Исследование допробойных оптико-акустических эффектов в экспериментах с аэрозольными средами (стр. 5 из 5)
Одновременно из тех же углов регистрируют и определяют акустическое давление P. Искомая величина концентрации аэрозольных частиц определяется по формуле:
Nn = • 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.
2.3 Полуэмпирическая модель генерации оптико-акустических сигналов аэрозольным объемом
На основе модельных представлений о динамике протекания фазового взрыва в водных частицах приращение температуры среды T— T0 определяется из анализа теплозапаса продуктов взрыва к моменту их остановки при условии термодинамического равновесия в среде. Тогда избыточное давление в области взаимодействия излучения с аэрозолем находится из уравнения состояния двухкомплектной смеси воздух-пар:
Приращение плотности водяных паров в объеме взаимодействия можно выразить через полную степень испарения отдельной аэрозольной частицы
АРп = - Чн, которая определяется отношением водности тумана в конце qKи перед действием импульса излучения qH: Хвз = 1 — qK/ qH. Для однородно поглощающих частиц степень испарения практически не зависит от их размера, а целиком определяется энергетическими параметрами импульса излучения. Наличие в аэрозоле значительной доли крупной фракции, как в случае используемого в экспериментах полидисперсного тумана, может существенно изменить мощностные параметры генерируемого акустического импульса. Поскольку в крупных частицах поле тепловыделения неоднородно, то реализуется взрывное вскипание не всего объема капли, как мелких частиц, а лишь поверхностного слоя, толщиной порядка длины поглощения излучения в воде. Если Xвз- полная степень испарения этого слоя, то степень испарения всей капли - X = Xвз • Vnc/ VK, где Vncи VK - объем взрывающегося поверхностного слоя и капли, соответственно.
APn= 0.4 • Xe3• qH. Таким образом, с учетом можно сделать вывод, что акустическое возмущение при взрыве мелкокапельного тумана примерно в 2,5 раза больше, чем в случае полидисперсного тумана с крупной фракцией, при условии равенства их начальных водностей.
Исходя из предположения об изменении размера области формирования акустического импульса, проводилось численное моделирование процесса формирования регистрируемого акустического отклика. Для импульса воздействующего лазерного излучения конечной длительности регистрируемый акустический сигнал представляет собой свертку возникающего акустического сигнала с расчетной переходной характеристикой пространственных условий регистрации сигналов. При этом переходная характеристика регистрирующего оборудования не учитывалась, так как ее влияние ничтожно мало в исследуемом диапазоне частот. В соответствии с геометрией эксперимента и в допущении, что область возникновения акустического сигнала представляет собой сферу, дифракционные искажения регистрируемого акустического отклика учитывались на основе решения задачи об импульсном излучении сферы на поршневую диафрагму. При этом колебания поверхности сферы аппроксимировались функцией вида
где Т - длительность акустического импульса, n= 3 ■ 3,8 - эмпирическая константа.
Поскольку область генерации акустического импульса имеет существенное отличие по теплофизическим характеристикам от окружающего пространства, было сделано предположение возможности отождествления этой области как излучателя звука нулевого порядка радиуса aи, совершающей колебания с частотой С и создающей звуковое давление:
Соотношение, в частности, показывает, что эффективность передачи энергии сферой при k • a< 1 стремится к чисто мнимой величине и значительно снижается. Следовательно, для импульса вида эффективно излучаемая длина волны будет связана с размером сферы соотношением Л <П• a.
В рамках изложенных допущений проведено численное моделирование временной зависимости акустического давления в волне, генерируемой в различных режимах взаимодействия лазерного излучения с модельной средой №3. Результат моделирования представлен на рис. 2.13 пунктирными кривыми.
Сравнение данных модельных расчетов и результатов проведенных экспериментов позволяет сделать следующие выводы. В испарительном режиме временная задержка соответствует движению фронта акустической волны от области возбуждения до приемника со скоростью звука, а форма фронта импульса сжатия соответствует области генерации акустического импульса с эффективным размером a= 1,3 мм. Соответствующее условие оптимальности излучения сферой Л <П • aдает значение, равное a= 1,5 мм.
После взрыва облучаемого объема конденсированные фрагменты разлетаются на различные расстояния и заполняют область радиусом a~ 3,4 мм, а расстояние фиксации импульса давления уменьшается до величины порядка 3,8 мм. Длительность переднего фронта увеличивается до 7 мкс, что по условию оптимальности излучения пульсирующей сферы соответствует a= 3 мм. Заметное расхождение в значениях модельных расчетов и экспериментальных данных для длительности переднего фронта импульса можно объяснить неравномерностью заполнения продуктами взрыва области генерации звука.
Таким образом, переход от регулярного испарения к взрывному вскипанию отмечен увеличением размера области генерации ОА-отклика, что объясняется сверхзвуковым разлетом продуктов взрыва и заполнением ими эффективного объема.
На основании проведенных модельных экспериментов можно сделать вывод о том, что форма акустического сигнала, формируемого при тепловом взаимодействии лазерного излучения с малым объемом поглощающего вещества, определяется режимом взаимодействия и существенно от него зависит. Полученные количественные данные амплитудных и временных зависимостей акустического давления позволяют, по их совокупности, проводить идентификацию режима взаимодействия лазерного излучения с поглощающим веществом.