Содержание к диссертации
Введение
2. Просветление облачных сред во взрывном режиме испарения капель 40
2.1. Система уравнений для описания просветления облака интенсивными лазерными импульсами 41
2.2. Просветление облачных сред одиночными импульсами лазерного излучения .. 47
2.3. Эффективность просветления облаков в регулярном и взрывном режимах разрушения капель 59
2.4. Рассеяние облаков и туманов сериями импульсов лазерного излучения 64
2.5. Основные результаты и выводы главы. 82
3. Интенсивных лазерных пучков при просветлении облачных сред 84
3.1. Система уравнений для описания самовоздействия лазерного излучения в просветляемой облачной среде 86
3.2. Особенности рефракции излучения в облаке при самовоздействии в регулярном режиме испарения капель 87
3.2.1. Линейное приближение 90
3.2.2. Численные расчеты 94
3.3. Рефракция лазерных пучков при наличии взрыва капель 101
3.4. Рефракция лазерного излучения при просветлении облака последовательностью импульсов 105
3.5. Возможность уменьшения рефракционных искажений лазерного пучка в просветляемой облачной среде..». 116
3.6. Основные результаты и выводы главы 124
4. Флуктуации параметров просветляемой облачной среды 126
4.1. Флуктуации параметров просветляемой облачной среды,
обусловленные турбулентным перемешиванием 127
4.1.1. Флуктуации температуры, водности и диэлектрической проницаемости в зоне воздействия ... -^
4.1.2. Функция теплового действия 137
4.1.3. Роль газового поглощения в формировании статистической структуры зоны воздействия... 143
4.2. Распространение в зоне просветления зондирующего излучения 155
4.2.1. Флуктуации уровня интенсивности зондирующего излучения 155
4.2.2. Особенности зондирования лазерным излучением зоны воздействия 163
4.3. Основные результаты и выводы главы 168
Литература
- Эффективность просветления облаков в регулярном и взрывном режимах разрушения капель
- Особенности рефракции излучения в облаке при самовоздействии в регулярном режиме испарения капель
- Рефракция лазерного излучения при просветлении облака последовательностью импульсов
- Флуктуации температуры, водности и диэлектрической проницаемости в зоне воздействия
Эффективность просветления облаков в регулярном и взрывном режимах разрушения капель
В предыдущем параграфе было рассмотрено просветление облачной среды импульсами СС -лазера с параметрами, удовлетворяющими условиям (2,2), (2.3) взрывного дробления капель на фрагменты. В случае, когда интенсивность падающего на среду излучения меньше ln ( для основной массы облачных капель) происходит просветление среды в регулярном режиме разрушения конденсированной фазы. Возникают вопросы: какой из этих режимов просветления энергетически выгодней, есть ли смысл поднимать интенсивность излучения выше Ift Чтобы ответить на эти вопросы, рассмотрим за - 60 -дачу просветления облачной среды импульсами лазерного излучения с различной длительностью и интенсивностью ( как больше, так и меньше 1п ). Для сравнимости результатов по воздействию энергию в импульсах будем поддерживать постоянной. Пространственно-временное распределение интенсивности в лазерном импульсе принимаем в виде (2.15). Численный анализ проведем на основе системы уравнений (2.1)-(2.3),(2.5)-(2.7), (2.10), (2.II).
На рис. 2.5 приведены зависимости оптической толщины среды в зоне воздействия на длинах волн воздействующего и зондирующего излучений от текущего значения плотности энергии Wes I (Q) t . Кривые I относятся к расчетам просветления излучением с интенсивностью 1о (0) = IO MBT/CM2, кривые 2-0,1 МВт/см , кривые 3 -I МВт/см . Полная плотность энергии излучения в импульсе во всех вариантах равна 60 Дж/см , а начальная оптическая толщина облака на длине волны зондирующего излучения (Тя„ ) - 20. Для осталь 0,03 ных параметров задачи приняты следующие значения: S =3; п -8 мкм, Wo = Ю"6 г/см3; 5 = 3; 2т = 0,5 мкм, t = 0. Кривые 2 и 3 описывают режим рассеяния облака, включающий взрывное разрушение капель на фрагменты, а кривые I соответствуют случаю просветления облака в регулярном режиме испарения конденсированной фазы.
Из рисунка видно, что для взрывного режима разрушения крупных капель (варианты 2,3) облачная среда становится практически прозрачной для воздействующего излучения уже при значении плотности энергии « 40 Дж/см . При просветлении облака в регулярном режиме разрушения конденсированной фазы (вариант I) для достижения того же уровня прозрачности недостаточно даже энергии всего импульса. В момент достижения практически полной оптической прозрачности облака в вариантах 2,3 уменьшение оптической толщины I Т (t) такого же облака, испаряющегося в регулярном режиме -(вариант I), составляет 50 % от исходного значения. Таким образом выигрыш в затратах энергии на просветление капельной аэродисперсной среды во взрывном режиме разрушения капель составляет величину около 50 % по сравнению с режимом регулярного просветления.
Это объясняется двумя причинами. Во-первых, тем, что крупные капли, вносящие наибольший вклад в сечение ослабления воздействую щего излучения, дробятся при взрыве на мелкие осколки, практичес ки не рассеивающие излучение пучка СО -лазера. В результате ослаб ление воздействующего излучения на трассе распространения умень шается. Последнее можно наглядно проиллюстрировать на простом примере оценки отношения сечений ослабления воздействующего излу чения каплей радиуса R и hi одинаковыми осколками ее дроб ления с радиусами 2(УК= R /2 ) . Для фактора эффективности ос лабления мелкими каплями воспользуемся известной формулой Кд(2)= - Ь02 » гДе Для случая воды и X = Ю,б мкм иа =1,2.103 мкм . В результате получим (5„Ш К, (Я) Л/ 6,(7) 6, Я (2Лб) Из (2.16) следует, что,например, при взрыве капли с R = 8 мкм ( К ( И ) = 1,65) коэффициент ослабления воздействующего излучения падает в 1,7 раза.
Во-вторых, как показано в /61/, более высоким значением интенсивности излучения соответствуют большие скорости испарения капель и осколков дробления и меньше потери тепловой энергии капель на нагрев среды за счет теплопроводности, т.е. при больших интенсив-ностях реализуются энергетически более выгодные режимы испарения капель.
Особенности рефракции излучения в облаке при самовоздействии в регулярном режиме испарения капель
Процесс просветления облаков лазерным излучением сопровождается выделением в зоне воздействия тепла как от испаряющихся капель, так и за счет поглощения излучения газовой компонентной атмосферы. В результате в среде формируются температурные и, следовательно, оптические неоднородности. Наличие этих неоднородностей, в свою очередь, изменяет процесс прохождения лазерного излучения через такую среду, что выражается в уширении пучка, его ветровом отклонении и т.д. Теплообмен капель и окружающего их воздуха, изменение оптических характеристик просветляемой среды, а, следовательно, и прохождение излучения через среду зависят от интенсивности воздействующего излучения. В настоящее время имеется ряд теоретических и экспериментальных работ,в которых, в основном, исследуется самовоздействие лазерного излучения, просветляющего облако в регулярных режимах испарения капель. Один из методов расчета рефракции излучения в этих случаях основывается на введении коэффициента 6т (доли поглощенной каплей энергии, расходуемой на ее испарение). При этом расчет рефракционных изменений излучения и интерпретация экспериментальных данных проводятся обычно при предположении, что на нагрев среды идет одна и та же часть (I- J2 T ) ( ar cOnS"t ) поглощенной каплями энергии независимо от интенсивности воздействующего излучения. Однако более строгое рассмотрение показывает, что доля поглощенной каплей энергии, идущая на нагрев среды, неодинакова при различных значениях интенсивности излучения. Такая зависимость процессов тепломассообмена от интенсивности может привести не только к количественному, но и качественному изменению рефракции Чучка.
Впервые на важность учета зависимости Вт от интенсивности было обращено внимание в /125/, где показано, что за счет указанной зависимости дефокусировка гауссова пучка со временем сменяется фокусировкой. Однако в /125/ результаты были получены для задачи просветления неподвижной облачной среды в предположении линейной аппроксимации функции AT(I , которая приемлема лишь в области относительно низких интенсивностей излучения, когда реализуются диффузионные режимы испарения капель.
Необходимость просветления больших оптических толщин в атмосфере, требующих воздействия интенсивным лазерным импульсным излучением, делает актуальным исследование рефракции при реализации высокоэнергетических режимов испарения капель, когда зависимость /Зт от I нелинейна. Вместе с тем при высоких интенсивнос-тях воздействующего излучения возможны взрывные режимы разрушения капель. Такие режимы характеризуются не только скачкообразным изменением микроструктуры облачной среды, но и сменой физических процессов, играющих основную роль в создании неоднородностей диэлектрической проницаемости в зоне воздействия. В этих условиях следует ожидать появления специфических особенностей в рефракции лучей в зоне лазерного воздействия на облако. В опубликованных к настоящему времени работах по взрывному просветлению исследовалась рефракция излучения при газодинамическом режиме взрьгоа капель. Теоретические же работы, в которых бы рассматривалось явление нелинейной рефракции в облаке в условиях взрыва-фрагментации, в научной литературе отсутствуют.
Явление взрыва-фрагментации капель обычно характерно для прохождения через облако высокоэнергетических импульсов лазерного излучения. Поэтому изучение нелинейной рефракции таких импульсов излучения в облаке представляется важным направлением исследований.
Как известно, искажения, вносимые рефракцией лучей в структуру лазерного пучка, могут быть весьма сущеетвенными, особенно на длинных трассах. Поэтому в проблеме прохождения интенсивного лазерного излучения через облако и формирования в нем канала просветления появляется направление, связанное с выбором начальных параметров таким образом, чтобы уменьшить эффект нелинейных искажений пучка и увеличить геометрические масштабы просветленного канала. При этом задание пространственно-временной трансформации распределения интенсивности излучения на входе в облако связано9 по существу, с выбором режима воздействия и характера суперпозиции взрывного и регулярного режимов испарения капель.
Исходя из вышеизложенного, основную задачу исследования настоящей главы можно сформулировать следующим образом: изучение особенностей нелинейной рефракции высокоэнергетических импульсов излучения и анализ возможности уменьшения величины рефракции.
Рефракция лазерного излучения при просветлении облака последовательностью импульсов
Это связано с тем, что возрастание интенсивности воздействующего излучения сопровождается более быстрым испарением капель и окружающая среда практически не нагревается за счет теплоотвода от испаряющихся капель.
На рис. З.б приведены результаты расчетов распределения температуры в поперечном сечении пучка в начальной точке зоны воздействия для импульсов излучения с пиковой интенсивностью I (0) (кривая 2), приводящей к взрыву крупных капель , и Т (0) (кривая I), инициирующей просветление среды в регулярном режиме испарения конденсированной фазы. Длительность воздействия подбиралась так, чтобы энергия излучения в импульсах оставалась постоянной. Размеры пучка в обоих случаях были одинаковы. Сравнение кривых I и Z позволяют сопоставить характерные особенности просветления облака в регулярном и взрывном режимах разрушения капель.
Из рис. 3.6 видно, что при просветлении облачной среды в регулярном режиме испарения капель локальные перегревы в зоне воздействия, средний и максимальный градиенты температуры существенно превышают соответствующие величины, относящиеся к случаю взрывного просветления. Это означает, что рефракционные эффекты в первом случае скажутся на трассах существенно более коротких, чем во втором случае.
Отметим здесь также, что в рассмотренных ситуациях различен и характер рефракции. Зона с профилем температуры, изображенным кривой I, фокусирует центральную часть пучка и расфокусирует периферийные лучи. Зона же с профилем температуры, сформированным при наличии взрыва капель, только расфокусирует пучок излучения. Объяснение этого факта заключается в том, что при взрьгоном просветлении превалирует нагрев среды за счет газового поглощения и потока пара от капель и, следовательно, профиль температуры аналоги чен профилю интенсивности воздействующего пучка. В то время как при низкоинтенсивных режимах испарения нагрев воздуха от капель за счет теплопроводности является основным механизмом и, как мы указывали ранее, такой нагрев среды приводит к фокусировке приосе-вой части гауссова пучка излучения.
Следует иметь в виду, что все приведенные выше рассуждения справедливы для времен порядка характерного времени испарения конденсированной фазы в пучке излучения. При длительностях импульсов значительно превышающих это время (однако меньших времени релаксации давления в пучке) диэлектрическая проницаемость зоны просветления и в том, и в другом случае определяется нагревом среды за счет поглощения излучения воздухом.
Для иллюстрации характера масштабов нелинейной рефракции на рис. 3.7 представлен ход лучей, а на рис. 3.8 профили оптической толщины зоны воздействия, соответствующие ситуациям 1,2 рис. З.б.
Из рисунка видно, что вблизи оси пучка, где прозрачность среды максимальна, величина отклонений лучей в одном и в другом случаях практически одинаковы. Отличие заключается лишь в характере рефракции. При смещении в периферийные области (/0 I / й0 -\ ) , где, однако,прозрачность еще достаточно высока, отклонения лучей различаются уже в два раза. Наибольшие же различия наблюдаются в случае / р I J й0 =1,5, когда лучи распространяются в плохо просветленных областях.
В этом параграфе рассматривается рефракция лазерного излучения в капельной аэродисперсной среде при просветлении ее последовательностью импульсов СО -лазера в условиях взрывного разрушения крупнокапельной части спектра аэрозольных частиц на фрагменты.
Особенность рефракции лазерного излучения в облачной среде при просветлении ее последовательностью импульсов состоит в том, что из-за макроскопич:еских движений среды, обусловленных ветром, в промежутке между импульсами происходит либо полный, либо частичный вынос температурных неоднородностей из зоны воздействия. Если среда за время паузы между импульсами замывается полностью, то характер самовоздействия для всех импульсов одинаков.
Если же это условие не выполняется, то каждый последующий импульс распространяется в среде с неоднородным профилем диэлектрической проницаемости. В этом случае процесс формирования оптических неоднородностей в зоне воздействия облака существенно усложняется и характер рефракции лазерного пучка может отличаться от описанного ранее.
Флуктуации температуры, водности и диэлектрической проницаемости в зоне воздействия
Используя соотношения (4.44),(4.45) и результаты численных расчетов функции теплового действия ty , перейдем теперь к анализу выражений (4,28)-(4.33).
Из (4.30),(4.32) следует, что пространственные распределения IV и (5 качественно согласуются с пространственными распределениями этих величин, полученными в /5/ без учета молекулярного поглощения излучения воздухом. Количественное же отличие связано с изменением 0 , обусловленным слагаемым Аг Q, в уравнении (4.40), которое отражает дополнительное к аэрозольному ослабление излучения за счет поглощения газовой компонентой атмосферы. Отметим, что флуктуации водности и их дисперсия из-за присутствия в (4.30),(4.32) членов 0 В и Q2 9 , содержащих экспоненциальную зависимость от 0 , чувствительны к изменениям функции теплового действия. Уменьшение значения функции теплового действия, обусловленное газовым поглощением, приводит к смещению максимума флуктуации по оси X в направлении подветренной границы пучка.
Учет газового поглощения в наибольшей степени сказывается на флуктуациях температуры и диэлектрической проницаемости, что связано с дополнительным нагревом просветляемой среды за счет поглощения излучения газовой компонентой атмосферы. Таким образом?Г и 6 зависят от Аг не только через CL , но и непосредственно,
Особенно существенны изменения / , в областях с большими значениями й, , поскольку флуктуации Т и 8 , обусловленные нагревом среды от капель в этих областях,уменьшаются пропорциональ -о но (3 2 , в то время как флуктуации температуры и диэлектрической проницаемости, обусловленные молекулярным поглощением лазерного излучения, растут пропорционально.
На рис. 4.4-4.6 представлены результаты численного исследования выражения (4.31),(4.44), (4.45) для пучка излучения с начальным распределением интенсивности (3.15), которому соответствует распределение функций теплового действия на входе в облако вида где Q(0) -=r l0 Ctg . Расчеты проводились для значения водности невозмущенного облака Ь/0 = ЗЛО" г/см3 и fiT = 0,75.
На рис. 4.4 приведены распределения нормированной дисперсии флуктуации температуры вдоль оси X при U = О, Вх = Д = О и /\г = 0 - кривая I, Аг = 0,002 -2, Аг = 0,005 - 3, А = 0,0125 - 4, Дг = 0,0175 - 5. .йщно, что при Аг А = Є 0,01? (при Д. = 0,75) с ростом X , что равносильно увеличению 0 , флуктуации температуры после достижения максимума вначале убывают, а затем, достигнув минимального значения, монотонно нарастают.
В распределении флуктуации температуры в зоне просветления при Аг Аг имеется ярко выраженный минимум. В случае Аг Аг флуктуации температуры монотонно нарастают по мере увеличения X (кривая 5). Описанное поведение дисперсии флуктуации температуры качественно отличается от полученного для среды с оСг= 0, где после достижения максимума монотонно уменьшается с ростом X . циенту аэрозольного ослабления. Поэтому на его величину оказьгоают влияние как температура среды ( чем она выше, тем больше величина оіг и, следовательно, Аг ), так и водность облака. Чем меньше водность облака, тем больше А и, следовательно, вклад газового поглощения в формирование случайных полей температуры и диэлектрической проницаемости в зоне воздействии возрастает.
Вычисления Аг для коэффициентов оСг из этой таблицы показывают, что при типичных для облаков и туманов значениях водности У0 I 3.10" г/см3 значения коэффициента Дг могут превосходить величину А . Отметим, что значение Аг = 0,002 реализуется в среде с водностью 3.10 г/см3 при температуре 273 К. Как видно из рис. 4.4, уже в этом случае флуктуации температуры в подветренной части пучка, где основной вклад в их формирование вносит молекулярное поглощение» сравниваются и даже превосходят максимальные флуктуации, обусловленные теплоотводом от испаряющихся капель.
Вклад газового поглощения в формирование флуктуации температуры и диэлектрической проницаемости увеличивается с ростом интенсивности излучения и зависит от микроструктуры облака, поскольку с увеличением интенсивности и укрупнением капель растет /2 т и, следовательно, А уменьшается.
Интересно отметить, что влияние молекулярного поглощения излучения на статистические характеристики температуры наиболее существенно проявляется в просветленных областях. При этом флуктуации температуры за счет газового поглощения могут превосходить максимальные значения Т , обусловленные теплоотдачей от капель, хотя значение средней температуры на всей траектории перемещения элементарного объема в зоне воздействия определяется главным образом нагревом от испаряющихся капель.
Распределение флуктуации температуры в зоне воздействия зависит также от величины Щ / ОЦ . На рис. 4.5 представлены распределения вдоль оси X в различных сечениях по U .Из рисунка следует, что в сечениях UфО и U= О распределения флуктуации температуры и их максимальная величина значительно отличаются. При этом наибольшие различия наблюдаются в областях, удаленных от плоскости U = 0, где Щ/ Щ ф 0 и существенно перемешивание вдоль оси и
Принципиально выводы, полученные выше для распределения интенсивности на входе в среду вида ( 3.15 ) не будут отличаться от выводов для произвольного профиля интенсивности излучения, спадающего по U от центра к краям пучка.
Для задач зондирования важно узнать области минимальных флуктуации диэлектрической проницаемости в зоне воздействия. Перейдем к определению этих областей. Как было показано, при Аг Аг наименьшие значения флуктуации температуры будут достигаться в области зоны просветления, прилегающей к плоскости (J = 0. Поскольку в этой области малы и флуктуации водности, то минимальные пульсации диэлектрической проницаемости будут достигаться в тех же точках, что и пульсации температуры.
