где скорость
v
x
= (
T/
2
πM
)
1
/
2
(
M
— масса частиц пара), а плотность
насыщенного пара
n
s
связана с температурой экспоненциальной зави-
симостью
n
s
(
T
)
≈
exp (
−
Δ
пар
/
T
)
. Анализ уравнений (1) и (4) пока-
зывает, что
T
и
I
связаны логарифмической зависимостью
Δ
пар
/T
≈
ln(
I
0
/I
0
);
(5)
здесь
I
0
— функция
T
(имеющая размерность
I
0
)
. Температура фазо-
вого перехода жидкость–пар лежит в относительно узком интервале
значений
T
кип
T < T
кр
, где
T
кр
/T
6
2
. . .
3
(
T
кип
— температура
кипения при нормальном давлении), и с учетом (5) ее можно счи-
тать приблизительно постоянной (типичное для металлов значение
Δ
пар
/T
кип
≈
10
. . .
12)
[7]. Согласно соотношениям (1) и (5), плотность
паров
n
0
растет с увеличением
I
0
, а их скорость слабо зависит от
интенсивности излучения:
n
0
j
0
I
0
(1
−
R
(
λ
))
, v
0
(
t
)
const
,
(6)
т.е. давление импульса отдачи на волне испарения
p
0
=
pj
0
v
x
так же,
как и величина массового уноса, пропорционально
I
0
(1
−
R
(
λ
))
, т.е.
(
p
0
/I
0
)
const.
Такое описание волны испарения — упрощенное (т.е. соотношение
(4) не учитывает столкновений в испаренном веществе и обратного
потока вещества на мишень). Область интенсивностей лазерного из-
лучения, при которых может существовать волна развитого испарения,
ограничена снизу условием (2), а сверху — окрестностью критической
точки перехода жидкость–пар, вблизи которой скорость разлета кон-
денсированной фазы
u
во фронте волны определяется температурой
перехода и совпадает со скоростью пара
v
0
:
n
(
χ/t
)
1
/
2
Δ
пар
< I
0
(1
−
R
(
λ
))
< n
кр
v
x
(
T
кр
)Δ
пар
.
(7)
Из неравенства (7) следует, что при сокращении длительности им-
пульса
t
область существования эффекта волны испарения по диапа-
зону величины
I
0
сужается:
I
0
→
I
0max
при
t
u
→
t
u
min
, причем
t
u
min
должно удовлетворять условию (
χt
u
min
)
1
/
2
> α
−
1
.
О выносе жидкости из мелкого кратера силой отдачи паров.
Как
показано в работе [8], рассмотрение волны лазерного испарения на
основе фазового перехода жидкость–пар (вместо известных теорий с
использованием фазового перехода твердое тело–пар) является суще-
ственным при анализе механизмов формирования на плоской мишени
кратера в условиях выполнения соотношений (1)–(3) одномерного по-
верхностного испарения мишени. Вымывание жидкой фазы из мелкого
кратера (условие (2)) происходит под действием направленного вдоль
поверхности мишени градиента давления паров; этот процесс может
48
ISSN 1812-3368. Вестник МГТУ им. Н.Э. Баумана. Сер. “Естественные науки”. 2008. № 4
