張興權 劉航軒 段士偉 裴善報 左立生 張 暉

*(安徽工業(yè)大學先進金屬材料綠色制備與表面技術教育部重點實驗室,安徽馬鞍山 243002)

? (安徽工業(yè)大學機械工程學院,安徽馬鞍山 243002)

引言

液面被外物撞擊引起的響應一直受人們的廣泛關注[1-3],例如,人們研究了液膜在外部沖擊力的作用下形成“皇冠形狀”的水花[4]和“濺射”現(xiàn)象[5],以及能否引起液面濺射的關鍵因素,如沖擊速度和沖擊物的直徑大小等[6].人們還進一步研究了不同方法沖擊液面的濺射霧化效果[7-9]以及相關的霧化理論在制粉技術中的應用[10-11].

近年來,隨著高功率的激光在生產和科學實驗中的應用,人們對激光燒蝕液面產生的高壓等離子體及其在液體內部形成的沖擊波產生了濃厚興趣.黃瑞生等[12]利用激光掃描焊接熔池并對產生的等離子體羽輝動態(tài)行為進行拍攝,研究等離子體羽輝的穩(wěn)定性、存在周期性以及對熔池流動性的影響.Li 等[13]通過高速相機和X 射線成像技術對激光焊接時熔池濺射行為進行了探討,指出激光功率和激光束焦點位置對熔池產生的濺射影響較大.葉致君等[14]通過數值模擬的方法研究了在微重力環(huán)境下液滴直徑等參數的改變對激光驅動液滴遷移速度的影響.崔村燕等[15]通過試驗研究了CO2激光燒蝕水而形成表面空穴的機理,得到激光燒蝕產生的激波在水中傳播的速度大小.Zheng 等[16]研究了納秒激光燒蝕水和甘油時液滴濺射的角度以及燒蝕產生的推力大小,結果表明,當液體黏度增加,濺射角、推力和濺射的液滴數目逐漸減小,因此可以通過改變液體推進劑的黏度來控制推進的效果.Lar'kin 等[17]以液態(tài)金屬作為研究對象,研究了脈沖激光的輻照時間間隔對微射流特征的影響,討論了激光能量沉積區(qū)域的沖擊碰撞水動力模型,并解釋了微射流形成的原因.文獻[18-20]利用激光轟擊液態(tài)的金屬錫,得到了波長為13.5 nm 的極紫外光(EUV),并詳細研究激光參數對EUV 的影響.Hermens 等[21]用實驗的方法研究激光轟擊金屬錫液面所引發(fā)濺射形成冠寬的演化過程.目前,國外企業(yè)已經利用激光轟擊霧化的金屬錫微滴產生的波長為13.5 nm 的EUV,并以此為光源進行高端芯片制造.然而,國外對該技術實施嚴密封鎖,有關激光轟擊金屬錫液面所誘導的濺射霧化機制的公開報道的文獻很少,除文獻[21]外,很難檢索到其他有價值的資料.

金屬錫在常溫下為固態(tài),因此,激光轟擊液態(tài)金屬錫的試驗,不僅需要短脈沖的激光器,還需要對金屬錫進行加熱的裝置.由于激光轟擊液面所誘發(fā)的濺射等一系列現(xiàn)象在極短時間內完成,只有采用特殊設計的實驗裝置才能觀察到在極短時間內所發(fā)生物理現(xiàn)象的過程,因此本文利用Hermens 等[21]的實驗研究所采用的參量進行數值模擬,以便將數值模擬的結果與實驗測量的結果進行直接比較.

本文用流體體積(VOF)方法建立了激光轟擊金屬錫液面產生的濺射的模型,利用FLUENT 軟件對激光轟擊金屬液態(tài)錫表面引發(fā)濺射及霧化的過程進行了數值模擬,對模型的選取、網格劃分和激光加載壓力等方面進行了探索,研究了3 種不同激光能量和光斑直徑下,冠高和冠寬的變化趨勢,探討液滴霧化的壓力場變化規(guī)律,并與實驗值進行了比較.本文研究成果為后期深入研究納米光刻的相關技術提供參考.

1 實驗

為了觀測到激光轟擊液料所引發(fā)濺射現(xiàn)象,實驗中采用兩臺脈沖激光器[21],其中一臺Nd:YAG 發(fā)出波長1064 nm、脈寬(FWHM)為8 ns 的脈沖激光,脈沖加工激光焦距為600 mm 的正透鏡聚焦在液態(tài)的金屬錫液面上,如圖1(a)所示,激光能量可以通過半波片和薄膜偏振片來調節(jié),使激光能量變化范圍為2.5～30 mJ,服從高斯型分布,光斑大小的調節(jié)可以通過調整光束擴展器和孔徑來實現(xiàn),其直徑的變化范圍為70～130 μm;另一臺染料脈沖激光器發(fā)出波長約為560 nm、脈寬5 ns 的脈沖激光,其主要為陰影成像提供背景光.固態(tài)的金屬錫被加熱至液態(tài),熔池深度約為3 mm.長焦CCD 相機照相時位置平行于錫池表面,采用陰影法可獲得空間分布率約為5 μm 的顯微成像;通過設計的延遲電路使得Nd:YAG 激光器與背光脈沖激光器發(fā)出的脈沖同步,從而獲得液料濺射以及冠寬的形成過程.

圖1 激光濺射光路示意圖 (引用自參考文獻[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 數值模擬

2.1 控制方程

高功率激光束直接輻照在金屬液面上,金屬材料被氣化和電離產生高壓等離子體[22],生成的高壓等離子體作用在液池表面,同時也會快速擴散到周圍介質中,形成沖擊波,因此,高壓等離子體對液面施加一個脈沖的壓力,使受壓力作用的液體快速流向未受到壓力作用的區(qū)域,這種液體相對的快速運動導致平靜的液池表面產生濺射.

液體濺射現(xiàn)象是一種復雜的兩相流問題,通過以三大守恒方程為基礎建立氣液兩相流過程的二維納維?斯托克斯方程組,同時不考慮氣液相變和傳質,以激光能量30 mJ 為分析對象,可以計算出該條件下We數約為2000,而Re數大于56 000,因此需要引入湍流模型使得該方程組可解,對于計算過程中的湍流現(xiàn)象,采用標準的k-ε湍流模型進行計算.守恒方程的基本形式如下.

質量守恒

能量守恒方程為

動量方程為

氣體方程為

其中P為壓力,t為時間,v是速度,ρ為流體密度,?為向量微分算子,Ep是總能量,τ為黏性應力張量,Fbf為表面張力源項,R為普適氣體常數.

k-ε模型是Jones 和Launder 提出的雙方程模型[23],該模型主要通過求解湍流方程k和湍流耗散率方程ε兩個關鍵參數.k-ε是目前使用最為廣泛的湍流模型之一,它能在保證計算精度的前提下兼顧計算效率,因此,本文選擇標準k-ε模型作為湍流模型,其控制方程如下

其中ui為速度分量,μt為湍流黏度,Gk是由速度梯度產生的源項,Gb是浮力引起的湍動能產生項,YM為脈動擴張項,σk,σε,C1ε,C2ε和C3ε均為常數,其值分別為1.0,1.3,1.44,1.92 和0.99.

在研究這類問題時,需要考慮到對相界面進行精確的捕捉,因此選用VOF 模型,其中氣體與液相均作為連續(xù)相考慮.近年來,VOF 模型被廣泛應用于該類問題的數值模擬,其主要是引入了流體體積函數α來保證在計算過程中的質量守恒.流體體積函數α被定義為目標流體與該流體在單元格內所占的比值,其體積控制方程為

當α=1 時,該網格內全為目標流體;當0＜α＜ 1 時,此時為相界面;當α=0 時,該網格內不存在目標流體.

通過控制單元內及與之相連控制單元內的α值,應用分段線性界面計算方法(PLIC)即可運用重構技術得到液滴界面,從而確定其形狀及尺寸.

當計算單元中是液體或氣體時,方程中的流體物性為相應液體或氣體.當計算單元內包含兩相界面時,流體物性按照兩相體積分數的加權平均進行計算,即

采用VOF 模型計算不同相之間的相互作用時,需要考慮不同相的表面張力,本文選取連續(xù)表面張力(CSF)模型.表面張力F可表示為

其中,σ 為表面張力系數,b為界面曲率,式中下角標g和l分別表示氣相和液相.

2.2 數值建模

由于脈沖激光誘導的沖擊載荷具有對稱性,若三維模型采用相同密度的網格,則網格數量將達到上千萬個,因此,在模擬時,采用基于壓力基下隱式二維軸對稱模型,不僅保證計算精度還節(jié)約了計算資源.此外,需要通過有限體積法對控制方程進行離散,壓力速度耦合選用PISO 方法,動量離散選取二階迎風格式,壓力求解使用PRESTO 方法,氣液兩相界面采用Geo-Reconstructed 插值法進行重構,計算時間步長為10?8s,每個時間步最大迭代次數為20 次.

對于激光誘導的高壓等離子體流場的初始壓力,可采用Chapman-Jouguet 爆轟理論模型計算[24]

其中γ 為理想氣體等熵指數,P0為初始壓力,ρSn為金屬蒸汽密度,φ為激光吸收率,I為激光功率密度.

激光誘導的高壓等離子體大小由激光光斑直徑決定,其厚度[25]

其中θ為高壓等離子體的光學厚度,It為透射光強,h為等離子體區(qū)域厚度,Ks為吸收系數,等離子體其他初始參數由文獻[24]確定;將下方金屬液態(tài)的錫視為不可壓縮流體,密度為7000 kg/m,黏度和導熱系數可參考文獻[26] 所示,表面張力系數約為0.54 N/m;其他參數見表1.

表1 相關參數值Table 1 Relevant parameters during calculation

上述計算的高壓等離子體的壓力和厚度作為數值模擬的初始條件,其余參數與文獻[21]實驗參數相同.在保證計算精度的前提下,為了減少計算時間,建模的模型同樣采用二維軸對稱模型,計算區(qū)域設置為正方形,其長寬設為5 mm×5 mm;底面和側面設為不可滑移壁面,上方設為自由出口.建立的幾何模型如圖2 所示.

圖2 計算域示意圖Fig.2 Schematic diagram of calculation domain

2.3 網格無關性分析

為了驗證網格無關性,圖3(a)中給出了3 種不同網格密度下冠參數的無量綱數W*=W/d隨無量綱時間T*=t/c的變化情況,其中W為冠寬,t為對應的計算時間,c為激光脈寬.同時為了提高計算精度,對可能產生濺射的區(qū)域進行局部加密,圖3(b)為加密后的網格劃分情況示意圖.

圖3 不同網格數下冠參數的無量綱數對比Fig.3 Comparison of dimensionless number of crown parameters in different grids

從圖3(a)中可以看出,網格數目對冠的無量綱數有一定的影響,在 0 ≤T?≤6.0×103時,不同網格數目下冠的無量綱數在不同T*下不完全相同.隨著網格尺寸減小,網格數目增加,氣液兩相界面的劃分會更加精細,然而,當網格數達到一定數量時,無量綱數W*在所在的T*上基本不發(fā)生變化.因此,本文選擇網格數目為200 000、最小網格尺寸0.01 mm ×0.01 mm 作為計算網格.

3 結果與討論

3.1 液料濺射演化過程及模型驗證

圖4 為脈沖能量30 mJ、光斑直徑為70 μm 激光轟擊錫池的實驗和仿真結果.由圖4(a)可以看出,激光直接轟擊料液面的濺射霧化過程,在3 μs 時,液面開始出現(xiàn)突起;隨時間增加,影響區(qū)域逐漸擴大,在25 μs 時,可以清楚觀察到冠的基本形狀以及液面濺射,錫滴大小在5～90 μm 之間;在74 μs 之后,冠會繼續(xù)發(fā)展,同時霧化的顆粒數量也在增加.

圖4 不同時刻冠狀水花的演化對比Fig.4 Evolution of coronary blossoms at different times

從模擬圖4(b)中可以看出,在3 μs 時,在高壓等離子體壓力的作用下,液膜表面快速向下凹陷,高壓等離子體的壓力能轉化成液膜向兩側運動的動能,使得處于激光輻照正下方的液體開始被擠向四周,并逐漸向上形成突起.當t=25 μs 時,可以看出,液膜突起程度增大,冠的初期形狀基本形成,冠的內部液膜凹陷程度進一步加深.當t=37 μs 時,冠進一步生長,冠邊緣處會逐漸減薄形成狹長的射流尖端.當t=74 μs 時,隨著射流內部黏性力作用減弱,在壓力和速度的共同作用下,邊緣的液體開始從冠的邊緣脫離并形成液滴,形成霧化現(xiàn)象,液滴尺寸約為40 μm,其大小接近于實驗所得的粒子直徑大小,初步驗證了所建立模型的正確性.隨后,飛離的液滴會在表面張力的作用下逐漸變?yōu)榍蛐?而冠邊緣處會出現(xiàn)更多的霧化液滴.因此,受轟擊的液膜先后經歷快速流動、冠狀射流產生及霧化3 個階段.

從圖4(a)和圖4(b)中還可以看出,實驗得到的冠的形狀演化過程與模擬得到的演化過程十分相似,但對比實驗得到粒子數要比模擬得到粒子數要多,這是因為實驗時CCD 相機在拍攝時位于沖擊區(qū)域一側,拍攝范圍包括整個沖擊區(qū)域濺射霧化的粒子,是以光軸為中心的360°全景圖,甚至還包含了濺射過程中產生的碎屑,而模擬得到僅僅是軸截面上的粒子數.如果僅從軸截面上來比較,實驗得到的粒子數和模擬得到的大致相等.圖5 為激光轟擊錫池后濺射形成的冠直徑的數值模擬和實驗測量對比圖,可以看出模擬得到的冠直徑大小與實驗觀察所得的一致性較好,但它們形狀演化的時間上存在著差異,這是因為實驗時轟擊液料的激光器產生脈沖的時間與背景光源的激光器產生的脈沖的時間很保持一致[21],而模擬時,則沒有考慮它們在時間上的誤差.

圖5 實驗結果與模擬結果對比Fig.5 Comparison of the tested values with simulation ones

3.2 流場分析

激光誘導液料產生冠狀水花現(xiàn)象與液滴沖擊的液膜濺射特性存在相似性[21],因此本文采用液滴撞擊液膜的相關理論來對激光誘導液料濺射的現(xiàn)象進行解釋.衡量液體濺射的3 個主要無量綱數:,其中 ρl,μl和 σl分別代表液體的密度、黏度和表面張力系數,D取0.4 mm,V0為特征速度,其值為

其中Pt為反沖壓力,dx=0.2 mm,當激光能量為30 mJ 時,可以估算出V0為20 m/s[21].為了進一步研究液料產生濺射時的狀態(tài),本文引進濺射臨界數K[27]

根據上述,激光轟擊液池飛濺時,K值估計達到34 000 以上.由文獻[27]可知,當700＜K＜ 2100時,濺射只會形成冠狀水花,而當K＞ 2100 時,冠的頂部會有霧化現(xiàn)象產生,而激光轟擊液池飛濺時K值通常會遠高于2100,故冠狀飛濺和霧化現(xiàn)象均會發(fā)生.

液池濺射過程有著很復雜的壓力和速度場,從圖6(a)中可以看出,1.2 μs 時壓力主要集中在液料正上方,液料會在壓力的作用下向兩側流動,由于液池深度較深,壓力驅動液流的速度較慢,此時液料內部存在著較大的壓力;從圖6(b)中可以看出,當時間到達6 μs 時,液膜突起,形成較為明顯的冠狀射流,而液膜中心區(qū)域呈橢球形凹陷.此時,正下方液體不會完全被擠壓到兩側,中間液膜區(qū)域會存在略微突起,波陣面繼續(xù)向外擴張,波前和波后速度較低,而波陣面速度最高,大約為2000 m/s,壓力會向著激光入射方向快速擴散,液料內部存在的高壓區(qū)增大,這與激光誘導爆轟波的擴散非常相似[28-29],這也進一步驗證了模擬的正確性;當時間到達18 μs 時,可以從圖6(c)中明顯觀察到冠狀進一步生長,中間區(qū)域初期形成的凸起消失,同時觀察到冠狀射流內部的下端與上端存在著一個明顯的壓降,主要的高壓區(qū)在冠狀液膜內的中心區(qū)域,而冠狀液膜外中心處和兩側也存在較大的壓力差,同時液膜內中心區(qū)域內部和上方的氣流的速度相對較低;當t=30 μs 時,液膜上方的壓力以球狀波的形式傳播,如圖6(d)所示.同時,液體內部形成的相對高壓區(qū)逐漸向著射流生長的區(qū)域擴大,這種現(xiàn)象可能是引起冠狀水花后期繼續(xù)生長的主要原因,而冠狀液膜上端邊緣處出現(xiàn)較為明顯的低壓區(qū)[30],同時冠狀射流兩側的壓力變化增大,冠狀水花外側下方的低速區(qū)中速度波動明顯比冠內側大,冠的高度和寬度在隨時間變化進一步增加,冠的邊緣出現(xiàn)突起,連接突起和冠之間的液膜逐漸減薄;當t=40 μs 時,冠邊緣處的突起發(fā)生明顯“頸縮”,隨后發(fā)生斷裂,二次霧化液滴形成,且當濺射臨界數K值大于2100 時,液環(huán)現(xiàn)象將不復存在[31],冠狀液膜內形成的低壓區(qū)隨著冠生長的方向繼續(xù)向外延伸,而冠狀液膜內部的高壓區(qū)也伴隨著冠生長的方向向外延伸,同時冠在壓力差和速度差的共同作用下出現(xiàn)向下彎曲的趨勢;當t=45 μs 時,產生的液滴快速飛離冠的邊緣,同時冠邊緣處形成新的減薄區(qū)域,主要的高壓區(qū)仍然集中在冠狀液膜內部的中心區(qū)域的兩側,但該區(qū)域的速度相對冠邊緣處較低,這是因為下方液池較深整體流動區(qū)域較小引起的,而冠狀射流內的低壓區(qū)出現(xiàn)減小的趨勢;從圖6(g)中觀察到,冠內部的壓力產生明顯下降,但越靠近冠狀射流上端內側邊緣處壓力會相對較小,當t=45 μs時,產生減薄現(xiàn)象進一步加深,冠邊緣處的突起出現(xiàn)分離的趨勢;如圖6(h)所示,當時間t=72 μs 時,圖中減薄區(qū)域發(fā)生頸縮、斷裂,形成新的液滴,同時后續(xù)冠邊緣處繼續(xù)減薄,會產生一系列新的微小液滴,因此可將該區(qū)域定義為霧化區(qū)域,濺射的射流通過該區(qū)域之后霧化.形成的液滴會在高速氣流的夾帶下以較快的速度飛離,同時液滴受到表面張力和內部黏性力的共同作用下變成球狀.由圖6(h)還可知:由于液體以極快速度向四周流動,在水花內出現(xiàn)明顯的低壓區(qū).當時間來到100 μs 及以后時,冠狀液膜中心區(qū)域壓力會進一步下降,形成一個明顯的負壓區(qū),而冠的整體形狀變化程度較小,霧化區(qū)域中產生的霧化液滴仍會產生.

圖6 能量30 mJ 時射流演化時壓力和速度分布圖Fig.6 Pressure and velocity distribution diagram of jet evolution at energy of 30 mJ

圖7 中為液池在能量為30 mJ、脈寬為8 ns 激光轟擊下液料濺射初始形態(tài)的速度矢量云圖.

圖7 射流產生時速度矢量圖Fig.7 Velocity vector diagram of jet generation

從圖7(a)中可以看出,當t=0.6 μs 時,受沖擊的液膜區(qū)域中的液體高速徑向流動,邊緣出現(xiàn)稍微凸起,此時液膜上方高溫高壓氣體向著四周擴散,速度在2500 m/s 左右.

從圖7(b)中可以看出,當t=1.2 μs 時,液膜產生的凸起進一步生長,形成冠的早期形態(tài),此時液膜上方速度方向和0.6 μs 時方向相似,但波速比0.6 μs時低的多,高速區(qū)域增大,波陣面前方的流場會出現(xiàn)紊亂,一部分區(qū)域會形成渦旋,而靠近液膜時速度會明顯降低,液膜中間和兩側速度相差較大,產生剪切失穩(wěn)[32];而液膜突起處的速度也相對較大,這是由于在高速沖擊下,表面張力和內部黏性力并不是冠形成的主要因素,而是液體的慣性力[33].此外液膜內部大部分流場速度方向是回旋向上的,這正是液膜內液體會流向兩側同時形成突起的主要原因.

當t=3 μs 時,從圖7(c)可以看出,突起頂端的速度值逐漸增加,與1.2 μs 時原本沿軸向向外擴散的速度相比,速度方向發(fā)生了改變,同時液膜內部的高速區(qū)范圍增大,推動液膜突起進一步生長;而液坑底部流場發(fā)生變化,可能是因為高壓等離子體沖擊液膜時產生的反沖壓力而引起的速度變化.

從圖7(d)可以看出,液中心膜厚度不斷減小,但液膜突起程度會進一步加大,而突起處上方的高速區(qū)域也隨之增大,同時突起處下方會存在一個低速區(qū),速度約為400 m/s,液膜內部存在的高速區(qū)也會隨著突起生長的方向進一步增大.

通過上述分析可知,高壓等離子體的壓力迫使液料快速流動產生的慣性力是形成突起的主要動力.而該階段突起的生長主要表現(xiàn)為液膜內液體快速流向兩側和凸起處速度的變化.

圖8 為液料在激光能量30 mJ 作用下冠邊緣處產生霧化現(xiàn)象前后的壓力云圖和速度矢量圖.

圖8 霧化時壓力和速度分布圖Fig.8 Pressure and velocity distribution during atomization

從圖8(a)可以看出,當t=30 μs 時,冠狀射流的下端兩側存在著明顯的壓力差,主要的高壓區(qū)域集中在冠狀液膜內靠近下方的區(qū)域,冠狀液膜上端內存在一個明顯的低壓區(qū)域;而液膜內部整體速度是沿著射流方向向上的,射流底部速度約為50 m/s,而射流頂端速度高達250 m/s,液膜內部存在著較大的速度梯度,它是射流形狀發(fā)生變化的主要原因.

從圖8(b)中可以發(fā)現(xiàn),當t=33 μs 時,冠的邊緣處開始出現(xiàn)向內凹陷的趨勢,出現(xiàn)“頸部”區(qū)域,而冠狀液膜上端存在的低壓區(qū)域也逐漸消失,凹陷處壓力增大;通過右側的速度矢量圖可以發(fā)現(xiàn),凹陷處速度略大于液膜內部的速度,同時凹陷處前端的液膜速度也略大于后面的速度.

從圖8(c)中可以發(fā)現(xiàn),在t=33.6 μs 時,射流繼續(xù)向上生長,頂端凹陷程度進一步加深,將要在“頸部”發(fā)生斷裂現(xiàn)象,區(qū)域上端和下端壓力分別為0.56 和0.38 MPa,而區(qū)域內部壓力約為0.45 MPa,可見該區(qū)域存在較大的壓力梯度,它使連續(xù)的射流斷裂形成微小液滴,形成霧化現(xiàn)象,而區(qū)域下端靠近冠狀液膜內測邊緣處出現(xiàn)了一個明顯的低壓區(qū).從圖8(c)中的速度矢量圖可以看出,靠近射流尖端的流速較大,“頸部”區(qū)域上下流場速度差距較小.

由圖8(d)可以看出,當時間t=35.4 μs 時,“頸部”區(qū)域發(fā)生斷裂,頂端射流脫離冠的邊緣形成一個飛離的液滴,最后在表面張力的作用下形成球形液滴,這是由Rayleigh-Taylor 和Plateau-Rayleigh 不穩(wěn)定性共同作用的結果[34-35].從速度矢量圖中還可以發(fā)現(xiàn),液滴與冠邊緣處液體的速度梯度較小,而與冠的下端液體的速度梯度較大,從左邊的壓力云圖中也可以發(fā)現(xiàn),液滴的中心偏下處的低壓區(qū)較小,與冠邊緣和冠的下端液膜內壓力差距較大.

因此,可以推斷出射流的生長主要是射流頂端和下端之間的速度梯度造成的,而霧化現(xiàn)象的產生主要是R-T 不穩(wěn)定性和液膜周圍存在的壓力和速度梯度共同作用的結果.

3.3 激光特征參數的影響

3.3.1 激光能量影響

圖9 為冠的直徑和高度在不同激光能量下的變化曲線圖.由圖9(a)中可以看出,隨著激光能量增加,冠寬逐漸加大.在特定能量激光轟擊下,隨著時間的增加,冠寬逐漸增大.在前20 μs 內,激光能量對冠寬的影響較大,較高能量的激光使冠寬快速增加,這是因為在前期冠形成過程中,冠向外擴展推動四周靜止的液膜向外移動,但當向外圍移動的速度小于液膜向上運動的速度,運動間斷隨之產生[36],動態(tài)凹坑底部的液體進入冠內,使得冠寬和冠高進一步增加.而當時間t=80 μs 時,冠寬的變化趨于平穩(wěn),不再像前期的變化波動較大.

圖9 不同激光能量對冠寬和冠高的影響Fig.9 Effect of different laser energy on crown width and crown height

激光能量對冠高度的影響特性如圖9(b)所示,隨著激光能量增加,冠高逐漸升高;隨著時間的延長,冠高也將逐漸升高.在激光作用前期,能量對冠高影響較小;當時間超過20 μs 后,激光能量對冠高影響加大;在t=100 μs 時,20 mJ 的激光轟擊下冠高可達0.30 mm,而5 mJ 的激光作用下冠高僅有0.16 mm.從圖9(b)還可以看出,隨著時間的增加,冠高的增加逐漸趨于平緩.

3.3.2 光斑直徑的影響

在激光能量為10 mJ 時,不同光斑直徑的激光轟擊液料產生濺射的冠寬、冠高隨時間的變化關系如圖10 所示.

圖10 不同光斑直徑對冠寬和冠高的影響Fig.10 Effect of different laser spot diameter on crown width and crown height

從圖10 中可以看出,在特定直徑光斑的激光作用下,濺射形成冠的寬度和高度都隨時間的增加而增加.然而,在不同的階段,光斑直徑的大小對冠寬度和高度影響也不一樣.在t＜ 30 μs 時,光斑直徑越大,形成冠寬就越大;當t＞ 30 μs 時,冠寬隨著光斑直徑的增大而減小.在初期,光斑直徑對冠高的影響較小,如圖10(b)所示.當t＜ 10 μs 時,在不同光斑直徑下冠高變化較小,而當t＞ 10 μs 時,冠高隨光斑直徑的增加而減小,這是因為光斑直徑增大會使激光功率密度降低,導致激光輻照誘導高壓等離子體的峰值壓力降低,傳遞給液膜快速向上運動的速度相應的降低,因而冠的高度減小.所得到的光斑直徑對冠寬的影響規(guī)律與實驗觀察得到的結果一致[21].

3.3.3 激光脈寬的影響

圖11 為能量10 mJ、光斑直徑為70 μm 的激光在不同脈寬下轟擊液面所形成的冠高和冠寬對比圖.

圖11 不同激光脈寬對冠寬和冠高的影響Fig.11 Effect of different laser pulse width on crown width and crown height

從圖11(a)中可以看出,在特定脈寬的加工轟擊下,冠寬隨著時間的增加而增大;冠寬隨著激光脈沖寬度的增加而減小.在前40 μs 內,20 與30 ns 脈寬的激光各自所誘導形成的冠寬幾乎重合,也就是當脈寬超過一定的閾值時,激光脈寬對冠寬影響不明顯;當t＞ 40 μs 時,不同脈寬下的冠寬變化會出現(xiàn)明顯差異,較短脈寬的激光所引起的冠寬增加值越大.隨著時間增加,冠寬的增長率逐漸趨于平穩(wěn).

從圖11(b) 中可以看出,在60 μs 內,20 與30 ns 脈寬的激光所誘導形成的冠高幾乎重合,也就是,當脈寬超過一定的閾值時,激光脈寬對冠高影響不明顯;在60 μs 之后,不同脈寬對冠高的影響顯現(xiàn),脈寬越短,形成的冠高就越高,這是因為隨著脈寬的減小,激光功率密度增加,生成的高壓等離子體的峰值壓力增大,液膜流動速度加快,因此較短脈寬的激光使液料濺射形成冠高就越高.

4 結論

本文用VOF 方法對激光誘導液料濺射現(xiàn)象進行數值分析,研究了液料濺射和霧化演化過程.在此基礎上,進一步研究了激光能量、脈寬和光斑直徑等參數對液料濺射所形成冠的影響,主要得到以下結論.

(1)激光轟擊后,轟擊區(qū)域的液膜內存在較大的壓力和速度梯度,受沖擊的液膜經歷向四周快速流動、冠狀射流產生及隨后霧化3 個階段.

(2)液體慣性力主導了射流產生,冠上端和下端存在的速度梯度導致冠狀不斷演化生長,霧化是由冠邊緣處頸部區(qū)域內外壓力和速度梯度差所造成的.

(3)當激光能量增加時,冠的高度和寬度隨著增大;隨著時間的增加,冠的高度和寬度的增長逐漸趨于平緩.

(4)光斑直徑和激光脈寬對冠寬和冠高的影響較為復雜,不僅與冠形成演化的時間有關,而且與它們自身的數值也存在較大的關系.