Автореферат (1097751), страница 7

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 7)

Так, приинтенсивности I 0  4 1021 Вт/см2 величины выхода нейтронов равны N nD  6.2  106 иN n  9  10 4 , соответственно. Можно предположить, что при дальнейшем существенномувеличенииинтенсивностейлазерныхимпульсоввкладреакцийфоторасщеплениядейтронов в выход нейтронов может стать определяющим.При I 0  5  1020 Вт/см2 пиковые значения интенсивности FnD лазерно-плазменногонейтронного источника превышают величину 1019 нейтронов в секунду. Оценивая площадьнейтронного источника, как площадь лазерного пятна на мишени (10 -5 см2), получиммаксимальную плотность потока нейтронов не менее 1024 с-1см-2, что на восемь порядковпревосходит максимальные плотности потоков существующих нейтронных источников (поданным обзора [52]).Таким образом, несмотря на то, что полученный полный выход нейтроновсущественно ниже, чем у нейтронных источников других типов, значения плотности потоканейтроноврассмотренноголазерно-плазменногонейтронногоисточникадостигаютрекордных величин из-за его микронных размеров и субпикосекундной длительности.Четвертая глава диссертации посвящена созданию теоретической модели ичисленному исследованию эффекта генерирования электрических импульсов (сигналов) вводе при ее облучении лазерными импульсами инфракрасного диапазона с плотностьюэнергии ниже порога плазмообразования, обнаруженного в работе [19] и подробноисследованного в [A22, A23].В разделе 4.1 дается подробный обзор экспериментальных работ, посвященныхисследованию этого эффекта, а также приводится его физическая интерпретация.В разделе 4.2 численно исследуется одномерная модель [A24], описывающаягенерирование электрического импульса при облучении воды в закрытой кварцевой кювете29лазерным импульсом с параметрами, соответствующими работе [19] (длина волны 3 мкм,коэффициент поглощения   10 см-1 и длительность 150 нс).4В подразделе 4.2.1 сформулирована тепловая часть математической модели,описывающая нагрев воды под действием лазерного импульса и учитывающая процессытеплопроводности в воде и кварцевой кювете [A25], а также динамику расширения паровойполости, возникающей в результате взрывного вскипания воды, если при лазерном нагреведостигается температура предельного перегрева Tth  0.9Tc [53], где Tc  647 K - критическаятемпература воды [А26 – A34].

Для моделирования эволюции паровой полости послевзрывного вскипания использовались испарительные граничные условия для уравнениятеплопроводности на границах паровой полости [А27, А32, A34], которые формулировалисьв рамках модели кнудсеновского слоя [54]. Термодинамические и морфологическиенеустойчивости одномерной границы жидкость-пар, в данной модели для простоты неучитывались. Влияние теплофизических и оптических свойств вещества на устойчивостьодномерного фронта испарения исследовано в работах [A35-A38]. Вычисляемые в тепловойчасти модели температурные профили и параметры паровой полости использовались далеедля нахождения динамики разделения зарядов в воде в электрической части модели.В подразделе 4.2.2 сформулирована электрическая часть рассматриваемой модели,описывающая процессы диссоциации и рекомбинации ионов H+ и OH-, их диффузию идвижение под действием возникающего в ходе разделения зарядов электрического поля.После образования паровой полости концентрации ионов рассчитывались в ней с учетомпотоков на границах раздела, а также ее расширения и сжатия.В подразделе 4.2.3 приведены численные значения параметров задачи, а такжетемпературные зависимости скорости диссоциации воды, равновесных концентраций икоэффициентов диффузии ионов H+ и OH- в воде.Подраздел 4.2.4 посвящен численному исследованию электрического импульса в водепри интенсивностях лазерного импульса ниже порога взрывного вскипания Ith  1.19МВт/см2, определяемого из условия достижения в максимуме температурного профилятемпературы предельного перегрева Tth  582 К.

В процессе облучения закрытой кварцевойкюветы с водой максимум температурного профиля формируется вблизи границы раздела«кварц-вода» (z = 0) и с течением времени смещается вглубь жидкости.Скачок температуры (до 40o К) на расстояниях меньше 1 мкм от границы раздела«кварц-вода» приводит к формированию значительных перепадов концентраций идиффузионных потоков ионовH+ и ОH-, направленных из областимаксимуматемпературного профиля в сторону границы раздела и вглубь жидкости. В результате30область вблизи температурного максимума оказывается обедненной ионами H+, т.е.заряженной отрицательно, а области вблизи границы раздела и в глубине жидкости –положительно.На рис.

15 приводятся зависимости электрических сигналов - разностей потенциалов (t ) между точками z  0 и z = 5 мкм (правой границей счетной области) от времени приинтенсивностях I 0  0.5 МВт/см2 (кривая 1) и I 0  1 МВт/см2 (кривая 2).Рис. 15 Зависимости электрическихсигналов  (t ) от времени при облученииводылазернымиимпульсамисI 0  0.5интенсивностямиМВт/см2(кривая 1) и I 0  1 МВт/см2 (кривая 2)ниже порога взрывного вскипания.Рис.16Зависимость электрического сигнала (t ) (кривая 1) и разности потенциалов награницах паровой полости (кривая 2) от временипри облучении воды лазерным импульсом спороговой интенсивностью взрывного вскипанияI th  1.19 МВт/см2.Как видно из рисунка, в диапазоне интенсивностей лазерного излучения ниже порогавзрывного вскипания электрический сигнал всегда положителен, а его амплитуда непревышает 6 мВ.В подразделе 4.2.5 исследуются особенности электрических импульсов в воде приинтенсивностях I 0  I th . В начале лазерного воздействия распределение электрического поляE в воде, как в предыдущем случае, определяется процессом диффузионного разделениязарядов.

Далее, при достижении температуры Tth  582 К в максимуме температурногопрофиля происходит взрывное вскипание и формируется паровая полость. В моментвзрывного вскипания скорость расширения паровой полости максимальна и может достигать1000 см/с по порядку величины, затем она резко уменьшается. После образования паровойполости, электрическое поле в которой примерно в 80 раз больше, чем в окружающей31жидкости (в соответствии с условием непрерывности вектора электрической индукции  Eна границе раздела "жидкость- пар", где   80 - диэлектрическая проницаемость воды),основной вклад в полный электрический сигнал  (t ) дает разность потенциалов награницах паровой полости.

Этот вывод иллюстрирует рис. 16, на котором представленазависимость электрического сигнала  (t ) (кривая 1) и разности потенциалов на границахпаровой полости (кривая 2) от времени при облучении воды лазерным импульсом спороговой интенсивностью взрывного вскипания I th  1.19 МВт/см2. Как видно из рисунка,припревышениипорогавзрывноговскипанияэлектрическийсигналстановитсязнакопеременным, а его максимальная величина достигает сотен милливольт. Полученныйпороговый характер зависимости электрического сигнала от интенсивности лазерногоимпульса соответствует имеющимся экспериментальным данным [A22].В разделе 4.3 численно исследуются некоторые особенности электрического сигнала,возникающего при взаимодействии инфракрасного лазерного излучения с доннойповерхностью наполненной дистиллированной водой открытой кварцевой кюветы.Подраздел 4.3.1 посвящен описанию эксперимента по исследованию электрическогосигнала,возникающегопривоздействиинаносекундныхимпульсовHF-лазера(излучающего в диапазоне длин волн от 2.7 до 3.1 мкм [55]) на донную поверхностьоткрытой кюветы с водой, а также обсуждению его результатов [A39- A42].В рассматриваемой постановке эксперимента электрический сигнал имел сложнуюструктуру, в которой отчетливо выделялись два пика.

Появление первого пика связано спроцессамиразделениязарядовивзрывнымвскипаниемперегретойжидкости,исследованию которых посвящен раздел 4.2. Второй пик генерировался с большойвременной задержкой  по отношению к первому пику, увеличивающейся с ростом энергииизлучения. При максимальном значении энергии излучения Е=1.3 Дж, используемой вэксперименте, величина  достигала 1.2 мс.

Анализ данных о перемещении свободной(верхней) поверхности воды однозначно указывал на то, что второй пик появлялся в концестадии опускания свободной поверхности, которая ранее начинала подниматься вследствиевоздействия на нее звуковой волны, обусловленной процессом взрывного вскипания водывблизи дна кюветы.Для объяснения результатов эксперимента была разработана математическая модель,описание которой, а также сравнение результатов моделирования с экспериментальнымиданными приводится в подразделе 4.3.2. Динамику столба воды в открытой сверхукварцевой кювете при воздействии на него импульса HF лазера можно условно разделить (по32масштабу времени) на три стадии.

Характеристики

Список файлов диссертации