Введение к работе
Актуальность теми. Быстрое развитие лазерной техники и её практическое использование в различных областях науки привело к необходимости всестороннего исследования процессов распространения мощного лазерного излучения (МЛИ) в различных дисперсных ере-да:{ и взаимодействия с ними. Это связано и тем, что дисперсная среда в той или иной степени присутствует практически везде.
Теоретические исследования стимулируются исключительным многообразием физических механизмов ьзаимоделствия излучения с двухфазными системами в различных газогых средах и в условиях разре-зенной среди.
Распространение лазерного излучения в талнх системах сопро-вамдается рядом нелинейных Эффектов. Одним из актуальных аспектов исследования в этой области является изучение закономерностей взаимодействия МЛИ с испарявшимся углеродным аэрозолем в условиях вакуума с учетом переконденсации испаренного вещества, з также изучение новых нелинейных эффектов, возникающих в связи с этики процессами.
Состояние вопроса. Нелинейные оптические эффекты в атмосферном аэрозоле непосредственно связаны с поведением его частиц в поло распространяющегося лазерного излучения. Е зависимости от происхождения, химического состав? и микроструктуры аэрозолей су-вествупт и разнообразные подходы к описании их свойств и характера зззимодействиа с оптическим излучением. D последив? время появились многочисленные работы по исследовании оптических свойств дымовых и сагистых аэрозолей, а также по определению концентрации улерода в атмосфере различных районов Земли и выявление их источников.
Наиболее завннми нелинейными эффектами в углеродных аэрозолях является горение и испарение аэрозольных частиц в поле НЛП. Исследовании этих процессов посвяченії многие раоотн, выполненные в Институте оптики атмосферы СО РАН, Институте ргдиогпхкиьи и электрсикки РАН. Институте физики БнН, Алтайском госуниверситете и ряде другиг научных организаций.
При воздействии лазерного излучения с плотностьп пзто::а энер-
5* 10 Z
гии воздействумего излучения і0 - Ю Вт/м на тугоплавкие частицы, последние могут нагреватьсядотемператур 4000-5000 К . При
столь високії); температурах давление насиненных паров Еецеетва, как правило, становится значителоно cuae атмосферного. В этих условиях разлет испарённого частицами вецества происхидит с высокими ско-сэстаьл, и диффузионная модель испарения становится неприменимой, Возникающее в системе перзсыиение почти мгновенно "снимается" в результате образезаеия зародиией новой фази. В ряде работ сообщается об зкспернменгалышм обнаружении монодисперсных частиц в окрестности облучаеьой лазером частицы, образогэчных в результате конденсации пара. Таі:;ш образом, возникает необходимость созданий адекватной газодинамической модели, позволяшцей учитывать влияние вторичных частиц на распространение НЛП в подобных дисперсних средах,
Имійсіиься її на:тоа'дее время физико-математические модели в области воздейстьия kill! на вещество умггывавт основные особенности гороиия и испарения тугоплавких частиц в мощном оптическом поле в сч/ои и влаином воздухе, г. такие в условиях вакуума. Однако, в *о-целях испарения тугоплавких азрозолей под действием МЛИ в разрешенных с'ыдах процесс переконденсацпи вецества ни учитывается.
Целые диссертационной работы явлїєісм теоретическое нсслодова-ннз процесса нзлинейного чзаимодеґіствия МЛИ с тугоплавкими частицами в условиях Бзк'Д'ма на основе чисхешыго моделирования.
Наччнач козизна рдбпти. Построена газодинамическая модель испарения одиночной углеродной частицы в условиях вакуума с учетсм пзрекондзнгацн;: пересыцемг.ого пера в окрестности частицы. Постав-лени и изучены вопросы образования и развития дзухфазной системи.
Предложен термодинамичзсккП метод нахождения степени гонденса-ции пара в предположении его адиабатического расширения, оценены границы -это применимости.
На осново прідллшшого метода, а такие предпололения об иэо-энтропийкости испарения, разработана методика расчетов полей температуры, платности и скорости разлета испарявшегося вецества в окрестности углеродной частицы в зависимости от размеров первичных частиц и краевых условий задачи на основе спхоанягцейся функции процесса, раэной счмме кинетической энергии и энтальпии системы.
Записано уравнение для Фунхцни распределения вторичных частиц по размгчам. образованных в результате конденсачіп. пересиненного пара в предпо.'омечии, что з^родыии новой Фазы рождаются сдні.акоюго рагмера в относительно небольшом области прострсігст-
ел, гдз целина степень поресигочния. За пределами этой области весь избыток пара практически мгновенно конденсируется на чяе образовавшихся ядрах конденсации. Размер зародим определяется из условия локального термодинамического равновесия между парой и конденсатом и считается равт:м 1С м.
Разработана методика нахождения концентрации и размеров мелкодисперсной фракции аэрозоля е зависимости от размеров первичной частпцн и плотности потока энергии падасисго излучения.
Ка основе предложенного в работе [і] метода сотзетствия тек-ператури Tj и плотности потока энергии падающего излучения Г . получена зависимость, поаволяяаая по известному произведения ni находить температуру поверхности частицы. Здесь Кп - фактор э<;.-Фектизностн поглошекид света частицей.
3 приближении однократного рассеяния и хзазистационарносш процесса найдену объемный коэфС/пцизнт аэрозольного ослаблений двухфазной системой, образованной в результате испаренкя монодне-персиого углеродного аэрозоля, и сечение рассеяния на системо "пчрвнчіше частішії + зторнчние частици".
Научная и практическая ценность. Построенная модель сзаимо-дєйствия НЛП с углеродннм аэрозолем п- условиях чакчука с учетом перекондонеащш подтвердила необходимость рассмотрения влияния образующегося в результате конденсации облака вторичкчх частиц на оптические характеристики всей системи. Она позволила более корректно поставить задачу о нахондении термодинамических характеристик р окрестности испарявшейся частицы, сформулировать условия проведения экспериментальных рабит в этой области исследований, а также показала всзмознос'іь проведення численних расчетов оптических характеристик системи не только и случав однократного рассеяния, но я многократного, как для заданной плотности потока энергии падаявего излучения, так к для заданной ам-плитудн электромагнитной волнн.
Результати работ могут быть использованы:
для решения задач газовой динамики, связанных с практическим использованием лззероЕ в современных технолигпчееккх процессах:
при получении субмикренного состава аэрозоля путем испарения тугоплавкой микрочастица а вакууме;
при интерпретации модельних и на,урннх экспериментов по про-хсїденню високоинтысивного излучения через дисперсную среду в
условиях эакуума;
- в дымовых завесах, которые ыояно использовать в качестве прегради от лазерного излучения.
Достоверность пезцльтагов. Разработанная модель взаимодействия ИЛИ с тугоплавкими аерозольними частицам в условиях вакуума с учетом переконденсации испаренного вещества сопоставлялась с известными моделями горения тугоплавких частиц с учетом испарения и испарения последних в атмлсферных условиях. Созданное программное обеспечение для решения поставленной задачи предварительно тестировалось виводом дополнительной информации по заполнению законов сохранения потока испаряющегося вецества и егч vaccu.
На защиту выносятся с л? дик а: і-, о положения:
-
Степень кондеьсащш пара и термодинамические поля в окрестности испаряющейся частицы могут быть найдены с помецью приближенного термодинамического метода без точного рєаеніи уравнении газодинзып'и,
-
Размер области роста вторичных частиц, пбразоиант:х в результате і.спарсния тугоплавкой частицы, слабо зависит от исследуемых значений плотности потока энергии падалцего излучения, и
9 ІС/ Z
для 10 - 10 Вт/м он составляет порядка двадцати радиусов частицы.
-
Образующийся аэрозоль яьляется очень мелкодисперсным во ьхой области роста размеров вторичных частиц. Максимальный размер вторичных частиц достигает дву::-трёх размеров зародышей кондянса-та.
-
При плотностях потока воздействующего излучения меньше В«І0 Иї/м для монодисперсного углеродного аэрозоля, ппаряюцегося и атмосферных уьловнях, наблюдается оставление излучения. В случае испарения в условиях вакуума вклад вторичных -іастнц в ослабление излучения несущественен в сиг.'} малости их геомегркческих размеров.
Апробация пезольтатов. По теме днесетации опубликовано 11 паучках работ. Основные полученные результаты дікладмзались на X (г. Якутск, 1969) Всесоюзном симпозиуме по распространению лазерного излучения в атмосфере, XY Всесоцзной конференции "Актуальные вопросы физики аэродисперсных систем" (г. Одесса, 19В9). XI Всесоюзном симпозиуме по paenfo ,тра"енип лазерного излучения в атмисфе ре и водных средэх ( .-. '.опей. 19Э: ), і такк« на чгучнем семп.іаре з п.1И тепла- и массооГмена оАН (г. Минеи, 1990) и !Y Рсепкзнои
конференции по применению лазеров в технологии и системах породами и обработки информации ( г. Киев, 133! ). Список публикации приведен в конце автореферата.
Структура и объё.ч работц. Диссертация состоит из введения, трах глас, заключения и списка литературы. Общи! обгём диссертации - 105 страниц маиинсписного текста, включая 25 рисунков, 1 таблицу и библиографию из 106 наименований.
[І. Сидеркание роботи
Во введении обоснована -актуальность гемм исследования, про--веден краткий обзор литературы по структуре, химическому составу н оптическим ссойстваи атмосферных аэрозолей. Приведеш; данные. подтрорЕдзкыио широкое распространенно частин углерода различных кодификации (сажа, грабит) и атмосфере разлнчішх районов Земли, определимо место данной диссертационной работ среди других публикации, сформулирована цель работи, показана и обоснована её ко-пнзпа . научная и практическая ценность и доетиверность полученных результатов, прнпеденн положения, выносимые на защиту.
fi лереой главе разработана газодинамическая моделе испарения одиночное; углеродное» частит; в поло MV, п условиях вакуума с учётом пераконденсацни.
В 1. і изложена исходная постановка задачи, записана сне гена газодинамических уравнение;, опненвашцак разлет испарённого частицей еецестие. Для резепия системи введена степень конденсации пара в виде д
!'ДВ Ра . /г ,~ число нолекул в единице объема, находящихся ь конденсирова.нюп и газообразной оззах. соответственно.
Для упрочение спетой1.: газодинамических уравнений обосновано кеаэкстац.юпарное приближение, связанное с малостью времен установления термодинамических полей ь окрестности частицы по сравнений с променем её полного испарения. Радиус частицу 20 н температура её поверхности % полагается известными величинами.
Система газодинамических уравнений, записанная с учетом сферической симметрии и квазистациопарностг. процесса, реиаетса для случая адиабатического расширенна пенаенсепного пара :; для случая расаирения пересиненного пара, когда в относительно пебольмой области пространства идет активная конденсация. За пределами этой области давление паре совпадает с давлением насыщенного пара и пересилите, фактически, "снимается".
3 первом случае реоение системи легко находится аналитически. Оно допускает два реяима испарения: дозвуковой и сверхзвукопой. Показано, что при дозвуковом режим? испарения в вакуум не выполняется условие для плптнзети сі'єси на бесконечности С f(~) ~*0).
Пр\ решении .-ачачи для второго случая возникает не'обхедчместь
нахождения введенной паю степени конденсации пара в зависимости от тештературн снеси.
1 разделах 1.2. 1.3 обосновывается термодинамический подход к реяения задачи об испарении в вакуум и его использование при нахождения неизвестной зависимости ОС (Т). Показано, что в качестве первого приближения ногно считать, что весь избитой пара мгновенно конденсируется на образосасякхся ядрах конденсации в очень узкой области, і! существует термодинамическое равновесие кекду пр-ром и конденсатом, й рейках данного приближения, считая расширение пара от поверхности частник адиабатическим и кзоэнтролическлм. из уравнения первого начала термодинамики находится внрлгенне для степени конденсации пэра. Полученное нелинейное дпуОерснпиальное уравнение относительно температури газовой снеси решается численно. Рекеппе уравнения показывает, что при Т-*- О яг-»-1. Фактически, однако, часть венества уходит на бесконечность в газообразном состоянии . "а я.' принимается значение х(Т) в ток- точке, где длина свободного пообега становится порядка размера аэрозольной частица, и термодинамическое равновесие в системе не сохраняется.
В 1,4 приводится обоснование термодинамического кетодз для нахождения параметров испаренного ееиества в пкпостностн частлцн і; ставятся грапичнне условия задачи об испарении в вахчум г плоской металлической поверхности, из которых следует, что в начальний момент п достаточно узкой области п системе существует попеекпенне, Фактически, вблн.зн поверхности частини 'начинается конденсация мара. и X становится отличи им ит нуля. Возникает задача поступові;!! нових граничнії;-: условий с момента начала конденсации пара. Спи записпсст-ея з предположении, что за прзделани области, образования заподінем конденсата плотность чара становится равно:': плотности настенного пара, а скорость разлета пара равна местной скорости звука в газе. Разделы J.5, 1.6 посвяцени реоеїчш систем:; газодинамических уравнении, оппсксакцеи пронесе испарения в вакуум с учетом перекон-дексацпн и его анализу. Система реналзсь аналитически и численно. Аналитическое рекенне системи получено для іізозптропнческого расширении пара в вакуум, Получена сохрапякцаяся функция процесса, рамная сумме кинетической энергии и энтальпии системи. Сна позволяет в первом приближении находить термодинамические поля в окрестности ис-парякценел тугоплавке:': частица, не прибегая к численному рсиениэ системи, С покоцьи нэиденной Функции проводятся расчет» скорости, плот-
мости, давления, температуры и степени конденсации пара з зависимости от обратного расстояния до первичной частицы. Перечисленные параметри представленії в сравнении с такими хе параметрами, полученными при испарении углеродных частиц вполп ІіЛИ в атмосферних условиях и горении последних ; учётом испарения. Там ве проводится сравнение результатов аналитического и численного методов решения системи газодинамических уравнений. Вияснено, что в случае, когда пересыщение в системе отсутствует, наблюдается полное совпадение результатов. При суиестБешшх пересыщениях в системе имеются незначительнее различия, складиваюциагя, по-видимому, из ошибок округления и ошибки численного метода,
Из решения газодинамической системи следует, что;
-
скорость разлета испаренного углерода растет от значения скорости звука в газе до сверхзвуковых скоростей, так что при таких значениях мелкие частини не успевают вырасти и далее разлетаются на бесконечность вместе с углеродным газом. При этом степоиь кепденсаци:) пара становится порядна 0,3, то есть меньшая часть млеси испарённого вещества превращается в частицы, а больная - разлетается в виде гага,
-
температура двухфазной система в окрестности частицы достаточно медленно убызает до расстоянии *~ 20 ct0 . а затеи резко стремится к температуре среди на бесконечности,
-
давление ипареиного углерода у поверхности частицы превышает вначале атмосферное, но с удалением от частицы быстро уменшаетса
и на расстояниях ~20 CL0 становится существенно ниже атмосферного.
4. Степень конденсации испаренного вещества слабо зьізисит от тем
пературы поверхности частицы или от плотности потока энергии падаю
щего излучения.
Исследование перечисленных параметров за пределами указанной области является чисто формальным, поскольку термодинамическое приближение, в котором реиается задача, в этой области уве не работает,
В 1.7. записано уравнение для фунчцик распределения вторичных частиц по размерам с правой часты]. описывавцей рождение вторичных частиц одинакового- размера Cty в бесконечно узком иаровом слое радиусом їв . Решение получено аналитически с поноцьв преобразования Лапласа. Показано, что функция распределения вторичных частиц зависит от концентрации вторичных частиц л/г) и их размеров a/rj и имеет вид р*,*).;и*)ІЇУа-a/tjJ т
Зависимости пп) и а(%> найдены в разделе 1.8. Зная массу
-Ю-
всего испарившегося веыестса в объёме У на расстоянии t от частини и массу вторичной чаткцц и цчитивая, чтз поток вторичных частиц в парових слоях t0 и г за один и тот ?.е иомеит времени сохраняется, полцчаеи зиражение для концентрации вторичннх частиц. Далее показано, что найденная функция определяется геометрией задачи, разменом критического зарлдиеа и температурой поверхности частицы, а следовательно, и плотностью потека энергии излучения.
В области, где проняоыло образование зароднией величина а(?0)- а** , то есть равна минимальному критическому размеру, погорим долхен обладать поэниказцнп зародив конденсата для того, ітобч он стал центром образования повои фази. Дакншї параметр оп-іедоляется из условия существования термодшшиичесноно равновесия (гиду парок и конденсатом и считается равнин 10 м. На вспы ннтер-але значений 2 концентрация вторинних частиц убивает как \/'С . 'уккцня л(і}% определяемая размер вторнччих частиц, медленно рас-ет н области применения термодинамического метода и иогно считать, то образовавшийся аэрозоль из втрричішх частиц остаётся практичес-н ыоноднеперспнн. Здесь se привидятся оценки размера области рос-а вторичннх частиц. Показано, что размер области практически не ависит от исследуемих значении плотнести потока воздействующего зл^чения и разон - 20(.
Вторая глава посвячена нахоядениш и анализу врекешшх харак-эристик радиуса и температури поверхности углеродной частини. ;есь такає иселедоваті зависимости скорости испарения частици и гепенн конденсации пара от плотности потока энергии падавщего из-(чения, поскольку при взаимодействии излучения с частицами един-венкии, как правило, извесгннм параметром является плотность по-іка анергии,
В 2.1 записаны цравнокия балансов тепловой энергии и ыасси стици. При зтоы считается, что плотность потока энергии от части-складивается из знзргопотерь за счЕт лучистого теплсобыена и ис-рения с учётом переконденсации вущества. Поток ыасси от частиц» ределен в квазистационарном приближении для сфернчески-симметрич-го процесса испарения. Проведены оценки характерного времена из-нения радиуса и температури поверхности частини вследствие её" ис-рения. Показано, что частица достигает максимальной температури актичзски без изменения своего радиуса. Из уравнение теплового панса по известноыу произведения *„(aj)l мозно найти температуру
-II
поверхности частини и наоборот, Значений комплексного показателя преломления углерода для расчета факторов эффективности приминался равным пі -{,35-0.ббч для длннн солни лазерного излучения Л -= 10.Г» нкн. Показано, что при плотностях потока энергии і = 10 - 10
Вт/к'' температура поверхности достигает значении 4000-5000 К практически независимо от её размере Здесь ,»е получеки зависимости температуры поверхности .1 радиуса частицы от времени для разлкчннх размеров частиц. Вияснено, что у крупних частиц с с„=50 и. к и температура поверхности после бистрого сихода на максимальное значение остаётся почтя постоянной величиной до полного испарения частицы. Радиус частицы практически линейно уОнзазт со времени;:, і) случае испарения мелкой частини с <%-10 ним и мепыге, поблісдоется её бистров нагревание и быстрое охлаждение. Полученные зависимости представлені' з сравнении с результатами по горении частиц с учётен испарения в атмосферних условиях. Обоснован!! различия в результатах.
Б 2,?.. исследуется зависимость скорости испарения частини и стс пени конденсации нспзряЕцзгося иецестга or плотности потока знергкі: пада.Ецего излучения. Показано, что обе зависимости являются практически линейными функциями плотности потока энергии. Степень конденсации мара меняется о интерволе исследуемых значений плотности поте ко энергии в 1,2 ваза, а скорость испарения для 1=1-0-10" Ьт/н" - в 7,'J раза. Показано, что с ренине интенсивного попареній скорость изменения радиуса J^ засискт от плотности потока энергии излучения в виде ^л г
dF = seJ где разнерпнй коэффициент а? определяется из уравнения теплового баланса. Здесь не представлена зависимость спорості! испарения частицы от температуры её поверхности и сравнении с результатами по горения с учетом испарения. Объяснен!.' различия и сходства в рльуль-татах.
Третья гласа посвяцена нахождении объемного коэффициента аэрозольного ослаблеп.ія и сечения рассеяния в приближении однократного рассеяния на частицах с учетом переконденсацнп как в условиях вакуума, так и в атмосферні»: условиях,
й 5.1 проводится оценка коэффициента аэрозольного ослабления через нассу испаривгегося вещества без учета спектра образовавши::: вторинних частий, когда их критический размер конденсата находится из условия линейной зависимости скорости испарения частице ст плот-
пости потока энергии всадеЯствцк^аго излучение. Приближенные оценки зтоС величини для порогозих значенні'', плотнос-к, потока энергии
-г 9 і
п атмосферних условиях 1=10 Вг/и~ дал:; ^.-0,3 нкм. Скла,", вторинних частиц в ослаблении излучения оценивался из отношения коз^фпци-снтоп ослаблен:!'.: вторичными и первичными "истицами, которое содер-кпт произведение факторов эффективности ослабления на соответстзуи-ЦЧ2 массу испаркпиегося вецестсе. и обратное отнесение размеров частнц аэрозолей. Считалось, что масса испарившегося вещества составляет ~30 7. пассы первичных частиц согласно пасчоїам. пповедеккнн
в первой главе. Показано, что при плотностях потокз анергій: 1 =10
л z -У-1С 2т/н наблюдается рост ослабления излучения из-за рассеянна
^З'Ю !іт/к~ наблсдаетс:: пеболь-иое унечаиепне сечения ослабления, обусловленное уменьшенной геометрических размеров частин вследствие лх кспйреішя.
Оценки., проведенные для случал испарения углеродных частиц в условиях вакуума, покагалн. что вторичные частицу не приводит і: ослабления излучения. Образовавшиеся частини, в силу малости своих оазмерои, являятся оптически "мягкими".
Г) 3.2, 3.3 проведены результати численних расчетов обгонного коэффициента аэрозольного ослабления ч сечения рассеяния на вторичных частицах по найденному ранее спектру сторичних чзстпц. Р> нрьд-толоЕгении, что первичнне частица пачшапт испаряться одноЕрененпс, іг кесал друг другу, найдена оупкция распределения вторичных частиц по размера». Полагая критический раз.чер зародниеп конденсата нз-зестиоЛ величиной, равной #,,,-10 н, к считал, "то па время установленим стацис.чарішх пслеЛ разкер героичных частиц практически на изменится, отнозепие коэффициентов аэрозольного ослабления составило -10 , Число первнчішх частиц Еыбиралось постоянные вдоль трасси распространения луча и составляло А' -10 пт/ы , что соответствовало ;словкяи запиленного воздуха. Тогда оптическая толг;а 2* на коротких трассах, -?~0,5 и, разнялась-10. Здесь Z - расстояние, лтечи-гкзаемое от источника излучения до точки наблюдения. Сечение рассе-пни для тех яэ значені!!! входных параыетоов составило 1" к , что в 10 раз неньве сечения ослаблення на переичіпа азрозоле. Проведение расчеты позволили сделать вывед о гоы. что вклад ыоричкнх частиц в ослабление излучения, действительно, несуцественен.
І. їїандук -A.M. Распространение интенсивного оптического излучения в твёрдой горючем аэрозоле: Лис. ... і;, ф.-а. наук. Тонек, 1903.-- 141 с.
