激光轰击金属液面溅射过程的数值模拟1)

张兴权 刘航轩 段士伟 裴善报 左立生 张 晖

*(安徽工业大学先进金属材料绿色制备与表面技术教育部重点实验室,安徽马鞍山 243002)

† (安徽工业大学机械工程学院,安徽马鞍山 243002)

引言

液面被外物撞击引起的响应一直受人们的广泛关注[1-3],例如,人们研究了液膜在外部冲击力的作用下形成“皇冠形状”的水花[4]和“溅射”现象[5],以及能否引起液面溅射的关键因素,如冲击速度和冲击物的直径大小等[6].人们还进一步研究了不同方法冲击液面的溅射雾化效果[7-9]以及相关的雾化理论在制粉技术中的应用[10-11].

近年来,随着高功率的激光在生产和科学实验中的应用,人们对激光烧蚀液面产生的高压等离子体及其在液体内部形成的冲击波产生了浓厚兴趣.黄瑞生等[12]利用激光扫描焊接熔池并对产生的等离子体羽辉动态行为进行拍摄,研究等离子体羽辉的稳定性、存在周期性以及对熔池流动性的影响.Li 等[13]通过高速相机和X 射线成像技术对激光焊接时熔池溅射行为进行了探讨,指出激光功率和激光束焦点位置对熔池产生的溅射影响较大.叶致君等[14]通过数值模拟的方法研究了在微重力环境下液滴直径等参数的改变对激光驱动液滴迁移速度的影响.崔村燕等[15]通过试验研究了CO2激光烧蚀水而形成表面空穴的机理,得到激光烧蚀产生的激波在水中传播的速度大小.Zheng 等[16]研究了纳秒激光烧蚀水和甘油时液滴溅射的角度以及烧蚀产生的推力大小,结果表明,当液体黏度增加,溅射角、推力和溅射的液滴数目逐渐减小,因此可以通过改变液体推进剂的黏度来控制推进的效果.Lar'kin 等[17]以液态金属作为研究对象,研究了脉冲激光的辐照时间间隔对微射流特征的影响,讨论了激光能量沉积区域的冲击碰撞水动力模型,并解释了微射流形成的原因.文献[18-20]利用激光轰击液态的金属锡,得到了波长为13.5 nm 的极紫外光(EUV),并详细研究激光参数对EUV 的影响.Hermens 等[21]用实验的方法研究激光轰击金属锡液面所引发溅射形成冠宽的演化过程.目前,国外企业已经利用激光轰击雾化的金属锡微滴产生的波长为13.5 nm 的EUV,并以此为光源进行高端芯片制造.然而,国外对该技术实施严密封锁,有关激光轰击金属锡液面所诱导的溅射雾化机制的公开报道的文献很少,除文献[21]外,很难检索到其他有价值的资料.

金属锡在常温下为固态,因此,激光轰击液态金属锡的试验,不仅需要短脉冲的激光器,还需要对金属锡进行加热的装置.由于激光轰击液面所诱发的溅射等一系列现象在极短时间内完成,只有采用特殊设计的实验装置才能观察到在极短时间内所发生物理现象的过程,因此本文利用Hermens 等[21]的实验研究所采用的参量进行数值模拟,以便将数值模拟的结果与实验测量的结果进行直接比较.

本文用流体体积(VOF)方法建立了激光轰击金属锡液面产生的溅射的模型,利用FLUENT 软件对激光轰击金属液态锡表面引发溅射及雾化的过程进行了数值模拟,对模型的选取、网格划分和激光加载压力等方面进行了探索,研究了3 种不同激光能量和光斑直径下,冠高和冠宽的变化趋势,探讨液滴雾化的压力场变化规律,并与实验值进行了比较.本文研究成果为后期深入研究纳米光刻的相关技术提供参考.

1 实验

为了观测到激光轰击液料所引发溅射现象,实验中采用两台脉冲激光器[21],其中一台Nd:YAG 发出波长1064 nm、脉宽(FWHM)为8 ns 的脉冲激光,脉冲加工激光焦距为600 mm 的正透镜聚焦在液态的金属锡液面上,如图1(a)所示,激光能量可以通过半波片和薄膜偏振片来调节,使激光能量变化范围为2.5～30 mJ,服从高斯型分布,光斑大小的调节可以通过调整光束扩展器和孔径来实现,其直径的变化范围为70～130 μm;另一台染料脉冲激光器发出波长约为560 nm、脉宽5 ns 的脉冲激光,其主要为阴影成像提供背景光.固态的金属锡被加热至液态,熔池深度约为3 mm.长焦CCD 相机照相时位置平行于锡池表面,采用阴影法可获得空间分布率约为5 μm 的显微成像;通过设计的延迟电路使得Nd:YAG 激光器与背光脉冲激光器发出的脉冲同步,从而获得液料溅射以及冠宽的形成过程.

图1 激光溅射光路示意图 (引用自参考文献[21].CC BY 4.0)Fig.1 Schematic diagram of laser sputtering optical path (Reprinted with permission from Ref.[21].CC BY 4.0)

2 数值模拟

2.1 控制方程

高功率激光束直接辐照在金属液面上,金属材料被气化和电离产生高压等离子体[22],生成的高压等离子体作用在液池表面,同时也会快速扩散到周围介质中,形成冲击波,因此,高压等离子体对液面施加一个脉冲的压力,使受压力作用的液体快速流向未受到压力作用的区域,这种液体相对的快速运动导致平静的液池表面产生溅射.

液体溅射现象是一种复杂的两相流问题,通过以三大守恒方程为基础建立气液两相流过程的二维纳维−斯托克斯方程组,同时不考虑气液相变和传质,以激光能量30 mJ 为分析对象,可以计算出该条件下We数约为2000,而Re数大于56 000,因此需要引入湍流模型使得该方程组可解,对于计算过程中的湍流现象,采用标准的k-ε湍流模型进行计算.守恒方程的基本形式如下.

质量守恒

能量守恒方程为

动量方程为

气体方程为

其中P为压力,t为时间,v是速度,ρ为流体密度,∇为向量微分算子,Ep是总能量,τ为黏性应力张量,Fbf为表面张力源项,R为普适气体常数.

k-ε模型是Jones 和Launder 提出的双方程模型[23],该模型主要通过求解湍流方程k和湍流耗散率方程ε两个关键参数.k-ε是目前使用最为广泛的湍流模型之一,它能在保证计算精度的前提下兼顾计算效率,因此,本文选择标准k-ε模型作为湍流模型,其控制方程如下

其中ui为速度分量,µt为湍流黏度,Gk是由速度梯度产生的源项,Gb是浮力引起的湍动能产生项,YM为脉动扩张项,σk,σε,C1ε,C2ε和C3ε均为常数,其值分别为1.0,1.3,1.44,1.92 和0.99.

在研究这类问题时,需要考虑到对相界面进行精确的捕捉,因此选用VOF 模型,其中气体与液相均作为连续相考虑.近年来,VOF 模型被广泛应用于该类问题的数值模拟,其主要是引入了流体体积函数α来保证在计算过程中的质量守恒.流体体积函数α被定义为目标流体与该流体在单元格内所占的比值,其体积控制方程为

当α=1 时,该网格内全为目标流体;当0＜α＜ 1 时,此时为相界面;当α=0 时,该网格内不存在目标流体.

通过控制单元内及与之相连控制单元内的α值,应用分段线性界面计算方法(PLIC)即可运用重构技术得到液滴界面,从而确定其形状及尺寸.

当计算单元中是液体或气体时,方程中的流体物性为相应液体或气体.当计算单元内包含两相界面时,流体物性按照两相体积分数的加权平均进行计算,即

采用VOF 模型计算不同相之间的相互作用时,需要考虑不同相的表面张力,本文选取连续表面张力(CSF)模型.表面张力F可表示为

其中,σ 为表面张力系数,b为界面曲率,式中下角标g和l分别表示气相和液相.

2.2 数值建模

由于脉冲激光诱导的冲击载荷具有对称性,若三维模型采用相同密度的网格,则网格数量将达到上千万个,因此,在模拟时,采用基于压力基下隐式二维轴对称模型,不仅保证计算精度还节约了计算资源.此外,需要通过有限体积法对控制方程进行离散,压力速度耦合选用PISO 方法,动量离散选取二阶迎风格式,压力求解使用PRESTO 方法,气液两相界面采用Geo-Reconstructed 插值法进行重构,计算时间步长为10−8s,每个时间步最大迭代次数为20 次.

对于激光诱导的高压等离子体流场的初始压力,可采用Chapman-Jouguet 爆轰理论模型计算[24]

其中γ 为理想气体等熵指数,P0为初始压力,ρSn为金属蒸汽密度,φ为激光吸收率,I为激光功率密度.

激光诱导的高压等离子体大小由激光光斑直径决定,其厚度[25]

其中θ为高压等离子体的光学厚度,It为透射光强,h为等离子体区域厚度,Ks为吸收系数,等离子体其他初始参数由文献[24]确定;将下方金属液态的锡视为不可压缩流体,密度为7000 kg/m,黏度和导热系数可参考文献[26] 所示,表面张力系数约为0.54 N/m;其他参数见表1.

表1 相关参数值Table 1 Relevant parameters during calculation

上述计算的高压等离子体的压力和厚度作为数值模拟的初始条件,其余参数与文献[21]实验参数相同.在保证计算精度的前提下,为了减少计算时间,建模的模型同样采用二维轴对称模型,计算区域设置为正方形,其长宽设为5 mm×5 mm;底面和侧面设为不可滑移壁面,上方设为自由出口.建立的几何模型如图2 所示.

图2 计算域示意图Fig.2 Schematic diagram of calculation domain

2.3 网格无关性分析

为了验证网格无关性,图3(a)中给出了3 种不同网格密度下冠参数的无量纲数W*=W/d随无量纲时间T*=t/c的变化情况,其中W为冠宽,t为对应的计算时间,c为激光脉宽.同时为了提高计算精度,对可能产生溅射的区域进行局部加密,图3(b)为加密后的网格划分情况示意图.

图3 不同网格数下冠参数的无量纲数对比Fig.3 Comparison of dimensionless number of crown parameters in different grids

从图3(a)中可以看出,网格数目对冠的无量纲数有一定的影响,在 0 ≤T∗≤6.0×103时,不同网格数目下冠的无量纲数在不同T*下不完全相同.随着网格尺寸减小,网格数目增加,气液两相界面的划分会更加精细,然而,当网格数达到一定数量时,无量纲数W*在所在的T*上基本不发生变化.因此,本文选择网格数目为200 000、最小网格尺寸0.01 mm ×0.01 mm 作为计算网格.

3 结果与讨论

3.1 液料溅射演化过程及模型验证

图4 为脉冲能量30 mJ、光斑直径为70 μm 激光轰击锡池的实验和仿真结果.由图4(a)可以看出,激光直接轰击料液面的溅射雾化过程,在3 μs 时,液面开始出现突起;随时间增加,影响区域逐渐扩大,在25 μs 时,可以清楚观察到冠的基本形状以及液面溅射,锡滴大小在5～90 μm 之间;在74 μs 之后,冠会继续发展,同时雾化的颗粒数量也在增加.

图4 不同时刻冠状水花的演化对比Fig.4 Evolution of coronary blossoms at different times

从模拟图4(b)中可以看出,在3 μs 时,在高压等离子体压力的作用下,液膜表面快速向下凹陷,高压等离子体的压力能转化成液膜向两侧运动的动能,使得处于激光辐照正下方的液体开始被挤向四周,并逐渐向上形成突起.当t=25 μs 时,可以看出,液膜突起程度增大,冠的初期形状基本形成,冠的内部液膜凹陷程度进一步加深.当t=37 μs 时,冠进一步生长,冠边缘处会逐渐减薄形成狭长的射流尖端.当t=74 μs 时,随着射流内部黏性力作用减弱,在压力和速度的共同作用下,边缘的液体开始从冠的边缘脱离并形成液滴,形成雾化现象,液滴尺寸约为40 μm,其大小接近于实验所得的粒子直径大小,初步验证了所建立模型的正确性.随后,飞离的液滴会在表面张力的作用下逐渐变为球形,而冠边缘处会出现更多的雾化液滴.因此,受轰击的液膜先后经历快速流动、冠状射流产生及雾化3 个阶段.

从图4(a)和图4(b)中还可以看出,实验得到的冠的形状演化过程与模拟得到的演化过程十分相似,但对比实验得到粒子数要比模拟得到粒子数要多,这是因为实验时CCD 相机在拍摄时位于冲击区域一侧,拍摄范围包括整个冲击区域溅射雾化的粒子,是以光轴为中心的360°全景图,甚至还包含了溅射过程中产生的碎屑,而模拟得到仅仅是轴截面上的粒子数.如果仅从轴截面上来比较,实验得到的粒子数和模拟得到的大致相等.图5 为激光轰击锡池后溅射形成的冠直径的数值模拟和实验测量对比图,可以看出模拟得到的冠直径大小与实验观察所得的一致性较好,但它们形状演化的时间上存在着差异,这是因为实验时轰击液料的激光器产生脉冲的时间与背景光源的激光器产生的脉冲的时间很保持一致[21],而模拟时,则没有考虑它们在时间上的误差.

图5 实验结果与模拟结果对比Fig.5 Comparison of the tested values with simulation ones

3.2 流场分析

激光诱导液料产生冠状水花现象与液滴冲击的液膜溅射特性存在相似性[21],因此本文采用液滴撞击液膜的相关理论来对激光诱导液料溅射的现象进行解释.衡量液体溅射的3 个主要无量纲数:,其中 ρl,µl和 σl分别代表液体的密度、黏度和表面张力系数,D取0.4 mm,V0为特征速度,其值为

其中Pt为反冲压力,dx=0.2 mm,当激光能量为30 mJ 时,可以估算出V0为20 m/s[21].为了进一步研究液料产生溅射时的状态,本文引进溅射临界数K[27]

根据上述,激光轰击液池飞溅时,K值估计达到34 000 以上.由文献[27]可知,当700＜K＜ 2100时,溅射只会形成冠状水花,而当K＞ 2100 时,冠的顶部会有雾化现象产生,而激光轰击液池飞溅时K值通常会远高于2100,故冠状飞溅和雾化现象均会发生.

液池溅射过程有着很复杂的压力和速度场,从图6(a)中可以看出,1.2 μs 时压力主要集中在液料正上方,液料会在压力的作用下向两侧流动,由于液池深度较深,压力驱动液流的速度较慢,此时液料内部存在着较大的压力;从图6(b)中可以看出,当时间到达6 μs 时,液膜突起,形成较为明显的冠状射流,而液膜中心区域呈椭球形凹陷.此时,正下方液体不会完全被挤压到两侧,中间液膜区域会存在略微突起,波阵面继续向外扩张,波前和波后速度较低,而波阵面速度最高,大约为2000 m/s,压力会向着激光入射方向快速扩散,液料内部存在的高压区增大,这与激光诱导爆轰波的扩散非常相似[28-29],这也进一步验证了模拟的正确性;当时间到达18 μs 时,可以从图6(c)中明显观察到冠状进一步生长,中间区域初期形成的凸起消失,同时观察到冠状射流内部的下端与上端存在着一个明显的压降,主要的高压区在冠状液膜内的中心区域,而冠状液膜外中心处和两侧也存在较大的压力差,同时液膜内中心区域内部和上方的气流的速度相对较低;当t=30 μs 时,液膜上方的压力以球状波的形式传播,如图6(d)所示.同时,液体内部形成的相对高压区逐渐向着射流生长的区域扩大,这种现象可能是引起冠状水花后期继续生长的主要原因,而冠状液膜上端边缘处出现较为明显的低压区[30],同时冠状射流两侧的压力变化增大,冠状水花外侧下方的低速区中速度波动明显比冠内侧大,冠的高度和宽度在随时间变化进一步增加,冠的边缘出现突起,连接突起和冠之间的液膜逐渐减薄;当t=40 μs 时,冠边缘处的突起发生明显“颈缩”,随后发生断裂,二次雾化液滴形成,且当溅射临界数K值大于2100 时,液环现象将不复存在[31],冠状液膜内形成的低压区随着冠生长的方向继续向外延伸,而冠状液膜内部的高压区也伴随着冠生长的方向向外延伸,同时冠在压力差和速度差的共同作用下出现向下弯曲的趋势;当t=45 μs 时,产生的液滴快速飞离冠的边缘,同时冠边缘处形成新的减薄区域,主要的高压区仍然集中在冠状液膜内部的中心区域的两侧,但该区域的速度相对冠边缘处较低,这是因为下方液池较深整体流动区域较小引起的,而冠状射流内的低压区出现减小的趋势;从图6(g)中观察到,冠内部的压力产生明显下降,但越靠近冠状射流上端内侧边缘处压力会相对较小,当t=45 μs时,产生减薄现象进一步加深,冠边缘处的突起出现分离的趋势;如图6(h)所示,当时间t=72 μs 时,图中减薄区域发生颈缩、断裂,形成新的液滴,同时后续冠边缘处继续减薄,会产生一系列新的微小液滴,因此可将该区域定义为雾化区域,溅射的射流通过该区域之后雾化.形成的液滴会在高速气流的夹带下以较快的速度飞离,同时液滴受到表面张力和内部黏性力的共同作用下变成球状.由图6(h)还可知:由于液体以极快速度向四周流动,在水花内出现明显的低压区.当时间来到100 μs 及以后时,冠状液膜中心区域压力会进一步下降,形成一个明显的负压区,而冠的整体形状变化程度较小,雾化区域中产生的雾化液滴仍会产生.

图6 能量30 mJ 时射流演化时压力和速度分布图Fig.6 Pressure and velocity distribution diagram of jet evolution at energy of 30 mJ

图7 中为液池在能量为30 mJ、脉宽为8 ns 激光轰击下液料溅射初始形态的速度矢量云图.

图7 射流产生时速度矢量图Fig.7 Velocity vector diagram of jet generation

从图7(a)中可以看出,当t=0.6 μs 时,受冲击的液膜区域中的液体高速径向流动,边缘出现稍微凸起,此时液膜上方高温高压气体向着四周扩散,速度在2500 m/s 左右.

从图7(b)中可以看出,当t=1.2 μs 时,液膜产生的凸起进一步生长,形成冠的早期形态,此时液膜上方速度方向和0.6 μs 时方向相似,但波速比0.6 μs时低的多,高速区域增大,波阵面前方的流场会出现紊乱,一部分区域会形成涡旋,而靠近液膜时速度会明显降低,液膜中间和两侧速度相差较大,产生剪切失稳[32];而液膜突起处的速度也相对较大,这是由于在高速冲击下,表面张力和内部黏性力并不是冠形成的主要因素,而是液体的惯性力[33].此外液膜内部大部分流场速度方向是回旋向上的,这正是液膜内液体会流向两侧同时形成突起的主要原因.

当t=3 μs 时,从图7(c)可以看出,突起顶端的速度值逐渐增加,与1.2 μs 时原本沿轴向向外扩散的速度相比,速度方向发生了改变,同时液膜内部的高速区范围增大,推动液膜突起进一步生长;而液坑底部流场发生变化,可能是因为高压等离子体冲击液膜时产生的反冲压力而引起的速度变化.

从图7(d)可以看出,液中心膜厚度不断减小,但液膜突起程度会进一步加大,而突起处上方的高速区域也随之增大,同时突起处下方会存在一个低速区,速度约为400 m/s,液膜内部存在的高速区也会随着突起生长的方向进一步增大.

通过上述分析可知,高压等离子体的压力迫使液料快速流动产生的惯性力是形成突起的主要动力.而该阶段突起的生长主要表现为液膜内液体快速流向两侧和凸起处速度的变化.

图8 为液料在激光能量30 mJ 作用下冠边缘处产生雾化现象前后的压力云图和速度矢量图.

图8 雾化时压力和速度分布图Fig.8 Pressure and velocity distribution during atomization

从图8(a)可以看出,当t=30 μs 时,冠状射流的下端两侧存在着明显的压力差,主要的高压区域集中在冠状液膜内靠近下方的区域,冠状液膜上端内存在一个明显的低压区域;而液膜内部整体速度是沿着射流方向向上的,射流底部速度约为50 m/s,而射流顶端速度高达250 m/s,液膜内部存在着较大的速度梯度,它是射流形状发生变化的主要原因.

从图8(b)中可以发现,当t=33 μs 时,冠的边缘处开始出现向内凹陷的趋势,出现“颈部”区域,而冠状液膜上端存在的低压区域也逐渐消失,凹陷处压力增大;通过右侧的速度矢量图可以发现,凹陷处速度略大于液膜内部的速度,同时凹陷处前端的液膜速度也略大于后面的速度.

从图8(c)中可以发现,在t=33.6 μs 时,射流继续向上生长,顶端凹陷程度进一步加深,将要在“颈部”发生断裂现象,区域上端和下端压力分别为0.56 和0.38 MPa,而区域内部压力约为0.45 MPa,可见该区域存在较大的压力梯度,它使连续的射流断裂形成微小液滴,形成雾化现象,而区域下端靠近冠状液膜内测边缘处出现了一个明显的低压区.从图8(c)中的速度矢量图可以看出,靠近射流尖端的流速较大,“颈部”区域上下流场速度差距较小.

由图8(d)可以看出,当时间t=35.4 μs 时,“颈部”区域发生断裂,顶端射流脱离冠的边缘形成一个飞离的液滴,最后在表面张力的作用下形成球形液滴,这是由Rayleigh-Taylor 和Plateau-Rayleigh 不稳定性共同作用的结果[34-35].从速度矢量图中还可以发现,液滴与冠边缘处液体的速度梯度较小,而与冠的下端液体的速度梯度较大,从左边的压力云图中也可以发现,液滴的中心偏下处的低压区较小,与冠边缘和冠的下端液膜内压力差距较大.

因此,可以推断出射流的生长主要是射流顶端和下端之间的速度梯度造成的,而雾化现象的产生主要是R-T 不稳定性和液膜周围存在的压力和速度梯度共同作用的结果.

3.3 激光特征参数的影响

3.3.1 激光能量影响

图9 为冠的直径和高度在不同激光能量下的变化曲线图.由图9(a)中可以看出,随着激光能量增加,冠宽逐渐加大.在特定能量激光轰击下,随着时间的增加,冠宽逐渐增大.在前20 μs 内,激光能量对冠宽的影响较大,较高能量的激光使冠宽快速增加,这是因为在前期冠形成过程中,冠向外扩展推动四周静止的液膜向外移动,但当向外围移动的速度小于液膜向上运动的速度,运动间断随之产生[36],动态凹坑底部的液体进入冠内,使得冠宽和冠高进一步增加.而当时间t=80 μs 时,冠宽的变化趋于平稳,不再像前期的变化波动较大.

图9 不同激光能量对冠宽和冠高的影响Fig.9 Effect of different laser energy on crown width and crown height

激光能量对冠高度的影响特性如图9(b)所示,随着激光能量增加,冠高逐渐升高;随着时间的延长,冠高也将逐渐升高.在激光作用前期,能量对冠高影响较小;当时间超过20 μs 后,激光能量对冠高影响加大;在t=100 μs 时,20 mJ 的激光轰击下冠高可达0.30 mm,而5 mJ 的激光作用下冠高仅有0.16 mm.从图9(b)还可以看出,随着时间的增加,冠高的增加逐渐趋于平缓.

3.3.2 光斑直径的影响

在激光能量为10 mJ 时,不同光斑直径的激光轰击液料产生溅射的冠宽、冠高随时间的变化关系如图10 所示.

图10 不同光斑直径对冠宽和冠高的影响Fig.10 Effect of different laser spot diameter on crown width and crown height

从图10 中可以看出,在特定直径光斑的激光作用下,溅射形成冠的宽度和高度都随时间的增加而增加.然而,在不同的阶段,光斑直径的大小对冠宽度和高度影响也不一样.在t＜ 30 μs 时,光斑直径越大,形成冠宽就越大;当t＞ 30 μs 时,冠宽随着光斑直径的增大而减小.在初期,光斑直径对冠高的影响较小,如图10(b)所示.当t＜ 10 μs 时,在不同光斑直径下冠高变化较小,而当t＞ 10 μs 时,冠高随光斑直径的增加而减小,这是因为光斑直径增大会使激光功率密度降低,导致激光辐照诱导高压等离子体的峰值压力降低,传递给液膜快速向上运动的速度相应的降低,因而冠的高度减小.所得到的光斑直径对冠宽的影响规律与实验观察得到的结果一致[21].

3.3.3 激光脉宽的影响

图11 为能量10 mJ、光斑直径为70 μm 的激光在不同脉宽下轰击液面所形成的冠高和冠宽对比图.

图11 不同激光脉宽对冠宽和冠高的影响Fig.11 Effect of different laser pulse width on crown width and crown height

从图11(a)中可以看出,在特定脉宽的加工轰击下,冠宽随着时间的增加而增大;冠宽随着激光脉冲宽度的增加而减小.在前40 μs 内,20 与30 ns 脉宽的激光各自所诱导形成的冠宽几乎重合,也就是当脉宽超过一定的阈值时,激光脉宽对冠宽影响不明显;当t＞ 40 μs 时,不同脉宽下的冠宽变化会出现明显差异,较短脉宽的激光所引起的冠宽增加值越大.随着时间增加,冠宽的增长率逐渐趋于平稳.

从图11(b) 中可以看出,在60 μs 内,20 与30 ns 脉宽的激光所诱导形成的冠高几乎重合,也就是,当脉宽超过一定的阈值时,激光脉宽对冠高影响不明显;在60 μs 之后,不同脉宽对冠高的影响显现,脉宽越短,形成的冠高就越高,这是因为随着脉宽的减小,激光功率密度增加,生成的高压等离子体的峰值压力增大,液膜流动速度加快,因此较短脉宽的激光使液料溅射形成冠高就越高.

4 结论

本文用VOF 方法对激光诱导液料溅射现象进行数值分析,研究了液料溅射和雾化演化过程.在此基础上,进一步研究了激光能量、脉宽和光斑直径等参数对液料溅射所形成冠的影响,主要得到以下结论.

(1)激光轰击后,轰击区域的液膜内存在较大的压力和速度梯度,受冲击的液膜经历向四周快速流动、冠状射流产生及随后雾化3 个阶段.

(2)液体惯性力主导了射流产生,冠上端和下端存在的速度梯度导致冠状不断演化生长,雾化是由冠边缘处颈部区域内外压力和速度梯度差所造成的.

(3)当激光能量增加时,冠的高度和宽度随着增大;随着时间的增加,冠的高度和宽度的增长逐渐趋于平缓.

(4)光斑直径和激光脉宽对冠宽和冠高的影响较为复杂,不仅与冠形成演化的时间有关,而且与它们自身的数值也存在较大的关系.