Исследование сварочного факела в процессе сварки низколегированных сталей больших толщин излучением мощного иттербиевого волоконного лазера тема диссертации и автореферата по ВАК РФ 01.04.21, кандидат физико-математических наук Щеглов, Павел Юрьевич

• Щеглов, Павел Юрьевич
• кандидат физико-математических наук
• 2011

Оглавление диссертации кандидат физико-математических наук Щеглов, Павел Юрьевич

ОГЛАВЛЕНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

ГЛАВА 1. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ В ПРОЦЕССЕ СВАРКИ МЕТАЛЛОВ МОЩНЫМИ ТВЕРДОТЕЛЬНЫМИ ЛАЗЕРАМИ С ВЫСОКОЙ ЯРКОСТЬЮ ИЗЛУЧЕНИЯ

§ 1.1. Мощные твердотельные лазеры с высокой яркостью

излучения

1.1.1. Лазеры на тонких дисках

1.1.2. Волоконные лазеры

1.1.3. Характеристики излучения мощных лазеров

1.1.4. Применение мощных твердотельных лазеров с высокой яркостью излучения

1.1.5. Особенности сварки металлов мощными волоконными лазерами с высокой яркостью излучения

§ 1.2. Паро-плазменный факел при сварке металлов мощными

лазерами

1.2.1. Формирование сварочной плазмы

1.2.2. Состояние сварочной плазмы при сварке СОг- и твердотельными лазерами

Выводы к Главе 1

ГЛАВА 2. СПЕКТРОСКОПИЯ СВАРОЧНОГО ФАКЕЛА

§2.1. Структура сварочного факела

§ 2.2. Спектроскопия сварочного факела

2.2.1. Методика проведения измерений

2.2.2. Спектры эмиссии сварочного факела

§ 2.3. Влияние сварочной плазмы на лазерное излучение

2.3.1. Взаимодействие с атомами окружающей среды

2.3.2. Поглощение свободными электронами плазмы

§ 2.4. Влияние защитного газа на сварочный факел

§ 2.5. Наблюдение верхней части сварочного факела

Выводы к Главе II

ГЛАВА 3. ИЗМЕРЕНИЕ ОСЛАБЛЕНИЯ ПРОБНОГО

ИЗЛУЧЕНИЯ В СВАРОЧНОМ ФАКЕЛЕ

§3.1. Измерение терморефракции луча при прохождении

сварочного факела в поперечном направлении

3.1.1. Причины возникновения терморефракции в среде сварочного факела

3.1.2. Определение степени влияния терморефракции на ослабление

пробного излучения

§ 3.2. Измерение ослабления ИК-излучения на длине волны

1,3 мкм

3.2.1. Методика экспериментов

3.2.2. Временная динамика ослабления

3.2.3. Пространственное распределение

3.2.4. Пространственное распределение коэффициента ослабления

Выводы к Главе 3

ГЛАВА 4. УЧЕТ ЭФФЕКТА КОНДЕНСАЦИИ

МЕТАЛЛИЧЕСКОГО ПАРА В СРЕДЕ СВАРОЧНОГО ФАКЕЛА

§4.1. Механизм конденсации металлического пара в сварочном

факеле

4.1.1. Теоретические предпосылки

4.1.2. Косвенные экспериментальные подтверждения

4.1.3. Оптическая диагностика частиц конденсата в сварочном факеле

4.1.4. Прямые измерения параметров конденсированных частиц

4.1.5. Рассеяние и поглощение лазерного излучения частицами конденсированного металлического пара

§ 4.2. Измерение параметров конденсированных частиц в

сварочном факеле

4.2.1. Методика экспериментов

4.2.2. Многоволновая методика

4.2.3. Спектры пропускания сварочного факела

4.2.4. Измерение средних параметров частиц конденсата

§ 4.3. Оценка влияния сварочного факела на излучение мощного

волоконного лазера

4.3.1. Конденсация металлических частиц в поле мощного лазерного излучения

4.3.2. Оценка ослабления луча мощного волоконного лазера, распространяющегося через среду сварочного факела

Выводы к Главе 4

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Введение диссертации (часть автореферата) на тему «Исследование сварочного факела в процессе сварки низколегированных сталей больших толщин излучением мощного иттербиевого волоконного лазера»

ВВЕДЕНИЕ

В последние 5-10 лет технология лазерной обработки металлов больших толщин получила широкий потенциал развития за счет разработки принципиально нового типа источников мощного лазерного излучения. Появился класс так называемых мощных твердотельных лазеров с высокой яркостью излучения, к которым на настоящий момент можно отнести волоконные лазеры на ионах иттербия [1],[2] и дисковые лазеры на кристаллах УАО:УЪ [3],[4],[5]. Принципиально оба этих типа лазеров происходят от твердотельных лазеров с открытым оптическим резонатором, в котором в качестве активного элемента располагается кристаллический либо стеклянный стержень, легированный добавками редкоземельных элементов, оптически накачиваемый лампами-вспышками либо мощными диодами. Одной из главных проблем, ограничивающих выходную мощность излучения таких лазеров, является эффект термолинзы [6]. Так как в этом случае относительно небольшой объем активной среды и ограниченные возможности теплоотвода принципиально не позволяют эффективно охлаждать рабочий элемент лазера, то существенное ухудшение качества излучения при увеличении мощности накачки становится неизбежным.

В случае волоконного лазера активный стержень «сужается» до размеров оптического волокна, которое за счет наличия нескольких оболочек с различными показателями преломления обеспечивает полное внутреннее отражение излучения на длинах волн генерации и накачки. При этом, так как излучение накачки поглощается в волокне на протяжении десятков метров, требования к охлаждению становятся минимальными, а качество излучения поддерживается волноводными свойствами волокна [7],[8],[9].

В дисковом лазере происходит обратное - активный стержень «сжимается» до тонкого диска. При этом отвод тепла производится не с цилиндрической поверхности, а с плоской грани, что обеспечивает отсутствие перепадов температуры в плоскости волнового фронта генерируемого излучения и уменьшает эффект терморефракции [10],[11]. Для увеличения эффективности генерации используется прием многократного прохождения излучения накачки через активную среду. При создании как дисковых, так и волоконных лазеров, активно применяется модульный принцип, когда излучение от нескольких независимых

однотипных модулей собирается в одно волокно [12]. Физическим ограничением мощности лазера в этом случае является предел оптической прочности выходного волокна и проявление нелинейно-оптических эффектов.

Помимо ряда экономических достоинств волоконных и дисковых лазеров, высокая яркость их излучения позволяет получать высокую плотность мощности одновременно с достаточно большой рэлеевской длиной пучка [10],[13],[14],[15],[16]. Данное свойство является одним из главных преимуществ при использовании такого излучения в качестве источника энергии для сварки металлов болыцих толщин [17],[18]. Технология лазерной сварки металлов с глубоким проплавлением имеет большой потенциал использования в тяжелом машиностроении, прежде всего при производстве труб и прокладке трубопроводов высокого давления [19],[20], сборке различных компонентов реакторов [21],[22], а также в кораблестроении [23],[24].

До появления первых волоконных лазеров высокой мощности лазерная сварка металлов болыцих толщин проводилась с использованием излучения газовых ССЬ-лазеров [25],[26]. К принципиальным физическим отличиям между волоконными и С02-лазерами с точки зрения самого процесса сварки с глубоким проплавлением можно отнести более короткую длину волны излучения и отличие распределения плотности мощности по поперечному сечению лазерного пучка, которое для волоконного лазера имеет вид, близкий к прямоугольному [27]. Коэффициент поглощения коротковолнового излучения иттербиевого волоконного лазера (длина волны 1,07 мкм) для большинства сталей существенно выше, чем длинноволнового излучения С02-лазера (длина волны 10,6 мкм) [7]. Оба указанных фактора являются неоспоримыми преимуществами в технологиях лазерной закалки, поверхностной обработки или сварки тонких металлических пластин без образования паро-газового канала [25]. Однако, в случае сварки металлов больших толщин они могут играть и негативную роль. Крутое распределение интенсивности в лазерном пучке может приводить к более резким градиентам температуры в ванне расплава и на поверхности стенок парогазового канала, что служит дестабилизирующим фактором за счет повышенного влияния эффекта Марангони [28], [29], [30]. А высокое

поглощение излучения поверхностью металла может служить помехой для

5

эффекта каналирования излучения при отражении от стенок узкого парогазового канала [31],[32],[33].

Однако, наиболее существенные отличия возникают в процессах формирования и развития паро-плазменного сварочного факела, а также во влиянии этого факела на лазерное излучение [34],[35],[36],[37]. За долгий период исследования процесса сварки с глубоким проплавлением излучением газовых С02-лазеров эффект образования сварочной плазмы и ее влияние на лазерное излучения были подробно изучены и описаны в литературе [38],[39],[40],[41]. Согласно основной версии, при интенсивном испарении металла мощным лазерным излучением над поверхностью образуется облако металлического пара с небольшой концентрацией свободных электронов, которые за счет эффекта обратного тормозного поглощения в поле тяжелых частиц поглощают некоторую долю лазерного излучения и увеличивают свою кинетическую энергию. Когда кинетическая энергия электронов становится достаточно высокой для ионизации атомов железа, они начинают выбивать вторичные электроны из возбужденных атомов и происходит лавинное увеличение числа свободных электронов и ионов, т.е. оптический пробой [42]. Так как в состоянии оптического пробоя почти вся энергия лазерного излучения поглощается плазмой, в технологии сварки мощными С02-лазерами плотность мощности вкладываемой в металл энергии ограничена порогом оптического пробоя, хотя во многих случаях, путем использования дополнительных приспособлений, значение пороговой плотности мощности может быть увеличено. Оптимальным режимом для сварки с глубоким проплавлением является т.н. предпороговое состояние, когда небольшая доля энергии лазерного излучения уже поглощается облаком свободных электронов, но их концентрация и энергия еще не достаточны для образования лавины [43]. Существует мнение, что в этом режиме сварочная плазма оказывает некоторое стабилизрующее влияние на процесс.

В случае излучения волоконного лазера, длина волны которого почти на

порядок меньше, коэффициент обратного тормозного поглощения

свободными электронами в металлических парах оказывается на два порядка

ниже [44]. По этой причине, даже при существенно более высоких

плотностях мощности, облако пара над поверхностью металла не

разогревается и оптического пробоя не происходит [45],[46],[47]. В то же

6

время, как было показано при моделировании термодинамического состояния пара внутри и вне паро-газового канала [48],[49], вследствие относительно низкой температуры над металлом, горячий металлический пар, вылетающий из паро-газового канала, становится сильно пересыщенным, поэтому в этой области необходимо учитывать возможность его объемной конденсации и образования частиц конденсированной фазы. Согласно теоретическим оценкам, основывающимся на кинетическом описании роста кластера конденсата, размеры частиц конденсированной фазы вблизи металла могут быть в диапазоне от 10 нм до 100 нм [50],[51],[52]. В этом случае, при достаточно высокой концентрации частиц в сварочном факеле, может происходить поглощение или рассеяние значительной части мощности проходящего через него лазерного луча [48],[53],[54],[55]. Однако, в отличие от плазменного факела, который был подробно изучен в работах по исследованию процесса сварки излучением СОг-лазера, как параметры мелких конденсированных частиц, так и их влияние на качество сварки остаются на настоящий момент до конца не известным.

Косвенно наличие в сварочном факеле мелких поглощающих или

рассеивающих объектов наблюдалось в нескольких работах, основанных на

измерении пропускания факела для пробного излучения, проходящего

параллельно поверхности металла [56],[57],[58]. При этом регистрировалось

некоторое ослабление пробного луча, однако оставался неясным вклад в

данное ослабление от различных возможных в данном случае эффектов -

терморефракции, поглощения в сварочной плазме, влияния мелких

конденсированных частиц и крупных капель жидкого металла, вылетающих

из ванны расплава. Кроме того, вследствие низкого временного разрешения

измерений, динамика ослабления описана не была, хотя очевидно, что для

вопроса о влиянии эффекта ослабления на стабильность процесса сварки

характер временных изменениий сигнала играет очень важную роль [59],[60].

Помимо измерения ослабления пробного излучения также проводились

исследования по регистрации рассеянного факелом излучения мощного

твердотельного лазера [61]. При этом был экспериментально показан факт

наличия рассеяния, вероятно на мелких конденсированных частицах, однако

количественного описания проведено не было. Сам по себе внешний вид

сварочного факела также говорит о наличии в нем мелких частиц, так как

7

форма светящейся области сильно отличается от плазменного факела, возникающего в случае сварки С02-лазером, и больше напоминает след луча, проходящего через запыленную среду [43],[62],[63],[64].

В ряде работ были проведены эксперименты по прямому измерению размеров и химического состава частиц при их осаждении на холодную подложку, а также по использованию методов оптической диагностики, в частности многоволновой методики [65],[66], для измерения среднего размера и концентрации частиц конденсата [67],[68],[69]. Тем не менее, в такой постановке эксперименты не обеспечивали локальности измерений и не давали информацию о временной динамике эффекта. Таким образом, полученные данные не дают подробного ответа на вопросы, как проходит процесс конденсации металлического пара в непосредственной близости от выхода из паро-газового канала, каковы параметры (прежде всего, размер и концентрация) облака конденсированных частиц над металлом и как это облако влияет на проходящее через него излучение мощного волоконного лазера.

Вышесказанное обусловливает цель настоящей работы - определение характеристик паро-плазменной среды сварочного факела, возникающего при воздействии мощного излучения волоконного лазера на металл, а также выявление физических эффектов, способных вызывать влияние факела на лазерное излучение.

Научная новизна работы

Впервые проведен широкий комплекс исследований паро-плазменного факела, возникающего в процессе воздействия излучения мощного иттербиевого волоконного лазера на металлы:

■ Впервые в одних и тех же условиях экспериментально определена степень влияния основных возможных механизмов взаимодействия мощного лазерного излучения со средой паро-плазменного факела (таких как поглощение и рефракция в сварочной плазме и металлических парах, терморефракция на градиентах показателя преломления, влияние макроскопических брызг жидкого металла, вылетающих из ванны расплава, а также рассеяние и поглощение на мелких частицах конденсата);

■ Определена структура среды паро-плазменного факела над ПГК, а также измерены характеристики лазерно-индуцированной плазмы в атмосфере воздуха и аргона;

■ Методами оптической диагностики определены средние параметры облака конденсированных частиц (размер, концентрация);

■ Впервые экспериментально показано наличие мелких частиц в пределах каустики пучка мощного волоконного лазера;

■ Проведена оценка ослабления луча мощного волоконного лазера облаком мелких конденсированных частиц в процессе сварки.

Научная и практическая значимость

Основная ценность работы состоит в расширении знаний о состоянии сварочного факела, а также о механизмах взаимодействия лазерного излучения с веществом сварочного факела в процессе сварки низколегированных сталей излучением мощного волоконного лазера высокой яркости. Результаты исследования могут использоваться при разработке технологий лазерной сварки металлов больших толщин с глубоким проплавлением, проектировании лазерных установок и их оптимизации.

Сведения о процессах конденсации металлических паров в лазерно-индуцированном факеле могут найти применение также в технологиях напыления тонких покрытий и получения наноразмерных порошков.

Основные результаты и положения, выносимые на защиту

1. В процессе сварки металлов мощными волоконными лазерами паро-плазменный факел разделяется на две различные части - сварочную плазму и облако конденсированных металлических частиц.

2. Сварочная плазма находится в непосредственной близости от выхода паро-газового канала и, вследствие низкой электронной плотности и температуры, не оказывает влияния на проходящее через нее лазерное излучение и на процесс сварки в целом.

3. Облако мелких металлических частиц располагается над сварочной плазмой и образуется при охлаждении и конденсации горячих паров металла, вылетающих из паро-газового канала.

4. Частицы обладают субмикронными размерами (порядка 60-80 нм) и

10 3

концентрацией порядка 10 см" , и способны поглощать проходящее лазерное излучение.

5. Под действием луча мощного волоконного лазера частицы конденсата разогреваются и образуют свечение верхней части сварочного факела, однако их полного испарения при этом не происходит.

6. Ослабление излучения волоконного лазера происходит нерегулярно во времени и способно приводить к значительному ухудшению стабильности мощности излучения, достигающего поверхности металла, по сравнению с изначальной стабильностью выходной мощности лазера.

7. Амплитуда колебаний величины полного поглощения луча мощного волоконного лазера, проходящего в процессе сварки через все облако конденсированных частиц, может быть около 10%., что может негативно влиять на качество сварных соединений металлов больших толщин.

Структура и объем работы

Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения и изложена на 112 страницах машинописного текста, включая 44 рисунка, 3 таблицы и список литературы, содержащий 130 наименований.

Основное содержание диссертации

Первая глава содержит обзор литературы по теме взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом в процессе лазерной сварки металлов больших толщин. Описаны общие принципы работы мощных твердотельных лазеров с высокой яркостью излучения, и особенности процесса сварки металлов больших толщин, связанные с применением данных лазеров. Рассмотрены механизмы формирования и развития паро-плазменного факела и проведен сравнительный анализ состояния сварочной плазмы при сварке С02- и волоконным лазером.

Во второй главе представлены результаты исследования сварочной плазмы, возникающей в процессе сварки низколегированной стали различной толщины излучением мощного волоконного лазера. На основании результатов высокоскоростного видеонаблюдения приведено описание структуры всего сварочного факела, состоящего из сварочной плазмы (в

нижней части) и свечения мелких конденсированных частиц (в верхней части). По экспериментально отснятым спектрам эмиссии сварочной плазмы определены ее параметры (температура и концентрация свободных электронов) в различных режимах. Сделан вывод о том, что, вследствие низкой температуры и малых размеров, сварочная плазма не может оказывать сколь-нибудь значительного влияния на лазерное излучение и на качество процесса сварки.

В третьей главе проведено измерение ослабления пробного лазерного ИК-излучения с длиной волны 1,3 мкм при поперечном прохождении через среду сварочного факела. Перед этим исследован эффект терморефракции пробного излучения на тепловом градиенте показателя преломления в среде сварочного факела. Было установлено, что в конфигурации, используемой в данном эксперименте, эффект терморефракции не способен давать значительный вклад в ослабление пробного излучения. Далее была описана временная динамика сигнала ослабления и измерены пространственные распределения ослабления на различных высотах факела. По результатам измерений восстановлено полное пространственное распределение коэффициента ослабления. Из характера сигнала ослабления сделан вывод о том, что он не может быть связан ни с поглощением или рефракцией излучения в сварочной плазме, ни с терморефракцией, ни с влиянием макроскопических капель жидкого металла. Единственной возможной причиной наблюдаемого явления является наличие в сварочном факеле мелких металлических частиц, поглощающих или рассеивающих проходящее лазерное излучение.

Четвертая глава посвящена измерению средних параметров

конденсированных металлических частиц. Подробно описан механизм

конденсации металлического пара в процессе сварки, а также проведен обзор

используемых методов диагностики и измерения параметров

конденсированных частиц. Экспериментально измерены частотные спектры

пропускания сварочного факела (в поперечном направлении), и при помощи

многоволновой методики установлено, что частицы факела имеют размеры в

среднем около 60-80 нм и концентрацию порядка Ю10см"3. Показано, что

данные параметры частиц соответствуют измеренному в Главе 3

коэффициенту ослабления. Путем ввода пробного излучения

непосредственно в оптический тракт мощного волоконного лазера проведена

11

диагностика частиц конденсата в пределах каустики лазерного пучка. В предположении, что параметры частиц в пределах каустики мощного лазера не сильно отличаются от измеренных средних параметров, проведена оценка ослабления луча мощного волоконного лазера, распространяющегося через всю высоту сварочного факела.

Личный вклад автора

Все выносимые на защиту результаты и положения диссертационной работы получены и разработаны автором лично, либо при его непосрдественном участии. Автор участвовал в постановке, проведении и обработке результатов всех экспериментов.

Апробация результатов

Основные результаты, изложенные в диссертации, докладывались и обсуждались на следующих конференциях:

■ 18th International Laser Physics Workshop (LPHYS'09), Barcelona, Spain, 2009;

■ Ежегодная конференция «Научная сессия МИФИ», Москва, Россия, 2009, 2010,2011;

■ Семинары подразделения «Безопасность сварных конструкций» БАМ, Берлин, Германия, 2010, 2011;

■ Семинар аспирантов Подразделения 5 «Материаловедение» БАМ ВАМ Graduate Student Seminar (GSS), 2011;

■ The 5th International Conference "Laser technologies in welding and materials processing", Katsiveli, Ukraine, 2011;

■ 20th International Laser Physics Workshop (LPHYS'll), Sarajevo, Bosnia and Herzegovina, 2011;

■ XXII Международная научно-техническая конференция «Лазеры в науке, технике, медицине», Геленджик, Россия, 2011;

■ 30th International Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics (ICALEO-2011), Orlando, FL, USA, 2011.

Публикации

По материалам диссертации опубликовано 14 печатных работ, включая 4 статьи в реферируемых журналах, а также 7 статей и тезисов в сборниках

научных трудов международных конференций

[70], [71], [72], [73], [74], [75], [76], [77], [78], [79], [80], [81], [82], [83].

ГЛАВА 1. ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ВЕЩЕСТВОМ В ПРОЦЕССЕ СВАРКИ МЕТАЛЛОВ МОЩНЫМИ ТВЕРДОТЕЛЬНЫМИ ЛАЗЕРАМИ С ВЫСОКОЙ ЯРКОСТЬЮ ИЗЛУЧЕНИЯ

§1.1. Мощные твердотельные лазеры с высокой яркостью излучения

С появлением диодов с высокой мощностью излучения замена традиционной ламповой накачки твердотельных лазеров на диодную резко повысила эффективность систем для обработки материалов. При такой замене одновременно достигается большое количество преимуществ. Во-первых, вследствие более эффективного преобразования диодами электрической энергии в оптическую общая эффективность лазерной установки увеличивается по сравнению с традиционными лазерами более, чем в пять раз. Во-вторых, за счет уменьшения энерговклада в активный кристалл существенно уменьшается эффект тепловой линзы и улучшается качество выходного пучка. В-третьих, большой рабочий ресурс диодов накачки (10 ООО часов и более) увеличивает надежность работы лазера, а компактность и простота конструкции (по сравнению с мощными СО2-лазерами) уменьшает экономические затраты на его обслуживание (настройка, юстировка, чистка и т.д.). В-четвертых, простое электрическое управление режимом генерации диодов накачки, а также их быстрое время отклика позволяют реализовывать любую временную форму импульсов лазерного излучения в широкой спектральной полосе [84]. Кроме того, высокая интенсивность накачки позволяет использовать активные среды не только на ионах неодима, но также и на ионах других редкоземельных элементов, что дает возможность повышать квантовую эффективность генерации либо получать излучение на других, наиболее подходящих для тех или иных применений, длинах волн. Но главным преимуществом таких лазерных систем для процессов сварки с глубоким проплавлением является совмещение высокой мощности излучения с высоким качеством пучка [13], т.е. высокая яркость (термин яркость определяется как отношение плотности мощности излучения к телесному углу, в который фокусируется данное излучение).

стержень/пластина

^ направление накачки

оптическая ось

тонким диск

Г

I *

волокно

Рис. 1.1. Схемы твердотельных лазеров с диодной накачкой [14].

Форма активной лазерной среды, а также ориентация оптической оси и направления накачки для основных типов мощных твердотельных лазеров высокой яркости схематически показаны на Рис. 1.1 [14]. В системах первого поколения геометрия расположения активного кристалла, устройств накачки и охлаждения (с цилиндрической поверхности стержня) принципиально оставались такими же, как и в случае традиционных твердотельных лазеров с ламповой накачкой. По этой причине было неизбежным возникновение температурного градиента в направлении нормали к оптической оси, приводящее к образованию области с изменением показателя преломления. Таким образом, хотя эффект тепловой линзы был существенно уменьшен, полностью избавиться от него не удавалось. Среди прочего, это служило причиной поиска новых принципов построения лазеров, в которых бы решалась данная проблема. Примерами таких систем следующего поколения стали дисковые и волоконные лазеры, описанные ниже. Далее будут приведены характерные особенности твердотельных лазеров с высокой яркостью излучения, обусловливающие их применения для сварки металлов с глубоким проплавлением, а также указаны физические различия между процессами сварки с использованием излучения С02- и волоконных лазеров.

1.1.1. Лазеры на тонких дисках

Когда длина активного цилиндрического стержня I уменьшается и становится намного меньше его диаметра с1 (//¿/«1), охлаждение с цилиндрической поверхности становится невозможным. Вместо этого, тепловая энергия должна отводиться через плоскую поверхность диска. При высоком коэффициенте теплопроводности на всей площади поверхности диска в кристалле устанавливается температурное поле, изотермы которого направлены по нормали к оптической оси. При этом вдоль радиуса диска показатель преломления практически не изменяется. Поэтому плоская волна, распространяющаяся вдоль оси такого диска не приобретает дополнительных радиальных фазовых сдвигов и такая схема генерации должна обеспечивать высокое качество пучка, независимо от уровня выходной мощности излучения.

Рис. 1.2. Конструкция лазера на тонком диске (слева) [5] и принцип объединения

Принципиальная схема работы дискового лазера приведена на левой части Рис. 1.2. При размещении кристалла на теплоотводящей подложке возможно как осевое, так и радиальное направление накачки. Из имеющегося опыта создания дисковых лазеров можно выделить две важных особенности, присущие этой конструкции. Во-первых, при заданной конфигурации резонатора, параметр качества излучения М2 (см. ниже) практически не зависит от уровня выходной мощности, что означает отсутствие эффекта тепловой линзы. Во-вторых, качество пучка может быть улучшено за счет оптимизации конфигурации резонатора без уменьшения выходной мощности или эффективности [14].

Технически осуществимыми способами увеличения мощности в этом случае являются увеличение диаметра области накачки на поверхности диска

излучения нескольких дисков в одном резонаторе (справа) [14]

или использование нескольких дисков, расположенных водоль ломанной линии оси резонатора (Рис. 1.2, справа). Для получения мощности от нескольких киловатт и более излучение от нескольких одинаковых модулей сводится по отдельным световодам в общее выходное оптическое волокно.

В настоящее время существуют дисковые лазеры на ионах иттербия в

3+

кристалле аллюмо-иттриевого граната УЬ :УАС с длиной волны излучения 1,03 мкм, мощностью до 20 кВт, параметром качества пучка ВРР около 14мм*мрад и полным кпд около 20% [10],[11]. Длина волоконного кабеля доставки излучения может достигать 200 м [25].

1.1.2. Волоконные лазеры

Волоконный лазер обычно состоит из многослойного одномодового активированного редкоземельными элементами волокна длиной от нескольких метров до нескольких десятков метров, накачиваемого в торец многомодовыми ИК-диодами. В зависимости от легирующего элемента, спектральный состав излучения волоконных лазеров находится в пределах от 1 мкм до 2 мкм, но для сварки металлов с глубоким проплавлением используются иттербиевые волоконные лазеры с длиной волны излучения 1,07 мкм. Полный КПД иттербиевого волоконного лазера составляет более 20%, что часто позволяет применять в этих устройствах простое воздушное охлаждение.

ВОЛОКНО

выходное зеркало

входное зеркало

лазерный луч

Рис. 1.3. Схема волоконного лазера с накачкой в оболочку [14].

Рис. 1.3 иллюстрирует схему волоконного лазера с накачкой в оболочку. Излучение диодных лазеров фокусируется в относительно широкую

неактивную часть оболочки, распространяясь по которой, луч накачки поглощается в центральной жиле волокна (см. Рис. 1.3), возбуждая активную среду на протяжении нескольких метров. Лазерное излучение выходит из зоны резонатора через одномодовое пассивное волокно, которое может достигать в длину до 50 метров. Качество пучка, соответствующее диффракционно-ограниченной величине (М2<1.1), является функцией только оптических свойств волокна и не зависит от температуры и мощности [7].

Волоконные лазеры так же, как и дисковые, обладают преимуществом простоты наращивания мощности, так как выходная мощность в киловаттном диапазоне может быть получена путем некогерентного объединения нескольких волоконных модулей. Выходная мощность в несколько киловатт и более получается за счет комбинации одномодовых волоконных лазерных модулей и общего выхода излучения через единое многомодовое волокно. Хотя излучение в этом случае больше не является одномодовым, такие системы, тем не менее, сохраняют высокое качество пучка, не уступающее лучу СОг-лазера. В подобной модульной конструкции надежность всей системы остается высокой при любой мощности, так как нагрузка на составляющие компоненты каждого из модулей не увеличивается [8]. В настоящее время используются многомодовые лазеры мощностью до 50 кВт и одномодовые лазеры мощностью до 10 кВт, при этом полный кпд составляет около 30% [9].

1.1.3. Характеристики излучения мощных лазеров

Луч лазера имеет форму осесимметричного пучка, показанную на Рис. 1.4. Границей луча (по уровню Не2) является гиперболоид вращения с углом ассимптотики а, определяющим расходимость пучка в дальней зоне.

Рис. 1.4. Продольное сечение осесимметричного лазерного пучка, распространяющегося

вдоль оси г.

В этом случае зависимости радиуса лазерного пучка м? и радиуса кривизны его волнового фронта Я от продольной координаты 2 описываются следующим образом [85]:

w(z) = wc

R(z)

1 +

1 +

rM2Az

\2

к у

1/2

Шп

У

M2Xz

(1.1)

(1.2)

где X - длина волны излучения; М2 >1 - безразмерный параметр, характеризующий отклонение лазерного пучка от идеального гауссова, для которого М2 = 1. Параметр М2 определяет возможность фокусировки лазернго луча, то есть радиус м?0 в перетяжке (в области фокуса), в соответствии с формулой:

М2Я

w0a -

7Г

(1.3)

Величина w0a является параметром качества пучка ВРР (Beam Parameter Product), который позволяет сравнивать между собой пучки различных лазеров. Однако, при сравнении лазеров с одинаковыми длинами волн излучения (например иттербиевые волоконные и дисковые лазеры), для характеристики качества пучков часто используют только параметр М2. Из (1.3) следует, что величина w0a является инвариантом при любых преобразованиях лазерного пучка. В частности, при фокусировке сколлимированного луча диаметром D при помощи линзы с фокусным расстоянием / радиус пятна в фокусе будет равен:

= = (1.4)

D/2

л

D

D

Глубину фокуса или, как ее часто называют, длину перетяжки, т.е. длину, на которой диаметр пучка меняется в 42 раз, удобно характеризовать так называемой рэлеевской длиной гк (см. Рис. 1.4):

Л

Wn

ZR =

М2Я ВРР 19

(1.5)

2

При этом длина перетяжки равна удвоенной величине zR. Из приведенных формул следует, что лазерный источник с меньшим значением ВРР обладает следующими преимуществами при использовании в процессе сварки металлов [14],[86]:

■ меньшее значение ВРР позволяет получать меньшее значение диаметра пятна в фокусе пучка wf; при этом достигается более высокая плотность

мощности излучения и более эффективный энерговклад в материал (узкий шов, меньшие потери на теплопроводность),

■ при заданном диаметре пятна в фокусе пучка (заданной плотности мощности на поверхности металла) излучение с меньшим ВРР позволяет использовать фокусирующие линзы с большим фокусным расстоянием /; при этом увеличивается технологическая гибкость процесса обработки, а также уменьшается вероятность повреждения рабочей оптики каплями жидкого металла и другими объектами, вылетающими из зоны сварки,

■ уменьшение ВРР приводит к увеличению длины перетяжки 2zR, при котором процесс становится менее чувствителен к малым изменениям расстояния от рабочей оптики до поверхности металла, а также уменьшается неравномерность распределения плотности мощности излучения по толщине материала (особенно важно для толстых материалов),

■ при возможности реализации процесса сварки с малым фокусным расстоянием рабочей оптики /, меньшее значение ВРР позволяет уменьшить диаметр сколлимированного пучка лазера D; при этом уменьшается размер и масса сварочной головки, что может быть важно для процессов обработки на высоких скоростях или при использовании технологических роботов.

В Табл. 1.1 приведены характеристики качества излучения различных типов лазерных источников, используемых для сварки металлов (СО2-, дисковые и волоконные лазеры). Из приведенного сравнения видно, что С02-лазеры как правило обладают хорошим модовым составом излучения (низкий М2) даже при высоких мощностях. Это связано с тем, что генерация излучения происходит в газовой, а не в твердотельной среде, а наращивание мощности производится в едином резонаторе, а не по модульной схеме, как в

20

случае дисковых или волоконных лазеров. В то же время, так как длина волны излучения С02-лазеров почти на порядок больше, чем у твердотельных, параметр качества излучения ВРР для них как правило хуже.

Среди серийных многомодовых лазеров, волоконные и дисковые лазеры обладают близким по качеству излучением, и соответственно равными возможностями технологического применения. Однако, волоконные лазеры могут исполняться в одномодовом варианте (до мощности 10 кВт), в котором они обладают предельно достижимым параметром ВРР. Также имеются сведения о принципиальной возможности создания единичных образцов волоконных лазеров мощностью до 50 кВт (в проекте до 100 кВт) с ВРР <4,5 [17].

Табл. 1.1 Характеристики качества пучка различных типов промышленных лазеров

Тип лазера Модовый состав* Мощность, кВт Диаметр волокна, мкм ВРР, мм*мрад Источник

со2 ОМ 1,0 — 3,55 Г261

МЛМ (1,2кВт) — 5,64 [Ю]

Дисковый МЛМ 50 2,0 [871

Волоконный ОМ 20 0,37 [15]

ММ 100 4,0 [16]

С02 ОМ 5,0 — 3,55 [26]

МЛМ — 6,14 [Ю]

Дисковый МЛМ 100 4,0 [87]

ММ (5,3кВт) 200 8,0 [Ю]

Волоконный ОМ 20 0,37 [2]

мм 100 6,0 [16]

со2 МЛМ 10,0 — 6,41 [10]

Дисковый мм 200/300 8,0/12,0 [10]

Волоконный ом 20 0,37 [17]

мм 200 8,0 [161

со2 мм 20,0 — 15,19 [Ю]

Дисковый мм 16,0 200/300 8/12 [Ю]

Волоконный мм 50,0 100 4,5 [17]

*ОМ - одномодовый; МЛМ - маломодовый; ММ - многомодовый

Таким образом, можно заключить, что на данный момент качество излучения волоконных лазеров в киловаттном диапазоне мощности все еще остается выше, чем у дисковых. Кроме того, мощные дисковые лазеры (до 20 кВт) были разработаны сравнительно недавно, тогда как подобные волоконные лазеры существуют с 2005 года. Поэтому подавляющее число применений твердотельных лазеров нового поколения для сварки толстых металлов относится сегодня к волоконным лазерам. В настоящее время

ведется активная работа по улучшению характеристик дисковых лазеров, и в будущем описанная ситуация может измениться, однако в рамках данной работы основное внимание будет уделяться сварке мощными волоконными лазерами.

1.1.4. Применения мощных твердотельных лазеров с высокой яркостью излучения

Твердотельные лазеры с высокой яркостью излучения в настоящее время успешно используются в ряде задач металлообработки, замещая во многих случаях использовавшиеся ранее мощные С02-лазеры. Помимо ряда экономических преимуществ такой замены [88], обработка мощными твердотельными лазерами имеет несколько принципиальных физических аспектов, способствующих увеличению эффективности и улучшению качества процесса.

Лазерный луч

Ванна расплава —

Канал проплавления

Глубина '

проплавления *

Рис. 1.5. Схема процесса лазерной сварки с глубоким проплавлением [89].

В данной работе рассматривается применение тврдотельных лазеров для процесса лазерной сварки металлов больших толщин, в котором излучение лазера направляется на фокусирующую систему, формируется в сходящийся пучок и попадает на свариваемые детали, где частично отражается, а частично проникает внутрь материала, поглощается и вызывает его нагрев и расплавление по примыкающим поверхностям (Рис. 1.5). В результате этого, при относительном движении лазерного луча и свариваемых образцов формируется сварной шов, характеризующийся малым объемом расплавляемого металла и высокими скоростями нагрева и охлаждения металла в шве и околошовной зоне. Эти особенности теплового воздействия

22

предопределяют минимальные деформации сварных конструкций, специфику физико-химических и металлургических процессов в металле шва, а также высокую технологическую и конструкционную прочность сварных соединений.

Лазерная сварка с глубоким проплавлением является одним из процессов, в которых технические преимущества твердотельных лазеров с высокой якростью излучения проявляются в наибольшей степени. За счет более короткой длины волны их излучение лучше поглощается металлами, чем длинноволновое излучение С02-лазера. В то же время, поглощение в лазерно-индуцированной плазме, наоборот, уменьшается почти на два порядка. Поэтому при сварке волоконными лазерами мощностью в несколько киловатт традиционные для газовых лазеров проблемы плазменной экранировки и рефракции излучения существенно уменьшаются (подробнее см. п. 1.2.2). Более того, высокое качество пучка позволяет остро фокусировать излучение и получать за счет этого высокую плотность мощности (см. п. 1.1.3).

При полной мощности лазера более 10 кВт плотность мощности может быть почти на два порядка выше предельно достижимой при сварке С02-лазерами (см. 1.1.3) и становится сравнимой с плотностью мощности электронного пучка при электронно-лучевой сварке в вакууме.

Рис. 1.6. Схематическое сравнение распределений плотности мощности и формы сварного

шва [17].

Плотность мощности является ключевым параметром при сварке с глубоким проплавлением. Как видно из схематического сравнения пространственного распределения энергии того или иного вида сварочного

источника и соответствуещей геометрии сварного шва (Рис. 1.6), острая фокусировка мощного излучения волоконных лазеров должна обеспечивать более высокую кинжальиость проплавления металла чем при сварке С02-лазерами.

Однако, на практике сварка с проплавлением такой глубины представляет большие трудности. К этим трудностям прежде всего относятся нестабильность процесса, необходимость разработки сложных приспособлений для подачи защитных газов, узкое окно рабочих параметров и невозможность создания универсальных методов, одновременно подходящих для нескольких различных технологий. Многие из этих проблем были решены в течение многолетних исследований процесса сварки С02-лазерами, однако, как оказалось, процесс сварки мощными твердотельными лазерами обладает своими особенностями, которые не позволяют в полной мере использовать накопленный опыт.

Рис. 1.7. Характерный вид дефектов, образующихся при сварке волоконным лазером

Стальных пластин толщшнв 16 мм [90].

Помимо проблем с образованием хампинга (квазипериодических волн закристаллизовавшегося расплава в сварном шве), которые могут быть

объяснены гидродинамическими эффектами в ванне жидкого металла при уменьшении ее размеров (а также диаметра паро-газового канала) за счет малого пятна фокусировки лазерного излучения [45],[91], и в общем случае не связаны с конкретным видом источника лазерного излучения, принципиальной проблемой, не свойственной сварке излучением С02-лазеров, является наличие макроскопических колебаний ванны расплава. Такие колебания приводят к разбрызгиванию жидкого металла и провисанию образующегося сварного шва (Рис. 1.7) [90],[92]. Характерно, что при переходе от чисто лазерной сварки к гибридной (с использованием помимо лазера электрической дуги с плавящимся электродом) процесс заметно стабилизируется и появляется возможность его использования в реальных технологических применениях [93],[94],[95].

1.1.5. Особенности сварки металлов мощными волоконными лазерами с высокой яркостью излучения

Между тремя указанными процессами, - сваркой С02-лазерами и гибридной сваркой с одной стороны, и сваркой мощными твердотельными лазерами с высокой яркостью излучения с другой, - существует несколько принципиальных различий, которые могут обуславливать описанную выше ситуацию.

■ Во-первых, различие плазменного факела. В случае сварки С02-

лазером он возникает за счет поглощения лазерного излучения эрозионным потоком слабоионизованных металлических паров. По мере разогрева паро-газовой среды (и увеличения числа свободных электронов) формируется горячий плазменный столб с температурой

л

(6+-15)-10 К и, при достаточно высокой интенсивности лазерного излучения, может происходить оптический пробой газовой среды [34],[35],[36],[37]. Несмотря на ограничение максимально доступной для использования плотности мощности лазерного излучения, поглощение излучения в плазменном факеле при сварке С02-лазерами обладает и полезным действием. Считается, что находящаяся внутри паро-газового канала горячая плазма является своего рода буфером энергии на пути ее передачи от излучения к металлическим стенкам канала (эффект „плазменной шубы") [43]. При этом происходит не только более равномерное распределение передаваемой энергии по высоте канала, но

и „сглаживание" кратковременных колебаний мощности лазерного излучения или пространственного положения луча. При гибридной сварке с использованием мощного твердотельного лазера плазменный факел образуется и поддерживается в основном за счет горения электрической дуги. Его температура составляет (5-^8)-10 К, при этом плазма остается практически прозрачной для коротковолнового лазерного излучения. В процессе гибридной лазерно-дуговой сварки, аналогично со случаем сварки С02-лазерами, происходит одновременная передача металлу энергии от лазерного излучения и плазмы электрической дуги. Однако, в этом случае, за счет возможности независимого управления этими процессами (а также подачи присадочного материала), эффективность сварки существенно увеличивается. При сварке мощными твердотельными лазерами факел представляет собой скорее слабоионизованный газ, чем плазму. Из-за низкого коэффициента поглощения коротковолнового лазерного излучения эрозионный поток испаряемого металла практически не

л

разогревается и температура факела составляет всего (3+6)-10 К [45],[46]. Механизм формирования сварочной плазмы, а также анализ состояния плазмы при сварке твердотельными и С02-лазерами подробно изложен в п. 1.2.1. Помимо отсутствия стабилизирующего влияния „плазменной шубы", низкая температура факела приводит к возможности конденсации вылетающих из паро-газового канала металлических паров и образования облака конденсированных металлических частиц (см. § 4.1), негативно влияющего на проходящее лазерное излучение.

Во-вторых, коэффициент поглощения железом излучения

иттербиевых твердотельных лазеров с длиной волны 1,07 мкм при

комнатной температуре почти в пять раз превышает значение для

длинноволнового излучения С02-лазера [7]. С одной стороны это

способствует более эффективному энерговкладу в металл и снимает

необходимость нанесения на поверхность свариваемых деталей

специальных поглощающих покрытий (даже при сварке таких

сильноотражающих металлов, как алюминий или медь). Однако,

существует предположение о том, что при сварке излучением С02-

лазеров более глубокому проникновению излучения способствует его

26

многократное отражение от стенок канала (френелевские отражения), которое частично компенсирует эффект расфокусировки и рефракции в плазменном факеле [43],[31],[32],[33]. При этом для коротковолнового излучения волоконных лазеров такой эффект становится менее эффективным, так как при попадании на металлическую стенку парогазового канала (при кратковременном отклонении траектории луча) практически вся мощность пучка может поглощатся за одно-два отражения еще в верхней части канала. ■ В-третьих, вследствие конструктивных особенностей

многомодовых волоконных лазеров (сведение излучения большого количества одномодовых лазерных модулей в единое волокно), распределение энергии по поперечному сечению пучка имеет характерное отличие от луча С02-лазера. Тогда как генерируемое в открытом оптическом резонаторе на газовой среде излучение С02-лазера имеет форму распределения, качественно подобную гауссовской, распределение энергии излучения мощных волоконных лазеров имеет форму, близкую к к прямоугольной [27]. Такой вид источника энергии приводит к более высоким градиентам температуры металла и может усиливать проявление эффекта капиллярной термоконцентрационной неустойчивости (эффект Марангони) [28],[29],[30]. К увеличению градиента температуры приводит и отсутствие развитого „горячего" плазменного факела, который в случае С02- или гибридной сварки разогревает периферийные области паро-газового канала, не подверженные непосредственному облучению лазерным излучением. Очевидно, что все три описанных аспекта тесно связаны между собой и каждый из них заслуживает отдельного подробного изучения. Однако, в данной работе внимание будет сконцентрировано на первой проблеме, т.е. на особенностях формирования и развития сварочного факела, а также на образовании облака конденсированных частиц и их влиянии на проходящее лазерное излучение.

§ 1.2. Паро-плазменный факел при сварке металлов мощными лазерами

В данной работе рассматривается процесс сварки в т.н. режиме глубокого или кинжального проплавления непрерывным лазерным

излучением. При этом образуется узкий шов с высоким (до 10 и более) коэффициентом формы шва, определяемым по формуле к-Н/В, где Н - глубина проплавления, В - ширина шва. Плотность мощности сфокусированного на поверхность металла пучка лазерного излучения, необходимая для поддержания такого режима испарения, должна быть не менее 105 Вт/см2 [39].

Лазер

Рис. 1.8. Схематический вид паро-газового канала при лазерной сварке с глубоким

проплавлением [28].

Физическую модель образования кинжального проплавления при сварке непрерывным лазерным излучением можно сформулировать следующим образом. В результате попадания лазерного излучения с определенной критической плотностью мощности на поверхность материала происходит его нагрев со скоростью, существенно превышающей скорость отвода теплоты посредством теплопроводности, конвекции и обратного излучения. При этом металл не только плавится, но и локально перегервается до температур, превышающих температуру кипения, что приводит к интенсивному испарению металла и разлету металлического пара, сопровождающемуся появлению реактивной силы, искривляющей жидкую поверхность расплава [39],[50]. В результате этого, в ванне расплавленного металла формируется глубокий заполненный парами металла узкий канал, называемый паро-газовым каналом (ПГК). При некоторой скорости относительного перемещения луча и обрабатываемого участка канал приобретает динамическую устойчивость и распространяется в глубь материала. На передней стенке канала происходит плавление материала,

который по боковым стенкам переносится на заднюю стеку, и там затвердевает (Рис. 1.8).

Далее будет рассмотрен процесс формирования и развития плазменного факела под действием лазерного излучения. Описаны наиболее распространенные теории, объясняющие причины ионизации металлических паров, и характерные состояния плазмы. Затем проведено сравнение параметров плазменного факела при сварке СОг-лазерами с длиной волны 10,6 мкм и твердотельными лазерами с длиной волны 1,07 мкм.

1.2.1. Формирование сварочной плазмы

Существуют различные представления и теоретические подходы к описанию механизма образования плазменного факела. В ходе фундаментальных исследований процесса возникновения оптического пробоя в газах под воздействием лазерного излучения, проведенных Ю.П. Райзером [40], были установлены условия осуществления лазерной искры (пробоя) и последующего распространения этого разряда. В работе [41] изложена разработанная теоретическая концепция образования плазмы, основанная на испарении вещества с облучаемого лазером участка нагрева и последующем поглощении лазерного излучения парами с быстрым увеличением температуры и степени ионизации.

Эффективный разогрев металлических паров лазерным излучением при сварке мощными твердотельными лазерами может происходить только посредством обратного тормозного поглощения, т.е. при взаимодействии электромагнитной волны со свободными электронами. О появлении свободных электронов в облаке пара при испарении существуют различные предположения. Во-первых, они могут вырываться из металла за счет фотоэффекта под действием лазерного излучения, а при нагреве металла также происходит термоэлектронная эмиссия, поэтому испаряющиеся с поверхности металлические пары уже являются частично ионизованными. Во-вторых, необходимая для развития лавины плотность свободных электронов гораздо меньше плотности примесей с малым потенциалом ионизации (в первую очередь углеводородных молекул). Поэтому свободные электроны могут образовываться в результате многофотонной ионизации атомов этих примесей.

Следует отметить, что при использовании почти всех видов лазерной обработки, связанной с нагревом металла до плавления и последующего испарения, над обрабатываемой поверхностью присутствуют пары металла. Поэтому на начальной стадии образования плазменного факела ионизацию следует рассматривать с учетом концентрации частиц металлического пара, обладающих низким потенциалом ионизации. Механизм возникновения и развития электронной лавины в легкоионизируемой примеси представляется в виде ионизации, обусловленной электронами, приобретающими энергию в резлультате поглощения фотонов. Электроны, обладающие достаточной энергией, могут вызвать ионизацию при столкновении с атомом. При этом образуются два свободных электрона с небольшой энергией. Поглощение фотонов электронами и последующая ионизация при столкновениях с атомами повторяются. Описанный процесс приводит к лавинной ионизации, т.е. к возникновению оптического пробоя.

Таким образом, процесс образования плазмы носит трехступенчатый характер [96]. На первом этапе происходит испарение металла, над поверхностью образуется облако металлического пара с небольшой концентрацией свободных электронов, имеющих кинетическую энергией £кт < 1 эВ. Затем, за счет обратного тормозного поглощения лазерного излучения электронами в поле тяжелых частиц происходит разогрев пара. Наконец, когда кинетическая энергия электронов становится достаточно высокой для ионизации атомов железа, они начинают выбивать вторичные электроны из возбужденных атомов и происходит лавинное увеличение числа свободных электронов и ионов, т.е. оптический пробой. Предварительное возбуждение атомов по «лестнице» метастабильных уровней происходит также за счет столкновений с электронами [40].

При этом развитие плазменного факела проходит несколько характерных этапов, характеризующихся различной температурой, концентрацией свободных электронов, скоростью распространения плазменного фронта, а также пороговой плотностью мощности излучения, необходимой для перехода и поддержания факела в данном состоянии. Данные этапы были выделены в три режима горения плазменного факела [42]:

Режим светового горения. Разогрев газа за счет обратного тормозного поглощения происходит более интенсивно в фокальной области лазерного пучка. По мере увеличения температуры, энергия из пространства, уже занятого плазмой, медленно передается невозмущенному газу в направлении навстречу лазерному излучению, т.е. плазма расиширяется. При этом концентрация свободных электронов в плазме увеличивается незначительно, а скорость движения плазменного фронта составляет от 1 м/с до 100 м/с. Вследствие расходимости лазерного пучка, и, соотвественно, уменьшения плотности мощности температура плазмы по мере удаления от фокуса уменьшается. Так как существует некая минимальная величина температуры плазмы Г0, при которой еще может существовать плазма с достаточной концентрацией заряженных частиц, то при понижении температуры до значений Т < Г0 движение фронта плазмы прекращается. Проведенные в [43] расчеты для излучения С02-лазера при сварке в среде аргона при атмосферном давлении дают значение порога поддержания стационарного режима светового горения около (0,1-1) МВт/см2.

Режим дозвуковой радиационной волны. При увеличении плотности мощности лазерного излучения происходит оптический пробой, сопровождаемый переходом в т.н. режим дозвуковой радиационной волны, в котором скорость движения плазменного фронта составляет от 1 км/с до 4 км/с. При переходе в этот режим происходит характерное для оптического пробоя резкое увеличение плотности свободных электронов, температуры и размеров факела. Оптическая прозрачность плазмы для излучения С02-лазера уменьшается до нескольких десятков процентов. Также заметно активизируется механизм рефракции проходящего через плазму излучения.

Режим светодетонационных волн. Дальнейший рост интенсивности излучения приводит к появлению светодетонационных волн, у которых скорость распространения фронта лежит в пределах от 5 км/с до 20 км/с. В этом режиме плазма непрозрачна для лазерного излучения, вся энергия расходуется на поддержание факела.

Возникающий при лазерной сварке плазменный факел в своем развитии последовательно проходит через три описанных этапа при условии, что плотность мощности излучения превышает пороговое значение для каждого режима. При умеренных плотностях мощности состояние плазмы может останавливаться на режиме дозвуковой детонационной волны, или режиме светового горения. Анализ состояния плазменного факела в реальных процессах сварки с глубоким проплавлением излучением С02- и твердотельных лазеров с точки зрения описанных выше режимов, а также влияния плазмы на качество проведения сварки в каждом из них будет проведен ниже.

Существует и несколько иная точка зрения на причины образования плазменного факела вблизи поверхности металлов при лазерном облучении. Теоретически обосновано, что физическая природа возникновения пробоя может быть аналогична «поджигу» горячей проверхностью в результате химических реакций горения, т.е. пробой происходит вследствие термической ионизации паров металла, хотя испарения материала при этом может быть незначительным. Пороговое значение плотности мощности, обеспечивающее пробой, в основном зависит от таких параметров материала обрабатываемой поверхности как теплопроводность, коэффициент поглощения, энергия испарения, потенциал ионизации атомов пара. Согласно этой теории, свойства окружающего газа и его давление на величину пороговой плотности мощности влияют несущественно.

Вместе с тем был предложен механизм пробоя газа лазерным излучением вблизи металлической поверхности в результате значительного увеличения напряженности электрического поля у вершин микронеровностей поверхности. Малые участки микровыступов нагреваются до температуры кипения за чрезвычайно короткий промежуток времени на несколько порядков быстрее, чем макроучастки в пятне нагрева лазерным лучом. На этих микровыступах поверхности образуются области полностью ионизированной плазмы, которые при высокой плотности мощности являются источниками светодетонационных волн. Эти волны за доли микросекунд распространяются на весь облучаемый лазером участок поверхности.

1.2.2. Состояние сварочной плазмы при сварке СО2- и твердотельными лазерами

В многочисленных работах по исследованию процесса сварки с глубоким проплавлением с использованием С02-лазеров экспериментально было установлено, что пороговая плотность мощности, необходимая для возникновения и поддержания плазменного факела в режиме светового

'у

горения лежит в пределах (0,1-1) МВт/см [43]. Температура плазменного факела, в зависимости от давления и вида окружающего газа, обрабатываемого материала, а также условий фокусировки лазерного излучения, может составлять от 8000 К до 17000 К [28]. При этом факел поглощает небольшую часть лазерного излучения, проходящего через него в парогазовый канал. Экспериментально определенные значения полного поглощения составляют от нескольких единиц до нескольких десятков процентов [34],[35],[36],[37],[62]. Фактическая потеря энергии лазерного излучения для процесса сварки происходит в основном при поглощении в приповерхностной плазме и последующей диссипации за счет теплового излучения и разлета плазмы в окружающее пространство. В то же время, большая часть энергии, поглощенной плазмой внутри ПГК практически полностью переходит на стенки канала. Данный эффект, в отличие от поглощения в приповерхностной плазме, играет положительную роль в процессе сварки с глубоким проплавлением.

Во-первых, при этом происходит более равномерная передача энергии металлическим стенкам по всей высоте канала, чем это имеет место только за счет сфокусированного лазерного луча. Таким образом, за счет постоянной высокой температуры и интенсивного испарения металла со стенок облегчается поддержание формы узкого и глубокого канала возникающими при испарении реактивными силами.

Во-вторых, плазма ПГК является своего рода стабилизирующим буфером энергии при ее передаче от лазерного излучения к металлу. Такой ступенчатый способ передачи части энергии позволяет сглаживать влияние кратковременных колебаний параметров сфокусированного лазерного пучка под действием приповерхностной плазмы (ослабление, рефракция). В [43] отмечается переход от прерывистого характера сварного шва к стабильному проплавлению при переходе плотности мощности излучения через нижний порог режима светового горения.

Таким образом, режим светового горения является оптимальным для сварки С02-лазерами в диапазоне мощности (1-5) кВт. В этом случае плотность мощности излучения позволяет не выходить за границы режима светового горения, сохраняя достаточно малый размер пятна фокусировки на поверхности металла.

При повышении плотности мощности и переходе в режим дозвуковой радиационной волны возрастает и влияние приповерхностной плазмы на лазерное излучение. Поглощение возрастает до (40-80)%, начинает проявляться рефракция, которая в режиме светового горения практически отсутствует. Эффективность проплавления снижается, и дальнейшее увеличение мощности не приводит к более глубокому проникновению излучения в материал. Сварочная ванна уширяется за счет рефракции и интенсивного нагрева поверхности металла горячей приповерхностной плазмой. Наконец, при переходе к режиму светодетонационных волн, практически вся энергия лазерного излучения поглощается в плазменном факеле, эффективная сварка при этом становится невозможной.

Хотя работы по исследованию характеристик индуцированной плазмы при сварке излучением твердотельных лазеров с высокой яркостью излучения не столь многочисленны, как при сварке С02-лазерами, имеющихся данных вполне достаточно для того, чтобы составить общую картину процесса плазмообразования и проследить принципиальные отличия этого процесса от описанного выше.

4Ш 500 600 700 аю ° Длина волны, нм

Рис. 1.9. Спектральные линии излучения плазменного факела, возникающего при сварке волоконным лазером мощностью 10 кВт в среде Аг [97].

Спектральная диагностика факела в процессе сварки мощными волоконными лазерами [45],[97],[98],[99] показала, что температура

плазменного факела составляет от 3500 К до 6000 К, что намного меньше, чем при сварке мощными С02-лазерами. Более того, измеренные в [97] спектры излучения плазмы имеют только нейтральные линии железа и некоторых легирующих элементов (Рис. 1.9). Рассчитанная из уравнения Саха степень ионизации а составила при этом 0,02. Т.е. возникающая плазма находится в очень слабо ионизованном состоянии. Необходимо также

отметить, что данные измерения были проведены на экстремально высокой

8 2

для лазерной сварки плотности мощности излучения - около 10 Вт/см . Как правило, в процессах сварки толстых материалов при мощности излучения лазера около 10 кВт, желательно иметь большую длину перетяжки пучка, что, при ограниченном параметре качества лазерного излучения ВРР, приводит к увеличению диаметра пятна фокусировки и уменьшению плотности мощности до 1107 Вт/см2. Поэтому на приведенные выше данные можно ориентироваться, как на максимально возможные величины. При работе в реальных условиях температура плазменного факела и степень ионизации должны быть еще ниже. Строго говоря, называть индуцированный лазерным излучением факел плазмой в этом случае уже не совсем корректно, так как он представляет собой скорее просто разогретый газ, содержащий пары металла и примесных элементов. Понимая это, ряд авторов использует понятие плазменного факела для случая сварки твердотельными лазерами лишь в качестве термина, устоявшегося в течение многих лет исследований процесса сварки металлов С02-лазерами.

Причиной такой низкой температуры факела является слабое поглощение лазерного излучения. На начальной стадии формирования плазменного факела, подробно описанной в п. 1.2.1, разогрев плазмы происходит за счет обратнотормозного поглощения фотонов небольшим количеством свободных электронов. Однако, т.к. коэффициент обратного тормозного поглощения плазмой пропорционален квадрату длины волны падающего излучения, то коротковолновое излучение твердотельных лазеров поглощается электронами плазмы почти на два порядка слабее, чем длинноволновое излучение С02-лазеров. При температуре 3000-^7000 К экспериментально опредленный коэффициент обратного тормозного поглощения ал излучения с длиной волны 1,07 мкм меняется от 0 до 0,4 м"1 [45],[100]. При этом на характерной длине факела 1 см максимальное

значение поглощенной энергии составляет около 0,1% от падающей. Столь малой энергии, очевидно, не хватает для заметного разогрева газа и развития полноценного плазменного факела.

Выводы к Главе I

1. Мощные твердотельные лазеры с высокой яркостью излучения, такие как дисковые или волоконные, помимо экономических преимуществ, обладают, как правило, меньшим значением параметра качества пучка ВРР, что позволяет получать более острую фокусировку их излучения одновременно с достаточно большой рэлеевской длиной.

2. В процессе сварки металлов больших толщин хорошо сфокусированный луч обеспечивает высокую плотность вкладываемой в материал энергии, а большая рэлеевская длина упрощает требования к точности поддержания рабочей дистанции от сварочной головы до поверхности металла, поэтому мощные волоконные (или дисковые) лазеры представляют большой интерес в качестве источников энергии для данной технологии.

3. Особенностями излучения волоконного лазера от ранее широко использовавшегося С02-лазера, обуславливающими физические отличия процесса сварки с глубоким проплавлением, являются более короткая длина волны и более крутой профиль распределения интенсивности по поперечному сечению пучка.

4. Коэффициент обратного тормозного поглощения электронами плазмы в поле тяжелых частиц для длины волны излучения 1,06 мкм приблизительно на два порядка ниже, чем для длины волны 10,6 мкм. В процессе лазерной сварки металлов с глубоким проплавлением образование плазменного факела на начальном этапе происходит за счет разогрева слабоионизованных металлических паров, поглощающих энергию лазерного излучения по механизму обратного тормозного поглощения. Вследствие этого, температура и концентрация свободных электронов в сварочной плазме при использовании мощных твердотельных лазеров с высокой яркостью излучения должны быть намного ниже, чем в случае сварки мощными СОг-лазерами.

5. Из теоретических оценок и имеющихся экспериментальных данных следует, что плазменный факел не должен оказывать никакого влияния на

проходящее через него лазерное излучение и на процесс сварки в целом даже при мощностях лазера порядка 20 кВт.

Заключение диссертации по теме «Лазерная физика», Щеглов, Павел Юрьевич

Основные результаты диссертации заключаются в следующем:

1. Проведены экспериментальные исследования паро-плазменного факела, возникающего в процессе сварки низколегированных сталей больших толщин излучением мощного (10+20 кВт) иттербиевого волоконного лазера.

2. Экспериментально определено, что температура и концентрация электронов в индуцируемой лазерным излучением сварочной плазме малы

15 3

Г< 4500 К, пе < 10 см" ). На основании этих данных можно утверждать, что поглощение и рефракция излучения плазмой в данном процессе не способны влиять на качество сварочного процесса.

3. Показано, что паро-плазменный факел, помимо сварочной плазмы, возникающей в относительно небольшой (5-10 мм) области около поверхности металла, имеет протяженную (до 60-70 мм) верхнюю часть, которая состоит из облака мелких конденсированных частиц и способна поглощать лазерное излучение.

4. Экспериментально измеренный средний размер конденсированных металлических частиц в сварочном факеле, в зависимости от высоты факела и параметров сварочного процесса, составляет от 80 нм до 110нм, а их концентрация на оси факела порядка 10ю см"3.

5. Ослабление пробного излучения в верхней части сварочного факела вызвано в подавляющей степени поглощением конденсированными металлическими частицами. Экспериментально измеренный коэффициент ослабления для длины волны излучения 1,3 мкм составляет величину порядка нескольких обратных метров, что гораздо больше коэффициента обратного тормозного поглощения в сварочной плазме.

6. Использование защитного газа (Аг, Не) в области сварки приводит к эффективному охлаждению сварочной плазмы в нижней части факела вплоть до полного подавления, однако при этом влияние верхней части, вследствие более интенсивного процесса конденсации над ПГК, может становиться сильнее.

7. Интегральное ослабление пучка волоконного лазера, распространяющегося к поверхности металла через всю высоту сварочного факела, может составлять примерно 10%. С учетом временной динамики, данный эффект способен приводить к серьезному ухудшению стабильности мощности лазерного излучения, достигающего входа в ПГК.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Список литературы диссертационного исследования кандидат физико-математических наук Щеглов, Павел Юрьевич, 2011 год

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

[1] V.P. Gapontsev, Fiber lasers burst a laser industry, Proc. of the 12th International Laser Physics Workshop, Hamburg, Germany, August 25-29, 2003 (LPHYS'03), Paper PS3.

[2] Valentin Gapontsev, Ten Years of Ultra-High Power Fiber Laser Era, 13th Conference on Laser Optics, St. Petersburg, Russia, 2008.

[3] M. Ларионов, Ф. Даузингер, Ш. Зоммер, А. Гизен, Лазеры на тонких дисках: принцип работы и применение, Фотоника 3, 2-7, 2009.

[4] А. Giesen, J. Speiser, Fifteen years of work on thin disc lasers: Results and scaling laws, IEEE Journal of Sei. Topics in Quantum Electronics 13, 598, 2007.

[5] Adolf Giesen, Thin Disc Lasers - Power Scalability and Beam Quality, Laser Technik Journal, 2, 42-45, 2005.

[6] W. Köchner, Thermal lensing in a Nd:YAG laser rod, Appl. Opt. 9(11), 2548, 1970.

[7] L. Quintino, A. Costy, R. Miranda, D. Yapp, Welding with high power fiber lasers - a preliminary study, Materials & Design, Vol. 28(4), 2007, 1231-1237.

[8] B. Shiner, "High power fiber lasers impact material processing", Industrial Laser Solutions, February 2003 , pp 9-11.

[9] Berthold Kessler, Power Development and Application of Ultra High Power Lasers, International Colloquium High Power Laser Welding, BAM Berlin, Germany, 2009.

[10] TRUMPF Laser GmbH + Co. KG, Prospekt „Laser: Jede Aufgabe perfekt lösen", 2009.

[11] Klaus Löffler, New Development of High Power Laser and their Applications, International Colloquium High Power Laser Welding, ВАМ Berlin, Germany, 2009.

[12] A. Giesen, H. Hügel, A. Voß et al., Scalable concept for diode-pumped high-power solid-state lasers, Appl. Phys. В 58, 365, 1994.

[13] Rofm-Sinar Laser GmbH, Einfuhrung in die industrielle Lasermaterialbearbeitung, 2002.

[14] H. Hügel, New solid-state lasers and their application potentials, Optics and lasers in engineering, Volume 34 (2000), 213-239.

[15] IPG Photonics Brochure, Single Mode Fiber Lasers for Industrial and Scientific Applications, http://german.ipgphotonics.com/Collateral/Documents/English-

US/sm ipgbrochure.pdf, 24.08.2011.

[16] IPG Photonics Brochure, High Power Fiber Lasers for Industrial Applications,

http://german.ipgphotonics.com/Collateral/Documents/English-US/HP Broshure.pdf, 24.08.2011.

[17] C. Thorny, Laserstrahlschweißen im Dickblechbereich -Herausforderungen und Lösungen, 7. Lasertage Weser-Ems, 11-12 Mai, 2011, Papenburg, Germany.

[18] Seiji Katayama, Fundamentals of Fiber Laser Welding, International Colloquium High Power Laser Welding, ВАМ Berlin, Germany, 2009.

[19] Y. Gainand, J. Mas, J.P. Jansen, J.C. Coiffier, J.C. Dupont, and C. Vautiner, Laser orbital welding applied to offshore pipeline construction, Proc. of 3rd International Conference "Pipeline Technology", Ostend, Belgium, 21-24 May, 342-372, 2000.

[20] A. Gumenyuk, S. Gook, M. Rethmeier, Orbitalschweißen im Pipelinebau -Neue Möglichkeiten durch die Anwendung von Hochleistungslasern, Proc. of 8th International Conference on Beam Technology, Halle, Germany, April 14-15,74-79, 2010.

[21] A. Sanderson, C.S. Punshon, J.D. Rüssel, Advanced welding process for fusion reactor fabrication, Fusion Engineering and Design, vol. 49-50, 2000, 77-78.

[22] M Onozuka, et al., Manufacturing and maintenance technologies developed for a thick-wall structure of the ITER vacuum vessel, Fusion Engineering and Design, 55 (2001) 397-410.

[23] U. Jasnau, A. Sumpf, High power fibre laser - new prospects for welding and cutting in shipbuilding, DVS Workshop „Fiber Laser", Bremen , Germany, May 24, 2005.

[24] F. Roland, T. Reinert, Laser Welded Sandwich Panels for the Shipbuilding Industry, Advanced Composite Sandwich Steel Structers, Bremen, Germany, September 21, 2000.

[25] А.Г. Григорьянц, И.Н. Шиганов, А.И. Мисюров, Технологические процессы лазерной обработки, М.: Изд. МГТУ им. Н.Э. Баумана, 2008.

[26] C02-Slab laser - Industrielaser zum Laserschneiden, Laserschweißen und Laserbeschriften, http://www.rofin.de/index.php?id=l 61 &L=0, 24.08.2011.

[27] W. Suder, S. Williams, P. Colegrove, Absolute spot size effect on penetration depth in laser welding, Proceedings of the Fifth International WLT-Conference on Lasers in Manufacturing 2009, Munich, 53-58.

[28] Poprawe, R., Weber, H., Herziger, G., Fundamentals of laser-induced processes, Institut fur Strahlwerkzeuge (IFSW), Universität Stuttgart, Germany, 2004.

[29] M.F. Zaeh, R. Daub, A. Mahrle, E. Beyer, Influence of the C02 in the Ar Process-Gas on the Heat-Conduction Mode Laser Beam Welding Process with Nd:YAG and Diode Lasers, Proceedings of the Fifth International WLT-Conference on Lasers in Manufacturing 2009, Munich, 45-52.

[30] B.C. Майоров, Проявления капиллярной термоконцентрационной неустойчивости при взаимодействии лазерного излучения с веществом, Современные лазерно-информационные и лазерные технологии, Сборник трудов ИПЛИТ РАН под ред. В.Я. Панченко, B.C. Голубева, 2004, 236-248.

[31] B.C. Голубев, Анализ моделей динамики глубокого проникновения лазерного излучения в материалы, Современные лазерно-информационные и лазерные технологии, Сборник трудов ИПЛИТ РАН под ред. В.Я. Панченко, B.C. Голубева, 2004, 199-220.

[32] А.П. Стрельцов, В.Н. Петровский, Выбор параметров лазера для качественной резки, Журнал «РИТМ» 26, 2007, 44-45.

[33] Hermann Pleteit, Dissertation „Analyse und Modellierung der KeyholeDynamik beim Laserstrahlschweißen von Aluminiumlegierungen", Universität Bremen, 2001.

[34] Z. Szymanski, J. Kurzyna, W. Kaiita, The spectroscopy of the plasma plume induced during laser welding of stainless steel and titanium, J. Phys. D.: Appl. Phys.30 (1997) 3153.

[35] I. Miyamoto, H. Maruo In: A. Matsunawa, S. Katayama (eds.): Proc. Intl. Conf. on Laser Advanced Materials Processing LAMP'92 (Nagaoka, Niigata, Japan), Osaka: High Temperature Society of Japan (1992) 311.

[36] A. Poueyo, G. Deshors, R. Fabbro, A.M. de Frutos, J.M. Orza In: A. Matsunawa, S. Katayama (eds.): Proc. Intl. Conf. on Laser Advanced Materials Processing LAMP'92 (Nagaoka, Niigata, Japan), Osaka: High Temperature Society of Japan (1992) 323.

[37] T.J. Rockstroh, J. Mazumder, Spectroscopic studies of plasma during cw laser materials interaction, J. Appl. Phys. 61(3), 1987, 917.

[38] K.R. Kim and D.F. Farson, C02 laser-plume interaction in materials processing, J. Appl. Phys 89(1), 2001, 681-688.

[39] P.B. Арутюнян, В.Ю. Баранов, Л.А. Болыпов, Воздействие лазерного излучения на материалы, М. Наука, 1970, с. 367.

[40] Ю.П. Райзер, Физика газового разряда, 2-е изд, перераб и доп, М., Наука, 1992.

[41] A.A. Веденов, Г.Г. Гладуш, Физические процессы при лазерной обработке материалов, М.: Энергоатомиздат, 1985.

[42] Ю.П. Райзер, Лазерная искра и распространение разрядов, М.: Наука, 1974.

[43] А.Н. Грезев, Плазмообразование при лазерной сварке с глубоким проплавлением, Современные лазерно-информационные и лазерные технологии, Сборник трудов ИПЛИТ РАН под ред. В.Я. Панченко, B.C. Голубева, 2004, 228-235.

[44] Allmen, М. van: Laser-Beam Interactions with Materials, Materials Science 2, Berlin: Springer, 1987.

[45] S. Katayama, S. Oiwa, N. Matsumoto, M. Mizutani and Yo. Kawahito, Fundamentals of fiber laser remote welding and deep penetration welding, Proceedings of the Fifth International WLT-Conference on Lasers in Manufacturing 2009, Munich, 829-835.

[46] V.M. Yermachenko, A.P. Kuznetsov, V.N. Petrovskiy, N.M. Prokopova, A.P. Streltsov and S.A. Uspenskiy, Peculiarities welding of the metals by radiation of powerful laser, 19th International Laser Physics Welding, 2010, Foz do Iguatju, Brazil.

[47] S.H. Lee, J. Mazumder, Characteristics of disc laser-induced plasma, Proc. of 29th International Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics (ICALEO-2010), September 27-30, Anaheim, USA, 2010.

[48] I.B. Кр1вцун, Звгг по проекту № Ф28.7/028 «Моделювання процесЫв тепло- i массообмшу в ванш розплаву, парогазовому канал1 та плазмовому факел1 при лазерному зварюванш з глибоким проплавлениям», IE3 iM. Е.О. Патона НАНУ, 2009.

[49] I.V. Krivtsun, S.B. Sukhorukov, V.N. Sidoretz, O.B. Kovalev, Modelling of the processes of evaporation of metal and gas dynamics of metal vapour inside a keyhole in laser welding, Paton Welding Journal 10, 16-21, 2008.

[50] С.И. Анисимов, Я.А. Имас, Г.С. Романов, Ю.В. Ходыко, Действие излучения большой мощности на металлы, Изд. «Наука», М.:1970.

[51] Г. Туричин, Е. Земляков, Е. Поздеева, Е. Норман, Объемная конденсация в плазменном факеле, Фотоника, 1/2009(13), 12-14.

[52] Г.А. Туричин, Е.В. Земляков, Кинетика формирования нанокластеров конденсированной фазы в плазменном факеле при гибридном лазерно-дуговом воздействии на металлические материалы, Proceedings of the IV International Conference Beam Technologies and Laser Application, Saint-Petersburg, Russia, 2009.

[53] H.C. Van De Hulst, Light Scattering by Small Particles, Dover Publications Inc., 1982.

[54] C.E. Bohren, D.R. Huffman, Absorption and Scattering of Light by Small Particles, Wiley-Interscience, New York, 1988.

[55] P.P. Леттфулин, Твердотельные аэрозоли в сильных лазерных полях, Вестн. Самар. Техн. Ун-та. Сер. Физ.-мат. Науки, №4 1996.

[56] A. Mutsanawa, Н. Yoshida, S. Katayama, Beam-Plume Interaction in Pulsed YAG Laser, Proc. of ICALEO, 1984, 35-42.

[57] A. Matunawa and T. Ohnawa, Beam-Plume Interaction in Laser Materials Processing, TRANS. JWRI, Vol.20, No. 1, 1991.

[58] Y. Kawahito, K. Kinoshita and S. Katayama, Interaction between YAG or Fiber Laser Beam and Laser-Induced Plume, Proc. ICALEO, 2005.

[59] T. Klein, M. Vicanek, J. Kroost, I. Decker and G. Simon, Oscillations of the keyhole in penetration laser beam welding, J. Phys. D, 27(1994), 20232030.

[60] T. Klein, M. Vicanek and G. Simon, Forced oscillations of the keyhole in penetration laser beam welding, J. Phys. D, 29(1996), 322-332.

[61] W. Juptner, Th. Franz, J. Sikau and G. Sepold, Laser Interaction with Plasma during Material Processing, Laser Physics, Vol.7, No.l, 1997, 202207.

[62] Z. Scymanski, J. Kurzyna, Spectroscopic measurements of laser induced plasma during welding with C02 laser, J. Appl. Phys. 76(12), 1994, 77507756.

[63] D.C. Smith and R. Brown, Aerosol-induced air breakdown with C02 laser radiation, J. Appl. Phys., Vol.46, No.3, 1975.

[64] И.А. Бакулин, B.C. Казакевич, С.Ю. Пичугин, Ослабление излучения импульсного С02-лазера в среде Ar, содержащей мелкодисперсные частицы Al, Журнал технической физики, 2006, том 76, вып. 11.

[65] С. Courteille, Ch. Hollenstein, J.-L. Dorier, P. Gay, W. Schwarzenbach, A.A. Howling, E. Bertrán, G. Viera, R. Martins and A. Macarico, Particle agglomeration study in rf silane plasmas: In situ study by polarization-sensitive laser light scattering, J. Appl. Phys. 80(4), 1996, 2069-2078.

[66] W. Samenfink, A. Tremmel, R. Dittmann, S. Wittig, К. Schaber, A. Schenkel, Multiple Wavelength Extinction Measurements in Highly Concentrated Aerosols under Industrial Conditions, J. Aerosol Sei., Vol. 25, Suppl. 1, 1994, 565-566.

[67] A. Michalowski, A. Heß, A. Ruß, F. Dausinger, Plume attenuation under high-power Yb:YAG laser material processing, Proceedings of the Fourth International WLT-Conference on Lasers in Manufacturing 2007, Munich, 357-361.

[68] J. Greses, P.A. Hilton, C.Y. Bartlow and W.M. Stehen, Plume attenuation under high power Nd:yttrium-aluminium-garnet laser welding, Journal of Laser Appl. (2004) 16,9-15.

[69] D. Lacroix, G. Jeandel and C. Boudot, Solution of the radiative transfer equation in an absorbing and scattering Nd:YAG laser-induced plume, J. Appl. Phys. 84(5), 1998, 2443-2449.

[70] П.Ю. Щеглов, М. Ретмайер, А. Гуменюк. Исследование влияния пылевой плазмы над каналом глубокого проплавления на излучение иттербиевого волоконного лазера, Сборник научных трудов конференции «Научная сессия МИФИ-2010». 2010. Т. 2. с. 194.

[71] V.N. Petrovskiy, N.M. Prokopova, P.Yu. Shcheglov, A.P. Streltsov, Yu.A. Vdovin, and V.M. Yermachenko. Detection of radiation of powerful fiber lasers reflected back from metals in course of laser processing, Laser Physics Letters Vol. 7, No. 5, 2010, pp. 396-401.

[72] B.H. Петровский, C.A. Успенский, П.Ю. Щеглов. Исследование влияния защитных газов на паро-плазменный факел при сварке мощным волоконным лазером, Сборник научных трудов конференции «Научная сессия МИФИ-2011». 2011. Т. 2. с. 87.

[73] П.Ю. Щеглов, С.А. Успенский, В.Н. Петровский, А.В. Гуменюк, М. Ретмайер. Исследование паро-плазменного факела при сваке мощным волоконным лазером, Сборник научных трудов конференции «Научная сессия МИФИ-2011». 2011. Т. 2. с. 90.

[74] П.Ю. Щеглов, С.А. Успенский, В.Н. Петровский, А.В. Гуменюк, М. Ретмайер. Ослабление лазерного излучения в плазменном факеле при сварке мощным волоконным лазером, Сборник научных трудов конференции «Научная сессия МИФИ-2011». 2011. Т. 2. с. 91.

[75] P.Yu. Shcheglov, S.A. Uspenskiy, A.V. Gumenyuk, V.N. Petrovskiy, M. Rethmeier, and V.M. Yermachenko. Plume attenuation of laser radiation during high power fiber laser welding, Laser Physics Letters Vol. 8, No. 6, pp. 475-480.

[76] В.Н. Петровский, С.А. Успенский, П.Ю. Щеглов, А.В. Гуменюк, М. Ретмайер. Исследование паро-плазменного сварочного факела при сварке мощным иттербиевым волоконным лазером, Ядерная физика и инжиниринг, Т. 2, № 2, 2011, с. 159-165.

[77] П.Ю. Щеглов, А.В. Гуменюк, М. Ретмайер, С.А. Успенский, В.Н. Петровский. Исследование сварочного факела при сварке мощными волоконными лазерами, Proceedings of 5th International Conference „Laser Technologies in Welding and Materials Processing", May 24-27, Katsiveli, Ukraine, 2010.

[78] P.Yu. Shcheglov, A.V. Gumenyuk, M. Rethmeier, S.A. Uspenskiy, V.N. Petrovskiy, V.M. Yermachenko. Influence of the Welding Plume on Laser Radiation during High Power Fiber Laser Welding, Book of Abstracts "20th International Laser Physics Workshop (LPHYS'll), July 11-15, 2011, Sarajevo, Bosnia and Herzegovina, Paper 08.05.04.

[79] P.Yu. Shcheglov, S.A. Uspenskiy, V.M. Yermachenko, A.P. Kuznetsov V.N. Petrovskiy, A.P. Streltsov. Line and Continuum Emission Spectroscopy of the High Power Ytterbium Fiber Laser Welding Plume

under Ar and He Shielding Atmosphere, Book of Abstracts "20th International Laser Physics Workshop (LPHYS'll), July 11-15, 2011, Sarajevo, Bosnia and Herzegovina, Paper 08.P.01.

[80] A.V. Gumenyuk, V.N. Petrovskiy, M. Rethmeier, P.Yu. Shcheglov, Condensed metal particles influence during the high power fiber laser welding, Сборник трудов XII Международной научно-технической конференции «Лазеры в науке, технике, медицине», 20-23 сентября, Геленджик, Россия, 2011, с. 170-177.

[81] P.Yu. Shcheglov, S.A. Uspenskiy, Peculiarities of vapor-plasma plume during the high power fiber laser metal welding, Сборник трудов XII Международной научно-технической конференции «Лазеры в науке, технике, медицине»», 20-23 сентября, Геленджик, Россия, 2011, с. 178-183.

[82] P. Shcheglov, A. Gumenyuk, I. Gornishkin, М. Rethmeier. Experimental Investigation of the Laser-Plume Interaction during High Power Fiber Laser Welding, Proceedings of the 30th International Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics (ICALEO-2011), 23-27 October, Orlando, FL, USA, Paper 1606.

[83] P.Yu. Shcheglov, A.V. Gumenyuk, I.B. Gornushkin, M. Rethmeier and V.N. Petrovskiy. Vapor-plasma plume investigation during high power fiber laser welding, Laser Physics 7, 2012 (accepted manuscript).

[84] V.M. Yermachenko, V.S. Mezhevov, V.N. Petrovskij, and P.Yu. Shcheglov, Peculiarities of regimes generation powerful single-mode fiber laser, Proc. of 17th International Laser Physics Workshop (LPHYS'08), June 30 - Juli 4, 2008, Trondheim, Norway.

[85] A.H. Ораевский, Гауссовы пучки и оптические резонаторы, М.: МИФИ, 1987.

[86] Catherine Wandera, Laser cutting of austenitic stainless steel with a high quality laser beam, PhD Dissertation, Lappeenranta University of Technology, 2006.

[87] G. Caquot, Remote scanner applications in automotive industry, Journee soudage par faisceau laser, 16 March 2011, Villepinte, France.

[88] M. Dupenthaler, Systemvergleich Laser: Faser zu C02, 7. Lasertage WeserEms, 11-12 Mai, 2011, Papenburg, Germany.

[89] D.T. Swift-Hook and A.E. F. Gick, Welding Research Supplement, Weld. J., 492-S, 1973.

[90] M. Rethmeier, A. Gumenyuk, S. Griinenwald, F. Vollertsen, S. Olschok, U. Reisgen, H. Kohn, New approaches of welding thick steel plates with fibre lasers, 13th Conference on Laser Optics, St. Petersburg, Russia, 2008.

[91] С. Thorny, Т. Seefeld, F. Vollertsen, Humping effect in welding of steel with single-mode fibre laser, Welding in the World, Vol. 52, 5/6, 2008, 918.

[92] A.F. Kaplan and G. Wiklund, Advanced welding analysis methods applied to heavy section welding with a 15 kW fiber laser, Advances in Welding and Allied Technologies, Singapore, 2009.

[93] M. Rethmeier, S. Gook, M. Lammers, A. Gumenyuk, Laser-Hybrid Welding of Thick Plates up to 32 mm Using a 20 kW Fibre Laser, Journal of the Japan Welding Society 27(2), 2009, 74s-79s.

[94] S. Gook, A. Gumenyuk, M. Rethmeier, Orbital laser-hybrid welding of pipelines using a 20 kW fibre laser, Proceedings 5th International WLT-Conference on Lasers in Manufacturing, Munich, Germany, 2009.

[95] Г.А. Туричин, И.А. Цибульский, E.A. Валдайцева, M.B. Карасев, Теория и технология гибридной сварки металлов больших толщин, Beam Technologies and Laser Applications, Proc. of the VI Int. Conference, 2009, 11-18.

[96] N.B. Delone, Basics of interaction of laser radiation with matter, Editions Frontières, 1993.

[97] Y. Kawahito, N. Matsumoto,M. Mizutani and S. Katayama, Characterisation of plasma induced during high-power fiber laser welding of stainless steel, Science and Technology of Welding and Joining, 2008 Vol.13, No. 8, 144-748.

[98] M. Schellhorn, A. Eichhorn, В. Hohenberger: Frühjahrstagung der DPG (Mainz, Germany), Verhandl. DPG (VI) 32 (1997) 221.

[99] A.B. Бондаренко, А.П. Кузнецов, B.H. Петровский, А.П. Стрельцов, С.А. Успенский, Особенности сварки металлов излучением мощного волоконного лазера, Научная сессия НИЯУ МИФИ-2010, Аннотации докладов, т.2, 185.

[100] D. Lacroix and G. Jendei, Spectroscopic characterisation of laser-induced plasma created during welding with a pulsed Nd:YAG laser, J. Appl. Phys. 81(10), 1997, 6599-6606.

[101] Ya.B. Zel'dovich, Yu.P. Raizer: Physics of Shock Waves and High-Temperature Hydrodynamic Phenomena I, New York, NY: Academic Press, 1966.

[102] Y. Kawahito, K. Kinoshita, N. Matsumoto, M. Mizutani and S. Katayama, Effect of weakly ionised plasma of penetration of stainless steel weld produced with ultra high power density fibre laser, Science and Technology of Welding and Joining, 2008 Vol.13, No. 8, 749-753.

[103] C. Borner, К. Dilger, V. Rominger, T. Harrer, T. Kruessel, T. Löwer, Influence of Ambient Pressure on Spattering and Weld Seam Quality in

Laser Beam Welding with the Solid-State Laser, Proceedings of the 30th International Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics (ICALEO-2011), 23-27 October, Orlando, FL, USA, Paper 1604.

[104] S. Katayama, Y. Abe, R. Ido, M. Mizutani, Y. Kawahito, Deep Penetration

Welding with High Power Disk Lasers in Low Vacuum, Proceedings of the tli • 30 International Congress on Applications of Lasers & Electro-Optics

(ICALEO-2011), 23-27 October, Orlando, FL, USA, Paper 1614.

[105] E. Stoffels, W.W. Stoffels, G.M.W. Kroesen, In situ powder diagnostics in low temperature plasmas, Rep. Eindhoven University of Technology.

[106] L. Boufendy, J. Hermann, A. Bouchoule, B. Dubreuil, E. Stoffels, W.W. Stoffels and M.L. de Giorgi, Study of initial dust formation in an Ar-SiH4 discharge by laser induced particle explosive evaporation, J. Appl. Phys. 76(1), 1994, 148-153.

[107] E. Stoffels, W.W. Stoffels, D. Vender, G.M.W. Kroesen, F.J. de Hoog, Laser-particulate interactions in a dusty RF plasma, IEEE Trans. Plasma Sei. 22, 116, 1994.

[108] G. Mie, Beitrage zur Optik trüber Medien speziell kolloidaler Metallosungen, Ann. Phys., 1908, 25, 377-445.

[109] B.E. Зуев, Прозрачность атмосферы для видимых и инфракрасных лучей, М., 1966.

[110] Летохов В. С., Лазерная фотоионизационная спектроскопия, М., 1987. B.C. Летохов.

[111] W. Heitler, The quantum theory of radiation, Oxford University Press, London 1949.

[112] L.D. Landau, E.M: Lifshitz, The classical theory of fields, Vol. 2, Butterworth-Heinemann 1975.

[113] B.H. Петровский, C.A. Успенский, П.Ю. Щеглов, Исследование влияния защитных газов на паро-плазменный факел при сварке мощным волоконным лазером, Научная Сессия НИЯУ МИФИ-2011, 1-5 февраля 2011 г, Москва.

[114] В.Н. Петровский, С.А. Успенский, П.Ю. Щеглов, A.B. Гуменюк, М. Ретмайер, Исследование паро-плазменного сварочного факела при сварке мощным иттербиевым волоконным лазером, Ядерная физика и инжиниринг, 2(2), с. 159, 2011.

[115] П.Ю. Щеглов, A.B. Гуменюк, М. Ретмайер, С.А. Успенский, В.Н. Петровский, Исследование сварочного факела при сварке мощными волоконными лазерами, The Fifth International Conference „Laser Technologies in Welding and Materials Processing", May 24-27, 2011, Ukraine, Crimea, vil. Katsiveli.

[116] P.Yu. Shcheglov, A.V. Gumenyuk, M. Rethmeier, S.A. Uspenskiy, V.N. Petrovskiy, V.M. Yermachenko, Influence of the welding plume on laser radiation during high power fiber laser welding, 20th International Laser Physics Workshop, Sarajevo, Juli 11-15, 2011.

[117] M. Born, E. Wolf (2005), Principles of Optics 7th (expanded) edition I, Cambridge Univ. Press.

[118] Saleh, В. E. A., Teich. M. C. (1991), Fundamentals of Photonics, John Wiley & Sons, Inc.

[119] Таблицы физических величин, справочник под редакцией И.К. Кикоина, М., Атомиздат, 1976.

[120] М. Schellhorn, CO-Hochleistungslaser: Charakteristika und Einsatzmöglichkeiten beim Schweißen, Ph.D. thesis, Univ. of Stuttgart, Germany, Munich: Herbert Utz Verlag, 2000.

[121] Y. Kawahito, K. Kinoshita, N. Matsumoto, S. Katayama, Visualisation of refraction and attenuation of near-infrared laser beam due to laser-induced plume, Journal of Laser Applications, Vol 21 (2), 2009, 96-101.

[122] M. Mizutani and S. Katayama, Effect on Laser Beam Deflection of Plume and Induced Hot Air above Specimen during Laser Welding, Proc. of ICALEO 2009, LIA, p. 600.

[123 [124

[125

[126

[127

[128 [129

S.L. Ma, H.M. Gao, G.J. Zhang, and L. Wu, Appl. Spectrosc. 62, p. 701, 2008.

F. Hansen and W.W. Duley, Attenuation of laser radiation by particles during laser materials processing, Journal of Laser Appl. (1994) 6, 137143.

N. Ladommatos and H. Zhao, Optical diagnostics for soot and temperature measurement in diesel engines, Progress in Energy and Combustion Science, Vol.24 (3), 221-255, 1998.

R. Zahoranski, H.-J. Feld, R. Dittmann, W. Samenfmk, E. Laile, Das optische Dispersionsquotienten-Verfahren fur die on-line/in-situ Partikelanalyse, Beitrag in der Festschrift: Prof. Dr.-Ing. Dr. h.c. Sigmar Wittig zum 60. Geburtstag, erschienen am Institut für Thermische Strömungsmaschinen Universität Karslrue (Т.Н.), Februar 2000.

R. Dittmann, H.J. Feld, W. Samenfmk, S. Wittig, Multiple Wavelength Extinction Technique for Particle Characterisation in Dense Particle Clouds, Part. Part. Syst. Charact. 11 (1994) 379-384.

И.Е. Лексина, И.В. Пенкина, Оптические свойства железа в видимой и инфракрасной области спектра, -ФММ, 1967, т.23, с. 344.

К.Н. Clemens, J. Jaumann, Magnetooptische und optische Eigenschaften von ferromagnetischen Schichten im Ultraroten, Zeitschrift für Physik 173, 135-148, 1963.

[130] M. Kerker, P. Scheiner, and D.D: Cooke, The range of validity of the Rayleigh and Thomson limits for Lorenz-Mie scattering, J. Opt. Soc. Am., 1978, 68, 135-237.