Результаты лабораторных экспериментов

2.2 Результаты лабораторных экспериментов

Результаты первых экспериментов по генерации АВ локальным объемом монодисперсного мелкокапельного водного аэрозоля типа 1 при воздействии импульсом МЛИ в контролируемых лабораторных условиях показали следующее. Форма генерируемого ОА-импульса отличается от классического варианта N -волны наличием «хвоста», рис. 2.10. Это связано с релаксационными процессами в объеме взаимодействия, который после воздействия импульсом МЛИ обладает свойствами объемного резонатора конечной добротности, что в свою очередь объясняется резким изменением параметров среды в объеме взаимодействия: часть жидкости испарилась с поверхности и в результате взрыва аэрозольных частиц, а горячий пар заполнил межкапельное пространство. К сожалению здесь и в далее подробно не рассматриваются релаксационные процессы, поскольку это выходит за рамки настоящей работы и представляет самостоятельное исследование микрофизики воздействия МЛИ на аэрозоль.

В экспериментах зафиксирована смена зависимости генерируемой акустической энергии от плотности энергии воздействующего излучения в области порога взрывного вскипания частиц аэрозоля Ел = 1,5 2 Дж/см2.

Полученные в экспериментах зависимости допускают простую физическую интерпретацию. При регулярном испарении и взрывном вскипании частиц жидкого аэрозоля в пучке МЛИ часть жидкости переходит в пар, что приводит к росту давления в облучаемом модельном объеме.

Рис. 10. Осциллограмма ОА-сигнала, генерируемого аэрозольным объемом при воздействии импульсом МЛИ. Временная развертка -20 мкс/дел

Поскольку для данного эксперимента длительность импульса воздействующего излучения значительно меньше времени пробега звука через поперечник облучаемого объекта Т_л < 2 - а_л / С0, то длительность генерируемого акустического импульса полностью определяется пространственными размерами облучаемого объема, а наблюдаемый процесс сводится к задаче излучения АВ источником с начально заданным профилем давления. Для таких задач определение излучаемой источником энергии можно оценить по формуле:

= Pa -AV^,

где P_a — атмосферное давление, AV — объем вытесненного воздуха. Полагая, что объем вытесненного воздуха равен объему, вытесненному паром, получим:

С другой стороны, по результатам регистрации ОА-сигнала, оценивалась генерируемая в ОА-импульсе акустическая энергия за первый период колебания:

Жа_К = 4 P+² • d² Т+ /.

Подстановка экспериментальных величин в дает значения акустической энергии W близкие к наблюдаемым в эксперименте - W из.

По результатам исследований, представленных выше, был определен коэффициент преобразования поглощенного лазерного излучения в энергию АВ:

Рис. 11. Зависимость генерируемой акустической энергии от концентрации аэрозольных частиц для различных значений плотности лазерной энергии: 1 -0,093; 2 - 0,23; 3 - 0,47; 4 - 0,93; 5 - 3,1; 6 - 18 Дж/см²

К_АВ = 1.6 • 10^-7 6.8 • 10^-7.

В отличие от представленных выше, количественно более точные и тщательные экспериментальные исследования были выполнены с модельными аэрозолями типа 1 несколько позднее. Результаты этих исследований для монодисперсного водного аэрозоля представлены на рис. 2.11, 2.12, где прямые линии проведены по методу наименьших квадратов, а приведенные на рис 2.12 зависимости соответствуют значениям начальной водности аэрозоля: 1 - 99, 2 - 49, 3 - 9,9 г/м.

Амплитуда генерируемых ОА-сигналов, как показывает рис. 2.11, пропорциональна концентрации аэрозольных частиц и в соответствии с пропорциональна водности аэрозольной среды. Согласно рис. 2.12, зависимость амплитуды генерируемого ОА-сигнала нелинейно зависит от плотности лазерной энергии при переходе от поверхностного испарения жидкокапельного однородно поглощающего водного аэрозоля к его взрывному вскипанию и разрушению. Зависимость энергии ОА-отклика от плотности воздействующей лазерной энергии для объема аэрозольных частиц при их поверхностном испарении близка к квадратичой. Кроме того, после

взрывного разрушения частиц эффективность генерации АВ заметно снижается. Установленный ОА- экспериментальными исследованиями энергетический порог ~2 Дж/см взрывного вскипания и разрушения водных капель аэрозоля хорошо согласуются с соответствующими оптическими исследованиями.

В экспериментах, проведенных с модельной средой типа 2, отмечалось, что при реализации поверхностного и взрывного испарения в ходе взаимодействия лазерного излучения с веществом модельной среды форма генерируемого акустического импульса изменяется. Для данного эксперимента длительность импульса воздействующего излучения значительно больше времени пробега звука через поперечник облучаемого объекта Т_л > 2 - а_л / С), поэтому длительность генерируемого акустического импульса должна полностью определяться длительностью импульса воздействующего лазерного излучения. Однако в были обнаружены отклонения от этого правила. В частности, было установлено уменьшение времени задержки регистрации акустического импульса Т_з при увеличении плотности воздействующей энергии Е_л, начиная с энергетического порога взрывного вскипания

Рис. 12. Зависимость генерируемой акустической энергии от плотности лазерной энергии для различных значений концентрации аэрозольных частиц: 1 -1,2106, 2 - 6105, 3 - 1,2Х105 см- . Сплошные линии - теория

Одной из основных характеристик процесса взрывного вскипания, влияющей на величину Т_з, является Т_вз - время от начала воздействия излучения на частицу до начала выброса пара с ее поверхности. Время взрыва складывается из времени нагрева вещества частицы до температуры взрывного вскипания, времени ожидания гомогенного появления паровых пузырьков в перегретой жидкости, времени их роста и выхода на поверхность, что приводит к разрушению всей частицы, в случае малых однородно поглощающих капель СС₀р - а0 < 1, либо ее части в случае больших неоднородно поглощающих капель а_ор - а0 > 1. И в том и в другом случае начало выброса пароконденсата является началом формирования регистрируемого импульса давления.

В времена взрыва исследовались оптическим методом по изменению прозрачности аэрозольного слоя и сигналу светорассеяния. Было отмечено уменьшение Т_вз от 3 до 1 мкс при увеличении Е_л от 2 до 10 Дж/см². Эти результаты хорошо согласуются с экспериментальными данными, полученными другими авторами, выполненными по независимым методикам, а также с теоретическими расчетами. Зафиксированное в уменьшение времени задержки Т_з при увеличении значений Е_л в тех же пределах, что и в работе, примерно на порядок больше величины Т_вз и не может быть объяснено изменением времени взрыва. Такое уменьшение может быть обусловлено еще двумя причинами: первая - значительный рост избыточного давления в области взаимодействия лазерного излучения с аэрозолем и, как следствие, рост нелинейных акустических эффектов: искажение профиля АВ, увеличение скорости ударной волны на ранних стадиях ее возникновения; вторая — увеличение размеров области генерации акустического импульса за счет разлета продуктов взрыва аэрозольных частиц после воздействия лазерного излучения. Первой из указанных причин согласно условиям проведения измерений можно пренебречь, поскольку нелинейные эффекты в генерируемых акустических импульсах ничтожно малы. Соответствующая оценка показывает, что параметр нелинейности N принимает значения:

N = --² << 1,

а_э - эффективный размер области формирования акустического импульса; р ~ у • P / С0

- возмущение плотности. Очевидно, что возникшую АВ можно считать линейной уже на ранних стадиях ее распространения от объема взаимодействия.

Таким образом, в качестве возможной причины, приводящей к уменьшению величины Т_з с ростом плотности энергии лазерного излучения, следует считать изменение размера области формирования акустического импульса.

Относительная изменчивость временных параметров акустического отклика от плотности лазерной энергии экспериментально исследована с использованием модельной среды типа 3 и представлена на рис. 2.13.

Рис. 13. Относительные изменения временных параметров акустического отклика в зависимости от плотности энергии лазерного излучения эксперимент - сплошные кривые, теория - пунктирные кривые

В качестве величин?0 использованы соответствующие значения временных параметров импульса давления при Е_л = 0,14 Дж/см².

Из рис. 2.13 следует, что при тепловом и испарительном механизме формирования акустического сигнала величина Т_з не изменяется и соответствует времени распространения импульса давления от источника до приемника со звуковой скоростью. При переходе к взрывному вскипанию облучаемого объема величина Т_з резко сокращается, что говорит об изменении механизма формирования акустического сигнала. При смене режимов взаимодействия наблюдаются существенные изменения формы сигнала. Изменяются соотношения между общей длительностью фазы сжатия и ее передним фронтом. Поскольку при возбуждении объема взаимодействия коротким лазерным импульсом форма переднего фронта акустического импульса должна повторять распределение термооптических источников, то значительное уменьшение величины Т_з и увеличение Тф свидетельствуют о том, что размеры области генерации АВ, которая заполнена фрагментами взрыва капель, существенно увеличиваются при Е_л > 2 Дж/см².

Полученная в экспериментах зависимость пикового акустического давления P+ в регистрируемом сигнале от плотности энергии воздействующего излучения Е_лпри d = 5 см показана на рис. 2.14 и близка к полученным ранее в.

Линии на рис. 2.14 построены по методу наименьших квадратов, согласно следующим аппроксимациям:

1. - полидисперсный аэрозоль с модальным радиусом частиц 4 мкм, водностью 800 г/м³:

P = Е_л°'⁷³ -146 при 2,3 < Е_л < 20 Дж/см²;

P = Е_л² - 52 при 0,3 < Е_л < 2,3 Дж/см²;

P = Е_л -16 при 0,05 < Е_л < 0,3 Дж/см².

2. - монодисперсный аэрозоль с радиусом частиц 2,7 мкм, концентрацией частиц _5-33

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.

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.