Фазовые переходы первого рода при действии лазерного излучения на поглощающие конденсированные среды

Актуальность теми диссертации определяемся многообразием практических применений концентрированных потоков энергии, реализуемых в условиях лазерного воздействия. При исследовании лазерного воздействия возникает также ряд вопросов, которые представляют самостоятельный физический интерес. Такие перешей нне вопроси имеются* в частности" в теории неравновесных фазо*" вых переходов первого рода, последовательное описание которых сталкивается с больший трудностями как вычислительного, так и принципиального характера.

Целью работы является исследование динашки неравновесных газовых переходов первого рода в условиях лазерного воздойствж что включает в себя выявление характерных свойств тепловой т-" дели испарения, основу которой составляет однофазный вариант задачи Степана, а также роли гидродинамических и плазменных эффектов при лазерном испарении вещества. Особое внимание уделяется при этом возмущению давления в конденсированной среде, которое инщщируется лазерным воздействием и оказывается весьма чувствительным к процессам, происходящим в зоне облучения.

Автор выносит на защиту разработку нового направления, которое определяется названием и целью диссертационной работы и является составной частью проблемы неравновесных фазовых переходов под действием концентрированных потоков энергии. Основные защищаемые положения можно сформулировать следующим • образом^.

I. В тепловой модели лазерного исщрешщ, которая соответствует однофазному варианту задачи Стефана со слабой (логариошческой) зависимостью температуры перехода от скорости базового f-ронта, реакция испарительного давления, но модуляцию интенсивности излучения имеет максимум в зависимости от частоты модуляции" Этот Э (Шект является наиболее выраженным дня сильно поглощающих сред" у которых после начала действия лазерного импульса с постоянной интенсивностью процесс установления стационарного режима иена рения имеет мшотошшй характер.

2. При объемном поглощении излучения в случае реализации сильного перегрева метастабильной жидком газы процесс установления обнаруживает существенную немонотонность, которая может проявляться в виде отдельного пина или слабо затухающих нелинейных колебаний испарительного давления.

3. Регистрация акустических возмещений в конденсированной среде мшет служить эгфактивнш методом исследования базовых периодов при воздействии аа поверхность срегщ концентрированных потоков энергиие Подобный подход соответствует обобщенна известного ашоакустического метода на область нелинейных э<�Т~ Тентов" когда состояние среда ¿-газет существенно изменяться под действием лазерного излучения.

4″ При теоретическом анализе воздействия мощного электромагнитного излучения на жонденеировашше среди в ряде случаев возникает необходимость одновременного рассмотрения различных физических процессов с учетом их взаимного влияния" К числу тшш случаев относится задача об устойчивости поверхности интенсивно испаряющейся жидкости" в которой взаимодействие меиду тепловыми ш гидродинамическими возмущениями не позволяет вообще говоря* рассматривать ее как задачу сублимации и ограничиваться только тепловыми возмущениями. Эаяввш примерами подобного рода являются тамге влияние сильного поглощения в эрозионной плазме на степень неравиовесиостй испарительного процесса и шршцш скорости невдосшго^шта субдшецшз за учет зедеента перейонденсащш.

Четвертое заирдаемое положениекоторое монет показаться. достаточно очешдада, нуздотся в эащште по следующей щтшо. Дел©в том8 что за послодгше года заметное распространение получила такие подходи, когда, наврдоер, неодшшрнш тепловые возмущения на фонте лазерного испарения рассматриваются без учета гидродишшчеешх эффектов ш без анализа пределов ирзгле-шмоети этого сублимационного драблшешш, причем получашше таким способом результаты далеко выходят за рамки применимости используемого приближения. Кошгретше примеры подобных неадеква-тише подходов буиут указана в дальнейшем" Очевидно* что в данной ситуации необходам критическим анализ различных моделей и при-блшшзй, эспользуашх для теоретического описания йазовж переходов ори лазерном воздействии.

При действии лазерного излучения на поглощающие нонденсв"" реванше среда происходит целый ряд различных процессов", После частичного отражения на границе раздела падающее излучение проникает в йшдешнрованнш вещество в поглощается в приповерхностном сдое" толщина которого соответствует обратной величине коэффициента поглощения оС. Поглощенная энергия в конечном счете тершлизуется9 что сопровождается изменением I ¿-^ачеоних и хштчеетт свойств облучаемого вещества. Следует шеть в виду при этом" что размер зона влшшая лазерного воздействия не ог-рашршвается" вообще говоря®величиной м®глубиной прогреванескольку. шпульс девлонш, возникающего в зоне облучения" распространяется на значительно большее расстояние®

Изменение химического состояния облучаемого образца монет быть обусловлено термическим разложением (пиролиз) или воспламенением вещества" При определенных условиях ш обяртшэй поверхности появляется окисная пленка в которая влияет на опта" веские свойства образца и. динамику его нагрева издучешш" Ш* глотательная способность образца меняется* в частности аэ-за интерГоренцшошшх згфчжтов в окисной пленке, которые в видимом диапазоне проявляются в виде известных «цветов побежалости» /20,21/. В настоящей работе рассматриваются также условия воз"*^ действия, когда влияние химических превращений является несущественным и его можно не учитывать*.

При лазерном воздействии многие известные йпзические эффекты обнаруживают качественно новые проявления. Так, сигнал давления в поглощающей конденсированной среде при действии лазерного импульса может иметь противоположный знак по сравнению с обычным фотоакустическим эффектом, обусловленным тепловым действием излучения. Подобная ситуация реализуется да иекото~ рых полупроводников, если за время импульса не успевает устанавливаться тепловое равновесие между решеткой и возбужденными носителями /22/.

Особенности поведения полупроводников ори поглощении верного излучения привлекли ж себе в последнее вреш внимание многих исследователей в связи с обсуждением петепдового механизма лазерного отжига /23−28/. В отличие от квазираваовосного нагрева ш последующего плавления, этот механизм предполагает значительный отрыв температуры носителей от температуры решетки, которая остается ниже температуры плавления. Вопрос о том, вее~ гда т лазерный отжиг сопровождается плавлением, остается пока открытым, что свидетельствует, в частности, о иеобходи-.'. мости дальнейших разработок эффективных методов исследования дшашш импульсных фазовых переходов.

Поглощение плоской метохроштичесшй световой вошш обидно приводит ж практически одаородгвду нагреву облучаемой поверх хности" Моду тем ори некоторых решшх лазерного воздействия на облучаемой плоской поверхности возникают регулярные струн-туре с периода порядка длины волны излучения" которые интенсивно иеолащлзтся в последние года /28−40/, Это явление обусловлено штерференцшей мощу падающим излучением ш теш электромагни-«таыш волнаш®-, которые возбущрются на неодародностях поверхности раздела.

Пространственная юяуяящя интенсивности в интерференционаой картине оказывает влияние на температурное поле и динамику базовых перехода, что при определенных условиях приводит к возникновению периодического рельефа на облучаемой поверхности, который сохраняется после окончания действия шпуяьса излучения" Образование периодических структур при лазерном облучении соответствует новому типу выщрщешого рассеяния" при котором происходит когерентное нарастание твт^щттттшт* тепловых и шдродйшшичесшх шзвденшй на поверхности раздела конденсированной среда" базовые перехода первого рода играют большую роль в рас-сматрйшевдам дашзше интенсивностей лазерного воздействия, однако состояние общей теории «Чазовых превращений пока еще не позволяет дать ответе на некоторые существенные вопроса даще в случае таких, казалось бы, широко известят: переходов, как испарение или плавление /41/* Проблемы теории неравновесных фазовых переходов в известном мере отражают те трудности, которые возникают при описании сильно неравновесшж процессов в макроскопических системах*.

Отсутствие фазового равновесия является необходимым условием для протекания фазового перехода, и поэтому термин «неравновесные Фазовые перехода®содержит в себе, строго говоря, элемент тавтологиив Использование такой терминологии оправдывается* однако, тем обстоятельством, что под «Фазовыми переходами-' нередко имеется в виду изменение свойств равновесных фазовых состояний в зависимости от температуры (см., напр., /42/, § 142).

Этот терминологический аспект сампо себе вряд .ли эас драйва л бы специального упоминания, если бы неравиовестность фазового превращения всегда осознавалась с необходимой ясностью" Об отсутствии такой ясности свидетельствует, в частности, утверждение из недавнего обзора /43/ о том, что «возникновение мета-стабильных состояний в опытах по лазерному испарению представляется маловероятным» (стр. 207).

Интенсивное испарение как раз является примером неравновесного фазового перехода, который реализуется только при достаточно Габоном вторжении в область метастабилышх состояний* «Давление р ш поверхности испаряющейся еидкоств примерно в .два раза меньше давления насыщенного пара !0) при той Ее температуре поверхности /а * т. е. величина 7© заметно превшает равновесную тешературу фазового перехода С) * отвечаащш) давлению р. Фактически величина перегрева монет быть еще больше из-за наличия температурного максимума в при» поверхностном слое испаряющейся жидкостив.

Вследствие неустойчивости гетеросТазных флуктуацпй мета.

— и стабильнее состояния имеют конечное врещ шзии, которое варьируется в очень широких пределах и моиет быть весьма чувствительным к различным факторам внесшего воздействия /44,45/. Это свойство метастабильнш состояний практически используется в таких известных приборах* как камера Вильсона или пузырьковая камера.

Глубокому вторжению в обяэстьйетастабшыщх состояний способствуют больше скорости нагрева и охлащтения, которое реализуются при действии на вещество интенсивных импульсов от лазера или. других источников концентрированных потоков энергии. Быстрое охлаждение, обусловленное большими температурнши градиентами при импульсных воздействие, используется для получения «замороженных55 метастабильнш состояний с качественно швы-ми свойствами или других технологических процессов /46,47/. Метастабильнш состояния могут возникать также при омическом нагреве проводников мащтш импульсами тока или во время прохождения сильных даршзх волн.

Динамика неравновесных (Тазовых переходов существенно зависит от глубина захода в область метзстабилынж состояний" Активное исследование сазовых переходов при импульсных воздействиях фактически только начинается, и здесь еще имеется немало неш-яенеш-шх вопросов и противоречивых результатов. Упомянутый вше нетепловой механизм лазерного отжига является лишь одам из многих примеров подобного рода" Сообщение /48/ о получении аморсшого адшш-шя при лазерном облучении не подтвердилось при последующей экспериментальном проверке /49/, однако в работе /50/ баш получены теоретические результаты, соответствующие данным работе /48/, авторы шторой упо согласились с выводам /49/. Не до конца выясненными остаются вопроса о переходе типа то. мешдл-лиэдектрик в условиях лазерного воздействия /43/ и об основных механизмах электрического взрыва ороводашов под действием мощюго импульса тою /51−58/ т" X) различных случаях для одного и того же газового перехода делаются различные предположения о глубине втораешя в область метаетабндъноетв. При испарении ударно сжатых металлов в волне разгрузки считается, например, что фазовый переход жидкость — вар начинается непосредственно на кривой фазового равновесия (бдаодаль) /5?, 58/. В то же время при электрическом взрыве проводников реализация достаточно глубокого захода в область метастэбильнш: состояний перегретого жидкого металла практически не вызывает сомнений /54−56/. При этом неясно, однако, насколько близко удается подойти таким образом к границе абео-шшой термодинамической неустойчивости (сштодаяь)*.

Приближение к сггашрш осложняется из-за быстрого ушаъ-шешзя времени жизни перегретой жидкости по море углубления захода в метастабияьщло область* По этой причине до сих пор не удается вощгтть определенный ответ на один из основных вопросов в проблеме неравновесных фазовых переходов: достижима зш шооть епиноделв, где начинают проявляться теолофизических параметров вещества, как это имеет место вблизи критической точки — единственной точки на ттШр которая непосредственно примыкает к области устойчивых состояний /89−63/*.

•?"аймош-юсть времени жизни метастабильшго состояния перегретой жидкой фазы порождает также непростой вопрос об относительной роли поверхностного ш объемного испарения при шн пульсном воздействии на вещество со свободой границей раздела.

12 9 64−69/, Свдуот иметь в шдщг ври &to?-, что одэородщосгь перегретой щдай оаза шжет иарушться не ттт ss-за роста гетерой знпх вщшдашй* но в за ечет других неустойчивоетей, связанных с шщретнш способш создания шта стабильного состой тшя" В елуше тэжщтттт шрива щшодагаов, напримерs неустойчивость одаюродаого шшеешго нагрева на определенном этапе приводит к пошро’шощг рессяоенш яроводшшэ /51/,.

Этот краткий обзор некоторых вопросов, возникающих при исследовании воздействия концентрзрованных потоков шергш на вещество, не является, раздается" исчерпывающим и будет дополняться ш мере дальнейшего изложения* Однако pie на основе это-" го материала шшо сделать вшздд о недостаточной разработанности проблема неравновеснах еазовах переходов и о необходимости развития исследований в этом направлении*.

В § 1 диссертации анализируется процесс установления стационарного решша испарения сильно поглощающих сред /70″ 71/ в рамках тепловой тд&т, которая соответствует однофазному варианту задачи Стейаш /8/" Из-за нелинейности задачи Степана теоретическое исследование переходного реш®испарения в общем олуше возшяно только с помощью чтяешш. методове Шетацво-нарше ошекты в процессе лазерного испарения стаж рассштр?-ваться сравнительно недавно* В ряде обзоров и шнографий /10−17/, посвявшешх действию щщентри^ваннше потоков энергии на вещество, не деется практически никакой инбторшциз о поведении давления в нестационарном режиме испарения* а исяояьзованшй в /16, 19, 72, 73/ метод линеаризации испарительной задачи при анализе переходного процесса шаздаается, строго говор!" ненор-ректнда из-за неадекватного выбора начального температурного распределения.

Необходимо отметить также" что при количественном описании процесса лазерного испарения возникают дополнительные труд ности, связанные с малой изученностью теплосдаичеекпх и оптических свойств конденсированных сред при высоких температурах, lio экспериментальным данном об изменении отражательной способности металлов f{ ({j за время действия лазерного импульса при некоторых предположениях о теплопизических параметрах можно восстановить температурную зависимость ЯСТ) подобно эду как это делалось, например, в работе /74/. Однако для металлов тактически отсутствует экспериментальная инсТюршция о поведении температуропроводности в области температур, превшашдах нормальную точку кипения, а результаты многочисленных работ /75−83/, в которых исследуется поведение отражательной способности при лазерном облучении не всегда являются надешшми и требуют, вообще говоря, дополнительных проверок и подтверждена.

Было показано, в частности, что величина отражательной способности при лазерном окислении существенно зависит не толь ко от толщины окисного слоя, но и от температурных градиентов и полупроводниковых свойств окыснах пленок /64,85/, которые ранее не учитывались. Особенности экспериментально наблюдаемого поведения отражательной способности, которые в работе /75/ (см., также § 3.7 из /10/) связывались с процессом плавления, относятся к гораздо более высоким температурам, характерным для режима развитого испарения /80,86/. Возможное влияние перехода типа металл-диэлектрик на поведение отражательной способности, давление отдачи и вынос массы при лазерном воздействии обсуждалось в различной степени в ряде работ /40, 64,78,83,87−92/, однако в целом этот вопрос, как уже отмечалось вше, остается пока открытый. Изменение отражательной способности шает быть связано также с нарастанием мелкомасштабных возмущений на обучаемой поверхности (см, напр. /37/). Недостаточная изученность процессов, протекающих на облучаемой поверхности, зазддает однозшшо@ восстановление величины Д (Г) по динамике отражательной способности «.

Необходимым условием дня применимости тепловой модели испарения является малость внешнего давления по сравнению с давлением насыщенного пара [%). Б этом случае реализуется такой режим испарения, когда поведшие конденсированной среде можно рассматривать отдельно от газодинамики испаренного вещества, т. е" выражения для потоков масон, импульса и энергии на границе раздела зависят только от температуры облучаемо! поверхности. Эти выражения имеют такой не вид, как и при испарении в вакуум, когда достигается максимальное значение потока массы и минимальное значение. давления отдачи при заданной температуре поверхности".

Свойства газодинамического разрыва на фронте газового перехода при различных режимах испарения в конденсации исследовались во многих работах /10,93−101/. Последовательное рассмотрение этого вопроса представляет собой достаточно сложную задачу, которую пока еще нельзя считать полностью ршешоН.

В § 2 предлагается простая интерполяционная модель испарительного скачка, которая удобна для проведения приближенных аналитических оценок /99−101/. Близкий подход был сформулирован независимо в работе /36/. Эта модель используется в § 3 для определения по экспериментальным данным /102/ степени иеравновеоности испарительного процесса в условиях лазерного воздействия с образованием сильно поглощающего плазменного слоя*.

Пдазш, возникающая при лазерном воздействии на поверхность конденсированных сред в вакууме или вазовой среде, бета предоетш исследования большого числа экспериментальных в теоретических работ /5,10,101−119/, Очевидно, что процесс образования пяазш в таких условиях качественно отлипаете" от оптического пробоя холодаых прозрачна: газов /120/ из-за наличия поглощающего вещества в зоне обяучешм* которое обеспечивает быстрый роет температуры еще на доплазмещоп стадии. По этой причине эрозионная пяазш возникает ярда сравнительно шзшах интенсивное тях излучения".

Из потока испаренного вещества пяазш может распространяться в окрушвшрз газовую среду /121,122/, поскольку для продажешш плазменного йронта, например, в режиме медленного горения /122/ также не требуются те большие интенсивности из-* лучения, которые необходимы для оптического пробоя чистого холодного газа" Такой процесс «низкопорогового пробоя55 газов вблизи облучаемых поверхностей исследовался в работах /124.

1.Ж1 / а.

Теоретический анализ возникновения пяазш при лазерном испарении в докритической области давлений отдачи представляет собой весьма сжшую задачу®в которой помимо поведения конденсированной среда необходимо учитывать газодинамические и плаз-пенида зе секты совшетво с сштветствущиш взменешяад в дв-нашке аерашовесаого разового перехода. Последовательное решение такой ттт до сих пор не проведено",.

Из результатов § 8 следует, что. образование сильно погло-щаадего плазменного слоя приводит ш существенному изменению степени нерашовесности испарительного процесса, которое необходимо учитывать при теоретическом анализе поведения эрозиенной плазш. В этом же пар графе излагаются результаты экспериментальной работы /128/, в которой бит обнаружена околошрого" вая неустойчивость плазменного факела при сравнительно cmami плазменном поглощении, Эта неустойчивость набщдаетея в узшм дашзше жнтешишостей язлученвд вблизи порот вошишове-" вия стационарного плазменного факела в штоке шпаренного веще-*" ства, Неустойчивость факела сояровотается колобашки далонш отдачи, отнооятеяьшя шзшшздде которых дает пнфортци©об аффективной ттттшШ толщине плазменного слоя".

Поскольку исшрителшоо давление отдачи р весь,®резко зависит от температуры обучаемой шзеркшети* то швдэ~ ш&jj (tj является одаой из йзвбшкз©чувстштешш хэракте — «ристик процесса лазерного воздействия. Отметим, что измерение р ft) во время действия пшульеа излучения дает более яощр> пн оршщш, чем регистрация интегрального импульса отдай, которая осуществлялась в ратш работах по лазерному воздействию /10,87,129/. Необходим тлеть в виду также, что при иешяьзова~ нии коротких штвтшшш лазерных импульсов щтеряретащш пове"-детт испарительного давления осложняется вследствие возникновения сильно поглощающего плазменного слоя».

В § 4 представлены результаты зксп-ершшташюго месаедо" ванш далешя р ft/ при испарении металлов под действием шляисейуотш: лазерных импульсов до шрош шзшшновшш плазш /128Д30Д31Д Сравнение зтих данных с теоретичесшш результатами из § I показывает* что поведение р ft/ значительно отдщчается от предсказаний тепловоз вдели. Это отшше мошт быть отменено при учете радиального даад-ш расплава под действием дадвеш©шпарптельшго тшшш* Вытеснение расплава из зона облучения привода не только к взшетаду зффекту возрастания выноса шссн и скорости разрушения образда /I8M3S/" m ж ш шйщшшщ рвш" мтдш&твот давления /131/, G увеличением шшшившсти излучения ш. диаметра облучаемого пятна влияние радшлызош вытеснения расплава на поведение шедязздядояв давления уменьшается. Цри тшж значениях испарительного давления дшйзш©расшша может бить связано с яеддовдшдиедшш жТектом /137/".

Vmsa И вшвэдеиа $<�щш линейною оттж шпарительт** го процесса на тте возмущение лазерной штевсшшюош. Как было оттево в работах /71а 9 138/" приближенный аналитический подход* иойльзуший в роботах /16″ 19, 72″ 73″ 139/, оказана-* ется не^хТшшжшз при изучении переходаого процесса из-за трудности" тшшащеи при определении начального условия для линеаризованной задачи об установлении етащошрюго реквдо нешреаш. В $абетх /16″ 19, 72″ 73″ 139/ обсуждение этого вопроса отсутствует, а в качестве начального условия выбирается температурный профиль, который не удовлетворяет иеходаому пред" положению о малости температурного возгдаенщ,.

Щдобдая трудность не возникает яри корректной поста-* ноше задачи о линейном отклике испарительного процесса на малое внешнее вэшущедае /Х4СК448/" — Таной подход и подученные с его помощбш результаты налагаются в § § 5⁷ «где одновременно с иепарителызш процессом рассматривается также переход твердое тело — жидкость*.

Теоретическое исследование реаядав испарительного процесса на гаргшшчаокуш модуляцию тттс&штяв вэщч&шш показывает, что жжШШ одош испарительного. давления имеет максимум в зэвйошлостй от частоты шщшщш* тсвазирезшэзеное поведение функций отклика наиболее отчетливо выражено для сшльно иогяшшшшх сред, у которых подащщюй процесс после skä-q-?вшя яздучокш с поетшшшй шшшюсад шоет мщотопшй характер* 7дя линейных сшредсшченшх^зщтш водабнш сочемб свойств, дос 03восшо, ш шотв йосто" поскольку наличие шесш^ш у частотной хароктерштшш автоматически влечет за собой нещшшЕ-юеть переходного процесса. В рассматриваемом сщгчае переходной процесс монет иметь качественно разлшчшй характер в зависимости от вида начального температурного распределения®

В условиях развитого ношрешя величина давления сад-чи определяется в оешшш шшритешшм мезшншмщя. Изменение вюшоеш! конденсированного вещество в слое, нешсредст-вент дрияегшяшм ж облушшой поверхности, тaase вносит определенный шшд в щвтте отдачи. Роль втт механизма, тш* рой в отсутствии базовых переходов представляет собой обычный йотшкустичоекШ ®$(r)em§ исследуется в главе Е {§§ 8,9) для различных решмов твэхтт испарения /149−151, 140−145/. отоакустичеекому а^шту и его шсяктсзшаш првлше-щщм ноовящшю большое количество оршшаяьиш работ ш обзоров /3,4ДШ~1Щ/* В стандартной штщше щштт* ется низкочастотная щщшцои шюсшельт слабого светового потока, который нвпрввляется m помшщшцрз ксиденшзрованнрз сроду* Вошшшшше .да отсел кшебшшя темератда облучаемой поверхности вызывают акустические возщтдения в ощщащей газовой ашэсфере, которое регистрируется с пемшщ) шарофош" Эта методика шпшьщшлесь в работах /152,153/ для регштра-щзш плашезш в аеошщгемш веществе* однако sai" способов трудно получить шфоршдаю о дшамш©йазовш превращений при импульсных воздействиях концентрированных потоков энергии, В подобных случаях целесообразно регистрировать акустические возмущения не в окружающем газе" а непосредственно в облучаемом веществе".

Влияние плавления на фотоакустическпй оГТект в конденсированном среде со свободной поверхность!-} раздела рассматривается в §§ 10,11, где показано, в частности, что поведение давления отдачи существенно зависит от величины перегрева твердой фазы /145,159,100/, Эти результаты свидетельствуют о перспективности фотоакустического метода исследования динамики импульсного плавления и могут способствовать выяснению вопроса о перегреве твердой фазы в условиях импульсного воздействия* что пока не удалось с достаточной определенностью сделать другими методами®

В главе 1У излагаются результаты теоретического и эксне~ рименталыюго исследования лазерного испарения при объешом поглощении излучения, когда может возникать значительный перегрев жидкой сазы /IGI-IG6/. Граница применимости тепловой модели в этом случае являются менее определенными, чем при поверхностном поглощении, из-за большой величина максимума температурного профиля в пршоворхностнш слое облучаемого вещества.

Если не учитывать возможное возрастание теплоемкости при увеличении температуры^ то этот максимум форшльно прево<�ъ ходит критическую температуру для перехода кидкостъ-нар /88/® Такое приближение используется", тем не менее", в работах /19″ 73/ без какого-либо обоснования и обсуждения, хотя предположение о существовании щдкой Газы в докритической области давлений при закритичешшх температурах трудно согласовать с обычными физическими представлениям!]". Влияние околокритичесних сингулярпостей теплогнзическпх параметров на дшаглпку импульсного нагрева вещества излучением исследовалось в работах /167,168/, — однако поведение испарительного давления при этом не рассматривалось".

В § 12 исследуется специальный вариант тепловой шдедш* в котором допускается сильный перегрев метаотабильшй жидшй газе, но температурный максимум не достигает критического значения из-за сингулярного поведения теплоемкости вблизи ешшо-дали /161−163/. В отличие от поверхностного поглощения переходной режим испарения оказывается в этом случае резко немонотонным, а вместо независящего от времени стационарного решма могут возникать слабозатухаюндае нелинейные колебания, Автоколебательный режим можно получить также в модели объемного вскипания /88/, однако его характеристики существенно отличаются от случая поверхностного испарения. Автоколебательные и автовояновые рекимы возникают, как известно, в процессах самой различной природа /105Д28,169−172/. В качестве близких, по не товдеотвешшх примеров здесь можно назвать рекпш распространения фонтов пламени и кристаллизации /170,171/. Заметим в скобкахе что возникновение пространственной и временной упорядоченности в ддассшотшшых систешх является в шс-тошее время весьма ''модной" проблемой, различные аспекты которой обсуждаются на страницах популярных естественно-научных и литературно-художественных журналов /173−175/.

Немонотонное поведение испарительного давления качественно согласуется с результатами экспериментов /164,165/, которые излагаются в § 13. В этом же параграфе. дается краткий обзор теоретических и экспериментальных работ /176−188/, в которых исследовалось воздействие лазерного излучения па объемно яоглощающно среда,. шршстерное проявление неустойчивости метаетабильного состояния перегретой шдшети в устешх лазерного воздейсФ-вия описано в § 14 по результатам работа /186/, в шторой било обнаружено шшщнве перегретой аидкоети при резшм утлеиъ-?шш интенсивности лазерного вздуют* МттшшШ эффешк? тбттшя позднее в работе /185/®.

В главе У теоретически иеодещгетея поведение тепловых в т^фощтшчшш возвдшвй на фронте разового перехода в условиях развитого испарения"" При анализе устойчивости йршяа перехода твердое тело — шдкоеть и твердое тело — пар в рам~ нох задачи Степана возникает необходимость учета дополнительной зависимости скорости фазового превращения от кривизны границы раздела /190−194/. Это приводит к появлению зшраатер-ного параметра с размерностью длины®который в задаче плавления — отвердевания определяется отнопешеи нозфйздзента повершостного натяжения н объемной теплоте перехода" Без учета явной зависимости динамики газового перехода от кривизны границе раздела, как это делается" нанршер, в работах /195,196/, получается неноррентнш результат: неограниченное возрастание инкремента дня даротноволновЕк возщиший.

Поведение тепдовнх возщщений на фронте оублишции рас-сш$ршшось в рйдс работ /43, 196−200/ на основе однофазных вариантов задачи Стефана" При етом в работе /196/ не учитывалась явная зависимость старости перехода от кривизны границы раздела., что соответствует значению рь = С?, и температура перехода предполагалась постоянной. Фшше прзбшзжеш’зя являются слшшш грубнет даже для качественного описания аоротко" волновых возщдашй* В работах /197−2Ш/ учитывалось изменеше температуры перехода «а для характерной дана в /198 200/, как и в задаче шшзяедая /190−193/, использовалось от-ншеше шэффоцнента. П0верх!1о§ шог0 натшешя к объшшй те&-доте нереиде. В случае сублимации это отношение до ворядну величины соответствует швтштщ расстоянию в твердой фазе* В § 15 ношзано /194/» что такой подход тажке является некорректным" /йражтершя длина в задаче об устойчивости фонта сублимаций определяется не межатомным расстояшзш в твердой теле, а величиной, которая значительно цревшает этот размер и связана в длиной свободного пробега в газовой фазе*.

Необходимо иметь в виду при этом, что результаты" полученные в задаче об устойчивости фронта сублишщш, нельзя автоштичесш переносить на сздтй шпарящейся шздаости, шк это необоснованно делается в публикациях /43, 196−204/. Поведение возмещений на фронте перехода щдавть пар существенно связано, в частности, е возмущениями давления /805−212/, что не позволяет рассматривать тепловые возадешя отдельно от гвдродаашчеснах эффектов*.

В § 16 анализируется различие в поведении воздршэЗ щ фронтах развитого испарения и медленного горения /213−814/, которое соответствует решщг исдаренш с дозвуковой скоростью течения паров. Показано, что результаты недавней работы /215/ по устойчивости плоского Фронта испарения относятся фактически тлысо к режиму дозвукового течения паров, поскольку при развитом иеварейш необходимо учитывать второе Фундаменталь<*> нее решение для возвдений. давления и формулировать дополните льное граничное условие на Фронте перехода /211/".

Поведение повершостй шщкости в усложшс взвитого испарения рассматривается в § § 17, 18 /207-^2/" Оодчвао и исследовано дисперсионное уравнение для шш возмущений на поверхности испаряющейся жидкости. Установлены пределы применимости сублимационного приближения, в котором se учитываются гидродинамические э№екты на Фронте Фазового перехода. Показано, что это приближение необоснованно использовалось в ряде работ далеко за пределами его применимости, Из полученных при этом результатов следует такжев что влияние испарительного. давления оказывается сильнее торшкапиялярного эФ’бе-кта при значительно меньших интенсивноетях, чем это предполагалось в работе /216/, где рассматривались возмущения поверхности кидкости только за счет термокапиллярхюго эффекта,.

В последнее время внешнею многих исследователей было привлечено в образованию мелкомасштабных регулярных структур на поверхности различных поглощающих сред при воздействии поляризованного монохроматического излучения /29−40, 212/, о чем уже упоминалось выов, В отличие от неустойчивостей, которые рассматривались в 15−18, процесс образования таких структур тесно связан с эффектами интерференции доеду пада-ншдам и рассеянным излучением подобно шяу, как это имеет место в щггих процессах вынужденного рассеяния /217, 218/, Необходимо отметить тэкео, что вынужденное рассеяние света на поверхности прозрачных и поглощающих сред за счет понцеро-моторных сил обсущалоеь теоретически в работах /219−221/, однако такой механизм дает относительно малые инкременты для роста амплитуды капиллярных волн, и его экспериментальные проявления пока не обнаружены. Роль различных механизмов в процессе образования периодических структур обсуждается в § 19 /35, 212/.,.

В лшшйном приближении мелкомасштабные воадущошш на поверхности раздела не дают вклада в усредненную по пятну облучения величину давления отдачи", Влияние таких возвяущещзй на поведение испарительного. давления может проявляться на нелинейной стадии" если при этом заметно изменится характер теплоперенооа в объеме жидком фазы* Дм качественного описания вариации испарительного давленая за счет этого эффекта в § 20 используется тепловая модель с зависящей от времени эффективной температуропроводность©жидкой фазы /71/. В отличие от случая объемного подогрева испаряющейся жидкости /205/ при поверхностном нагреве достаточно быстрое увеличение эффективной температуропроводнооти приводит к падению испарительного давления".

Диссертационные материалы опубликованы в 44 работах, которые выделены подчеркиванием в общем списке литературы в конце. диссертации" Основные результаты. диссертации достаточно полно отражены в 25 публикациях", отмоченных двойным подчеркиванием.

Дополнительные материалы к Гл.- о, содержащие, в частности, численного анализа жисп-рснснгжго уравнения для: поз—у <�" ' на испаряющееся поверхности, вынесены в Приложение* Полный текст дисснотации вместе с Приложение1- опубликован в открыто: — печати: Труды ШжАН5 т. 1?, с. 3−107, иосква," ПаукаV 1988 г., тираж 18С0 экз.