150365 (732700), страница 4

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

Текст из файла (страница 4)

5,940 см^-, Т = 1 и водностью 48,6 г/м: P = Е_л°'⁴⁶ • 51 при 1,65 < Е_л < 20 Дж/см²;

P = Е_л² • 24 при 0,3 < Е_л < 1,65 Дж/см²; P = Е_л • 7 при 0,05 < Е_л < 0,3 Дж/см².

3. - полидисперсный аэрозоль с модальным радиусом частиц 10 мкм:

P = Е_л^0,55 • 24 при 2,4 < Е_л < 20 Дж/см²;

P = Е_л² • 7,6 при 0,3 < Е_л < 2,4 Дж/см²; P = Е_л • 2,3 при 0,05 < Е_л < 0,3 Дж/см².

4. - водный цилиндр с радиусом 250 мкм:

P = Е_л°'⁸⁴ -1,1 при 1,7 < Е_л < 20 Дж/см²;

P = Е_л^ЗЛ • 0,33 при 0,7 < Е_л < 1,7 Дж/см².

Смена хода зависимости P в области Е_л ~ 2 Дж/см² соответствует достижению порога взрывного вскипания. Результаты, представленные на рис. 2.14, взяты из различных источников и поэтому приведены к единому по величине P масштабу в соответствии с геометрией эксперимента. При 0,7 < Е_л < 1,7 Дж/см² ход зависимости P, измеренной на водном цилиндре, приближается к зависимости, измеренной на отдельной водной капле, а при

зависимости, полученной для монодисперсного аэрозоля, и представляет собой предельные случаи.

1,7 < Е_л < 20 Дж/см²

Исходя из данных, представленных на рис. 2.14, можно сделать вывод о том, что в экспериментах с исследуемым аэрозольным объемом при Е_л < 0,3 Дж/см² устойчиво наблюдается термооптический механизм генерации АВ, а при 0,3 < Е_л < ~2,4₂ Дж/см² - механизм поверхностного испарения.

X

Рис..14. Зависимость акустического давления от плотности энергии лазерного излучения при ОА-эффекте в водных аэрозолях: 1 - полидисперсный аэрозоль с модальным радиусом частиц 4 мкм, водностью 800 г/м ; 2 – монодисперсный 5,3 аэрозоль с радиусом частиц 2,7 мкм, концентрацией частиц 5,9-10 см и водностью 48,6 г/м; 3 - полидисперсный аэрозоль с модальным радиусом частиц 10 мкм; 4 - водный цилиндр с радиусом 250 мкм

Измеренная зависимость пикового акустического давления в фазе разрежения P_— оказалась аналогичной представленной на рис. 2.14 для всех значений Е_л. Отношение между P+ и P_— сохраняется неизменным для всех режимов взаимодействия, поэтому не может служить источником информации при их индикации.

На основании зависимостей, представленных на рис. 2.11, 2.12, 2.14 и аппроксимаций, отклонение которых от соответствующих экспериментальных массивов данных не превышает 12%, можно сделать следующий вывод. Амплитуда оптико-акустического импульса, генерируемого при поверхностном испарении, взрывном вскипании и разрушении частиц водных аэрозолей под воздействием излучения СО2-лазера микросекундной длительности, пропорциональна водности аэрозоля для однородно поглощающих частиц и зависит от плотности лазерной энергии по степенному закону с показателем степени: 2 - при поверхностном испарении; 0,5 ■ 0,8 - при взрывном вскипании и разрушении.

Представленные в 2.2.1 и 2.2.2 результаты реализованы в способе измерения объемной концентрации аэрозольных частиц. Способ может быть использован для оперативного дистанционного измерения объемной концентрации аэрозолей естественного и антропогенного происхождения. Способ заключается в следующем. Направляют излучение маломощного лазера в исследуемую область атмосферы и регистрируют фотоприемником отраженный сигнал Е_н из углов 180⁰ ± arctg), где R - расстояние до области воздействия, S - ее поперечный размер, затем соосно с маломощным излучением посылают МЛИ, и регистрируют фотоприемником отраженный сигнал, вычисляют отношение В = / Е_н.

Одновременно из тех же углов регистрируют и определяют акустическое давление P. Искомая величина концентрации аэрозольных частиц определяется по формуле:

N_n = • P •At • c₀ • ехр/R₀, где A = 7,45•Ю⁴ см^-3/Па и В = 1,240⁵ см^-3/Па –

эмпирические константы, Ro =15 см, a -коэффициент поглощения звука в атмосфере.

2.3 Полуэмпирическая модель генерации оптико-акустических сигналов аэрозольным объемом

На основе модельных представлений о динамике протекания фазового взрыва в водных частицах приращение температуры среды T — T0 определяется из анализа теплозапаса продуктов взрыва к моменту их остановки при условии термодинамического равновесия в среде. Тогда избыточное давление в области взаимодействия излучения с аэрозолем находится из уравнения состояния двухкомплектной смеси воздух-пар:

Приращение плотности водяных паров в объеме взаимодействия можно выразить через полную степень испарения отдельной аэрозольной частицы

АРп = - Чн, которая определяется отношением водности тумана в конце q_K и перед действием импульса излучения q_H: Х_вз = 1 — q_K / q_H. Для однородно поглощающих частиц степень испарения практически не зависит от их размера, а целиком определяется энергетическими параметрами импульса излучения. Наличие в аэрозоле значительной доли крупной фракции, как в случае используемого в экспериментах полидисперсного тумана, может существенно изменить мощностные параметры генерируемого акустического импульса. Поскольку в крупных частицах поле тепловыделения неоднородно, то реализуется взрывное вскипание не всего объема капли, как мелких частиц, а лишь поверхностного слоя, толщиной порядка длины поглощения излучения в воде. Если X_вз - полная степень испарения этого слоя, то степень испарения всей капли - X = X_вз • V_nc / V_K, где V_nc и V_K - объем взрывающегося поверхностного слоя и капли, соответственно.

APn = 0.4 • X_e3 • q_H. Таким образом, с учетом можно сделать вывод, что акустическое возмущение при взрыве мелкокапельного тумана примерно в 2,5 раза больше, чем в случае полидисперсного тумана с крупной фракцией, при условии равенства их начальных водностей.

Исходя из предположения об изменении размера области формирования акустического импульса, проводилось численное моделирование процесса формирования регистрируемого акустического отклика. Для импульса воздействующего лазерного излучения конечной длительности регистрируемый акустический сигнал представляет собой свертку возникающего акустического сигнала с расчетной переходной характеристикой пространственных условий регистрации сигналов. При этом переходная характеристика регистрирующего оборудования не учитывалась, так как ее влияние ничтожно мало в исследуемом диапазоне частот. В соответствии с геометрией эксперимента и в допущении, что область возникновения акустического сигнала представляет собой сферу, дифракционные искажения регистрируемого акустического отклика учитывались на основе решения задачи об импульсном излучении сферы на поршневую диафрагму. При этом колебания поверхности сферы аппроксимировались функцией вида

где Т - длительность акустического импульса, n = 3 ■ 3,8 - эмпирическая константа.

X

Поскольку область генерации акустического импульса имеет существенное отличие по теплофизическим характеристикам от окружающего пространства, было сделано предположение возможности отождествления этой области как излучателя звука нулевого порядка радиуса a и, совершающей колебания с частотой С и создающей звуковое давление:

Соотношение, в частности, показывает, что эффективность передачи энергии сферой при k • a < 1 стремится к чисто мнимой величине и значительно снижается. Следовательно, для импульса вида эффективно излучаемая длина волны будет связана с размером сферы соотношением Л <П• a.

В рамках изложенных допущений проведено численное моделирование временной зависимости акустического давления в волне, генерируемой в различных режимах взаимодействия лазерного излучения с модельной средой №3. Результат моделирования представлен на рис. 2.13 пунктирными кривыми.

Сравнение данных модельных расчетов и результатов проведенных экспериментов позволяет сделать следующие выводы. В испарительном режиме временная задержка соответствует движению фронта акустической волны от области возбуждения до приемника со скоростью звука, а форма фронта импульса сжатия соответствует области генерации акустического импульса с эффективным размером a = 1,3 мм. Соответствующее условие оптимальности излучения сферой Л <П • a дает значение, равное a = 1,5 мм.

После взрыва облучаемого объема конденсированные фрагменты разлетаются на различные расстояния и заполняют область радиусом a ~ 3,4 мм, а расстояние фиксации импульса давления уменьшается до величины порядка 3,8 мм. Длительность переднего фронта увеличивается до 7 мкс, что по условию оптимальности излучения пульсирующей сферы соответствует a = 3 мм. Заметное расхождение в значениях модельных расчетов и экспериментальных данных для длительности переднего фронта импульса можно объяснить неравномерностью заполнения продуктами взрыва области генерации звука.

Таким образом, переход от регулярного испарения к взрывному вскипанию отмечен увеличением размера области генерации ОА-отклика, что объясняется сверхзвуковым разлетом продуктов взрыва и заполнением ими эффективного объема.

На основании проведенных модельных экспериментов можно сделать вывод о том, что форма акустического сигнала, формируемого при тепловом взаимодействии лазерного излучения с малым объемом поглощающего вещества, определяется режимом взаимодействия и существенно от него зависит. Полученные количественные данные амплитудных и временных зависимостей акустического давления позволяют, по их совокупности, проводить идентификацию режима взаимодействия лазерного излучения с поглощающим веществом.

18

18

18

18

18

18

18

18

18

18

18

18

Характеристики

Список файлов реферата