Лазерное проплавление материалов. Испарение под действием лазерного излучения

Рассмотрение этого процесса важно прежде всего для лазерной сварки и для процесса лазерного испарения. рассмотрим режим облучения, когда в процессе плавления испарение материала отсутствует. Этот режим должен быть обеспечен подбором соответствующих доз, поскольку характерный для лазеров широкий диапазон интенсивностей пучков делает испарение легко осуществимым. Поэтому сделанному ограничению отвечает весьма узкий диапазон интенсивностей.

Количественное рассмотрение процесса лазерного плавление должно учитывать важную физическую величину – скрытую теплоту плавления. Строгое математическое рассмотрение является исключительно сложным. необходимо анализировать динамику фазового перехода, необходимо также рассчитывать процесс движения границы между твердой и жидкой фазами с учетом поглощения скрытой теплоты плавления на этой границе. Простейшая феноменология дает в этом случае следующее одномерное уравнение теплопроводности:

,

где z (s) - положение границы в момент { t; s = v t }, s - скорость движения границы, L - скрытая теплота плавления, индексы 1 и 2 относятся соответственно к жидкой и твердой фазам. Температура на границе равна . На самой поверхности имеем следующее граничное условие:

,

где по-прежнему плотность поглощаемого потока. В математической физике эта задача называется задачей Стефана. В данной ее постановке не учитывается различие в удельных объемах жидкой и твердой фазах. Как уже упоминалось, не учитывается также неизбежное испарение материала в том числе и при температурах ниже температуры кипения. Вообще говоря, последний фактор является причиной многих турбулентных явлений и неустойчивостей жидкой пленки за счет присутствующего на самом деле реактивного импульса от частиц пара. Это одна из причин негативно влияющего на качество лазерных технологий так называемого «эффекта кинжального проплавления материала» при лазерном плавлении.

проведем качественное рассмотрение задачи, воспользовавшись ранее полученным интегральным уравнением (1-11). При этом учитывать скрытую теплоту плавления не будем. Лазерный луч зададим гауссовского профиля. Плотность поглощенного потока на поверхности будем считать постоянной на временах, меньших длительности импульса t _имп.. Температура T является функцией расстояния r от центра нагреваемого пятна, глубины z и времени t:

. (1-11")

В рассматриваемом приближении ограничим температуру на поверхности в центре луча величиной T _исп.. Тогда при замене в (1-11") T (0, 0, t) ® T _исп. можно получать приближенные соотношения, пользуясь которыми можно вычислять максимально допустимые плотности мощностей доз облучения мишени. Или, наоборот, определять максимальные длительности импульсов, при которых еще не происходит процесс испарения. можно также определять глубины проплавления z. В соответствии с уравнением (1-11") при плотности потока 10⁶ Вт/см² и t _имп. ~ 5×10^-4 с, z составляет 5¸15×10^{-2 см при радиусах фокального пятна 5}×10^-2¸2×10^{-1 мм соответственно. Т.о. чтобы поддержать плотность потока падающего излучения в центре пятна в заданных пределах и не допускать перегрева, необходимо при увеличении полной мощности лазера увеличивать и размер фокального пятна.}

понятие «тепловая постоянная времени», которая представляет собой время, за которое температура с обратной стороны пластины по порядку величины достигнет температуры с лицевой стороны:

.

Этот параметр позволяет оценить время сквозного проплавления.

Разберем импульсное лазерное испарение.

В результате облучения поверхности мишени излучением, имеющим поток мощности, который дает на поверхности температуру выше температуры плавления, происходит фазовый переход в газообразную фазу, и ввиду не­прекращающегося подвода энергии граница раздела двух фаз непрерывно пе­ремещается вглубь тела мишени. Условимся, что испарение все же начинается лишь с момента достижения температурой поверхности температуры испарения.

На практике испарение обычно проводят сфокусированным лучом. При этом наибольшая скорость испарения получается в лазере, работающем в режиме свободной генерации. Оптимальная длительность связана с несколькими параметрами и прежде всего с коэффициентами поглощения и температуропроводности, а также температурой плавления. Весьма важным фактором при этом является устойчивость состояния расплава в жидкой фазе.

Не слишком большой плотностью потока излучения, при которой вышеперечисленными факторами можно пренебречь, будем считать такую, при которой основной расход энергии будет связан только с испарением. Внутренняя энергия продуктов разлета и теплота плавления при этом будут малы. Действительно, обычно теплота испарения намного превосходит теплоту пла­вления. Скорость же испарения сильно зависит от температуры жидкой фазы. .

Как показывает эксперимент и расчеты при расход энергии на испарение относительно невелик, т.к. основная энергия затрачивается на разогрев и плавление поверхности. Т.о. существует некоторый оптимум по плотности энергии потока падающего света I₂, при котором и затраты ее на испарение относительно велики, и неустойчивости выражены еще слабо. Время разогрева при этом составляет малую часть импульса, т.е. он осуществляется на фронте.

Процесс плавления начинается с разогрева поверхности мишени при Z = 0. Перегрев сразу же приводит к начинающемуся испарению. Вследствие испарения поверхность мишени в приближении прямоугольного импульса стационарно перемещается вглубь мишени со скоростью u. При 0< t < t_имп. или при 0> t > t_имп. задача по-прежнему может быть одномерной. Уравнение теплопроводности в системе координат, связанной с двигающимся фронтом испарения - границей между жидкой и газообразной фазой, имеет вид:

с краевыми условиями

где D V - разность удельных энтальпий газообразной и твердой фаз. Предполагая процесс стационарным получим решение

T(z, t) = T₀ exp ,

где ->

температура на фронте. Плотность r = const, т.е. тепловым расширением пренебрегаем и полагаем теплоемкость С = const и теплопроводность K = const. Если считать пар одноатомным идеальным газом и не учитывать скачка температуры на фронте испарения, то для D V имеем:

где l - удельная теплота испарения, A - атомный вес вещества. Тогда скорость движения фазовой границы будет:

Из этого выражения, зная величину облучаемой площади, легко получить объем испаренной массы.

Перед фронтом испарения имеется нагретый за счет теплопроводности слой металла толщиной порядка c/u. С ростом u толщина прогретого слоя уменьшается до тех пор, пока не станет порядка глубины проникновения излучения в металл d^-1 ~ 10^-5 см. После этого распределение температуры в материале определяется уже не теплопроводностью K, а коэффициентом поглощения света и будет иметь вид: .

Однако этот случай соответствует скорости фронта испарения , которая, как видно, близка к скорости звука в металле и для теплового механизма не является характерной. Очевидно, что в этой ситуации плавление исключено, а в теле мишени должна формироваться ударная волна. Вообще существуют по крайней мере два механизма возбуждения ударных волн в материалах под действием импульсов лазерного излучения:

1) за счет возникающего при выбросе масс испаренного материала импуль­са отдачи;

2) за счет термомеханического эффекта, когда тонкий приповерхностный слой поглощает большое количество энергии и возникает колоссальный температурный градиент. Ему соответствует мощный градиент давления в приповерхностном слое мишени за счет не учитываемого нами теплового расширения. В результате генерируется гиперзвуковая (звуковая) волна.

Дата добавления: 2015-06-27