Книги по разным темам Pages:     | 1 | 2 | Журнал технической физики, 1998, том 68, № 6 08;12 Экспериментальное исследование процессов фокусировки субмикросекундных импульсов давления в жидкости й Ю.В. Судьенков1, Э.В. Иванов2 1 Санкт-Петербургский государственный университет, 198904 Санкт-Петербург, Россия 2 Санкт-Петербургский государственный институт точной механики и оптики (Технический университет), 197101 Санкт-Петербург, Россия (Поступило в Редакцию 28 марта 1997 г.) Представлены экспериментальные результаты исследования процессов фокусировки в воде моноимпульсов давления субмикросекундной длительности. Изучалось влияние распределения начальной амплитуды, уровня начального давления, а также геометрических параметров оптико-акустического концентратора. Обнаружена возможность значительного повышения эффективности фокусировки за счет перехода от колоколообразного распределения начальной амплитуды к распределению кольцевого типа.

Введение уменьшать длину волны и увеличивать эффективный угол сходимости.

В настоящее время явление фокусировки акустических Критерием применимости линейного подхода, учитыимпульсов в жидкости находит широкое применение в вающего лишь дифракцию, являются соотношения [4] различных областях науки, техники и медицины [1Ц3].

(4LD/LN) 1, LD = (F)2, Соответственно задача концентрации импульсных давлений в предельно малой пространственной области LN = 0c2 (2p0), (3) является весьма актуальной.

0 Для описания процесса фокусировки монохроматичегде LD и LN Ч соответственно дифракционная длина ских волн в линейном приближении применимо интеи дистанция образования разрыва в плоской волне, гральное уравнение КирхгофаЦГельмгольца [4]. Если =(1 +)/2 Ч параметр акустической нелинейности, фокусное расстояние F значительно превышает длину 0 и c0 Ч плотность жидкости и скорость звука в ней.

волны, а геометрический угол сходимости не Следовательно, в случае достаточно коротких волн слишком велик ( 1rad), данный подход приводит к и больших эффективных углов сходимости необходим следующему результату [5]:

учет нелинейных явлений, совокупное влияение которых на эффективность фокусировки монохроматических волн (pf /p0) F2/, Lf /2, Df /, (1) носит сложный характер [6Ц8].

Установлено, что процессы распространения импульсгде pf и p0 соответственно максимальное значение ных и монохроматических волн имеют много общих амплитуды давления в фокальной плоскости и на поособенностей как в линейном, так и в нелинейном верхности фокусирующего источника; Lf и Df Чдлина режиме [4,9,10]. В частности, рассматривая фокусировку и диаметр фокальной области по уровню 0.5pf ; Ч изначально монополярного импульса давления длительэффективный угол сходимости.

ностью, можно использовать выражения (1)Ц(3), замеПараметр определяется выражениями [5] нив длину волны на Фдлину импульсаФ (c0 ) [11,12].

Следовательно, согласно линейной теории, эффективность фокусировки моноимпульса будет возрастать при 2 = -1 d fs(, ) sin d, уменьшении его длительности. При этом, однако, должно 0 усиливаться и влияние нелинейных эффектов, которое может быть качественно различным в зависимости от fs(, ) =ps(, )/p0, (2) величины отношения (LD/LN).

где ps(, ) и fs(, ) Ч соответственно амплитуда Таким образом, исследование фокусировки коротких давления на поверхности фокусирующего источника и моноимпульсов давления ( 10-7 s), для генерации кофункция ее распределения; и Ч широтный и мери- торых наиболее удобен оптико-акустический метод [13], диональный углы в сферической координатной системе представляет большой интерес с точки зрения как фун(начало координат находится в точке геометрического даментальных, так и прикладных задач.

фокуса, угол отсчитывается от акустической оси, а угол При изучении процессов фокусировки импульсов да Ч в фокальной плоскости). вления как в теории, так и в эксперименте обычно расТаким образом, для повышения эффективности фо- сматривается колоколообразный профиль их начальной кусировки линейных монохроматических волн следует амплитуды. Из анализа имеющихся экспериментальных 112 Ю.В. Судьенков, Э.В. Иванов Рис. 1. Экспериментальная установка (a) и временные профили импульсов давления (b): 1 Ч вблизи поверхности поглощающего слоя, 2 Ч в фокусе оптико-акустических концентраторов.

результатов [14Ц18] следует, что для повышения эффек- ны нелинейная рефракция будет не препятствовать, а, тивности фокусировки субмикросекундных импульсов напротив, способствовать процессу фокусировки. Кроме необходимо увеличивать геометрический угол сходимо- того, при фиксированной акустической энергии величина сти. Этот вывод согласуется с выражениями (1) и (2): p0, а значит, и влияние нелинейных эффектов будут тем при увеличении возрастает значение и, следователь- меньше, чем больше значение.

но, улучшаются условия фокусировки.

Для подтверждения выдвинутых предположений были Возможен, однако, и другой подход к проблеме уве- проведены экспериментальные исследования фокусировличения эффективного угла сходимости. Согласно (2), ки в воде субмикросекундных импульсов давления для наибольший вклад в величину вносит не параксиаль- случая колоколообразного и кольцевого начальных расная область, а периферия пучка. Следовательно, можно пределений в зависимости от уровня p0 и геометричеповысить значение эффективного угла, не изменяя, ских параметров оптико-акустического концентратора.

за счет перехода от колоколообразного распределения начальной амплитуды к распределению кольцевого типа.

Экспериментальная методика Очевидно, что в условиях нелинейности колоколообразное начальное распределение тем более не являДля возбуждения импульсов давления использовался ется оптимальным для целей фокусировки вследствие многомодовый лазер модулированной добротности на негативного влияния нелинейной рефракции. В случае неодимовом стекле (длина волны 1.06 m). Длительколоколообразного распределения начальной амплитуды ность лазерного импульса составляла 20 ns по полувынелинейная рефракция выпрямляет волновой фронт и тем самым затрудняет фокусировку. В то же время не- соте, а его энергия варьировалась в пределах 0.1Ц0.3 J.

инейное искажение профиля импульса, обогащая исход- Схема экспериментальной установки показана на ный спектр высокочастотными гармониками, напротив, рис. 1, a. Луч лазера 1 разводился отрицательной линспособствует этому процессу до тех пор, пока не обра- зой 2. Для сглаживания его поперечной многомодовой зуется ударный фронт. Затем к негативному влиянию структуры применялась диффузная пластинка 3, распонелинейной рефракции добавляется нелинейное погло- ложенная на входе оптико-акустического концентратощение. Таким образом, могут реализоваться различные ра [4].

ситуации в зависимости от интенсивности названных Преобразование лазерного импульса в моноимпульс нелинейных процессов.

сжатия длительностью 0.2 s по полувысоте происходи По-видимому, использование пучков с кольцевым рас- ло в твердом поглодающем слое толщиной 0.4 mm, = пределением начальной амплитуды может значительно нанесенном на вогнутую сферическую поверхность стекослабить негативное влияние нелинейных эффектов. В лянной подложки. Материал слоя был хорошо согласоэтом случае на начальной стадии распространения вол- ван с водой по акустическому импедансу ( 103 kd/m3, Журнал технической физики, 1998, том 68, № Экспериментальное исследование процессов фокусировки субмикросекундных импульсов... c 1.8 103 m/s), что практически исключало потери энергии за счет отражения при переходе импульса давления из оптико-акустического слоя в бассейн с водой 5.

Термоупругий механизм оптико-акустической генерации обеспечивал многократное использование поглощающего слоя, а также хорошую воспроизводимость параметров возбуждаемых импульсов давления при высокой эффективности преобразования светЦзвук. Параметр = p0/J0 (где J0 Ч максимальное значение плотности энергии лазерного излучения в апертуре концентратора) составлял 20 MPa/(J/cm2) в диапазоне 0 < J0 < 0.5 J/cm2.

Изменение распределения начальной амплитуды импульса давления осуществлялось за счет трансформации распределения интенсивности лазерного излучения на входе оптико-акустического концентратора.

Давление в воде регистрировалось пьезокерамическим датчиком 6 с чувствительной площадкой диаметром 0.5 mm, сигнал с которого подавался на вход запоминающего осциллографа С8-14 (ширина полосы пропускания 50 MHz). Для калибровки датчика применялся дифференциальный интерферометр со стабилизированной чувствительностью и фотоэлектронным счетом полос, работавший в линейном режиме.

Исследования фокусировки проводились на двух оптико-акустических концентраторах: 1 Ч F = 68 mm и D = 54 mm, 2 Ч F = 91 mm и D = 110 mm, где D Ч диаметр концентратора.

На рис. 1, b представлены типичные профили импульсов давления, зарегистрированные вблизи поверхности поглощающего слоя, а также в фокусе оптикоакустических концентраторов при различных уровнях начальной амплитуды. При низких давлениях налюдается характерная дифракционная трансформация временного профиля Ч импульс дифференцируется. При увеличении начальной амплитуды отчетливо приявляется влияние нелинейности [4]: фронт импульса становится круче, длительность фазы сжатия уменьшается, ее относительная амплитуда возрастает, тогда как фаза разрежения растягивается и сглаживается.

Следует отметить, что в наших экспериментах в отличие от [16] не наблюдалось образования ударного фронта и соответственно ФработалиФ только два нелинейных эффекта: нелинейное искажение временного профиля и Рис. 2. Колоколообразное распределение начального давления нелинейная рефракция. на 0A-концентраторе. Штриховая кривая Ч 1-й концентратор, сплошная Ч 2-й; E, J: 1 Ч 0.3 и 3.0, 2 Ч 1.85, 3 Ч 0.15.

Результаты и их обсуждение кального давления, коэффициент усиления (G = p1/p0), Осесимметричные функции fs(, ) = fs(), постродлина и диаметр фокальной области, а также значение енные на основе экспериментальных данных для случая эффективного угла сходимости приведены в табл. 1.

колоколообразного распределения начальной амплитуды, приведены на рис. 2, a. Изменение амплитуды Результаты показывают, что при увеличении эффекфазы сжатия импульса давления вдоль акустической тивного угла сходимости и фокусного расстояния (т. е.

оси и в фокальной плоскости показаны соответственно при переходе от 1-го концентратора ко 2-му) величина на рис. 2, b и c для двух значений энергии лазерного фокального давления и коэффициент усиления сущеимпульса (E). Абсолютные величины начального и фо- ственно возрастают. Одновременно происходит заметное 8 Журнал технической физики, 1998, том 68, № 114 Ю.В. Судьенков, Э.В. Иванов Таблица 1. Рассмотрим результаты экспериментов для случая кольцевого распределения начальной амплитуды. ФункОптико-акусp0, pf, Lf, Df, ции fs(, ) = fs() для такого распределения притический E, J G ведены на рис. 4, a. На рис. 4, b показаны изменения MPa MPa mm mm концентратор амплитуды фазы сжатия импульса давления вдоль акус1 0.30 0.30 2.0 6.7 22 2.8 13.тической оси для 1-го и 2-го концентраторов при двух 1 3.00 3.00 20.0 6.7 22 2.8 13.значениях энергии лазерного импульса. Соответствую2 0.15 0.17 2.7 15.9 10 1.6 18.щие радиальные распределения в фокальных плоскостях 2 1.85 2.00 22.9 11.5 18 2.2 18.оптико-акустических коцентраторов даны на рис. 4, c.

Параметры нормировки, коэффициент усиления, длина и диаметр фокальной области, а также величина эффекТаблица 2.

тивного угла сходимости приведены в табл. 2.

Результаты для случая кольцевого распределения наОптико-акусp0, pf, Lf, Df, чальной амплитуды также показывают, что при уветический E, J G 0 MLG MPa MPa mm mm личении эффективного угла сходимости и фокусного концентратор расстояния (при переходе от 1-го концентратора ко 2-му) 1 0.30 0.18 2.2 12.2 22 2.8 17.происходит заметный рост коэффициента усиления и 1 3.00 1.80 22.0 12.2 22 2.8 17.фокального давления при одновременном уменьшении 2 0.15 0.08 2.7 33.8 5 1.0 22.5 1.размеров фокальной области. В отличие от случая ко2 1.85 1.00 29.2 29.2 9 1.3 22.5 1.локолообразного начального распределения указанные изменения более значительны, чем это предсказывает линейная теория. В эксперименте даже для p0 1-2MPa наблюдалось увеличение эффективности фокусировки в уменьшение размеров фокальной области как вдоль аку2.7 раза по всем трем параметрам (G, Lf и Df ), а при стической оси (2), так и в диаметре.

p0 0.1-0.2 MPa эти показатели были еще выше.

Для низких уровней начального давления Здесь нужно отметить, что измеренное значение диа(p0 0.2-0.3MPa) эти данные достаточно хорошо метра фокальной области для 2-го концентратора окасогласуются с предсказаниями линейной теории.

залось сравнимо с размером чувствительной площадки Согласно (1), переход от 1-го концентратора ко датчика давления. Следовательно, размеры фокальной 2-му должен давать увеличение G в 2.4 раза при перетяжки были завышены, а измеренные в окрестности одновременном сокращении Lf и Df соответственно фокуса давления, напротив, оказались заниженными.

в 1.8 и 1.3 раза. В эксперименте при этом наблюдались Влияние конечных размеров датчика на результаты увеличение коэффициента усиления в 2.4 раза и измерений можно оценить, представив распределение уменьшение размеров фокальной области примерно амплитуды фазы сжатия импульса давления в фокальной вдвое.

плоскости в виде:

Для более высоких уровней начального давления p(r) =pF r/D, (4) f f (p0 2-3MPa) согласие линейной теории с экспери ментальными результатами ухудшается вследствие усигде F r/D Ч безразмерная функция профиля, p Ч f f ления роли нелинейных явлений. При этом изменения, истинное значение давления в фокусе, D Ч фактичеf демонстрирующие повышение эффективности фокусиский диаметр фокальной перетяжки по уровню 0.5p.

f ровки при переходе от 1-го концентратора ко 2-му, Вводя безразмерный коэффициент усреднения выражены менее заметно, чем при низких значениях p0:

M = p/pf, находим f коэффициент усиления возрастает в 1.7 раза, а размеры d/фокальной области сокращаются в 1.3 раза.

- M=d2 8 F r/D rdr, (5) Влияние нелинейных эффектов на процесс фокусиf ровки наглядно демонстрирует зависимости pf (p0) и G(p0) для 2-го концентратора, представленные на рис. 3.

где d Ч диаметр датчика.

Pages:     | 1 | 2 |    Книги по разным темам