Спосіб лазерного впливу на конденсовані тіла

Спосіб лазерного впливу на конденсовані тіла, що включає опромінення тіла лазерним випромі нюванням, який відрізняється тим, що випромінювання проводять на резонансних частотах тіла, що опромінюється, а опромінення проводять із кутом падіння випромінюваної хвилі, рівним Корисна модель належить до лазерної техніки й може бути використана в технологічних цілях для обробки конденсованих матеріалів. Відомі різні способи впливу лазерного випромінювання на конденсовані тіла (метали, діелектрики, напівпровідники), що дозволяють викликати в них необоротні зміни й фазові переходи [1]. Недоліком таких способів є низька ефективність перетворення енергії лазерного випромінювання в теплову енергію. Відомий спосіб впливу на конденсовані тіла випромінювання, що лежить в області радіодіапазону [2]. Недоліком даного способу є низький коефіцієнт корисної дії (ККД) перетворення енергії випромінювання в теплову енергію, а також великі енерговитрати й громіздкі пристрої для його реалізації. Найбільш близьким до технічного рішення, що заявляється, є спосіб впливу на конденсовані тіла, описаний у роботі [3]. Основними операціями способу, прийнятого як прототип, є створення сфокусованого випромінювання в напрямку до поверхні конденсованого тіла, причому інтенсивність цього 5 6 випромінювання повинна бути не менш 10 -10 2 Вт/см , а випромінювання є імпульсним із тривалістю імпульсу не більше характерного часу поши-8 рення хвилі розширення в тілі ( порядку 10 с). Зазначене випромінювання створюється лазером. Звичайно для рішення технологічних завдань використовуються лазери з довільною довжиною хвилі [4]. Таке використання визначається в основному існуючими лазерними приладами, а не фізичними процесами при впливі випромінювання на речовину. Як випливає із досліджень, при трива-7 -8 лості імпульсу 10 -10 с вплив лазерного випро мінювання не екранується продуктами випару речовини. Зазначені рівні інтенсивності випромінювання є критичними (мінімальними) і визначаються, виходячи з теплофізичних властивостей конденсованих тіл і особливістю взаємодії електромагнітного випромінювання лазера з речовиною. Недоліками відомого способу є низький ККД перетворення енергії лазерного випромінювання при впливі на конденсовані тіла, порівняно високий рівень потужності для створення фазових переходів у тілі. Зазначені недоліки обумовлені наступними причинами. При щільностях енергії лазерного випромінювання, достатнього для руйнування конденсованого тіла, кількість відбитої енергії за час дії імпульсу лазера досягає значення (50-70) % від падаючої енергії [5]. Зокрема, при порівняно малих 3 щільностях енергії (10 Дж/кв.см) для срібла тільки 3 % падаючої енергії поглинається в металі [6 ]. В основу корисної моделі поставлене завдання вдосконалити спосіб лазерного впливу на конденсовані тіла шляхом опромінення тіла лазерним випромінюванням на резонансних частотах тіла, що опромінюється, що дозволяє збільшити коефіцієнт корисної дії перетворення енергії лазерного випромінювання в теплову енергію, знизити рівень потужності лазера для створення фазових переходів у тілі. Поставлене завдання вирішується тим, що в способі лазерного впливу на конденсовані тіла, що включає опромінення тіла лазерним випромінюванням, випромінювання проводять на резонансних частотах тіла, що опромінюється, а опромінення проводять із кутом падіння випромінюваної     arcSin   f p , де  - діелектрична проник (19) UA (11) 61428 (13) U ність матеріалу,  р - плазмова частота електронів у ґратах матеріалу. 3 61428   Діелектрична проникність металу містить як дійсну, так і уявну частини [8] хвилі, рівним   arcSin   f p , де  - діелектрична проникність матеріалу,  р - плазмова частота електронів у гратах матеріалу. Суть корисної моделі пояснюється фіг., де показана структурна схема пристрою, що реалізує запропонований спосіб. Пристрій складається з лазера 1, який випромінює лазерний промінь 2, спрямований на конденсоване тіло 3 під певному кутом  . Запропонований спосіб здійснюється в такий спосіб. На конденсоване тіло 3 впливають лазерним випромінюванням 2 під кутом  . Найбільший ККД перетворення енергії лазерного випромінювання виходить у тому випадку, якщо випромінювання проводити на характерних частотах, близьких до резонансних частот конденсованих тіл (ці частоти для найпоширеніших речовин лежать в ультрафіолетовому й інфрачервоному діапазонах довжин хвиль), а кут оптимального опромінення необхідно вибирати з урахуванням характерних частот речовини. Для розрахунків результату взаємодії лазерного випромінювання довільної частоти  з металом скористаємося схемою розрахунків, опублікованої в роботі [7]. Виявляється, що при  =  р у тілі, крім звичайної хвилі, що проникає усередину речовини на глибину скін-шару, збуджується плазмова хвиля, причому диссипація енергії від цієї хвилі може значно перевершувати втрати від джоулевих хвиль, що зштовхнулися. При цьому можна показати, що плазмова поперечна хвиля в металі буде чисто поверхневою, якщо виконується умова 2  4   1  2 p  ,   i де  - час загасання хвилі в металі. З експериментальних даних випливає, що уявна частина діелектричної проникності перевищує 2 2 величину V 0/С [9]. Звідси випливає, що неможливо здійснити 100 % перетворення нормальної складової потоку енергії в нагрівання. Найбільше значення поглинання енергії падаючої хвилі виходить за умови  ~  р і кутах падіння хвилі рівним     arcSin   f p , що забезпечують поверхневе поширення минулої хвилі. У цьому випадку здатність, що поглинає, металу Ар рівна 5/2 41    VF      , p  5  C 3 де VF - фермієвська швидкість. Для звичайного електромагнітного впливу випромінювання на метал (    p) [10] p  p n  12  k 2 , 3 VF    1_ 4 C 2 n  12  k 2 де n, k - показники переломлення й поглинання,  - провідність металу. У таблиці наведені значення Ар, А0, p  p / 2C; Aм,  м - коефіцієнт поглинання й довжина хвилі відповідно для переходів першого порядку для різних металів ( для випадку резонансного впливу й впливу з    p). 2 p , 2 1  V0 / C2 V0 - середня швидкість електронів у ґратах, С швидкість світла. Таблиця Метал Ag Аl Na Ті  р, ангстрем 3285 830 2070 3310  , град. АЗ 0.25 0.25 0.08 0.12 4.7 4.7 6.3 8.9 З отриманих даних випливає, що при резонансному впливі випромінювання на метал, при похилому падінні цього випромінювання на поверхню металу (кут φ) коефіцієнт поглинання виявляється набагато вище звичайного лазерного впливу. Відзначимо ще одну перевагу резонансного впливу лазерного випромінювання. Довжина загаVF сання плазмової хвилі p ~ менше довжини p загасання електромагнітної хвилі p ~ C p , де  - частота зштовхнування електронів в решітці. Тому процеси теплопровідності, ефективності фазових перетворень будуть вище при резонансному Ао 0.013 0.015 0.027 0.056  м, ангстрем 3000 8000 Ам 0.3 0.12 впливі. Однак, крім поглинання енергії падаючої хвилі під кутом  , за рахунок порушення плазмових хвиль (або міжзонних переходів) буде мати місце й звичайне поглинання власних електромагнітних хвиль за рахунок джоулевих втрат. При цьому в умовах резонансного впливу при кутах   1 падіння Sin2  p величина дисипації Ар ~ p 1 / 2 . Помітимо, що при звичайнім опроміненні й тому ж куті падіння випромінювання  величина коефіцієнта поглинання енергії хвилі буде менше й рівна 0 ~ p .   Розрахунки, проведені авторами, указують, що в порівнянні із прототипом пропоноване технічне 5 61428 рішення дозволяє зменшити витрати енергії на фазове перетворення тіл в 3-8 раз ( залежно від типу речовини) і підвищити ККД передачі енергії. Реалізація цього способу вимагає використання генераторів випромінювання, що перебудовуються (або набору лазерів з фіксованими частотами). Перелік джерел інформації. 1. Berstein В. IEEE Trans.. 1973.-V.NS-20.-№3.P.264. 2. А.М.Кугушев, Н.С.Голубева. Основы радиоэлектроники.-М.:Энергия, 1980.-С.126. 3.Ю.В.Афанасьев, О.Н.Крохин. Высокотемпературные и плазменные явления, возникающие при взаимодействии мощного лазерного излучения с веществом /Физика высоких плотностей энергии./ Пер. с англ.-М.: Мир, 1974.- С.354-402 - прототип. Комп’ютерна верстка М. Мацело 6 4. Б.С.Патон. Ж. «Автоматическая сварка», 1972.- №11; 1970.-№5; 1971.-№3. 5. С.И.Анисимов, Я.А.Имас и др. Действие излучения большой мощности на металлы.- М.: Наука, 1970. 6. Д. Рэди. Действие мощного лазерного излучения.- М.: Мир, 1974.-С.137. 7. А.М.Федорченко. Преобразование продольной плазменной волны в электромагнитную на границе плазма-диэлектрик /Украинский физический журнал, 1968.-Т.13.-С.1032. 8. А.В.Соколов. Оптические свойства металлов.- М: ГИМФЛ, 1961. 9. Г.П.Мотулевич. Оптические свойства поливалентных непереходных металлов /Успехи физических наук, 1969.-Т.97.-С.211. 10. Д.Займан. Принципы теории твердого тела.- М.: Мир, 1966.-С.264. Підписне Тираж 23 прим. Міністерство освіти і науки України Державний департамент інтелектуальної власності, вул. Урицького, 45, м. Київ, МСП, 03680, Україна ДП “Український інститут промислової власності”, вул. Глазунова, 1, м. Київ – 42, 01601