, от режима быстрой волны ионизации в начальные моменты пробоя к режиму светодетонационной волны на заднем фронте лазерного импульса.
2. В процессе взаимодействия двух встречных плазменных фронтов наблюдается значительное увеличение интенсивности излучения лазерной плазмы в областях взаимодействия, по сравнению с суммарной интенсивностью свечения плазмы в невзаимодействующих фронтах. Максимальное увеличение интенсивности наблюдается при взаимодействии встречных плазменных фронтов, распространяющихся в режиме световой детонации.
3. При взаимодействии встречных плазменных фронтов, распространяющихся по направлению лазерных импульсов, генерирующих оптический пробой, наблюдается практически двукратное увеличении контраста эмиссионных линий излучения однократно ионизованных атомов, относительно значения контраста линий в невзаимодействующей плазме. Такое увеличение контраста наблюдается при возбуждении оптического пробоя в атмосфере лазерными импульсами с интенсивностями в диапазоне ЗхЮ10- 6х10ш Вт/см2.
4. Максимальное значение контраста эмиссионных линий для взаимодействующих фронтов достигается на 100 не позже, относительно максимума контраста в невзаимодействующей плазме. Превышение уровня контраста во взаимодействующей плазме над максимальным значением контраста невзаимодействующих фронтов, наблюдается как минимум в течении 200 не.
Практическую значимость диссертационной работы можно сформулировать следующим образом:
1. Результаты исследования режимов движения плазменных фронтов позволяют выбрать оптимальные условия, при которых взаимодействия двух встречных лазерных фронтов будет приводить к разогреву областей взаимодействия лазерных факелов.
2. На основе результатов, полученных по исследованию взаимодействия встречных плазменных фронтов возможно создание метода по дополнительному разогреву лазерной плазмы в интенсивных лазерных полях в.. процессе оптического пробоя.
3. Исследования временной зависимости интенсивности и контраста эмиссионных линий от режима взаимодействия плазменных фронтов позволяют использовать взаимодействующие фронты для повышения чувствительности метода лазерной искровой спектроскопии.
Апробация работы. Основные результаты, вошедшие в диссертационную работу, докладывались и обсуждались на следующих конференциях: VI конференции аналитика Сибири и Дальнего Востока. Новосибирск. 2000 г.; Научно-практической конференции молодых ученых, аспирантов, студентов "Современные методы мониторинга морских систем" Владивосток, 2000 г.; Всероссийской межвузовской научно - технической конференции "Фундаментальные и прикладные вопросы естествознания". Владивосток, 2003 Г " Всероссийской научной конференции студентов физиков и молодых ученых "ВНКСФ - 10". Москва, 2004 г.; Forth Asia-Pacific Conference "Fundamental Problems of Gpto- and Microelectronics". Khabarovsk, 2004; Региональных конференциях студентов, аспирантов и молодых ученых. Владивосток, 2000 - 2004 гг.
Структура диссертации.
Первая глава представляет собой аналитический обзор работ по генерации оптического пробоя в газе и на поверхности конденсированных сред, проведенный в контексте исследования режимов движения плазменных фронтов и их взаимодействия.
Во второй главе описана экспериментальная установка, которая была использована при проведении экспериментов. Включая: систему фокусировки лазерных импульсов, позволяющую проводить исследования режимов движения плазменных фронтов в невзаимодействующих плазмах, а так же получать два встречных плазменных фронта при различных расстояниях между точками фокусировки лазерных импульсов [24]; теневую камеру для визуализации ударных волн [25 - 28], и аппаратуру, разработанную для регистрации слабых эмиссионных линий лазерной плазмы [29, 30]. Приведены характеристики лазеров, которые были использованы для получения оптического пробоя на поверхности конденсированных сред и в нормальной атмосфере. В экспериментах использовался лазер Brilliant В (производство Quantel), позволяющий получать одновременно первую и вторую гармонику излучения. Лазер обеспечивал генерацию двойного импульса. Для исследований механизма лазерного пробоя в многоимпульсном режиме был разработан NdrYAG - лазер, работающий в режиме пассивной модуляции добротности [19, 23, 31 - 36].
Третья глава посвящена определению режимов распространения плазменных фронтов, при возбуждении оптического пробоя лазерными импульсами с различными значениями плотностей мощности в точке фокусировки и разными длинами волн. Для достижения различных величин плотности мощности использовались фокусирующие линзы с разными фокусными расстояниями. Эксперименты были проведены для лазерных импульсов с длинами волн 532 нм и 1064 нм [24].
В четвертой главе проводиться сравнение динамики эмиссионных спектров, зарегистрированных в случае невзаимодействующей плазмы [37], со спектрами, зарегистрированными в области взаимодействия фронтов [24]. Отмечены особенности появляющиеся в динамике эмиссионного и сплошного спектра в области взаимодействия плазменных фронтов в свободной атмосфере. Рассмотрен контраст эмиссионных линий на фоне непрерывного излучения плазмы при одиночном пробое и в зоне взаимодействия плазменных фронтов [24]. В главе проводится сравнение динамики эмиссионного и сплошного спектра в свободной атмосфере со спектрами при оптическом пробое вблизи поверхности конденсированных сред [19].
В заключении диссертации представлены основные результаты работы.
Пространственно-временные параметры эмиссионных спектров лазерной плазмы
Излучение лазерной плазмы состоит из сплошного спектра, возникающего в результате тормозного излучения электронов, рекомбинационного излучения ионов и линейчатого спектра, образующегося при девозбуждении ионов и нейтральных атомов [75, 76]. Для диапазона спектра от 200 нм до 1 мкм основной вклад в непрерывный спектр лазерной плазмы дает рекомбинационное излучение [73].
Тормозное излучение возникает в процессе рассеяние свободного электрона в поле иона, в результате которого электрон теряет свою энергию, что сопровождается излучением с широкополосным спектром. К рекомбинационному излучению относятся процессы захвата ионами свободных электронов, которые сопровождаются излучением квантов электромагнитной энергии. Фотозахват электрона может осуществляться как на основной уровень или низколежащий, так и на возбужденный. При этом вероятность образования возбужденного атома с данной энергией ионизации монотонно убывает с уменьшением энергии ионизации атома [74].
Таким образом, тормозное и рекомбинационное излучение являются основными источниками сплошного спектра лазерной плазмы, генерируемой на поверхности конденсированных сред. Измерения формы непрерывного спектра, как для твердого тела, так и для жидкости, было проведено во многих работах, например [77, 78], где показано, что огибающая спектра носит монотонный характер в диапазоне длин волн от 200 нм до 800 нм с максимумом в районе 400 - 500 нм.
Для лазерной плазмы высокой плотности с температурой до 100 эВ существенное значение имеет трехчастичная рекомбинация в результате столкновения двух свободных электронов и иона, с последующим переходом электрона на основное или низколежащее состояние атома, либо на возбужденный уровень [74, 79]. Действительно, согласно [80], если плотность электронов в плазме гсе 1017 см"3, что справедливо в нашем случае, т.к. пс 2-1017 см"3 [81, 82], то рекомбинационные процессы в основном определяются рекомбинацией иона и двух свободных электронов.
Таким образом, линейчатое излучение плазмы в данном случае образуется преимущественно в результате трехчастичной ударной рекомбинации, с образованием возбужденного атома [74, 83]. Этот процесс носит многоступенчатый характер. Сначала электрон захватывается на высоковозбужденный уровень атома, где «диффундирует» по высоковозбужденным уровням под действием ударов свободных электронов -этот процесс называется ударной рекомбинацией. Существует уровень энергии атома, ниже которого электрон с большой долей вероятности прейдет в основное или низко лежащее состояние. Для плотной лазерной плазмы этот уровень приходится на возбужденные состояния [84].
Оптические наблюдения лазерной плазмы при разлете в вакуум (давление остаточного газа менее 10"3тор) показали, что линейчатое излучение плазмы очень слабое и локализовано вблизи мишени [85,86].
В области низких давлений воздуха 0,1-10 тор в излучении лазерной плазмы проявляются характерные особенности, во-первых, наличие двух максимумов на пространственной развертке интенсивности излучения спектральных линий и сплошного спектра, и, во-вторых, различный характер изменения интенсивности линий и сплошного спектра в первом и втором максимуме вдоль оси факела [87 - 91]. Вторая особенность приводит к тому, что ось плазменного факела разбивается на две излучающие зоны, заметные невооруженным глазом.
На рис. 1.2.1 представлены пространственно-временные характеристики излучения линии Zn I 481 нм по данным работы [89], расстояние отсчитывается от поверхности мишени. Первая зона имеет правильную сферическую форму и локализована вблизи мишени -это «горячая зона» (ее размер порядка диаметра пятна фокусировки), из этой области во время действия лазерного импульса выходит мощное излучении сплошного спектра, интенсивность которого не зависит от давления окружающего газа. Вторая зона свечения плазмы имеет вид либо сферы, либо полусферы, интенсивность ее свечения падает с понижением давления воздуха, а ниже 0,1 тор она не наблюдается. Происхождение второй зоны связано с распространением ударной волны в плазменном факеле [88 — 90].
Система фокусировки лазерных пучков
Спектральная характеристика оптического многоканального анализатора определялась следующим образом. Калибровочные лампы высокого давления ДДС 30, ДРГС 12 и лампа накаливания освещали входную щель оптического многоканального анализатора (ОМА), далее исправлялась кривизна полученных спектров. Сферические искажения обусловлены особенностями оптической схемы конкретного монохроматора. Затем происходила привязка положения каждого пикселя матрицы к длине волы падающего излучения. Так как, например, при установленной решетке 1200 штр/мм одновременно регистрируемый диапазон длин волн составляет порядка 55 нм, весь диапазон регистрируемых длин волн был разбит на окна шириной 40 нм. Все последующие измерение проводились в уже откалиброванных окнах. Название каждого окна соответствует центральной линии этого окна, так как центральная область дает наименьше число искажений. Окна перекрываются друг с другом, это дает возможность выбора окна для регистрации интересующего участка эмиссионного спектра.
Кроме того, просканировав регистрирующую матицу с шагом 2 нм определенной длиной волны, была получена зонная чувствительность матрицы для каждого участка спектра. Калибровочные кривые использовались для корректировки данных полученных в основных экспериментах.
Для обеспечения регистрации слабых эмиссионных линий лазерной плазмы был разработан специальный счетчик фотонов. В областях взаимодействия лазерных плазм, за промежутки времени больше нескольких сотен наносекунд после основного лазерного пробоя, могут формироваться очень слабые эмиссионные линии элементов. Непрерывный спектр излучения лазерной плазмы значительно ослабевает к этому времени и эмиссионный спектр элементов, присутствующих в лазерной плазме, может иметь большие значения контраста на фоне непрерывного излучения. Для проведения экспериментов динамики слабых эмиссионных линий, которые высвечиваются в областях взаимодействия лазерных плазменных фронтов, был разработан счетчик фотонов, позволяющий проводить регистрацию слабых эмиссионных линий с высоким временным разрешением.
Предложенная система регистрации слабых быстропротекающих световых сигналов состоит из блока питания, интерфейсной платы, платы управления и 4-х плат-счетчиков. Каждая плата-счетчик обслуживает свой измерительный канал и работает независимо от присутствия или отсутствия других трех плат. На корпусе изделия находятся четыре разъема для сигналов с ФЭУ, разъем "START" и разъем для соединительного кабеля с интерфейсной платой компьютера. Запуск осуществляется положительным фронтом ТТЛ уровня. На сигнальные входы должны поступать счетные импульсы ЭСЛ уровня. Блок-схема устройства приведена на Рис. 2.3.5 (блок питания не указан).
Интерфейсная плата устанавливается в ISA разъем компьютера, осуществляет дешифрацию команд, программирование режимов работы счетчиков, контроль их состояния и прием данных из внутренней памяти счетчиков.
Плата управления содержит в себе управляющий регистр делителя частоты, регистр номера канала, триггер режима и логические элементы, при помощи которых создаются сигналы необходимые для управления платами-счетчиками. Кроме того, на плате управления расположен высокостабильный задающий генератор импульсов, управляемый делитель частоты и вспомогательные синхронные делители выделенной частоты на два и на четыре.
Плата-счетчик содержит в себе блок памяти на 1024 байта, необходимый для хранения информации поступающей с двух поочередно работающих счетчиков импульсов с ФЭУ. Также в каждой плате-счетчике содержится счетчик адреса, необходимый для своевременного переключения между ячейками памяти. Условно работа системы может быть разбита на два режима: - Режим обмена данными - Режим счета одноэлектронных импульсов
В режиме обмена данными происходит программирование устройства, заключающееся в определении параметров счета, кроме того, в режиме обмена данными, происходит считывание информации из плат-счетчиков в компьютер.
После того, как устройство закончит счет одноэлектронных импульсов полученную информацию можно считать в память компьютера.
В режиме счета одноэлектронных импульсов плата управления начинает генерировать импульс строба с запрограммированной заранее длительностью. Стробирующий импульс попеременно активирует то четный, то нечетный счетчик, расположенный на плате-счетчике. Причем, в то время, как один счетчик импульсов проводит счет, информация с другого записывается в установленную на плате-счетчике память. Кроме того, по каждому фронту стробирующего импульса происходит переключение счетчика адреса, определяющего активную ячейку памяти платы-счетчика. После того, как значений на счетчике адреса станет равным 1024, автоматически будет сгенерирован сигнал останова, по которому по которому, все счетчики будут переведены в нулевое состояние и генерирование стробирующего сигнала прекратится.
Режимы движения плазменных фронтов при пробое воздуха лазерными импульсами с интенсивностью 3,5х109 - 1010 Вт/см2, (Я= 532 нм)
Из анализа графиков 3.1.3 и 3.1.4 видно, что максимальная скорость распространения плазменного фронта в направлении навстречу лазерному импульсу, как минимум в 2,5 раза выше (учитывая максимальные ошибки измерения каждой скорости), чем в обратном направлении, как для ПИ, так и для ОИ. По горизонтальной оси отложено время относительно начала каждого пробоя, по вертикальной - скорости распространения плазменных фронтов (от ПИ и ОИ соответственно).
Максимальные скорости в направлении распространения плазменного фронта достигаются к 3 не от начала пробоев, и составляют для предымпульса 77 км/с (±35км/с), для основного импульса ПО км/с (±50км/с). Максимальные скорости навстречу импульсу достигаются к 5 не и составляют 300 км/с (±150км/с) и 250 (±125км/с) соответственно.
Таким образом, можно отметить следующие закономерности в поведении скоростей плазменных фронтов: - скорости распространения плазменных фронтов от предымпульса и основного импульса, в одном и том же направлении совпадают, в пределах ошибки измерения; - скорость движения навстречу лазерному лучу практически в три раза превышает скорость движения по лучу (по средним значениям скоростей от предымпульса и основного импульса); - характер временных зависимостей скоростей движения фронтов различен, в зависимости от направления распространения фронта. Так для направления по лазерному импульсу, наблюдается резкое падение величины скорости (практически в пять раз), сразу после начала регистрации (после 3 не с момента пробоя), как для плазменного фронта, образованного предымпульсом, так и для фронта, исходящего от основного импульса. В то время, как для направления навстречу лазерному лучу, в промежуток времени от 4 до 5нс, от момента пробоя, наблюдается максимум скорости, как для фронта предымпульса, так и для основного импульса, после которого следует более плавный спад (по сравнению с направлением по лучу) скорости. Порядок величины спада примерно такой же, как и в первом случае.
Объяснению различий во временной зависимости, возникающих при рассмотрении движения фронтов в различных направлениях, скорее всего надо искать в различном характере движения волновых фронтов по и против направления распространения лазерного импульса.
Известно [55], что при короткой фокусировке наиболее вероятным механизмом волн поглощения лазерного излучения (ВПЛИ) является светодетонационная волна (СДВ). В работе [41] приведена зависимость скорости волны световой детонации от интенсивности лазерного излучения, которая выглядит следующим образом: где D - скорость движения фронта, у - показатель адиабаты, / - интенсивность лазерного излучения, необходимая для подержания режима световой детонации, р - плотность газа перед фронтом световой детонации.
Используя экспериментально полученные скорости и значения у = 1,3 (показатель адиабаты сухого воздуха), р = 1,3 кг/м3, были рассчитаны значения интенсивностей лазерного излучения (1э), которые необходимы для поддержания ВПЛИ в режиме СДВ, (см. табл. 3.1.1). В таблице, Dmax и Dmin максимальные и минимальные значения скоростей движения плазменных фронтов в м/сек, зарегистрированных экспериментально. РД - наиболее вероятный режим движения ВПЛИ, оцененный по величине интенсивности 1э, для максимальных и минимальных значений скоростей. Оценки интенсивности 1Э приведены в Вт/см .В таблице вопросами отмечены те случаи, в которых классификация движения фронта не является достоверной, поскольку значения являются граничными. Таблица 3.1.1. Значения интенсивности лазерного изучения необходимых для поддержания экспериментально измеренных скоростей ВПЛИ в режиме СДВ (фокус линзы 15 мм).
Отметим, что когда измеренная скорость распространения фронтов составляет порядка 100 км/сек, плотности мощности лазерного излучения явно не достаточно для поддержания высоких скоростей распространения фронта в режиме СДВ, на этих временных интервалах, скорее всего, реализуется режим движения, связанный с ионизацией газа, т.е. БВИ. Более подробно, анализ режимов будет проводиться по r диаграммам.
Исходя из анализа результатов работ [58, 100, 101, 99] и результатов полученных в данной работе, можно прийти к выводу, что в нашем случае, для лазерного излучения с длиной волны 532 нм, механизм ВПЛИ является сложным. Т.е. на различных стадиях разлета реализуются различные режимы движения, от БВИ в начальные моменты, до СДВ на временах в несколько десятков не. Что согласуется с данными работы [98].
Общие закономерности развития пробоя в каждой из пространственных зон на основе анализа 3D изображений областей взаимодействия
Исследование динамики пространственных распределений интенсивности свечения в области взаимодействия плазменных факелов проводилось с использованием 3D - профилей (рис. 4.2.2 - 4.2.4). 3D - профиль представляет собой набор расположенных на одной временной оси профилей интенсивности свечения, зарегистрированных в различные моменты времени. Каждый профиль интенсивности свечения области пробоя был получен суммированием интенсивности всех пикселей фотографии пробоя, вдоль оси распространения лазерного импульса.
На рис. 4.2.1 приведены примеры профилей интенсивности свечения, из которых строились 3D - профили, по горизонтальной оси рисунка отложено расстояние вдоль направления распространения лазерных импульсов, по вертикальной оси суммарная интенсивность свечения плазмы.
Проанализируем 3D - профиль интенсивности свечения плазмы в первой зоне, представленный на рис. 4.2.2. В левом верхнем углу рисунка приведен профиль построенный по фотографиям полученными в эксперименте, в правом углу модельный профиль, построенный из фотографий не взаимодействующих плазменных факелов. Внизу рисунка приведена разница между профилями, представленными в верхней части. Как видно на нижней части рис. 4.2.2, в начальные моменты времени происходит значительное смещение максимума профиля интенсивности свечения навстречу возбуждающим импульсам, сопровождаемое изменением формы профиля. После окончания действия лазерных импульсов (на временах больших 40 не от начала пробоя), наблюдается возрастание интенсивности свечения в области взаимодействия передних фронтов. По-видимому, это связанно с повышением температуры и плотности плазмы в области столкновения свободно разлетающейся плазмы.
Анализ пространственного распределения интенсивности свечения во второй зоне (см. рис. 4.2.3) показывает, что для этого случая характерно сложное перераспределение интенсивности свечения внутри «единого» плазменного образования, вместе с тем не приводящее к значительному увеличению интенсивности свечения. На разностной фотографии можно отметить появление двух крыльев, соответствующих смещению плазменных факелов навстречу своим возбуждающим импульсам. Как уже отмечалось, для рассмотрения динамики внутренних процессов в этой зоне требуется временное разрешение, на порядок превышающее разрешение регистрирующей аппаратуры использовавшейся в эксперименте.
Анализ 3D - профиля интенсивности свечения лазерной плазмы в третьей зоне (см. рис. 4.2.4) позволил выделить пространственно - временную область дополнительного свечения плазмы. По всей видимости, данная область вызвана столкновением встречных ВПЛИ. Максимальное увеличение интенсивности свечения в области взаимодействия наблюдается во время действия основного импульса лазерного излучения. Затем интенсивность идет на спад, однако, остается достаточно высокой по сравнению с участками плазменных факелов, не принимавших участие во взаимодействии.
В данном параграфе описана динамика интенсивности свечения в различных зонах взаимодействия. Проводиться сравнение суммарной и максимальной зарегистрированной в эксперименте интенсивности свечения плазмы, с соответствующими интенсивностями, полученными в результате сложения двух не взаимодействующих пламенных факелов. На рис. 4.3.1 -4.3.3 приведена временная динамика распределения интенсивности свечения плазмы для различных пространственных зон. На каждой фигуре размещено два изображения пробоя, обозначенные как «модель» и «эксперимент». Модель - это пространственное распределение интенсивности свечения полученное в результате сложения цифровых изображений двух не взаимодействующих плазм, для каждой временной задержки. Эксперимент -пространственное распределение интенсивности свечения лазерной плазмы полученное при их реальном взаимодействии в эксперименте. Сравнение таких изображений позволило выявить ряд особенностей во временной динамике интенсивности свечения плазмы в каждой из зон.
Рассмотрим временную динамику пространственного распределения интенсивности свечения плазмы в первой зоне. На рисунке рис. 4.3.1 представлено несколько наиболее характерных моментов в развитии оптического пробоя. Слева сфокусирован лазерный импульс с длиной волны 1064 нм, справа лазерный импульс с длиной волны 532 нм (см рис.4.3.1, расстояние между фокусами составляет 100 мкм). На верхнем снимке представлено начало пробоя основным импульсом (16 не), средний снимок соответствует концу лазерного импульса (40 не), нижний соответствует моменту, когда наблюдалась максимальная разница между реально зарегистрированной интенсивностью свечения плазмы
