Взаимодействие лазерного излучения с веществом

26

Размещено на http://www.allbest.ru/

Размещено на http://www.allbest.ru/

1. Основные понятия, определения и процессы при взаимодействии лазерного излучения с веществом

лазерный излучение когерентность волна

Исторически сложилось так, что изучение процессов взаимодействия происходило в основном в экспериментальных исследованиях, где и были обнаружены уникальные свойства, как когерентного излучения, так и различных материалов.

Теоретические работы основаны на рассмотрении моделей, отражающих лишь отдельные стороны процесса и не описывающих в полной мере ни один реальный эксперимент. Тем не менее, общая качественная картина действия ЛИ на поглощающие вещества (в широком интервале плотностей) представляется достаточно ясной, а в отношении основных процессов возможны и количественные оценки, и сравнение теории и эксперимента.

Можно констатировать, что при плотностях, недостаточных для разрушения поверхности поглощающего тела, сегодня достаточно подробно рассмотрены и изучены: процессы эмиссии электронов с поверхности (в которых основной вклад в наблюдаемый ток вносит термоэлектронная эмиссия); фотоэлектрический эффект (который для красного и ИК-света является многоквантовым и здесь играет вторичную роль); определены условия, при которых эффекты фото- и термоэмиссии наблюдаются раздельно.

С ростом плотности потока ЛИ поверхность испытывает разогрев, приводящий (в случае металлов) к плавлению и далее к испарению, причем точно определены граница критической плотности излучения для таких переходов. Показано, что поток атомов испаряющихся в процессе воздействия мощного потока света, конденсируется обратно на поверхность металла, с которой происходит испарение (и в случае, когда коэффициенте прилипания, равен единице, составляет около 20% от полной массы потока). Анализ продуктов разрушения показывает, что значительную долю в продуктах разрушения составляет жидкий металл. Отдельные вопросы данного процесса описываются теоретическими соотношениями, из которых следует, что после перехода процесса движения стенок и дна лунки выходит на некоторый предельный режим, при котором лунка растет без изменения геометрической формы, что хорошо соответствует экспериментальным данным.

При переходе к ЛИ с высокой плотностью, качественное различие заключается в том, что скорость движения фронта разрушения не определяется кинетикой фазового перехода, а зависит только от скорости подвода энергии к твердому телу. Продуктами разрушения экранируется разрушаемая поверхность, и главная часть энергии ЛИ переходит во внутреннюю и кинетическую энергию расширяющейся плазмы. Граница между «тепловым механизмом» (когда кинетическая энергия движения атомов значительно меньше теплоты испарения) и «гидродинамическим» (когда основная часть поглощенной энергии превращается в кинетическую) определяется свойствами облучаемых веществ и лежит в области Q ~ 10⁹…10¹⁰ Вт/см² [1].

Анализ процесса разогрева плазмы и возможных механизмов передачи энергии (проведен в связи с изучением пробоя газов) показал, что граница нагретой области распространяется в холодном газе в виде своеобразной тепловой волны с различными механизмами передачи энергии фронту. При этом волна двигается от области, где плотность излучения максимальна и произошел пробой газа. Определены условия пробоя и вычислены критические напряженности поля при лавинном механизме ионизации.

Теоретические исследования воздействия ЛИ проведены в основном, для двух предельных случаев (сравнительно малых и очень больших плотностей потока излучения). Последнее связано со специфической особенностью лазерных экспериментов: в режиме свободной генерации (тепловой механизм разрушения); в режиме модулированной добротности (внутренняя энергия значительно превышает удельную теплоту испарения).

Недостаточно исследованным остается явление отражения света от нагретой поверхности твердого или «жидкого» тела. Сложность состоит в том, что коэффициент отражения существенно зависит от условий, реализуемых на границе фаз, которые могут изменяться за время действия импульса.

1.1 Основные свойства и характеристики лазерного излучения

Напомним основные свойства ЛИ и его энергетические характеристики и в первую очередь выясним, чем отличается излучение обычных некогерентных источников энергии (электрическая дуга, лампа накаливания, газовая горелка, солнце, ядерный взрыв) от когерентных.

Как известно, излучение некогерентных источников является результатом генерации колебаний огромного множества атомов (ионов, молекул, при этом фаза, частота и амплитуда колебаний, определяемые излучениями отдельных атомов, хаотически меняются (по случайному закону) с большой скоростью. Поэтому излучение обычного источника света более похоже на статистический шум, чем на излучение какой-то определенной частоты и годится лишь для осуществления примитивной световой сигнализации.

ЛИ создается одновременным излучением множества атомов и, сосредоточенная в оптическом резонаторе энергия генерируется таким образом, что вновь возникающее излучение оказывается в фазе с уже распространившимся в пространстве. Стимулированное излучение в активной среде объединяет возникающие в разное время единичные излучения, и результирующее выходное излучение определяется как когерентное.

Таким образом, пространственная когерентность волн обеспечивает получение концентрации энергии (в поперечном сечении лазерного луча), а временная - позволяет использовать все преимущества монохроматического колебания для передачи информации с помощью передающих и приемных устройств систем лазерной связи.

ЛИ характеризуется рядом уникальных свойств: большой интенсивностью (мощностью) потока электромагнитной энергии (ЭМЭ), высокой монохроматичностью, значительной степенью временной и пространственной когерентности. Вследствие этого оно отличается от других источников ЭМЭ очень узкой направленностью своего распространения.

Диапазон длин волн, генерируемых различными типами лазеров, простирается (рис. 1) от УФобласти спектра до далекой ИК (примерно 100 - 70 мкм), причем с каждым годом этот диапазон расширяется.

В дальнейшем будем рассматривать преимущественно характеристики когерентных источников (с длинами волн от 0,4 до 10,6 мкм), генерирующих излучение с достаточно высокими энергетическими параметрами, что определяет эффективность использования лазеров в технологических целях [2].

Одной из основных характеристик ЛИ является монохроматичность, определяющая диапазон частот (или длин волн), который занимает излучение, т.е. ширину его спектра. Степень монохроматичности м для некоторой спектральной линии с длиной волны лп (частотой ₀) определяется соотношением [3]

м = Дл/лп = Д/₀, (1.1)

где Дл ширина спектра.



Рис. 1. Диапазон длин волн, генерируемых различными лазерами

Обычно в резонаторах оптических квантовых генераторов (ОКГ) возбуждается значительное количество типов колебаний, что определяется соотношением частотного расстояния между резонансами резонатора и шириной контура усиления рабочего перехода. Ширина спектра ЛИ зависит от числа одновременно возбужденных мод резонатора, при этом минимальную ширину получаем в случае генерации только одной моды, что необходимо, например, для работы лазеров в системах телекоммуникации и связи (где требуется минимум шума и высокая спектральная чистота излучения, для уплотнения сигналов в каналах связи).

Теоретически идеальная одномодовая генерация для гелий-неонового лазера может иметь ширину спектральной линии, равной 10^-3 Гц. Реальная монохроматичность ЛИ на несколько порядков хуже вследствие флуктуаций механического характера, теплового ухода и изменений, обусловленных эффектами затягивания процесса генерации (спектральная ширина линии генерации гелий-неонового лазера достигает 2 Гц).

Поскольку задача теоретического определения монохроматичности (ширины спектра ЛИ) в настоящее время полностью не решена, то спектральная ширина ЛИ обычно измеряется экспериментально. Несмотря на сказанное выше, ОКГ считают источниками монохроматического излучения, характеризуемыми одной частотой (или длиной волны). Но монохроматичность тесно связана с когерентностью (пространственной и временной), которая, в свою очередь, связана с корреляцией характеристик поля излучения, образованного в одно и то же время пространственноразнесенными источниками, пространственная когерентность; или одним и тем же источником, но в разные моменты времени временная когерентность.

Если в результате сложения полей результирующая интенсивность I в точке r (в зависимости от разности фаз) принимает любые значения от [(I₁)^0,5 (I₂)^0,5]² до [(I₁)^0,5 + (I₂)^0,5]², то источники когерентны. Полностью некогерентные источники будут в случае, когда интенсивность I равна сумме отдельных интенсивностей: I₁ + I₂.

Именно свойства пространственной когерентности ЛИ позволяют создавать высокоэффективные мощные лазерные устройства с огромной выходной мощностью излучения. Излучение ОКГ (обладающее свойством когерентности) теоретически можно сфокусировать в пятно диаметром, равным длине волны ЛИ, что приводит к колоссальной концентрации энергии.

В противоположность ЛИ излучение обычных источников света удается сфокусировать лишь до размеров излучающего тела, при этом уровень концентрации энергии значительно ниже.

Для случая временной когерентности выражение

l_ког = с_ког (1.2)

определяет связь между характеристиками временной и пространственной когерентности источников (т.е. если разность хода лучей I₁ и I₂ превышает некоторое значение параметра l_ког, называемого длиной когерентности, то корреляция между характеристиками ЭМП в различные моменты времени отсутствует), а величины: с скорость света; _ког время когерентности (в течение которого разность фаз колебаний источников не успевает измениться на величину, сравнимую с ), которое связано с шириной спектра излучения Дл (т.е. со степенью монохроматичности) соотношением

_ког ~Дл ~ м. (1.3)

Значения времени когерентности _ког ЛИ достигает величин 10² - 10¹ с, в то время как для обычных источников оно равно 10⁸ с.

Свойства когерентности излучения принято описывать функцией когерентности, которая представляет собой среднее значение по времени от произведения двух компонент ЭМП в точках r₁ и r₂, т.е.

Г(r₁, r₂, ) = (1.4)

V(r, t) = A (r, t)cos [(r, t) - t], (1.5)

где A (r, t) и (r, t) соответственно амплитуда и фаза колебания; средняя частота.

Эта функция определяет степень корреляции колебаний в разных точках поля в одно и то же время в зависимости от времени, поэтому наличие интерференционной картины в точке С дает информацию о корреляции колебаний в точках P₁ и P₂ в одно и то же время (ф = t₂ t₁ = 0). При этом имеет место пространственная когерентность, характеризуемая функцией Г(r₁, r₂, 0). Рассмотрение корреляции колебаний в одной точке P_i при различных временах ф позволяет говорить о временной когерентности, характеризуемой функцией Г(r₁, r₂, ф).

Высокая степень временной когерентности ЛИ позволяет использовать его для различных научных и технических приложений, связанных с интерференцией, измерением длин, линейных и угловых скоростей, малых перемещений, для передачи информации на оптических частотах и т.д.

Пространственная когерентность обусловливает высокую направленность излучения ОКГ и возможность фокусирования его на площадки малых размеров.

Направленность излучения характеризуют телесным углом, охватывающим основную часть излучаемой энергии. Если телесный угол представляет собой конус, то в качестве параметра излучения ОКГ выбирается плоский угол расхождения потока (угол расходимости). Для телесного угла, отличающегося от конуса (что характерно для большинства источников световых колебаний), обычно приводят значения двух плоских углов в вертикальной и горизонтальной плоскостях.

Теоретическая диаграмма направленности круглой излучающей площадки показана на рис. 2. Её физическое объяснение понятно из теории дифракции. Известно, что излучение из круглого отверстия диаметром D происходит в фазе и с однородной амплитудой, т.е. получается изображение точечного источника когерентного излучения. Это изображение включает в себя яркое центральное пятно и окружающие его, следующие друг за другом, темные и светлые кольца (рис. 3).

Основная часть энергии излучения сосредоточена в основном лепестке диаграммы, а максимальная интенсивность поля в боковых лепестках не превышает 2% (от максимальной интенсивности поля излучения I₀). Если полагать, что распределение амплитуды и фазы колебаний однородно в поперечном сечении потока излучения, то его расходимость (угол между оптической осью излучения и направлением на первый минимум, рис. 1.4), ограниченная дифракцией, и составит угол (по уровню половинной мощности)

_0,5=1,22л/D, (1.6)

где D диаметр потока излучения.



а б

Рис. 2. Диаграмма направленности круглой излучающей площадки: а в декартовой: б в полярной системах координат

Из формулы (1.6) следует, что чем меньше длина волны ЛИ и чем больше диаметр излучающей D поверхности (апертуры лазера), тем меньшей угловой расходимостью обладает его излучение.

Рис. 3. Изображение интерференционных колец

Рис. 4. Схематическое изображение хода лучей

(Например, теоретический угол расходимости ЛИ для рубинового лазера, при диаметре круглого торца рубина D = 8 мм и л = 0,69 мкм

_0,5 = 1,22/D = (1,220,6957^о17)/810³ = 22,



т.е. составляет 22 угловых секунды. Для газового СО₂ лазера при D= =1 см и л = 10,6 мкм получаем и_0.5 = 1,2110-³ рад ( 320).)

Такие же значение угловой расходимости для излучения обычного источника света (с применением системы коллимирования луча) может быть получено при использовании объектива коллиматора с фокусным расстоянием, равным 50 м.

Отметим, что реально достижимая расходимость ЛИ всех типов значительно превосходит теоретическую величину. (Например, для рубинового лазера с диаметром торца рубина 10 мм генерируется луч с углом расходимости 6 мрад (21)).

Причиной этому является, с одной сторон, сложная мозаичная структура излучающей поверхности активного элемента, например рубинового кристалла [4, 5] (в виде отдельных светящихся пятен, размер которых достигает ~ 100 мкм, а образуемые ими комплексы ~ 850 мкм), а с другой - сложность селекции высших поперечных типов колебаний в твердотельных ОКГ. Наименьшим углом расходимости обладают одномодовые ОКГ (генерирующие основной тип колебаний ТЕМ₀₀), что наиболее просто реализуется в случае газовых лазеров.

Опытным путем установлено, что в процессах воздействия ЛИ на твердые непрозрачные материалы при плотностях потоков энергии, приводящих к разрушению, рассмотренные выше свойства излучения не играют заметной роли. Определяющую роль в формировании профиля зоны нагрева играют энергетические параметры - энергия, мощность, плотность энергии, длительность импульса, пространственная и временная структура излучения, пространственное распределение плотности мощности излучения в пятне фокусировки, условия фокусировки, физические свойства материала (отражательная способность, теплофизические свойства, температура плавления и т.д.).

Плотность мощности ЛИ Q определяется отношением мощности излучения, проходящего через сечение лазерного пучка, к площади сечения и имеет размерность Вт/см ².

Соответственно плотность энергии ЛИ W_g определяется отношением энергии, проходящей через сечение лазерного пучка, к площади сечения и имеет размерность Дж/см².

Сфокусированное ЛИ создает в центре площадки, сравнимой с длиной волны, плотность мощности, определяемую как

Q_s = PD²/л²F², (1.7)

где Р выходная мощность излучения лазера; D диаметр объектива оптической системы; л длина волны; F фокусное расстояние оптической системы.

Определяя плотность мощности ЛИ при параметрах: Р = 1 кВт; л = 0,69 мкм; относительное отверстие D/F = l,2 на основании (1.7), получаем в центре пятна Q_s = 310¹⁴ Вт/см², что превышает плотность мощности излучения на поверхности Солнца более чем в миллион раз.

Вместе с тем, ЛИ с высокой плотностью мощности обладает и высокой напряженностью электрического поля (ЭП, определяемой как

E = (_сQ_s)^0,5, (1.8)

где з_с = 120р коэффициент (волновое сопротивление), характеризующий свойства свободного пространства с размерностью Ом.

Для ранее рассмотренного примера напряженность ЭП составит

Е_п = 310¹⁰ Вм¹,



т.е. ЛИ характеризуется как высокой плотностью мощности излучения, так и высокой напряженностью ЭП.

Следует добавить, что и спектральная плотность ЛИ Q (выраженная в виде плотности мощности излучения на единицу длины волны) также достигает огромной величины, порядка 10¹⁷10¹⁸ Вт/(см²·мкм¹), что превышает спектральную плотность солнечного излучения на двенадцать порядков.

В настоящее время достигнуты мощности излучения импульсных лазеров (в зависимости от режима работы) от сотен киловатт (свободная генерация) до Гиговатт (модулированная добротность).

К факторам, обусловливающим результаты воздействия ЛИ на материалы, следует отнести и условия фокусирования, под которыми понимают расположение поверхности (с которой взаимодействует ЛИ), относительно фокальной плоскости оптической системы. Минимальный размер пятна, который может быть получен на поверхности образца, равен радиусу центрального пятна дифракционной картины (рис. 3) и определяется как

r_f = иF. (1.9)

Для уровня половинной мощности и = и_0.5 имеем

r_f = 1,22F/D. (1.10)

Например, для рубинового ОКГ при отношении D/F = 0,3 r_f 3 мкм. Если мощность излучения ОКГ 10⁶ Вт, то плотность потока в центре пятна составит ~ 10¹³ Вт/см².

Фокусировка когерентного потока ЛИ приводит к следующему распределению интенсивности в фокальной плоскости линзы [3]:



Q(r) = Q₀[2I₁(Br)/(Br)²]², (1.11)

где I₁(u) функция Бесселя первого рода первого порядка, В = рD/лF.

Интенсивность в центре пятна (r = 0) равна

Q₀ = 0,25D²P₀/²F², (1.12)

где P₀ мощность излучения на входе системы фокусировки.

Дифракционное распределение плотности потока ЛИ (1.11) для твердотельных ОКГ, как правило, не реализуется, и распределение имеет более сложный характер (часто не симметричный) из-за неоднородностей в лазерной системе.

Угловое распределение интенсивности ЛИ на различных расстояниях от излучающей поверхности также будет различным. Поэтому различают ближнюю, френелевскую и дальнюю (фраунгоферовскую) зоны (по отношению к излучателю). Область, в которой угловое распределение почти не зависит от расстояния до излучающего торца активного элемента ОКГ, называют дальней зоной (начало этой области находится на расстоянии от D²/2 до 2D²/). Поскольку в этой области наблюдаются эффекты дифракции Фраунгофера, эту зону называют областью Фраунгофера. Область, простирающаяся от границы дальней зоны (в направлении излучателя) до другой границы вблизи излучателя, отстоящей от него на расстояние (0,5D)/(D/л)^1/3, называется областью Френеля. Таблица 1 дает представление о распределении энергии излучения пространственного когерентного источника, ограниченного дифракцией [6]. Зона между внутренней границей области Френеля и поверхностью излучателя называется ближней областью и в ней при описании распределения поля излучения не допускается никаких приближений, поскольку поля излучения здесь могут быть очень сложными, быстро меняющимися, с резкими границами теней.



Таблица 1

Зона измерения	Расстояние от излучателя	Ошибки фазы, измеренные на расстоянии L от разных точек на поверхности диаметра D
Ближняя	L = D	Никаких допущений
Френеля (ближняя зона)	L (D/2)/(D/л)1/3	Дц л/16
Релея	L D2/2л	Дц л/4 область параллельного пучка
Фраунгофера (дальняя зона)	L 2D2/л	Дц л/16 область расходящегося пучка

Таким образом, при воздействии ЛИ на вещество основное значение имеет интенсивность ЛИ (которая обеспечивается малым углом расходимости луча), а монохроматичность играет второстепенную роль. Высокая монохроматичность ЛИ способствует хорошей фокусировке, так как хроматические аберрации линз практически отсутствуют. Эффект воздействия излучения на вещество не зависит также и от когерентности излучения.

Известно, что электромагнитное излучение (ЭМИ) взаимодействует с веществом с помощью электрических зарядов вещества (или через движение этих зарядов) и формально эти явления могут быть выражены лишь условно в рамках физической модели из количественных отношений, которые составляют теорию электромагнетизма. Теория оптики металлов, в свою очередь, связывает такие параметры, как отражение и поглощение, с проводимостью, диэлектрической постоянной и магнитной проницаемостью. Причем в явлениях излучения это могут быть электроны и ионы, взаимодействующие с ЭМП. При этом существенное значение имеют связи различных видов между зарядами, которые определяют свойства вещества, вид взаимодействия и частотный интервал ЛИ, участвующего в процессе. Таким образом, структурное состояние зарядов (связанных или свободных), зависимых или независимых друг от друга, будет определять величину отражения, преломления или поглощения электромагнитной волны (ЭМВ) на границе раздела двух сред, а также селективность или непрерывность поглощения и излучения.

Развитие квантовой электроники позволило реально наблюдать ряд новых физических явлений, обусловленных взаимодействием интенсивного ЭМИ с веществом. Это такие эффекты, как генерация гармоник ЛИ, параметрические взаимодействия, различного рода вынужденное рассеяние ЛИ, самофокусировка волновых пучков в среде и т.п., которые сегодня усиленно изучаются (теоретически и экспериментально) и составляют основное содержание нелинейной оптики.

Указанные выше эффекты являются следствием нелинейной (по ЭМП) поляризации среды, при этом предполагается, что сама среда в процессе взаимодействия с излучением не меняет своего агрегатного состояния и служит лишь нелинейным преобразователем излучения. При этом такие процессы, как пробой в газах или разрушение в твердых телах, рассматриваются как вторичные явления, приводящие к потере нелинейно-оптических свойств среды.

Принятое ограничение (о неизменности состояния среды) определяет также особенности теоретического подхода к задачам нелинейной оптики и проявляется в том, что все они могут быть описаны в рамках макроскопической электродинамики (т.е. с помощью уравнений Максвелла, дополненных нелинейными материальными уравнениями) [1].

К нелинейной оптике примыкает еще одна область, также возникшая в связи с появлением когерентных источников излучения, нелинейная спектроскопия, исследования в которой направлены в основном на изучение спектров поглощения интенсивного ЛИ в газах, жидкостях и твердых телах.

Следует отметить, что в области слабых ЭМП (некогерентные источники) шкала частот является определяющей, с помощью которой классифицируются эффекты взаимодействия оптического излучения с веществом (в основе классификации - предположение о неизменности частота излучения в процессе взаимодействия со средой). Вместе с тем, исследование процессов отражения на границе двух сред является строгим лишь в случае, когда определено направление поляризации падающей волны (например, при угле падения, равном углу Брюстера, излучение, поляризованное в плоскости падения, вообще не отражается). Таким образом, частота и поляризация - основные характеристики излучения в области слабых полей, которые не зависят от интенсивности излучения (пока оно остается слабым) [1].

Заметим, что эффекты взаимодействия ЛИ с веществом можно рассматривать как на основные положения классической, так и квантовой теории. При этом квантовая теория позволяет анализировать процессы поглощения и излучения света атомными системами, а классическая - изучать распространения ЭМИ в среде вдали от полос резонансного поглощения.

Взаимодействие ЭМИ со средой сводится к последовательным элементарным взаимодействиям ЛИ с атомами и молекулами среды. В ЭП волны Е атомы или молекулы среды поляризуются: электроны смещаются относительно ядер и появляется электрический дипольный момент, причем смещение определяется величиной и знаком напряженности ЭП Е.

Знак и величина напряженности ЭМП изменяются с частотой поля, что изменяет и положение электрона. Эти колебания электрона создают свое поле (т.е. он “переизлучает” действующее на него ЭМП), которое изменяется во времени точно так же, как поле падающей на среду гармонической волны, но отличается фазой и амплитудой. Амплитудные изменения обусловлены потерями энергии при элементарном акте взаимодействия волны с атомом и составляют причину поглощения ЭМВ.

Дипольный момент, приобретенный отдельным атомом под действием ЭМВ, определяется как р = жЕ, где величина ж называется линейной атомной восприимчивостью. Величина дипольного момента, приобретенного средой объемом 1 см³, называется поляризацией среды

Р = NжЕ = хЕ, (1.13)



где N число атомов в 1 см³; x макроскопическая линейная восприимчивость (поляризуемость), определяемая свойствами среды.

Уравнение (1.13) находится в хорошем соответствии с экспериментами в области низких интенсивностей излучения, однако линейная зависимость между поляризацией и ЭП не является универсальной и лишь приближенно описывает реакцию среды на воздействие ЭМП. Для уточнения следует обратиться к микромоделям, описывающим такое взаимодействие. Наиболее известной и распространенной моделью такого рода является модель осциллятора (колебательной системы, в которой могут возбуждаться собственные гармонические колебания). В этой модели электрон, движущийся в поле ядра и переизлучающий ЭМП, представляется в виде осциллятора, частота колебаний которого не зависит от амплитуды, а возвращающая сила, действующая на электрон, линейно зависит от смещения. Такой осциллятор называют гармоническим и его модель непосредственно приводит к соотношению (1.13).

Однако гармонические колебания элементарного атомного осциллятора возможны лишь при малых амплитудах ЭМП. При значительных смещениях характер колебаний осциллятора усложняется (возвращающая сила нелинейно связана со смещением) и осциллятор называют ангармоническим. Поэтому при воздействии ЛИ электрон рассматривают как ангармонический осциллятор, а связь между поляризацией и полем будет нелинейной.

Экспериментальные исследования воздействия ЛИ с плотностью мощности 10⁸10¹⁰ Вт/см² показали, что существует сильная количественная и качественная зависимость характера эффектов взаимодействия ЛИ с веществом от интенсивности излучения. Причем речь идет не о малых поправках, регистрируемых в физических экспериментах, а имеются в виду вполне определенные явления, радикально меняющие поведение потоков излучения.

Проявляется множество эффектов нелинейной оптики, когда в сильных полях ЛИ поляризация р уже не прямо пропорциональна напряженности ЭП, а представляется в виде степенного ряда

р = хЕ + чЕ² + ИЕ³+…, (1.14)

где ч, И коэффициенты нелинейной восприимчивости ч = 1/Е, И= =1/Е².

При использовании некогерентных источников излучения все члены выражения (1.14), кроме первого, ничтожно малы. Простейшее проявление нелинейности состоит в генерации гармоник частоты, распространяющегося в среде излучения.

При распространении ЛИ в конденсированных средах ЭМВ не только отражаются от тепловых волн, но и взаимодействуют с ними, увеличивая интенсивность тепловых колебаний. Эффект состоит в наложении падающих и отраженных ЭМВ, формирующем максимумы и минимумы поля. В местах наибольшей интенсивности излучения, где волны находятся в фазе, проявляется электрострикционная сила (электрострикция деформация вещества во внешнем электрическом поле, пропорциональная квадрату напряженности ЭП), которая приводит к сжатию. Периодичность изменения силы сжатия вызывает увеличение как внутренних давлений, так и интенсивности акустической волны. Такая волна с большей интенсивностью в свою очередь приводит к увеличению отраженного излучения. Интенсивные колебания в твердых телах могут стать одной из причин их разрушения.

Поскольку ЭМИ переносит энергию, то при падении как обычного света, так и ЛИ на вещество действуют силы, называемые соответственно световым давлением или давлением ЛИ [7, 8].

Лазерный луч это поток фотонов с определенной энергией и импульсом силы, а атомы конденсированной среды представляют собой резонансные системы, которые могут существовать лишь в определенных энергетических состояниях. Поэтому атомы взаимодействуют с ЛИ при условии, что энергия фотонов соответствует энергии, необходимой для перевода атома из одного энергетического состояния в другое. Мерой силы взаимодействия является сечение поглощения. Для атомов, находящихся в состоянии резонансного поглощения, сечение поглощения равно квадрату длины волны излучения. Если учесть, что лазерный луч можно сфокусировать в пятно площадью, равной квадрату длины волны, то можно сделать вывод, что единичный атом, находящийся в области фокуса лазерного луча, поглощает практически всю энергию пучка.

При поглощении ЛИ атому сообщаются как энергия, так и импульс фотона, при этом атом не только переходит в возбужденное состояние, но и получает приращение скорости в направлении падающего излучения. Прежде чем вернуться в основное состояние, атом остается возбужденным в течение некоторого времени. При возвращении в исходное состояние атом испускает фотон, а атому сообщается один импульс. Повторения этих процессов сообщают атому дополнительные импульсы, направленные вдоль луча, при этом действует сила (направленная вдоль оси ЛИ), которая по аналогии со случаем воздействия светового потока называется резонансным световым давлением (способна в области падения ЛИ на поверхность материала создавать световое давление в сотни тысяч мегапаскалей, т.е. миллионы атмосфер).

Следует отметить, что световое давление при некотором значении величины мощности ЛИ достигает максимума, который соответствует “концу” времени возбужденного состояния атома. Это максимальное давление (в случае лазеров непрерывного действия) может создавать ускорение, в миллион раз превосходящее ускорение свободного падения, что используется для разделения частиц в жидкости, ускорения до больших скоростей электрически нейтральных частиц, разделения изотопов и анализа атомных пучков.

Экспериментально выявлены и некоторые закономерности поглощения интенсивных световых пучков.

1. Оказалось, что существует существенное различие в поглощении, причем среды, непрозрачные для слабого излучения некоторой частоты, могут стать прозрачными для высокоинтенсивного излучения (просветление) и, наоборот, “прозрачные” материалы могут затемняться по отношению к мощному излучению (нелинейное поглощение). То есть коэффициент поглощения зависит как от частоты, так и интенсивности, а в случае, когда интенсивность (резонансного по отношению к данной среде излучения) велика, значительное количество частиц среды переходит в возбужденное состояние и проявляется эффект насыщения. Это явление называют эффектом насыщения квантовой системы.

2. Интерес представляет и обратный эффект многофотонного поглощения, когда интенсивное излучение поглощается гораздо сильнее слабого. Объяснение эффекта следует из основного уравнения теоретической нелинейной оптики (1.14), т.е. если член ИЕ³ содержит фазовый сдвиг, то помимо нелинейной поправки к показателю преломления появляется и нелинейная поправка к коэффициенту поглощения.

3. Обнаружен эффект резонансного просветления в поле коротких лазерных импульсов, длительность которых меньше характерных времен релаксации системы (здесь релаксация процесс установления теплового равновесия в системе). При этом короткий мощный лазерный импульс проходит через резонансную среду без поглощения, а слабое излучение (той же частоты) может поглощаться практически полностью и единственным результатом его взаимодействия со средой оказывается резкое уменьшение групповой скорости распространения.

4. Проявляются эффекты самофокусировки и самодефокусировки, которые демонстрируют качественные изменения характера оптических явлений в области сильных ЭМП.

Если мощность ЛИ превышает некоторое критическое значение Р_кр, вместо обычной дифракционной расходимости (параллельного луча) наблюдается самосжатие. При распространении мощных импульсов ЛИ в жидкостях самосжатие носит характер схлопывания пучка, которое сопровождается быстрым нарастанием ЭМП, вызвающим изменение состояния среды (пробой, фазовые переходы и т. п.) [9].

При распространении непрерывного ЛИ в стеклах, нарастание ЭМП не носит катастрофического характера, а ведет лишь к самопроизвольному сжатию на некотором расстоянии в среде. Сходство процесса с фокусировкой пучка обычной линзой заканчивается за фокальной точкой, где самосфокусированный пучок может образовывать квазистационарные нити (волноводное распространение), последовательность нескольких фокальных точек и т.п. Причиной этого эффекта является существенное изменение показателя преломления среды в сильном ЭМП. Причем если в области, занятой пучком, показатель преломления возрастает, то область становится оптически более плотной и периферийные лучи отклоняются к центру пучка. Важным оказывается то, что эта нелинейная рефракция может быть настолько существенной, что дифракционные эффекты практически полностью подавляются.

Не менее важную роль может играть и электрострикция, которая при воздействии ЛИ на нелинейную среду приводит к появлению постоянного давления и к изменению плотности, т.е. показателя преломления среды. В случае жидкости, нелинейные изменения значения показателя преломления могут быть связаны с ориентацией молекул в ЭП ЭМВ (это высокочастотный эффект Керра). Важной причиной изменения показателя преломления является и нагрев среды ЛИ.

Экспериментально показано, что критические мощности, при которых наблюдается самофокусировка, относительно невысоки (в сероуглероде Р_кр = 10 кВт, в некоторых сортах оптического стекла Р_кр= 1 Вт), так что эффект можно наблюдать не только в мощных пучках импульсных лазеров, но и в пучках лазеров непрерывного действия.

Обратный эффект самодефокусировка возникает, если в области, занятой пучком, показатель преломления снижается и область становится оптически менее плотной. Это значительно изменяет свойства среды (при интенсивности излучения, измеряемого всего лишь милливаттами), и мощный лазерный пучок расходится гораздо быстрее, чем пучок малой интенсивности.

Тепловая природа эффекта подтверждается резким изменением мощности луча или его положения, причем процесс стабилизируется за несколько секунд. Подобные эффекты наблюдается не только в жидкостях и в твердых телах, но и в газах.

5. Известно, что при воздействии ЛИ на вещество ЭМВ взаимодействуют не только друг с другом, и с акустическими, но и с молекулярными колебаниями (рассеяние излучения на акустических волнах называется рассеянием МандельштамаБриллюэна, а рассеяние на внутримолекулярных колебаниях - комбинационным рассеянием). Для выяснения причин этого взаимодействия следует напомнить, что в различных средах (жидкость, твердое тело, газ) происходят внутренние движения, приводящие к изменениям частоты излучения. Так, тепловое движение молекул вызывает изменение плотности среды, а следовательно, и показателя преломления. Случайные изменения плотности, обусловленные тепловыми движениями молекул (тепловые акустические волны), приводят к изменению длины волны и направления распространения ЛИ в среде, т.е. тепловые акустические волны модулируют ЭМВ ЛИ (как в радиотехнике низкочастотный сигнал модулирует высокочастотную несущую). При этом у спектральной линии частоты возникают боковые компоненты (сателлиты) с частотой ± Щ_а, где Щ_a частота акустической волны.

Аналогично проявляются и внутримолекулярные колебания (колебания ядер в молекуле), которые, воздействуя на лазерный пучок, также создают сателлиты с частотами ± Щ_м, где Щ_м частота внутримолекулярных колебаний. Таким образом, модуляция ЭМВ ЛИ может осуществляться не только посредством коллективных движений молекул, но и в результате внутренних движений в отдельной молекуле.

6. Наблюдается и обратное воздействие ЛИ на акустические колебания, которое связано с явлением электрострикции и проявляется в том, что ЛИ вызывает акустическое давление. Поэтому с помощью лазеров удается возбуждать мощные (до 10 кВт) звуковые колебания во многих жидкостях и твердых телах [2].

1.2 Основные направления существующих и перспективных исследований

В заключение первого раздела отметим, что неосвоенными сегодня и слабо исследованными остаются области, соответствующие терагерцевому диапазону частот, рентгеновским и гаммалучам, которым свойственны специфические особенности и качества. Приведем наиболее важные из них.

Терагерцы (THz) - область электромагнитного спектра от (0,1 - 10) 10¹² Гц, который расположен между ИК- и СВЧ-диапазонами. В этом интервале частот располагаются устойчивые полосы поглощения биологических материалов на основе вращательных и молекулярных резонансов молекул, поэтому основной интерес к нему проявляет химии и астрономии для изучения спектральных характеристик [11, 12].

Большая часть THz-источников использует возбуждение различных материалов ультракороткими лазерными импульсами и нелинейные эффекты в электрооптических кристаллах и плазме. Однако все эти источники имеют очень низкую эффективность и мощность генерации составляет несколько микроватт (при накачке фемтосекундными импульсами оптических источников мощностью составляет единицы ватт). Такие THz-генераторы выполняют на основе высокоомных полупроводниковых материалов GaAs, InP и специально обработанного Si.

Рентгеновское излучение занимает полосу от 10¹⁸ до 10¹⁹ Гц и включает в себя мягкие и жесткие (коротковолновый участок) рентгеновские лучи. Эти лучи способны ионизировать воздух, вызывать химические реакции и не отклоняются МП. Они обладают волновой природой излучения (что и было доказано в 1912 г. немецким ученым М. Лауэ, который наблюдал дифракцию рентгеновых лучей на кристаллической решетке) и высокой проникающей способностью.

Жесткое рентгеновское излучение обладает наибольшей проникающей способностью (длина волны 0,1 нм и менее) и беспрепятственно проходит через многие непрозрачные материалы, например через слой стали толщиной 1520 см.

Гамма-излучение, согласно рис. 1, граничит с жестким рентгеновским излучением и имеет длину волны сотые и тысячные доли нанометра, поэтому обладает ярко выраженными корпускулярными свойствами и ведет себя как поток частиц (гамма-квантов). Такое излучение возникает при ядерных реакциях, при аннигиляции пар частица - античастица, а также при прохождении быстрозаряженных частиц через вещество. Область гамма-излучения в своей коротковолновой части граничит с областью космических лучей.

По своим свойствам гамма-излучение подобно жесткому рентгеновскому излучению и, как рентгеновские лучи, оно ионизирует воздух, вызывает химические реакции, не отклоняется МП. При прохождении через кристаллы гамма-излучение подобно рентгеновскому излучению подвержено дифракции. Совпадение свойств гамма-излучения и жесткого рентгеновского излучения доказывает их одинаковую природу.

Рентгеновское излучение и гамма-излучение распространяются, как и все виды излучений электромагнитного спектра, со скоростью света. Гамма-излучение обладает очень высокой проникающей способностью и существенно превосходит жесткое рентгеновское излучение. Это объясняется тем, что энергия квантов гамма-излучения выше, чем энергия квантов УФ- и рентгеновского излучения [1].

Приведем небольшой пример. Согласно формуле М. Планка (W = h), значение энергии квантов ИК-, УФ-, рентгеновского и гамма-излучения, при частоте колебаний ИК-излучения _ик = 310¹³ Гц, УФ _y = 3,310¹⁵ Гц, рентгеновского (мягкого) _p = 310¹⁷ Гц и гамма-излучения _г = 10²⁰ Гц, составляет для кванта ИК-излучения всего 0,124 эВ, для УФ-излучения 13,6 эВ, для рентгеновского излучения 1,210³ эВ и, наконец, энергия кванта гамма-излучения имеет величину 410⁵ эВ. Таким образом, энергоемкость гамма-излучения почти в 4 млн. раз выше энергоемкости ИК-излучения. Если энергию рентгеновских или гамма-лучей при стимулированном монохроматическом и когерентном излучении сфокусировать, то она будет чрезвычайно большой. Следовательно, получение вынужденного излучения в рентгеновской области, а также в области гамма-излучения является заманчивой идеей для ученых. Наряду с преимуществами, которыми обладает ЛИ длинноволновых областей оптического диапазона, ЛИ рентгеновской области и области гамма-излучения будет иметь еще и высокую проникающую способность. Последним преимуществом ЛИ длинноволновой части оптического диапазона не обладает.

Реально достигнутые сегодня плотности мощности ЛИ позволяют применять их для обработки различных материалов:

резать самые твердые материалы алмаз и сверхтвердые сплавы;

ускорять в синхрофазотронах заряженные чacтицы;

инициировать термоядерные процессы;

ускорять химические реакции;

создавать новые синтетические материалы с необычайными свойствами;

передавать по каналам связи громадные потоки информации;

измерять с большой точностью время и расстояния;

управлять космическими кораблями и искусственными спутниками;

производить хирургические операции и терапевтическое лечение людей.

Таким образом, изучив процессы взаимодействия света с веществом во всем интервале частот и реальных мощностей ЛИ, получаем возможность: анализировать физические явления; понимать эффекты, сопровождающие процессы; использовать явления для решения технических, экологических, эксперимен-тальных и исследовательских задач.

Данный курс является введением в лазерные технологии начиная с промышленных и заканчивая биологическими, экологичес-кими и информационными, изучение которых продолжит и углубит профессиональную подготовку.



2. Механизмы поглощения и диссипации энергии в веществе

2.1 Оптические процессы в металлах

Качественная схема механизмов и последовательности процессов поглощения света и перехода поглощенной энергии в тепло может быть представлена следующим образом. Известно, что часть энергии ЛИ, падающего на поверхность материала, поглощается в нем, а часть отражается. Поглощенная энергия вызывает нагрев поверхности, который зависит от длительности воздействия и плотности мощности ЛИ, причем, например, потери тепла в результате теплопроводности малы, если лазерные импульсы очень короткие, но эти потери могут стать существенными для импульсов с большой длительностью. При этом может наблюдаться ряд важных эффектов, связанных с поглощением излучения в плазме, которая возникает в материале, испарившемся с поверхности образца, а потери, связанные с переизлучением с поверхности образца, обычно несущественны [2, 9].

Нагрев может протекать с высокой скоростью, при этом поверхность быстро прогревается до температуры плавления, что представляет интерес для сварки. Иногда желательно расплавить максимальное количество материала без испарения поверхности, при этом плавление в отсутствие испарения происходит в довольно узком интервале параметров импульса ЛИ. Если плотность мощности ЛИ слишком велика, то испарение поверхности начинается до того, как материал успевает проплавиться на заметную глубину. Из этого следует, что существует максимальный предел плотности мощности ЛИ, при которой желательно проводить плавление. Соответственно при заданной энергии импульса ЛИ часто оказывается желательным увеличить длительность импульса. Процесс плавления зависит от теплового потока в этом материале, величина которого определяется теплопроводностью материала k.

Однако тепловой поток определяется не только теплопроводностью, поскольку изменение температуры зависит также от удельной теплоемкости материала с. Скорость нагрева обратно пропорциональна удельной теплоемкости, рассчитанной на единицу объема материала, которая равна с, где плотность материала. Основной фактор, определяющий тепловой поток, равен k/c.

Размерность этого фактора (см²/с) такая же, как размерность коэффициента диффузии. Следовательно, фактор k/c характеризует процесс «диффузии» температуры (или, строго говоря, тепла) и называется коэффициентом температуропроводности k* [13].

В решения всех задач нестационарного распространения тепла входит величина k/c, которая определяет, с какой скоростью происходит в материале поглощение и передача тепловой энергии. (При сварке высокая температуропроводность обычно обеспечивает большую глубину проникновения фронта плавления в отсутствие теплового удара или растрескивания материала).

Обычно температуропроводность сплавов ниже, чем температуропроводность чистого металла, который является основной компонентой сплава. Особенно низкие температуропроводности имеют нержавеющая сталь и некоторые никелевые сплавы. Низкие значения k* ограничивают глубину проникновения тепла и могут сузить сферу применения лазерной сварки.

Глубина, на которую тепло проникает в течение времени t, приближенно определяется следующим соотношением:

d = (4k*·t)^1/2, (2.1)

где d глубина проникновения тепла. Рассмотрим конкретный пример. В металле с k* = 0,25 см²/с, в течение импульса длительностью 90 нc (типичное значение для лазера с модуляцией добротности) тепловой поток может проникнуть лишь на глубину ~310⁴ см.

Размещено на Allbest.ru

...