Мощные технологические лазеры
реклама
Р. Ровинский Мощные технологические лазеры В книге рассматриваются физические и технические основы построения мощных технологических лазеров, а также процессы взаимодействия мощного лазерного излучения с конструктивными материалами. В современных лазерных станках применяются два типа таких лазеров – газоразрядные СО2 лазеры и твердотельные лазеры в основном на алюмоиттриевых гранатах. Накачка первых осуществляется электрическим разрядом в смеси газов, содержащих кроме молекул двуокиси углерода также молекулы азота и гелия. Накачка вторых осуществляется оптическим излучением мощных газоразрядных ламп, а в некоторых случаях с использованием полупроводниковых лазеров. В этой связи в книге рассматриваются основы газоразрядной накачки и средства ламповой оптической накачки. Автор принимал непосредственное участие в работах по созданию мощных СО2 лазеров, исследованиях и оптимизации систем ламповой оптической накачки и в исследованиях взаимодействия мощного лазерного излучения с конструктивными материалами. ОГЛАВЛЕНИЕ ЧАСТЬ ПЕРВАЯ. МОЩНЫЕ ЛАЗЕРЫ 1.1.Физические основы мощных лазеров 1.2.Как понимать термин «мощные лазеры» 1.3.Типы мощных лазеров и области их применения ЧАСТЬ ВТОРАЯ.СО2лазеры 2.1.Что понимается под термином «плазма» 2.2.Основы физики низкотемпературной плазмы 2.3.Столкновения частиц в плазме 2.4.Квазиравновесная и частично равновесная плазма 2.5.Молекула СО 2 – рабочее вещество лазера 2.6. Возбуждение молекул СО 2 в разряде 2.7. Электроразрядная накачка СО 2 лазера 1 2.8. Непрерывные СО 2 лазеры 2.9. Пути повышения мощности СО 2 лазера 2.10. Диссоциация молекул в разряде 2.11. Мощные импульсные СО 2 лазеры 2.12. ИК-оптика мощных лазеров Дополнительная литература ЧАСТЬ ТРЕТЬЯ. Твердотельные лазеры 3.1. Определение и состав твердотельных лазеров 3.2.Импульсные лампы для накачки твердотельных лазеров 3.3. Осветители 3.4. Источник электропитания 3.5. Активные элементы мощных лазеров 3.6. Механизмы функционирования активных твердотельных сред 3.7. Пути создания мощных твердотельных лазеров 3.8. Оптические усилители ЧАСТЬ ЧЕТВЕРТАЯ. Особенности воздействия мощного лазерного излучения на конструктивные материалы 4.1. Факторы воздействия 4.2.Экспериментальные исследования зависимостей пороговой плотности мощности от факторов лазерного воздействия 1) Исследовательский стенд 2) Использованные методики исследований 3) Энергетический порог образования плазмы 4) Развитие плазменного факела 5) Кинетика факела и параметры плазмы 6) Взаимодействие лазерного излучения с плазмой 7) Энергетический баланс процесса взаимодействия лазерного излучения с образцом 8) Плазменный факел в условиях пониженных давлений воздуха Типовой лазерный станок, использующий СО 2 лазер Литература ЧАСТЬ ПЕРВАЯ МОЩНЫЕ ЛАЗЕРЫ 1.1.ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ МОЩНЫХ ЛАЗЕРОВ Ушедший ХХ век воспринимается нами не только как век величайших научных открытий, но и как век возникновения новых инженерно-технических областей человеческой деятельности. Одной из таких областей стало создание и широкое использование квантовых приборов, способных генерировать остронаправленное когерентное почти монохроматическое электромагнитное излучение оптического 2 диапазона длин волн. Полное наименование таких приборов звучало так: Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation, что переводится как Усиление Света за счет Вынужденного Излучения. Для повседневного пользования название слишком длинное. Поэтому возник его короткий вариант в форме аббревиатуры: LASER. В полном названии присутствуют два ключевых понятия, определяющие физическую основу таких приборов: 1) усиление света и 2) вынужденное излучение. Создание лазеров прямо связано с проблемой усиления света при его прохождении через специально подготовленную оптическую среду. Задача техники – обеспечить создание сред, способных усиливать проходящий через них световой луч. Научное изучение взаимодействия света с веществом продолжается на протяжении примерно 300 лет, но вплоть до рубежа XIX и XX веков изучение велось на феноменологическом уровне. А на таком уровне известен факт поглощения света, но даже не возникал вопрос о возможности его усиления. Весь опыт науки не такого уж далекого прошлого убеждал ученых, что любая оптическая среда способна только поглощать и рассеивать проходящий через нее свет. Одним из следствий открытия в начале ХХ века микромира стало понимание природы процессов испускания и поглощения света вещественными частицами – атомами, молекулами и ионами. Для примера ограничимся представлениями об испускании и поглощении света атомами. Атом обладает определенной потенциальной энергией связи электронов с ядром. Он стремится занимать такое состояние, при котором эта потенциальная энергия минимальна. Такое состояние принято называть основным состоянием атома. В среде, содержащей большое количество атомов, протекают процессы их соударений. Большинство таких соударений происходит упруго, потенциальная энергия каждой частицы остается прежней. Реже столкновение протекает неупруго, тогда часть кинетической энергии одного из столкнувшихся атомов передается партнеру, потенциальная энергия которого после этого возрастает. Состояние такого атома называют возбужденным. Однако, в отличие от макромира, в микромире передача атому энергии извне осуществляется только строго определенными дискретными порциями. Атом данного элемента обладает системой дискретных энергетических уровней, присущей только этому элементу. На рис.1 приведена упрощенная схема энергетических уровней атома. Соответственно, передача атому энергии извне происходит такими дискретными порциями, которые обеспечивают рост потенциальной энергии до одного из вышележащих энергетических уровней. В среде, находящейся в равновесном состоянии при температуре Т, многочисленные неупругие столкновения приводят к определенному распределению возбужденных атомов по энергетическим уровням, получившего название распределения Больцмана: (1.1) Здесь ni – концентрация возбужденных атомов на i-том квантовом уровне с энергией Еi, n - общая концентрация атомов, k – постоянная Больцмана. Из этого соотношения видно, что чем выше энергия дискретного квантового уровня, тем меньше на нем 3 концентрация возбужденных атомов, и падение их числа происходит по экспоненциальному закону. Проходящий через оптическую среду световой луч можно рассматривать как поток фотонов, двигающихся в определенном направлении. На своем пути фотоны сталкиваются с атомами. Такие столкновения следует рассматривать как столкновения двух частиц, происходящие либо упруго, либо неупруго. В случае упругого столкновения происходит рассеяние фотона, направление его движения изменяется. С неупругими столкновениями дело обстоит сложнее. Фотон при неупругом столкновении с определенной вероятностью может передать свою энергию атому только целиком, при этом он исчезает. Если через среду проходит монохроматичный луч света, то поглощение фотонов атомами с определенной вероятностью произойдет лишь при условии, что энергия фотона (hпостоянная Планка, - частота электромагнитной волны) точно равна той порции энергии, которая соответствует энергетическому переходу атома в данное возбужденное состояние, на присущий ему квантовый уровень. На рис.1 поглощение фотона изображено самой левой стрелкой. В противном случае поглощение не состоится, дело ограничится только рассеянием фотонов на атомах среды. Неупругие столкновения фотонов с атомами определяют протекание процесса поглощения света веществом. В атоме энергию поглощаемого фотона воспринимает один из внешних электронов. Атом пребывает в возбужденном состоянии ограниченное время. Его возвращение в основное состояние может происходить в одном из трех процессов: 1) при столкновении с другим атомом (или электроном), сопровождаемым передачей ему энергии возбуждения в форме кинетической энергии движения (безизлучательный переход); 2) путем спонтанного излучения, происходящего случайным образом, когда время между возбуждением атома и испусканием фотона определяется лишь вероятностно. В среде, состоящей из большого количества возбужденных атомов, спонтанное девозбуждение сопровождается излучением фотонов разных энергий (частот), вылетающих в разных направлениях и по фазе независимо друг от друга. В качестве примера на рис.1 представлены два возможных варианта спонтанного излучения. Вторая слева стрелка изображает излучение фотона атомом, возбужденным до состояния с энергией En, путем перехода электрона с верхнего возбужденного уровня сразу в основное состояние с энергией Е0. Уносящий энергию возбуждения фотон имеет ту же частоту, что и поглощенный фотон, но направление его движения, поляризация и фаза совсем иные, чем у поглощенного фотона. Кроме того, девозбуждение может протекать ступенчато (каскадно), как показано правой группой стрелок. Например, первоначально происходит переход электрона между верхним возбужденным уровнем и вторым уровнем схемы, тогда испускается фотон с энергией (частотой), определяемой разностью Ehv1=En-E2. Затем может произойти повторный акт спонтанного излучения, определяемый переходом электрона со второго на первый энергетический уровень: Ehv1=E2-E1. Еще один, третий переход, отмечает возможность 4 безизлучательного возвращения атома в основное состояние, если возбуждение снимается соударением атома с частицей, которой передается вся остаточная энергия возбуждения в форме изменения кинетической энергии движения этой частицы. Понятно, что в каждом конкретном случае варианты переходов могут быть различными. 3) Кроме спонтанного существует еще один вид излучения, получивший название вынужденного излучения. Этот вид излучения был теоретически предсказан А.Эйнштейном в 1916 году и вскоре после этого получил экспериментальное подтверждение. Открытие вынужденного излучения послужило сигналом, показавшим принципиальную возможность усиления света, проходящего через оптическую среду. Если в непосредственной близости от возбужденного атома пролетает фотон, энергия (и частота) которого точно соответствует энергии перехода из возбужденного состояния в энергетически более низкое состояние, то существует вероятность того, что такой фотон заставит атом испустить квант света той же энергии (частоты) и в том же направлении, что и у фотона-инициатора. Более того, испущенный фотон будет иметь ту же поляризацию и ту же фазу, иначе говоря, это будет точный близнец первичного фотона. Говорят, что такие фотоны когерентны. В результате каждого акта вынужденного излучения число фотонов в монохроматическом луче увеличивается, таким образом, вынужденное излучение способно усиливать свет. Однако, в земных условиях никому не удавалось наблюдать увеличение интенсивности света на выходе оптической среды по сравнению с его интенсивностью на входе. Какова причина, ведь существование вынужденного излучения подтверждено экспериментально? Дело в том, что оптические среды, в которых имеются атомы, находящиеся в возбужденном состоянии, обычно характеризуются квазиравновесностью, при которой распределение возбужденных атомов по энергетическим уровням подчиняется закону Больцмана (1.1). В такой ситуации господствуют процессы спонтанного девозбуждения атомов, что означает господство процессов уменьшения числа фотонов в проходящем луче. Вынужденное излучение создает лишь небольшую поправку к таким процессам. Для того, чтобы в среде господствовало вынужденное излучение, необходимо выполнение трех условий. Во-первых, в среде должно присутствовать большое количество возбужденных атомов. Во-вторых, основная масса возбужденных атомов должна занимать определенный верхний энергетический уровень, обладающий относительно большим временем жизни. В-третьих, должен существовать хотя бы один нижележащий уровень с очень коротким временем жизни, который находится в почти свободном состоянии и на который разрешен излучательный переход с верхнего заполненного уровня. Эти условия означают сильное отличие от больцмановского распределения, крайне неравновесное состояние оптической среды, получившее название инверсной населенности. Естественным путем в земных условиях такое состояние оптической среды не возникает. Но, как выяснилось, инверсную населенность можно создать искусственно, путем выбора составляющих оптическую среду элементов и направленным введением в нее энергетического потока (накачка среды). В тридцатых годах ХХ века проблемой усиления света занялся известный физик Валентин Александрович Фабрикант. К 1948 году он вместе со своей аспиранткой Ф.А. Бутаевой создал газоразрядную установку, на которой впервые в мире осуществлено усиление проходящего через оптическую среду монохроматического светового луча. До создания лазера, способного генерировать монохроматичный узконаправленный когерентный луч, оставалось совсем немногое – создать положительную обратную оптическую связь, превращающую усилитель в генератор. Сделать такой шаг в оптическом диапазоне длин волн удалось в 1960 году Теодору Мэйману, поместившему в оптический резонатор (между двумя плоскопараллельными 5 зеркалами) стержень из синтетического рубина, ставшего активной средой первого твердотельного лазера. Накачка рубина осуществлялась мощным импульсным световым потоком, создаваемым импульсными газоразрядными лампами. Затем появился первый газовый He-Ne лазер, а в 1964 году Кумар Н. Пател получил генерацию от первого молекулярного СО2 лазера. Далее началось бурное развитие подобных квантовых приборов, и, что особенно важно, немедленное их использование в различных научных, технических и медицинских приложениях. Типы создаваемых лазеров отличаются агрегатным состоянием активной среды, способом накачки, режимами работы, выходными характеристиками оптического луча. Физические основы лазеров подробно рассматриваются, например, в [1,2]. Создававшиеся в начальный период лазеры обладали сравнительно небольшими энергетическими и мощностными характеристиками. Возникла серьезная проблема повышения энергетики некоторых таких лазеров, что позволило бы использовать их для так называемой «силовой» обработки материалов – резания, сварки, обработки поверхностей и т.д. Этой проблеме и посвящена данная книга. 1.2. КАК ПОНИМАТЬ ТЕРМИН «МОЩНЫЕ ЛАЗЕРЫ» Термин «мощные лазеры» имеет однозначный смысл, когда речь идет о лазерах, работающих в режиме непрерывной генерации. В этом случае повышение мощности сопровождается повышением энергии излучения, выделяемой в единицу времени, и, соответственно, повышением активности процесса взаимодействия лазерного излучения с веществом. Поэтому можно условиться о проведении некоей границы мощности, превышение которой отнести к категории мощного излучения. Например, таким рубежом можно назвать мощность излучения в 1 кВт, а можно предложить считать рубежом мощность в 100 Вт. Выбор условной границы, отделяющей «мощные» лазеры от «немощных», определяется конкретными задачами применения лазеров, когда необходимо превысить определенные пороговые уровни термических и иных воздействий лазерного излучения на материалы. Но этот же термин приобретает неопределенный смысл, когда лазер генерирует излучение в импульсном или частотно-импульсном (его также называют импульснопериодическим) режимах. Одиночный импульс характеризуется несколькими значениями мощности. Во-первых, существует мгновенное значение мощности (мгновенная мощность): при общей длительности импульса tи в любой момент времени ti в интервале 0< ti < tи выделяется малый временной интервал, в котором можно пренебречь изменением величины мощности. Мощность, выделяющуюся в этом временном интервале, и называют мгновенным значением для момента времени ti . Если все мгновенные значения мощности на протяжении импульса соединить плавной кривой, как это сделано на графике рис.1.2, то эта кривая даст представление о форме импульса мощности лазера. Именно такую кривую мы увидим на экране осциллографа, на вход которого подается сигнал от регистратора мощности с высоким временным разрешением. На графике мгновенная мощность обозначена символом Pt. 6 Далее, в момент времени tmax достигается максимальная за импульс мгновенная мощность Pmax. Ее называют пиковой мощностью. Площадь, ограниченная осью времени и кривой мощности, пропорциональна энергии лазерного импульса Е. Разделив энергию на длительность импульса tи, получим среднее за импульс значение мощности: Pср = Е/tи. Ее называют средней мощностью. При одном и том же значении энергии в импульсе средняя мощность зависит от длительности импульса. Например, лазер генерирует малую энергию в импульсе, порядка 0,1 Дж. При миллисекундной длительности импульса (это характерная длительность генерации неодимового лазера, 10-3 – 10-2 с) средняя мощность составит 10 - 100 Вт. В микросекундном диапазоне (СО2 лазер, 10-6 - 10-5 с) она достигнет 105 – 104 Вт. В наносекундном диапазоне (модуляция добротности у твердотельного лазера 10-9 - 10-7 с) это будет гигантская мощность 108 – 106 Вт и окажется еще более высокой у лазеров, генерирующих импульсы в пикосекундном (1012 – 10-10 с) диапазоне – от 1011 до 109 Вт. И все это при той же незначительной энергии в импульсе. Из приведенных оценок видно, что энергетически маломощный лазер с очень коротким импульсом обладает фантастически высокой мощностью. Но нас в дальнейшем будут интересовать лазеры, способные эффективно воздействовать на материалы, а такие лазеры должны обладать достаточно высокой энергией в импульсе. В этом случае высокий уровень мощности сам по себе не является привлекательным. Поэтому условимся считать мощными лазерами те из них, которые наряду с высокой средней мощностью обладают и высокими значениями энергии в импульсе. При рассмотрении частотно-импульсного режима работы лазера, к характеристикам отдельного импульса добавляется еще одна мощностная характеристика – средняя мощность последовательности импульсов. Это эквивалент энергетического потенциала лазера, но при условии, что дополнительно сообщаются данные об энергии в каждом импульсе, а также данные о длительности и частоте следования импульсов (или о скважности). Итак, термин «мощный лазер» мы сохраним в его оговоренном выше значении, и будем под ним понимать только те лазеры, которые генерируют мощное высокоэнергетичное излучение. 1.3. ТИПЫ МОЩНЫХ ЛАЗЕРОВ И ОБЛАСТИ ИХ ПРИМЕНЕНИЯ. Интерес к мощным лазерам определяется их способностью оказывать тепловое воздействие на различные материалы в условиях, когда излучение концентрируется в малоразмерное пятно. Соответственно появляются возможности различных приложений таких лазеров, в том числе и в качестве инструмента для технологической обработки материалов. Имеются в виду процессы резания и сваривания металлов и неметаллов, точного пробивания отверстий (сверление), термического упрочения поверхностей (закалка) и их очистки, нанесения маркировочных знаков, гравировка. Мощные лазеры внедряются в такие сферы промышленного производства как автомобилестроение, судостроение, авиационное и космическое производство, производство крупных установок для добычи нефти и газов и в некоторые другие области. В конце 80-х, начале 90-х годов лидером по внедрению лазерных технологий в промышленность являлась Япония, за ней следовали США и европейские страны, среди которых первенство принадлежало Германии. Лазерные технологии не вытесняют традиционные способы обработки материалов, они сосуществуют с ними, занимая те «экологические» ниши, в которых оказываются более выгодными, более производительными и экономически оправданными. Надо помнить, что стоимость лазерного оборудования и его эксплуатации, как правило, 7 существенно выше, чем стоимость хороших механических, ультразвуковых и даже плазменных обрабатывающих станков. Но в определенных случаях только лазерный луч оказывается способным выполнить ряд технологических операций, необходимых для изготовления наукоемких изделий и тогда вопросы стоимости перестают играть ведущую роль. Назову некоторые особые области применения мощных лазеров: в медицине для проведения некоторых сложных операций применяют лазерные скальпели; мощные лазерные лидары используются для дистанционного обнаружения опасных с экологической точки зрения выбросов или наличия в атмосфере распыленных отравляющих веществ; известны многочисленные военные приложения таких лазеров; рассматриваются проекты по осуществлению передачи лучистой энергии с Земли на космические станции и, наоборот, из космоса на Землю; путем лазерного облучения намереваются осуществлять коррекцию орбит околоземных спутников и т.д. Важную роль выполняют мощные лазеры в научных исследованиях по проведению управляемого термоядерного синтеза, при исследованиях взаимодействия мощного излучения с веществом. Но сегодня только лазерная промышленная технология пользуется заметным международным спросом. Существующее разнообразие типов лазеров вызывает необходимость их классификации. Прежде всего, лазеры различают по агрегатному состоянию активной среды, разделяя их на твердотельные (в этой группе отдельно рассматривают полупроводниковые лазеры), жидкостные и газовые. Далее, лазеры подразделяются на группы по способу накачки: существует оптическая накачка, электрическая и электроразрядная накачки, химическая накачка и накачка с использованием потоков заряженных микрочастиц, прежде всего электронов. Далее, различают лазеры по режиму их функционирования: используется три таких режима – импульсный, частотноимпульсный и непрерывный. Далеко не все типы лазеров в принципе способны генерировать мощное высокоэнергетичное излучение. В данной книге я ограничусь рассмотрением только двух разновидностей лазеров, которые широко применяются сегодня в технологических процессах обработки материалов и в научных исследованиях взаимодействия лазерного излучения с веществом. Это, прежде всего СО2 лазеры, активная газовая среда у которых состоит из определенной смеси газов, где главную роль играют молекулы двууглекислого газа. Накачка таких лазеров производится с помощью электрического разряда в газе или комбинированным способом, когда к разряду добавляется поток быстрых электронов. СО2 лазеры способны работать во всех ранее перечисленных режимах генерации – в импульсном, частотно-импульсном и непрерывном. Второй тип лазеров, подлежащий рассмотрению – твердотельные лазеры на стеклах с присадкой неодима или на алюмоиттриевом гранате с присадкой того же неодима YAG:Nd. Накачка этих лазеров осуществляется оптическим путем с использованием высокоинтенсивных импульсных источников света. Лазеры со стеклами в качестве активной среды работают только в импульсном режиме генерации, а YAG обеспечивает возможность получения генерации и в частотноимпульсном режиме с частотами не выше нескольких десятков герц. Мощное лазерное излучение может быть получено и в некоторых других лазерных системах. Например, созданы мощные химические лазеры, использующие в активной среде соединения DF и HF. Они генерируют излучение в инфракрасной области спектра на длинах волн 3-4 мкм с мощностью до нескольких сотен кВт. Большие энергии в импульсе получены в так называемых лазерах с взрывной накачкой – до 1 МДж. Внушительные энергии в импульсе при очень короткой их длительности получены с фотодиссоционными лазерами. Но все эти системы не пригодны в 8 производственных условиях для проведения технологических операций, поэтому их рассмотрение в книге исключается. В заключение остается уточнить понятие «техники мощных лазеров». Предполагается, что читатель, в общем, знаком с принципами функционирования лазеров, с оптическими резонаторами и основными особенностями источников электропитания. По этим разделам техники имеется большое число хороших учебных книг, к которым при необходимости читатель сможет обратиться. В данной книге речь пойдет о конкретных технических средствах, обеспечивающих реализацию больших мощностей и энергий в установках двух обозначенных выше типов лазеров. Однако технические решения проблемы создания мощного лазера невозможно получить без понимания физических принципов работы каждого конкретного устройства. Поэтому физические аспекты будут нами рассматриваться в тесной связи с особенностями рассматриваемого лазера. Вместе с тем важно понять, каким образом высокоэнергетичное лазерное излучение может быть использовано в качестве инструмента для так называемой «силовой» обработки конструктивных материалов. Рассмотрению этой проблемы будет посвящен четвертый раздел книги, в котором приводятся экспериментальные результаты исследования условий, обеспечивающих проведение силовых технологических процессов и используемых для этого лазерных станков. ЧАСТЬ ВТОРАЯ СО2 ЛАЗЕРЫ По введенной классификации СО2 лазеры – молекулярные газовые лазеры с накачкой электрическим разрядом, способные работать в любом из трех указанных режимах – непрерывном, импульсном и частотно-импульсном. Активная среда таких лазеров представляет собой смесь газов, принципиально важными компонентами которой служат молекулы СО2 и азота N2. Лазерный эффект обеспечивается молекулами двуокиси углерода, а удивительные свойства молекул азота, как будет показано дальше, позволяют эффективного задействовать молекулы СО2 в электрическом разряде, обеспечивающим накачку лазерной среды. Электрический разряд создает плазму, которая и является активной лазерной средой. Существуют разные типы электрических разрядов, но не каждый из них пригоден для создания активной среды СО2 лазера. Для понимания принципов работы СО2 лазера и возможности получения высоких мощностей и энергий генерируемого излучения, необходимо ознакомиться с кратким обзором физики электрического разряда в газах и со свойствами плазмы, при которых возможна накачка активной среды. Для такого знакомства существуют курсы физики газоразрядной плазмы, например, [3-6]. В предлагаемом кратком обзоре приводятся самые необходимые сведения из этой области науки, необходимые для понимания дальнейшего изложения темы. 2.1. ЧТО ПОНИМАЕТСЯ ПОД ТЕРМИНОМ «ПЛАЗМА» На Земле природные плазменные образования встречаются не часто. Поэтому знакомство человечества с плазменным состоянием вещества началось сравнительно поздно, примерно с середины XIX века. Толчком к формированию физики плазмы как научной дисциплины послужили два обстоятельства. Во-первых, внедрение в астрономию физических методов дистанционного изучения космических объектов, находящихся в состоянии плазмы и излучающих электромагнитные волны. Это звезды, многие туманности и другие объекты. Было установлено, что 99,9% вещества во 9 Вселенной находится в состоянии плазмы, а Земля – это малое исключение из общего правила. Началось активное изучение процессов, приводящих к образованию плазмы, и процессов, протекающих в самой плазме. Во-вторых, с началом широкого внедрения электричества в повседневную жизнь людей появились возможности создания бытовых и промышленных устройств, генерирующих и использующих плазму. Началось интенсивное экспериментальное исследование плазмы и разработка ее теоретических основ. Термин «плазма» введен в обращение в 1924 году Тонгсом и Ленгмюром – двумя выдающимися физиками, много сделавшими в сфере, как экспериментального изучения плазмы, так и создания теоретических основ. Определение: плазма – квазинейтральная система, содержащая смесь заряженных и, возможно, нейтральных частиц вещества. Требование квазинейтральности – важнейшее условие, включенное в определение плазмы. Из него вытекают три ключевые следствия: - в плазме содержатся равные количества положительно и отрицательно заряженных частиц; - заряженные частицы образуют однородную смесь, так что плазменный объем нейтрален не только в целом, но и в каждой своей не слишком мелкой части; - плазма является макрообъектом, содержащим большое количество заряженных частиц в своем объеме, а время существования плазменного состояния не может быть сколь угодно малым. Рассмотрим эти три следствия подробнее. Создающие плазму заряженные частицы образуются в процессе объемной ионизации газа, при протекании которого всегда возникают равные количества положительно (ионы) и отрицательно (электроны) заряженных частиц. Важной характеристикой плазмы служит степень ее ионизации . Это отношение концентрации электронов ne к концентрации всех тяжелых частиц в среде, то есть к сумме концентраций нейтральных частиц na и ионов ni: = ne /(na + ni) Если (2.1) < 1 (не все атомы или молекулы ионизованы), то плазму называют частично ионизованной. При = 1 плазма полностью ионизованная (однократно). Наконец, если > 1, то это характеризует двукратно или многократно ионизованную плазму. Второе следствие становится понятным, если мы рассмотрим ситуацию, когда, из-за случайных причин возникает локальное временное разделение заряженных частиц разных знаков. Такое разделение нарушает нейтральность плазмы. Допустим, возникла ситуация, когда в одной локальной области, присутствует избыточное количество положительно заряженных ионов, а в другой – такое же по количеству избыточное содержание электронов. Возникает кулоновское взаимодействие разноименных зарядов, и электроны, как более легкие частицы, устремляются к объему с избыточными ионами. По инерции они проскакивают через этот объем, затем тормозятся и устремляются в обратном направлении и так далее. Возникают плазменные колебания, происходящие с частотой, согласно расчетам определяемой соотношением (2.2): (2.2) где Wр – в с–1, а ne – в см– 3. Такие плазменные колебания теоретически предсказал, а затем и экспериментально обнаружил Ленгмюр. Поэтому у них появилось второе название – ленгмюровские колебания. Зная частоту плазменных колебаний, можно 10 определить то минимальное время, которое служит нижним временным пределом существования квазинейтральности. Этот нижний предел определяется временем, в течение которого локальные нарушения квазинейтральности из-за случайного разделения зарядов четко себя проявляют, то есть оно должно быть того же порядка, что и период плазменных колебаний. Если время существования плазмы охватывает несколько периодов ленгмюровских колебаний, то картина усредняется и среда предстает как квазинейтральная. Время tD, меньше которого ионизованный газ проявляет локальное отклонение от квазинейтральности, что не позволяет называть его плазмой, это – временной масштаб, отделяющий продолжительность существования просто ионизованного газа при слишком коротком времени его существования, от состояния плазмы, возникающего при более продолжительном существовании ионизованной среды: (2.3) Пример: концентрация заряженных частиц в ионизованном газе равна ~1012 см–3. Из соотношения (2.3) определяем, что tD ~ 6.10-11 c. Это очень маленькое время, но оно имеет место в импульсах длительностью порядка пикосекунд. Если мы попытаемся образовать плазму с таким временем существования, то даже при столь относительно низкой концентрации электронов, как в данном примере, в лучшем случае возникнет ионизованный газ, по определению не удовлетворяющий понятию плазма. С повышением концентрации электронов временной масштаб укорачивается, и шансы создать плазму с очень коротким временем жизни резко снижаются. Но локальное нарушение квазинейтральности может происходить не только при очень коротких временах существования ионизованного газа, но и при очень малых объемах, выделяемых нами для рассмотрения деталей. Отсюда появляется еще один критерий существования плазмы, который называют пространственным масштабом. Пространственное разделение зарядов определяется из условия, что энергия теплового движения заряженных частиц, способная вызвать такое разделение, не превышает энергии кулоновского взаимодействия между ними, препятствующего разделению. Энергия теплового движения частиц характеризуется температурой, она равна kТ, где k – постоянная Больцмана (k = 1,39.10-16 эрг/К =1,39.10-23 Дж/К). Энергия кулоновского взаимодействия между зарядами: где lD – характерный минимальный размер области, всегда остающейся квазинейтральной при данных значениях тепловой и кулоновской энергий. Этот размер называют дебаевской длиной. Он же и служит пространственным масштабом существования плазмы. Из условия равенства тепловой и кулоновской энергий определяют границу минимальной области, в которой плазма уже существовать не может (дебаевскую длину): (2,4) Здесь Т – в эВ (1эВ = 11600 К), ne – в см–3. 11 Пример: Температура плазмы Т = 2 эВ (~23000 К) концентрация электронов n e = 1012 см-3. При этих условиях lD = 7.10- 4см. 2.2. ОСНОВЫ ФИЗИКИ НИЗКОТЕМПЕРАТУРНОЙ ПЛАЗМЫ В плане практических приложений теория плазмы должна обеспечить возможность расчетного определения параметров и свойств конкретного плазменного образования в зависимости от условий ее возникновения и существования. Теория строится на основе представлений о процессах, протекающих в плазме, что позволяет создать исходную модель и ее математическое отображение. Область применения теории ограничивается областью, в которой справедлива исходная модель. Заряженные и нейтральные частицы, образующие плазму, обладают определенной кинетической энергией (тепловое движение), а между заряженными частицами действуют мощные кулоновские силы притяжения и отталкивания. Рассмотрение процессов, протекающих в огромной массе взаимодействующих частиц, возможно только статистическими методами. Если такой подход удается осуществить, то из исходного хаоса получают макропараметры среды, функционально зависящие от ее состояния: это температура, давление, теплопроводность, теплоемкость, электропроводность, вязкость. Вполне удовлетворительная статистическая теория разработана для случая неионизованного газа, она известна под названием кинетической теории газов и опирается на модель парных соударений частиц. Исходная посылка кинетической теории: силы взаимодействия между микрочастицами любого сорта являются короткодействующими. Поэтому вне тесного сближения двух частиц они движутся свободно, не испытывая взаимных влияний. Такое движение характеризуется следующими величинами: - импульсом где – скорость, а – масса частицы; - кинетической энергией; - внутренней энергией , определяющей состояние частицы. При тесном сближении двух частиц они начинают взаимодействовать. Каждая частица рассматривается как центр, создающий силовое поле, потенциал которого U(r) зависит от расстояния. Очень быстрое (экспоненциальное) уменьшение потенциала с расстоянием объясняет его короткодействие. Продолжительность взаимодействия двух частиц много меньше времени их свободного движения. Такой тип взаимодействия называют столкновением частиц. А так как вероятность тройных соударений много меньше вероятности парных, то модель рассматривает все столкновения как парные. При парном столкновении соблюдаются законы сохранения импульса и энергии. Допустим, частица сталкивается с частицей . Общий импульс сталкивающихся частиц: (2.5) 12 Обозначим через импульс системы до столкновения, а через – после столкновения. Тогда, как бы ни изменялись импульсы каждой из частиц в результате столкновения, общий импульс системы не изменится. Закон сохранения энергии запишем так: (2.6) где - суммарное изменение внутренней энергии частиц в результате столкновения, – скорости частиц после столкновения. В зависимости от характера изменения внутренней энергии различают три варианта соударений частиц: 1-ый случай. Внутренняя энергия сталкивающихся частиц не изменяется, = 0. Такое соударение называют упругим. 2-й случай. Часть внутренней энергии системы превратилась в кинетическую энергию движения частиц, > 0. Пример: столкновение электрона с возбужденным атомом, в результате которого энергия возбуждения перешла к электрону, увеличившему скорость своего движения. Это - неупругое соударение 1-го рода. 3-й случай. Часть кинетической энергии сталкивающихся частиц перешла в потенциальную энергию одной из частиц, < 0. Пример: электрон при столкновении с атомом передает часть своей кинетической энергии атому и возбуждает или ионизует его. Это – неупругое соударение 2-го рода. Предсказать движение каждой отдельной частицы в объеме, заполненном множеством таких частиц, невозможно. Однако модель парных соударений позволяет выявить в таком хаотическом движении частиц статистический порядок. Порядок определяется возникновением предсказуемого распределения частиц данного сорта по скоростям и энергиям. Распределение описывается скалярной функцией , называемой функцией распределения. Здесь вектор определяет положение выделяемого для рассмотрения участка объема, вектор определяет интервал скоростей частиц в данном объеме. Оба вектора в совокупности определяют шестимерное фазовое пространство, и функция задает концентрацию частиц определенного сорта в единице объема этого пространства. Можно сказать и так, что функция распределения F определяет зависящую от времени плотность частиц в каждом элементе объема d3r, скорости, которых лежат в данном интервале значений d3v c центром в точке . Несколько позже мы вернемся к рассмотрению особенностей функции распределения и ее роли в статистическом описании макропараметров изучаемой системы, таких как температура, давление, теплопроводность, вязкость и некоторые другие. Плазма отличается от газа наличием в ней заряженных частиц, которым присущ иной вид взаимодействия – кулоновское взаимодействие зарядов. Это дальнодействующее взаимодействие, при котором одна заряженная частица взаимодействует сразу со многими другими заряженными частицами, и говорить о 13 парных взаимодействиях частиц в этом случае невозможно. Но хотя модель парных столкновений в принципе не применима к газу, находящемуся в состоянии плазмы, в частных случаях возможен компромисс. Например, если концентрация заряженных частиц в газе при большой энергии их теплового движения (высокой температуре) относительно мала, то кулоновские силы проявляют себя умеренно, и их удается свести к эквивалентным парным соударениям между частицами, распространив на такую плазму результаты кинетической теории нейтрального газа. Критерием возможности такого приложения кинетической теории служит понятие идеальной плазмы. Условие идеальности: число частиц в сфере дебаевского радиуса должно быть большим, >> 1. Изолированный электрический заряд, плотность которого равна q, создает в свободном пространстве поле, потенциал которого меняется с расстоянием r по закону q/r. Если же заряд помещен в плазму, то возникает эффект его экранировки другими зарядами. В 1923 году Дебаем и Хюккелем было получено математическое решение задачи об экранировке зарядов в объеме. В области, окружающей ион или электрон, потенциал электрического поля меняется с расстоянием по закону: (2.8) Следовательно, влияние заряда на другие заряды уменьшается с расстоянием столь быстро, что это уменьшение можно трактовать как экранировку заряда. Поле сходит на нет на расстоянии (2.9) называемом радиусом экранировки или дебаевским радиусом. Соотношение (2.9) с точностью до множителя 2 совпадает с пространственным масштабом квазинейтральной плазмы (2.4). Условие идеальности в уточненном виде запишется так: (2.10) Т – в эВ, ne – в см–3. Условие идеальности выполняется тем лучше, чем выше температура и чем меньше концентрация электронов в плазме. Пример: в плазме электроразрядного лазера электронная температура составляет ~2 эВ, а концентрация электронов ne ~ 1014 см–3. Следовательно, ~ 35. Концентрация частиц в дебаевской сфере достаточно велика, чтобы плазму в таком лазере считать идеальной. В случае идеальной плазмы коллективные кулоновские взаимодействия удается представить как некие эквивалентные парные соударения, благодаря чему кинетические уравнения в несколько измененной форме (в форме уравнения Фокера – Планка) можно использовать для описания процессов в плазме, получения функции распределения частиц в ней и нахождения интересующих нас ее характеристик. 14 2.3. СТОЛКНОВЕНИЯ ЧАСТИЦ В ПЛАЗМЕ Низкотемпературной плазмой называют среду, температура которой не превышает, примерно 50 000 К. Она представляет собой смесь частиц шести типов: 1) электроны; 2) фотоны; 3) атомы (молекулы) в основном состоянии; 4) атомы (молекулы) в возбужденном состоянии; 5) положительно заряженные ионы; 6) отрицательно заряженные ионы. Совокупность частиц одного типа принято считать одним из «газов» в смеси «газов», образующих плазму. Частицы газа вступают в «реакции» при встрече с частицами другого газа, в результате происходит «разложение» или соединение частиц, их переход из одной группы в другую. Усреднение результатов взаимодействия по большому числу столкновений позволяет определить общее состояние плазмы и характеризующие это состояние макроскопические параметры, если известны кинетические характеристики микрочастиц. Важнейшей такой характеристикой служит функция распределения частиц по скоростям или по энергиям. Рассмотрим процесс столкновения двух выделенных частиц, например, электрона и атома. Атом рассматривается как силовой центр, создающий короткодействующую силу, способную оказать воздействие на электрон, если он попадет в сферу действия потенциала. Принято считать радиус действия силового потенциала эффективным радиусом самой частицы, в данном случае атома, по отношению к налетающей на нее частицы (электрона). Когда речь идет о среде с большим количеством взаимодействующих в ней частиц, то вводят понятие эффективного сечения столкновения, им характеризуется вероятность свершения индивидуального акта взаимодействия. В случае упругого соударения, когда эффективные радиусы сталкивающихся частиц равны эффективное соответственно сечение для и них , равно: Но если одну из частиц можно считать точечной, то есть, , то . Обозначим эффективный радиус атома А как . На атом налетает электрон В, согласно Рис.2.1 схеме, изображенной на рис. 2.1. Сфера с центром в точке А имеет радиус действия силового потенциала атома или его эффективный радиус. Слева от сферы изображена траектория электрона до столкновения. Расстояние этой траектории от оси, проходящей через центр сферы и направленной параллельно трассе электрона, называют прицельным расстоянием, обозначим его буквой (кси). В результате столкновения изменяется траектория движения электрона, и угол между направлениями траектории до и после столкновения, называют углом рассеяния электрона на силовом центре А. Этот угол представляется как однозначная функция прицельного расстояния. При лобовом столкновении, когда = 0, угол = и имеет место полное отражение электрона в 15 переднюю полусферу, то есть в направлении, обратном его исходному движению. С ростом угол . Для случая малых углов рассеяния потенциал U(r) много меньше кинетической энергии налетающей частицы, и тогда справедливо соотношение: В зависимости от прицельного расстояния различают близкие и дальние столкновения. Граница между ними – прицельное расстояние, при котором угол , то есть тот угол, при котором отражение частиц в переднюю полусферу (близкие столкновения) сменяется их рассеянием в заднюю полусферу (дальние столкновения). Наличие большого числа частиц в плазме требует разработки статистического подхода к рассмотрению процессов их взаимодействия. В настоящее время отсутствует общая теория коллективных взаимодействий частиц в плазме. Но в частном случае идеальной плазмы удается свести коллективные взаимодействия заряженных частиц к эквивалентным парным соударениям, что позволяет распространить в таких случаях на плазму результаты, полученные в кинетической теории нейтрального газа. Такая возможность связана с существованием эффекта экранировки зарядов. В результате экранировки возникают нейтральные группы разноименно заряженных частиц, а размер каждой такой группы определяется дебаевской длиной экранировки lD. В случае идеальной плазмы в дебаевской сфере содержится относительно большое число частиц при сравнительно малом радиусе самой сферы. Это позволяет рассматривать подобную сферу как эквивалентную нейтральную частицу, взаимодействующую с другими частицами в форме парных соударений. По аналогии с кинетической теорией парные столкновения могут происходить либо упруго, либо неупруго. Подробности такого рассмотрения плазменных процессов представлены в [3,4]. Здесь я ограничусь схематическим изложением основных результатов такого рассмотрения. Упругие соударения заряженных частиц. При отсутствии экранировки потенциал взаимодействия изолированных заряженных частиц равен: (2.12) где Z1 – заряд иона, – диэлектрическая проницаемость вакуума. В классическом приближении при таком значении потенциала взаимодействия угол рассеяния связан с прицельным параметром (рис.2.1) соотношением: (2.13) Здесь Z1, Z2 – заряды каждой из сталкивающихся частиц, vo - их относительная скорость, – приведенная масса. Если одна из частиц – 16 электрон, то Необходимо учесть неодинаковость вкладов ближних и дальних кулоновских взаимодействий. Ближние взаимодействия сопровождаются рассеянием на углы вероятность таких столкновений очень маленькая по сравнению с вероятностью дальних столкновений, при которых . Из (2.13) следует, что при граничное значение , разделяющее ближние и дальние взаимодействия, равно: (2.14) (Т выражена в К). В идеальной плазме рассеяние частиц на большой угол при одном столкновении внутри сферы дебаевского радиуса значительно менее вероятно, чем результирующее отклонение на большой угол в результате серии столкновений, в каждом из которых рассеяние происходит на малый угол. Для среднеквадратичного отклонения значение угла рассеяния пробной частицы (электрона), проникающей в плазму на глубину L, определяется соотношением: (2.15) потенциал в этом случае можно представить таким: Если кулоновский потенциал выражается в форме (2.12), то и интеграл в (2.15) расходится. Однако учет экранировки позволяет упразднить расходимость, Тогда Численный коэффициент в правой части справедлив, если температура Т выражена в К. Что же касается параметра , то учет только дальних соударений позволяет считать его равным граничному значению Обозначим отношение . . Тогда 17 (2.17) (Т – в К, ne - см-3). Таким образом, если = lD, то потенциал кулоновского взаимодействия заряженной неподвижной частицы в плазме равен нулю и налетающая частица не рассеивается. Если же , при условии, что в сфере дебаевского радиуса nD >> 1, попадающая в эту сферу подвижная частица будет испытывать множество дальних столкновений и по выходе из сферы она отклонится на некоторый суммарный угол рассеяния . В классической теории дифференциальное сечение электронионного взаимодействия определяется формулой Резерфорда: Эта формула остается без изменения и при квантовомеханическом выводе. В прикладных задачах, к которым относится и рассматриваемая нами задача о процессах газоразрядной накачки СО2 лазера, интегральным следствием парных соударений считается общее число рассеянных налетающих частиц в единицу времени независимо от угла рассеяния. Тогда долю рассеянных в потоке частиц определяют через понятие полного сечения рассеяния, которое называют транспортным сечением. Транспортное сечение, получаемое с учетом потенциала экранировки и различия удельного вклада близких и дальних столкновений, для электрон-ионных столкновений дается соотношением: (2.19) Логарифм назван кулоновским логарифмом. Соотношение (2.19) справедливо в случае идеальной плазмы. Тогда оно дополняется еще двумя соотношениями, определяющими транспортные сечения электрон-электронных и ион-ионных столкновений: (2.19a) (2.19b) Здесь Т – в К, ne – в см-3 , v – в cм/c. Знание транспортного сечения позволяет определить следующие характеристики плазмы. Частоту кулоновских столкновений: (2.20) Среднее время между столкновениями: (2.21) 18 Длину свободного пробега: (2.22) В дальнейшем можно воспользоваться соотношением (2.28) и заменить скорость электрона v на наивероятную скорость vm. Конкретные расчеты, позволяющие определить из соотношений теории столкновений частиц основные макроскопические характеристики системы, проделываются по одному из двух возможных вариантов. Первый вариант. Функция распределения частиц по скоростям известна. Тогда транспортные сечения усредняются по функции распределения и вводятся понятия средней скорости и среднего сечения взаимодействия частиц. На их основе рассчитываются переносные коэффициенты – теплопроводность, электропроводность, вязкость, диффузия. Второй вариант. Функция распределения неизвестна. Ее определение может быть получено решением интегро-дифференциального кинетического уравнения Фоккера-Планка, что представляет собой весьма непростую задачу [4]. Неупругие соударения. Наиболее значимые процессы, осуществляющиеся при неупругих соударениях: возбуждение, ионизация атомов (молекул) и обратные им процессы ударной дезактивации и рекомбинации. Коротко остановимся на этих процессах.Возбуждение атомов электронными ударами. Неупругое столкновение свободного электрона с атомом может привести к передаче части кинетической энергии электрона атому с переводом его из основного в возбужденное состояние. Для возбуждения атома как минимум нужна энергия , где Еn, Eo соответственно энергии верхнего и основного уровней перехода. Обычно эта величина составляет несколько эВ. Участвующий в столкновении свободный электрон должен обладать кинетической энергией, превышающей этот порог возбуждения. Но обладания кинетической энергией, превышающей порог возбуждения, еще недостаточно для реализации такого процесса. Существует вероятность того, что при столкновении произойдет именно акт возбуждения атома, а не рассеяние налетевшего электрона. Эту вероятность называют сечением возбуждения. Расчет сечения возбуждения сложен и чаще его величину определяют экспериментально. Она является функцией энергии налетающего электрона Ке. Например, в частном случае (для атомов ксенона и аргона) функции возбуждения представлены на рис. 2.2. Для других атомов общая конфигурация зависимостей будет такой же. Характерная особенность этих функций – наличие максимума при вполне определенном для данного атома значении кинетической энергии налетающего электрона Ионизация атомов электронными ударами. Ионизация – предельный случай возбуждения, когда энергия, передаваемая электроном атому, превышает предельное 19 значение , при котором атомное ядро еще способно удерживать около себя электрон в связанном состоянии. Рис. 2.2 Ионизация не требует точной дозировки передаваемой атому энергии, так как любое превышение энергии ионизации передается освободившемуся электрону в форме кинетической энергии его дальнейшего движения. Детальное рассмотрение процесса ионизации позволяет выделить в нем дополнительные черты. Так, первичный электрон, вызвавший ионизацию, смещает атомные электроны относительно ядра. В результате у атома появляется индуцируемый электрический дипольный момент (поляризация). Степень поляризации тем выше, чем выше атомный номер, она также сильно зависит от скорости (энергии) первичного электрона. Подобные эффекты усложняют проведение расчета энергии и вероятности ионизации атома, обе эти величины предпочитают определять экспериментально. В таблице 2.1 приводятся первые ионизационные потенциалы некоторых атомов и молекул, которые могут нам понадобиться впоследствии. Таблица 2.1 Радиационное возбуждение и ионизация. Процессы возбуждения и ионизации атомов (молекул, ионов) могут протекать и в результате поглощения ими квантов электромагнитной энергии с требуемыми свойствами, как это описано в параграфе 1.1. К сказанному ранее следует добавить, что в случае, когда переданная фотоном энергия превышает энергию ионизации, то получивший ее электрон покидает атом и переходит в свободное состояние, а избыточная энергия фотона превращается в кинетическую энергию свободного электрона. Параметр, определяющий вероятность процесса, называют сечением фотовозбуждения или сечением фотоионизации. Но если одну из частиц можно считать точечной, то есть, , то . Обозначим эффективный радиус атома А через . На атом налетает электрон В, согласно схеме, изображенной на рис. 2.1. Сфера с центром в точке А имеет радиус действия силового потенциала атома или его эффективный радиус. Слева от сферы изображена траектория электрона до столкновения. Расстояние этой траектории от 20 оси, проходящей через центр сферы и направленной параллельно трассе электрона, называют прицельным расстоянием, Рис.2.1 обозначим его буквой (кси). В результате столкновения изменяется траектория движения электрона, и угол между направлениями траектории до и после столкновения, называют углом рассеяния электрона на силовом центре А. Этот угол представляется как однозначная функция прицельного расстояния. При лобовом столкновении, когда отражение электрона в = 0, угол = и имеет место полное переднюю полусферу, то есть в направлении, обратном его исходному движению. С ростом угол . Для случая малых углов рассеяния потенциал U(r) много меньше кинетической энергии налетающей частицы, и тогда справедливо соотношение: В зависимости от прицельного расстояния различают близкие и дальние столкновения. Граница между ними – прицельное расстояние, при котором угол , то есть тот угол, при котором отражение частиц в переднюю полусферу (близкие столкновения) сменяется их рассеянием в заднюю полусферу (дальние столкновения). Наличие большого числа частиц в плазме требует разработки статистического подхода к рассмотрению процессов их взаимодействия. В настоящее время отсутствует общая теория коллективных взаимодействий частиц в плазме. Но в частном случае идеальной плазмы удается свести коллективные взаимодействия заряженных частиц к эквивалентным парным соударениям, что позволяет распространить в таких случаях на плазму результаты, полученные в кинетической теории нейтрального газа. Такая возможность связана с существованием эффекта экранировки зарядов. В результате экранировки возникают нейтральные группы разноименно заряженных частиц, а размер каждой такой группы определяется дебаевской длиной экранировки lD. В случае идеальной плазмы в дебаевской сфере содержится относительно большое число частиц при сравнительно малом радиусе самой сферы. Это позволяет рассматривать подобную сферу как эквивалентную нейтральную частицу, взаимодействующую с другими частицами в форме парных соударений. По аналогии с кинетической теорией парные столкновения могут происходить либо упруго, либо неупруго. Подробности такого рассмотрения плазменных процессов представлены в [3,4]. Здесь я ограничусь схематическим изложением основных результатов такого рассмотрения. Упругие соударения заряженных частиц. При отсутствии экранировки потенциал взаимодействия изолированных заряженных частиц равен: 21 (2.12) где Z1 – заряд иона, – диэлектрическая проницаемость вакуума. В классическом приближении при таком значении потенциала взаимодействия угол рассеяния связан с прицельным параметром (рис.2.1) соотношением: (2.13) Здесь Z1, Z2 – заряды каждой из сталкивающихся частиц, vo - их относительная скорость, – приведенная масса. Если одна из частиц – электрон, то Необходимо учесть неодинаковость вкладов ближних и дальних кулоновских взаимодействий. Ближние взаимодействия сопровождаются рассеянием на углы вероятность таких столкновений очень маленькая по сравнению с вероятностью дальних столкновений, при которых . Из (2.13) следует, что при граничное значение , разделяющее ближние и дальние взаимодействия, равно: (2.14) (Т выражена в К). В идеальной плазме рассеяние частиц на большой угол при одном столкновении внутри сферы дебаевского радиуса значительно менее вероятно, чем результирующее отклонение на большой угол в результате серии столкновений, в каждом из которых рассеяние происходит на малый угол. Для среднеквадратичного отклонения значение угла рассеяния пробной частицы (электрона), проникающей в плазму на глубину L, определяется соотношением: (2.15) потенциал в этом случае можно представить таким: Если кулоновский потенциал выражается в форме (2.12), то и интеграл в (2.15) расходится. Однако учет экранировки позволяет упразднить расходимость, Тогда 22 Численный коэффициент в правой части справедлив, если температура Т выражена в К. Что же касается параметра , то учет только дальних соударений позволяет считать его равным граничному значению Обозначим отношение . . Тогда (2.17) (Т – в К, ne - см-3). Таким образом, если = lD, то потенциал кулоновского взаимодействия заряженной неподвижной частицы в плазме равен нулю и налетающая частица не рассеивается. Если же , при условии, что в сфере дебаевского радиуса nD >> 1, попадающая в эту сферу подвижная частица будет испытывать множество дальних столкновений и по выходе из сферы она отклонится на некоторый суммарный угол рассеяния . В классической теории дифференциальное сечение электронионного взаимодействия определяется формулой Резерфорда: Эта формула остается без изменения и при квантовомеханическом выводе. В прикладных задачах, к которым относится и рассматриваемая нами задача о процессах газоразрядной накачки СО2 лазера, интегральным следствием парных соударений считается общее число рассеянных налетающих частиц в единицу времени независимо от угла рассеяния. Тогда долю рассеянных в потоке частиц определяют через понятие полного сечения рассеяния, которое называют транспортным сечением. Транспортное сечение, получаемое с учетом потенциала экранировки и различия удельного вклада близких и дальних столкновений, для электрон-ионных столкновений дается соотношением: (2.19) 23 Логарифм назван кулоновским логарифмом. Соотношение (2.19) справедливо в случае идеальной плазмы. Тогда оно дополняется еще двумя соотношениями, определяющими транспортные сечения электрон-электронных и ион-ионных столкновений: (2.19a) (2.19b) Здесь Т – в К, ne – в см-3 , v – в cм/c. Знание транспортного сечения позволяет определить следующие характеристики плазмы. Частоту кулоновских столкновений: (2.20) Среднее время между столкновениями: (2.21) Длину свободного пробега: (2.22) В дальнейшем можно воспользоваться соотношением (2.28) и заменить скорость электрона v на наивероятную скорость vm. Конкретные расчеты, позволяющие определить из соотношений теории столкновений частиц основные макроскопические характеристики системы, проделываются по одному из двух возможных вариантов. Первый вариант. Функция распределения частиц по скоростям известна. Тогда транспортные сечения усредняются по функции распределения и вводятся понятия средней скорости и среднего сечения взаимодействия частиц. На их основе рассчитываются переносные коэффициенты – теплопроводность, электропроводность, вязкость, диффузия. Второй вариант. Функция распределения неизвестна. Ее определение может быть получено решением интегро-дифференциального кинетического уравнения ФоккераПланка, что представляет собой весьма непростую задачу [4]. Неупругие соударения. Наиболее значимые процессы, осуществляющиеся при неупругих соударениях: возбуждение, ионизация атомов (молекул) и обратные им процессы ударной дезактивации и рекомбинации. Коротко остановимся на этих процессах. Возбуждение атомов электронными ударами. Неупругое столкновение свободного электрона с атомом может Ионизация не требует точной дозировки привести к передаче части кинетической энергии электрона атому с переводом его из основного в возбужденное состояние. Для возбуждения атома как минимум нужна энергия , где Еn, Eo соответственно энергии верхнего и основного 24 уровней перехода. Обычно эта величина составляет несколько эВ. Участвующий в столкновении свободный электрон должен обладать кинетической энергией, превышающей этот порог возбуждения. Но обладания кинетической энергией, превышающей порог возбуждения, еще недостаточно для реализации такого процесса. Существует вероятность того, что при столкновении произойдет именно акт возбуждения атома, а не рассеяние налетевшего электрона. Эту вероятность называют сечением возбуждения. Расчет сечения возбуждения сложен и чаще его величину определяют экспериментально. Она является функцией энергии налетающего электрона Ке. Например, в частном случае (для атомов ксенона и аргона) функции возбуждения представлены на рис. 2.2. Для других атомов общая конфигурация зависимостей будет такой же. Характерная особенность этих функций – наличие максимума при вполне определенном для данного атома значении кинетической энергии налетающего электрона Ионизация атомов электронными ударами. Ионизация – предельный случай возбуждения, когда энергия, передаваемая Рис. 2.2 электроном атому, превышает предельное значение , при котором атомное ядро еще способно удерживать около себя электрон в связанном состоянии. передаваемой атому энергии, так как любое превышение энергии ионизации передается освободившемуся электрону в форме кинетической энергии его дальнейшего движения. Детальное рассмотрение процесса ионизации позволяет выделить в нем дополнительные черты. Так, первичный электрон, вызвавший ионизацию, смещает атомные электроны относительно ядра. В результате у атома появляется индуцируемый электрический дипольный момент (поляризация). Степень поляризации тем выше, чем выше атомный номер, она также сильно зависит от скорости (энергии) первичного электрона. Подобные эффекты усложняют проведение расчета энергии и вероятности ионизации атома, обе эти величины предпочитают определять экспериментально. В таблице 2.1 приводятся первые ионизационные потенциалы некоторых атомов и молекул, которые могут нам понадобиться впоследствии. Таблица 2.1 25 Радиационное возбуждение и ионизация. Процессы возбуждения и ионизации атомов (молекул, ионов) могут протекать и в результате поглощения ими квантов электромагнитной энергии с требуемыми свойствами, как это описано в параграфе 1.1. К сказанному ранее следует добавить, что в случае, когда переданная фотоном энергия превышает энергию ионизации, то получивший ее электрон покидает атом и переходит в свободное состояние, а избыточная энергия фотона превращается в кинетическую энергию свободного электрона. Параметр, определяющий вероятность процесса, называют сечением фотовозбуждения или сечением фотоионизации. 2.5. МОЛЕКУЛА СО2 – РАБОЧЕЕ ВЕЩЕСТВО ЛАЗЕРА Молекула СО2 – трехатомная линейная молекула, три входящих в ее состав атома кислород – углерод – кислород выстроены в одну линию. Возбужденные состояния атома вызываются только одним видом движения – переходом электрона, получившего определенную порцию энергии извне, из основного состояния или из более низкого возбужденного состояния в более высокое возбужденное состояние. Таким образом, форма движения атома – это электронные переходы с одного дискретного энергетического уровня на другой. В отличие от этого у молекулы различают не один, а три вида движения: - электронное движение – изменение положения электрона относительно атомных ядер; - колебательное движение – периодические изменения относительного расположения ядер атомов, создающие колебательные их перемещения относительно друг друга. - вращательное движение – периодические изменения ориентации молекулы как целого, иначе говоря, вращательные движения молекулы как единого целого. Энергия молекулы Е есть сумма энергий каждого движения с включением тех добавок, которые связаны с энергиями взаимодействий различных видов движений: Е = Еэл + Екол + Евращ (2.34) Энергия молекулы квантуется, и ее возможные состояния представляются в виде дискретных энергетических уровней. Так, изменение электронной энергии сопровождается также изменением колебательной и вращательной энергий, в результате возникают электронно-колебательно-вращательные спектры. Для простоты их называют просто электронными спектрами. Они обычно располагаются в видимой и УФ областях спектра. Оценка количественных отношений трех видов энергии молекулы дает следующий результат: (2.35) где, =(me/M)2, me – масса электрона, М – величина порядка массы ядра молекулы, т.е. Обычное значение электронной энергии порядка единиц эВ, оно ближе к 10 эВ, энергия Екол порядка десятых – сотых долей эВ, а Евращ еще на порядок меньше. С точки зрения получения лазерных эффектов интересны спектры, возникающие при , когда переходы совершаются только в пределах колебательно-вращательного спектра. Такой спектр ради краткости называют просто колебательным. Общее число колебательных степеней свободы у молекулы определяется условием: 3N – C, где N – число атомов в молекуле. С = 5 для 26 двухатомной и линейной молекул и С = 6 для нелинейной многоатомной молекулы. Так, молекула СО2 имеет 4 колебательные и 2 вращательные степени свободы. Колебательные энергетические уровни молекулы вычисляются путем решения соответствующей задачи в рамках квантовой механики. Но используется и классическое приближение, в котором формы колебаний приобретают наглядный вид. Каждую из разновидностей колебаний называют модой, трехатомная молекула СО2 имеет 3 фундаментальные моды: - симметричная валентная мода - деформационная мода; - асимметричная валентная мода. В понятиях гармонических определяется соотношением: колебаний энергия каждого такого движения (2.36) – колебательные квантовые числа, принимающие дискретные значения 0, 1, 2,... Самому низкому энергетическому уровню соответствует = 0, а энергию этого уровня (2.37) называют нулевой энергией молекулы. Энергетические уровни, для которых все квантовые числа vk за исключением одного равны нулю, а это одно значение равно единице, называют фундаментальными. Уровни энергии с одним квантовым числом большим единицы называют обертоном, а уровни энергии с несколькими отличными от нуля квантовыми числами называют комбинационными. На рис. 2.4 представлена упрощенная схема нижних колебательных уровней основного электронного состояния молекулы СО2 . Энергия уровней выражена в особых энергетических единицах – в см-1 , поскольку ставший привычным электронвольт оказывается слишком крупной единицей для подобных энергий. Единица энергии см–1 Рис.2.4 определяется из соотношения где с – скорость света в вакууме, λ – длина волны колебаний (в см). Учитывая, что h= 6,626.10– 34 [Дж. с], находим: 1см–1 = 1,24.10– 4 эВ или 1 эВ = 8,07.103 см–1 = 1,6.10– 19 Дж. 27 Уровни на рис.2.4 имеют трех цифирные обозначения, которые соответствуют трем квантовым числам, относящимся к соответствующим модам: . Например, 10о0 означает, что это фундаментальный уровень симметричной валентной моды ( =1, = =0). Индекс квантового числа деформационной моды означает степень вырождения уровня этой моды. Так, запись 02 о0 означает, что уровень является обертоном деформационной моды, состояние которого не является вырожденным (индекс 0). На приведенной схеме справа присутствует изображение первого возбужденного колебательного состояния двухатомной молекулы азота. Добавка азота к двууглекислому газу играет существенную роль в процессе эффективного заселения верхнего лазерного уровня молекулы СО2 , но подробнее это обстоятельство мы обсудим несколько позже. Пока же добавим к уже сказанному, что излучение или поглощение электромагнитных волн на колебательных переходах молекулы описывается соотношением: (2.38) Вращательная структура колебательных полос поглощения. У линейных многоатомных молекул энергия вращения определяется соотношением: Евращ = В j (j + 1) где j – вращательное квантовое число. Совокупность вращательных линий (на рис.2.4 они не могут быть выделены, поскольку сливаются с колебательными уровнями) образует соответственно S-, R-, Q-, P-, O- ветви. Распределение вращательных полос внутри ветви имеет максимум. У молекулы СО2 максимум для ветви Р имеет место при j = 18 – 20. Существование вращательных линий позволяет в принципе осуществлять некоторые изменения частоты лазерного перехода (в небольших пределах, но и это иногда существенно). Что же делает молекулу двуокиси углерода пригодной для получения лазерного эффекта? В колебательном спектре этой молекулы (рис.2.4) имеется метастабильный уровень 00о1, время жизни возбужденных молекул на котором значительно превосходит время жизни на нижележащих уровнях 10о0 и 02о0. В принципе этим обеспечивается возможность заселения метастабильного уровня, который при этом становится верхним лазерным уровнем. А два указанные нижележащие уровни при их быстрой очистке обеспечивают поддержание инверсной населенности между верхним и нижним состояниями молекул. Следовательно, лазерная генерация в среде молекул двуокиси углерода требует обеспечить эффективное возбуждение молекул СО2, при котором заселяется преимущественно верхний уровень, а нижележащие уровни остаются практически свободными. Источником энергии накачки среды становится электрический разряд в газе, состоящем в основном из молекул СО2 . Но не каждый разряд и не в любом режиме может обеспечить выполнение необходимых требований. Перед Кумаром Пателем, создавшим первый молекулярный СО2 лазер, стояла непростая задача, которую ему удалось успешно решить. 2.6. ВОЗБУЖДЕНИЕ МОЛЕКУЛ СО2 В РАЗРЯДЕ Процесс возбуждения молекулы СО2 активно протекает в электрическом разряде, организуемом в среде таких молекул. В этом случае внутри каждой колебательной 28 моды протекает интенсивный обмен энергией между молекулами и быстро достигается термализация – квазиравновесное состояние с распределением населенностей на разных уровнях моды по закону Больцмана. Это позволяет говорить о наличии внутримодовой температуры возбуждения : (1.1b) Следовательно, получить инверсную населенность между уровнями одной моды невозможно. Но между разными колебательными модами обмен энергией затруднен, поэтому температуры возбуждения у них различны. Это делает возможным при соответствующих условиях образовывать инверсную населенность между двумя уровнями, расположенными в разных модах. Вернувшись к схеме нижних колебательных уровней (рис. 2.4), можно сделать заключение, что на роль верхнего лазерного уровня подходит расположенный в асимметричной моде метастабильный уровень 00о1, а в качестве нижнего уровня возможен либо уровень 02о0 из деформационной моды, либо уровень 10o0 из симметричной валентной моды. Необходимые условия для получения инверсной населенности между указанными уровнями следующие: - возбуждение уровней осуществляется в плазме электрического разряда в газе; - неупругие электронные столкновения с молекулами СО2 должны избирательно возбуждать их до состояния 00о1, оставляя свободными уровни 02о0, 10о0 и все нижележащие уровни; - уровни 02о0 и 10о0 должны достаточно быстро расселяться. Возможно ли в принципе обеспечить выполнение этих условий? Ответ может быть положительным, если максимумы сечений возбуждения перечисленных уровней, зависящие от энергии электронов, разнесены между собой так, что появляется возможность подбором энергии электронов обеспечить преимущественное заселение верхнего уровня при относительно малой заселенности всех остальных. На рис.2.5 представлены экспериментально полученные зависимости сечений возбуждения трех уровней молекулы СО2. Все они имеют максимумы, и у самого низкого энергетического уровня 010 он расположен при значении Ее~0,08 эВ. У предполагаемого верхнего лазерного уровня 001 максимум расположен при 0,3 эВ. Для отсутствующих на этом графике нижних лазерных уровней 100 и 020 максимумы возбуждения лежат при энергиях электронов порядка 0,16 эВ. Таким образом, для избирательного возбуждения верхнего лазерного уровня необходимо, чтобы наивероятнейшая энергия электронов в разряде равнялась 0,3 эВ, то есть, чтобы электронная температура была порядка 3500 К. Для электрического разряда в газе это слишком низкая температура электронов, при которой очень неэффективно идут процессы ионизации. Разряд оказывается не в состоянии самоподдерживаться. 29 Неблагоприятным для цели направленного возбуждения только верхнего лазерного уровня является и то, что все максимумы функций возбуждения нижних колебательных уровней довольно близко расположены друг к другу, и, учитывая особенности функции распределения электронов по энергиям в плазме, невозможно избежать одновременного относительно высокого заселения всех этих уровней. Поэтому эффективность накачки молекул СО2 не может быть достаточно высокой, обеспечивающей создание и поддержание высокой инверсной населенности. СО2 лазеры никогда не вошли бы в семейство мощных лазеров, если бы не удивительная особенность молекулы азота N2, которой воспользовался Пател. Первый колебательный уровень этой молекулы практически совпадает по энергии с верхним лазерным уровнем молекулы СО2 . Как видно из схемы уровней на рис. 2.4, разница энергий этих двух уровней составляет всего лишь 18 см–1, то есть ничтожно малую величину. Возбуждение же молекулы азота до первого колебательного уровня, как видно из рис.2.5, происходит при энергиях электронов от 2 до 2,5 эВ. При такой энергии электронов успешно протекает ионизация газовой среды. Если составить смесь двуокиси углерода с молекулярным азотом, то в самостоятельном разряде при энергии электронов порядка 2 эВ молекулы СО2 возбуждаются очень слабо, но идет активное возбуждение молекул азота до первого колебательного уровня. Далее, оказывается, что время жизни возбужденного первого колебательного уровня молекулы N 2 очень велико (по масштабам времени микромира). Это связано с тем, что существует запрет на излучательное девозбуждение первого колебательного уровня молекулы азота, и энергия возбуждения будет сохраняться до тех пор, пока не произойдет неупругое соударение возбужденной молекулы с какой-либо частицей, способной забрать эту энергию. В смеси азота с СО2 практически все возбужденные молекулы азота резонансно передают свою энергию возбуждения молекулам СО2, избирательно заселяя верхний лазерный уровень. Поэтому использование в СО2 лазерах не чистого двууглекислого газа, а его смеси с азотом, обеспечило возможность достижения почти идеального избирательного возбуждения верхнего лазерного уровня молекулы СО2 . Для образования инверсной населенности наряду с обеспечением избирательного заселения верхнего уровня следует обеспечить поддержание нижележащих колебательных уровней в незаселенном состоянии. Главный источник заселения нижних уровней – термическое их возбуждение в нагретом разрядом газе. Избежать такого процесса можно лишь одним путем – сохраняя температуру газа ниже температуры термического возбуждения. Конкретно, температура газа в разряде не должна превышать (а еще лучше не приближаться к) 400 К. Итак, теперь можно сформулировать требования к разряду, в котором смесь азота и СО2 способна будет обеспечить возникновение инверсной населенности у молекул СО2, что приведет к появлению лазерного эффекта: при температуре тяжелых частиц, не превышающей 400К, электронная температура должна составлять 2 - 2,5 эВ. Это разряд, создающий сильно неравновесную плазму с очень большим отрывом электронной температуры от температуры газа. В таком разряде необходимо обеспечить очень эффективный отвод тепла из зоны, где оно выделяется, то есть из области протекания тока. Частично помогает решать эту проблему добавление к рабочей смеси еще и гелия в значительных количествах. Теплопроводность гелия в 6 раз выше теплопроводности основных газов, а высокий потенциал ионизации (24,5 В) препятствует ионизации, что исключает его заметное влияние на электрические характеристики разряда. 2.7. ЭЛЕКТРОРАЗРЯДНАЯ НАКАЧКА СО2 ЛАЗЕРА Теперь мы можем перейти к центральному вопросу – существует ли разряд, в котором выполняются сформулированные выше требования: при практически 30 холодном газе электронная температура должна быть порядка двух электрон-вольт. Такой разряд существует, он называется тлеющим разрядом, и если бы его не было, то не существовал бы и СО2 лазер. Тлеющий разряд. В технических устройствах и в научных исследованиях используются разряды различных типов, отличающиеся давлением газа, силой разрядного тока, условиями отвода тепла и другими характеристиками. Для создания в разряде инверсной населенности (для лазерной накачки) необходим разряд особого типа. В случае смеси двух газов – СО2 и N2 – пригодным для этих целей стал тлеющий разряд, самоподдерживающийся разряд с холодным катодом. Характерный признак тлеющего разряда – наличие в нем области катодного падения напряжения, в которой образуется большой по величине объемный положительный заряд. Протяженность этой области порядка нескольких сантиметров, и на этом участке падение напряжения достигает значений от примерно 100 до 400 В и больше. Если расстояние между катодом и анодом меньше того, которое необходимо для образования катодной области, то разряд не возникает. При расстояниях между электродами от 10 см и выше за областью катодного падения образуется положительный столб, отделяемый от анода относительно узкой областью анодного падения напряжения. Для накачки СО2 лазеров используется положительный столб тлеющего разряда. Он представляет собой слабо ионизованную плазму, поддерживаемую внешним электрическим полем. Тлеющий разряд может существовать при давлениях газа от 10-2 до 10 тор и разрядных токах, не превышающих ~10-1 А. При очень низких токах или давлениях вместо него образуется так называемый темный таунсендовский разряд. Превышение током или давлением указанных верхних пределов, как видно из графика на рис.2.6, переводит тлеющий разряд в дуговой разряд, протекающий уже не при холодном, а при горячем катоде. Дуговой разряд неприемлем для накачки СО2 лазеров. Тлеющий разряд изучается уже более 100 лет, его подробности описаны во всех учебниках и монографиях, посвященных электрическим разрядам в газах. Кроме областей катодного и анодного падений напряжения и положительного столба в разряде этого типа выделяют и другие структурные детали, которые для наших целей не представляют интереса. Для ознакомления с тлеющим разрядом во всех деталях можно рекомендовать, например [3]. Тлеющий разряд создается в разрядной трубке, представляющей собой обычно цилиндрическую стеклянную трубку радиуса R, в торцах которой по ее оси устанавливаются противостоящие электроды – анод и катод. Нижний предел радиуса 31 трубки определяется условием: le>>R, где le - длина свободного пробега электрона. Под действием внешнего электрического поля напряженностью Е, поддерживающего горение разряда, в плазму положительного столба передается энергия. Непосредственными приемниками энергии поля являются заряженные частицы, прежде всего электроны, как наиболее легкие из этих частиц. Поскольку классический тлеющий разряд может существовать лишь при низких давлениях газа (не более 10 тор) и при слабых токах, то вероятность столкновения электронов с молекулами газа в столбе разряда невелика, и объемными процессами ионизации и рекомбинации в первом приближении можно пренебречь. Источником электронов служит область катодного падения напряжения, выполняющая по отношению к столбу роль своеобразного катода. Однако пусть не очень частые неупругие столкновения электронов с молекулами азота не сопровождаются ионизацией, но они возбуждают эти молекулы, а энергия их возбуждения передается при межмолекулярных столкновениях молекулам углекислого газа, обеспечивая направленное заселение верхнего лазерного уровня. В области столба разряд заполняет все сечение трубки, если её радиус ограничивается условием: le<< R. Обычно речь идет о радиусе порядка 1,5 см. Сразу после включения разряда протекает процесс диффузии электронов на стенки трубки, в результате на них возникает отрицательный заряд, создающий поперечное электрическое поле. Это поле тормозит, а затем и полностью прекращает диффузию одиночных электронов на стенки. Но возникает новый тип диффузии, получивший название амбиполярной диффузии. Электроны объединяются, но не рекомбинируют, с ионами и в таком парном нейтральном единстве движутся к стенкам, где рекомбинируют и отдают стенкам тепло. Это тепло через стенки должно выноситься в окружающую среду. Особенности классического тлеющего разряда таковы, что не могут обеспечить получения больших мощностей в лазерном луче. В дальнейшем будет показано, что проблему увеличения мощности СО2 лазера удалось решить благодаря открытию разновидности тлеющего разряда, при которой основные его особенности – диффузная форма разряда, отрыв электронной температуры от температуры молекул газовой среды, удалось сохранить при высоких давлениях и больших токах. При такой форме разряда объемные процессы ионизации и рекомбинации протекают в объеме положительного столба, а вынос тепла осуществляется потоком газа через зону разряда, не вовлекая в эти процессы стенки разрядной камеры. В этой связи имеет смысл рассмотреть основные особенности газоразрядных процессов, возникающие не только при классической форме тлеющего разряда. Прикладываемое к электродам разрядного промежутка напряжение вызывает протекание электронного тока от катода к аноду и ионного тока в обратном направлении. Направленное движение зарядов накладывается на хаотическое (тепловое) движение всех газовых частиц. Основную энергию от продольного электрического поля получают электроны, но дальнейшее их движение сопряжено с взаимодействиями с тяжелыми частицами газовой среды, протекающими как упруго, так и неупруго, что сопровождается изменениями движения и обменом энергией с этими частицами. В таких условиях направленная составляющая движения зарядов (ток) проявляется как относительно слабый дрейф зарядов и этот эффект называют переносом зарядов, а характеризующий направленность коэффициент называют коэффициентом переноса. Оценка отношения скорости переноса к скорости теплового движения v: 32 (2.39) где Таким образом, скорость переноса на 2 порядка меньше скорости теплового движения частиц. В случае переноса электрических зарядов плотность тока скорость переноса и пропорциональны напряженности электрического поля : (2.40) Коэффициент пропорциональности пропорциональности называют подвижностью, а коэффициент – удельной электропроводностью. Оба коэффициента связываются с микрохарактеристиками среды. Так, уравнение движения электронов (2.41) где заряд электрона е = 4,8.10–10 СГСЭ = 1,6.10–19 Кл в СИ, масса электрона me=9,1.10-28 грам., – частота столкновения электрона с другими частицами. В случае стационарности (установившееся горение разряда) dveпер /dt = 0 и (2.40a) откуда находится подвижность электронов: (2.42) Если размерность - в [c-1], то размерность будет [см2 /(В.с)]. Соответственно для подвижности ионов получено соотношение: (2.43) В таблице 2.3 приведены экспериментальные значения подвижности электронов в интересующих нас газах. Подвижность электронов всегда на несколько порядков больше подвижности ионов, то есть . В таблице 2.4 даны экспериментальные значения подвижности ионов в собственном газе, которые можно сравнить со значениями предыдущей таблицы. Поскольку плотность электрического тока в разряде равна: 33 из (2.43) С учетом (2.40), (2.43) и (2.42а) для удельной электропроводности находим: (2.44) Если nе– в [см-3], а – в [с-1], то – в [Ом-1.см-1]. В литературе можно встретить вместо Ом-1 другое название единицы электропроводности – Сименс: См = Ом-1. Таким образом, для определения удельной электропроводности плазмы, этой характеристики переноса электрических зарядов, необходимо знать частоту столкновений соответствующих частиц при их движении во внешнем электрическом поле. Эту частоту следует усреднить по всему ансамблю данных частиц, воспользовавшись функцией их распределения по скоростям. На подробностях такой процедуры здесь нет смысла останавливаться, она рассматривается в курсах физики плазмы, например в [4,5]. Таблица 2.4 Ион Газ He 34 Общие представления о процессах, происходящих при электрических разрядах в газах, конкретизируются при рассмотрении положительного столба тлеющего разряда следующим образом. Характеристики столба вдоль оси меняются слабо, что позволяет считать градиент потенциала в этом направлении постоянным, не зависящим от общей длины столба: dU/dx = const. Отсюда следует, во-первых, что средняя энергия электронов также постоянна вдоль оси, то есть электронная температура постоянна Te(x) = const. Во-вторых, так как d2U/dx2= 0, то в каждой точке вдоль оси соблюдается условие квазинейтральности: ne = ni. В радиальном направлении не сохраняется однородность пространственного распределения параметров. Для оценочных прикидок параметров положительного столба тлеющего разряда можно воспользоваться приведенными соотношениями и экспериментальными данными, содержащимися в таблицах 2.3, 2.4. Как отмечалось выше, рекомбинация наиболее активно происходит на стенках разрядной трубки, куда электроны и ионы попарно попадают в результате амбиполярной диффузии, поскольку объемная рекомбинация оказывается маловероятной. Что же собой представляет диффузия и, в частности, амбиполярная диффузия? Диффузией в газе называют процесс перемещения заряженных или нейтральных частиц из области с большей их концентрацией в область с меньшей концентрацией. Скорость диффузии частиц в собственном газе определяется соотношением: (2.45) где n - концентрация частиц, а D – коэффициент диффузии. Если vд выражена в см/с, n – в см-3, то размерность D – см2 /с. При протекании диффузии только в направлении оси Х, ее скорость определяется соотношением: (2.46) Из кинетической теории газов следует, что коэффициент диффузии ионов в собственном газе равен: (2.47) Vi - средняя тепловая скорость ионов, li – длина их свободного пробега. Например, экспериментально определенное значение коэффициента диффузии ионов в азоте при давлении 1 тор равно ~ 23 см2/с, а в СО2 – 18 см2/с. Для электронов коэффициент диффузии выражается в такой же, как и для ионов, форме (2.48) 35 Обычные значения De для интересующих нас газов порядка 105 см2/с, то есть De>>Di. Так как li~ T/p, то при Т = const имеем Dip = const, а при p = const Di ~ T3/2. Среднее перемещение иона за время t: Из теории также вытекает, что коэффициент диффузии связан с подвижностью заряженной частицы соотношением Эйнштейна: (2.49) Для ионов, температура которых примерно равна температуре нейтральных частиц, правая часть (2.49) приводится к виду: (2.50) а для электронов, когда Те>Тi, введение давления p невозможно, и для них соотношение сохраняется в виде (2.49) с заменой Т на Те. В столбе тлеющего разряда под действием продольного электрического поля между электродами осуществляется диффузионный процесс переноса зарядов, создающий электрический ток разряда. При этом протекают процессы неупругих столкновений электронов с молекулами, сопровождающиеся возбуждением молекул газа. Одновременно происходит диффузия заряженных частиц и в радиальном направлении, от оси разряда к стенкам. Радиальное поле тормозит движение электронов к стенкам и ускоряет движение ионов в этом направлении. При определенной концентрации избыточных электронов на стенке поле достигает такой величины, что скорости диффузии электронов и ионов уравниваются, частицы с разноименными зарядами начинают двигаться к стенке попарно и там рекомбинировать. Такой тип диффузии впервые изучил и теоретически описал Шоттки в 1924 году. Он же назвал такую диффузию амбиполярной. Пусть выполняется условие: ]<<ne. Электроны и ионы движутся с одинаковой скоростью к стенке и эта скорость равна: (2.51) Da - коэффициент амбиполярной диффузии. С учетом того, что >> и De >> Di имеем следующее выражение для определения Da: (2.52) (правая часть соотношения получена с учетом формулы Эйнштейна). Напряженность радиального поля ЕR автоматически устанавливается на значении: 36 (2.53) где R – характерный масштаб градиента плотности зарядов, в данном случае – это радиус разрядной трубки. Основные следствия теории положительного столба тлеющего разряда. Теория положительного столба классического тлеющего разряда была разработана в своей основе в 20-е – 30-е годы предыдущего века. В положительном столбе заряженные частицы попадают под воздействие как аксиального, так и радиального электрических полей. Здесь коснемся лишь некоторых следствий теории, представляющих интерес для темы данной книги. а) Радиальное распределение зарядов. Под действием радиального поля протекает амбиполярная диффузия заряженных частиц. Уход заряженных частиц из осевой зоны компенсируется их поступлением из зоны катодного объемного заряда и отчасти в процессах объемной ионизации, протекающей при неупругих соударениях электронов с молекулами. Частоту таких соударений обозначим через . Уравнение баланса заряженных частиц записывается в форме: (2.54) Его решением служит бесселева функция нулевого порядка Jo c действительным аргументом (2.55) где nо - концентрация заряженных частиц на оси разряда. У стенки (r=R) заряд очень мал, поэтому откуда из таблиц бесселевых функций получаем Подставив в (2.55) это значение, находим: (2.55a) Таким образом, распределение зарядов по радиусу трубки близко к параболическому. б) Связь электронной температуры с напряженностью аксиального электрического поля Ех [3]. Энергия электрона в столбе разряда определяется балансом, состоящим из получаемой им энергии от внешнего электрического поля и потерями энергии при столкновениях. Приобретаемая энергия: 37 и Теряемая энергия: Здесь – доля теряемой электроном энергии при упругих соударениях. При . Так как mv2/2 = kT, то потери можно неупругих соударениях эта доля записать в виде . Уравнение баланса энергии для электрона выглядит так: (2.56) Но vпер /vm ~ и, в конечном счете (2.57) в) Электронная температура. Введем обозначение: , где Vi – потенциал ионизации. Формула для определения Те как функции радиуса трубки R, давления газа р с учетом рода газа находится из соотношения для скорости ионизации в расчете на один электрон: (2.58) Здесь a – эффективность ионизации, р – в тор, Vi – в вольтах, – в см2 /(В.с), Те – в К. Для интересующих нас газов коэффициент эффективности ионизации «а» приведен в таблице 2.5. 38 Таблица 2. 5 Расчет облегчается возможностью использования графика, представленного на рис. 2.7, где приведена зависимость Те /Vi от С.p.R [3]. 2.8. НЕПРЕРЫВНЫЕ СО2 ЛАЗЕРЫ В 1964 году Пател запустил первый СО2 лазер. Достигнутый им успех определился двумя факторами: он использовал смесь СО2 и N 2 и применил для накачки такой смеси тлеющий разряд. Первые лазеры имели оформление, представленное на рис. 2.8. 39 Стеклянная или кварцевая трубка (1) выполняет три функции: 1) она отделяет разрядную полость с рабочим газом от окружающей воздушной атмосферы; 2)содержит электроды (4), обеспечивающие поддержание тлеющего разряда с заданными параметрами; 3) обеспечивает теплообмен, отводя выделяющееся в разряде тепло через стенки, и поддерживает тем самым нужный тепловой режим газовой смеси. СО2 лазеры такой конструкции называют диффузионными, так как тепло от разряда отводится процессом диффузии заряженных и нейтральных частиц к стенкам трубки. Для интенсификации радиального теплопереноса используют водяное охлаждение стенок, окружая их стеклянной водяной рубашкой (3). Торцы трубки герметично закрывают прозрачными для ИК-излучения выходными окнами (2). Поскольку СО2 лазер генерирует излучение в диапазоне длин волн от 9 до 11 мкм (главным образом на волне 10,6 мкм), то стекло и кварц, как и некоторые другие оптические элементы, работающие в видимом и в ближнем ИК диапазонах излучения, для создания окон, прозрачных в этом диапазоне длин волн, непригодны, нужны особые материалы и о них речь впереди. Характерные размеры первых СО2 лазеров: диаметр разрядной трубки от 1 до 10 см, длина трубки до 2 м. При создании газоразрядного лазера необходимо решить три основные проблемы: - проблема организации разряда в трубке (камере); - проблема отвода тепла, выделяющегося в зоне разряда; - проблема «порчи» газовой смеси, главным образом из-за диссоциации молекул в разряде: СО2 СО + О. Рассмотрим каждую из этих проблем. Организация разряда складывается из следующих элементов: - выбор компонентов газовой смеси и соотношений их парциальных давлений; - выбор общего давления газа; - выбор источника электропитания и его параметров; - установление зависимостей параметров среды (Та, Те, коэффициент усиления среды на длине волны лазерного излучения, выходная мощность излучения) от геометрических размеров трубки (камеры), от состава газа, давления, интенсивности охлаждения, от плотности разрядного тока и напряженности электрического поля. В лазерах диффузионного типа использовался типичный состав газовой смеси: СО2, N2, He. Нахождение оптимального соотношения парциальных давлений компонентов предпочтительно определяется экспериментально. В качестве примера на рис.2.9 приведена экспериментальная зависимость концентрации инверсной населенности от парциального давления азота N2 при разрядном токе 30 мА, парциальном давлении двуокиси углерода Pco2= 2 Top в трубке диаметром 34 мм. В данном случае оптимум достигается при парциальном давлении азота Тор, то есть при значениях 40 В других случаях это соотношение может быть иным, но не должно превышать ~ 3. Выбор парциального давления гелия более свободен, и соотношение парциального давления Не к парциальному давлению СО2 колеблется от 1 до 10. Общее давление газа, как было отмечено при рассмотрении тлеющего разряда, не должно превышать 10 Тор. Учитывая, что доля молекул СО2 в смеси газов не превышает 50%, а обычно из-за добавки гелия она существенно ниже, делаем вывод, что концентрация излучающих центров в активной лазерной среде довольно низкая. Проблема отвода тепла из зоны разряда – одна из самых существенных при попытках повысить выходную мощность лазера. При напряженности электрического поля и плотности разрядного тока в каждом единичном объеме газа выделяется джоулево тепло газа, . Температура нагреваемого этим теплом, определяется из соотношения: – теплоемкость при р = const, То – комнатная температура, – частота соударений электрона с атомом (слабо ионизованная плазма) или с ионом (сильно ионизованная плазма), Wохл – энергия, уносимая из зоны разряда в процессе охлаждения. При радиальном охлаждении в режиме диффузии эта энергия не велика, что накладывает жесткие ограничения на предельно допустимые значения R, p, j, а также на предельную мощность излучения, которую можно достигнуть в лазере данного типа. Электронная температура в тлеющем разряде, как уже говорилось, достигает порядка 2 эВ. Что же касается предельно допустимой температуры нагрева газа, то представление о ней можно получить из графика, приводимого на рис. 2.10. График отображает зависимости скорости обмена колебательной энергией К Т между молекулами N2 и СО2, скорости релаксации верхнего лазерного уровня релаксации молекулы СО2 , и скорости верхнего колебательного уровня молекулы N 2. В сочетании с возрастающей интенсивностью термического заселения нижних лазерных уровней молекулы СО2 это ведет к резкому снижению инверсной населенности или к полному ее исчезновению. Выбор параметров источника питания. Блок – схема источника питания непрерывного СО2 лазера представлена на рис.2.11. Потребляя напряжение от сети электропитания 220/380 вольт переменного напряжения, он состоит из регулятора напряжения (1), 41 высоковольтного трансформатора (2) и высоковольтного выпрямителя (3). Отдельным блоком в источник питания входит прибор инициирования разряда (4). Инициирование разряда представляет собой особую задачу, для реализации которой используют, кроме отдельного блока питания, поджигающий электрод, входящий в состав разрядной трубки. Система поджига создает импульс высокого напряжения, способный обеспечить пробой холодного газа в разрядном промежутке, либо создается высокочастотный импульс, способный обеспечить предварительную ионизацию газа в этом промежутке. Параметры основного источника питания определяются электрическими свойствами разрядного промежутка в процессе горения в нем разряда и необходимыми пределами их изменения. Формирование требований к источнику питания опирается, как минимум, на знание вольтамперной характеристики (ВАХ) разряда. ВАХ зависит от геометрии разрядной трубки (камеры), от состава и давления газов, от степени ионизации плазмы (от электропроводности). Учет всех факторов, влияющих на ВАХ, в принципе может быть осуществлен расчетным путем, но это сложный и не всегда надежный путь. Поэтому чаще предпочитают находить ВАХ экспериментально для каждого конкретного устройства. Качественное представление о характерных особенностях ВАХ диффузного СО2 лазера можно получить на конкретном примере, представленном на рис. 2.12. Эти зависимости получены при следующих параметрах лазера: диаметр разрядной трубки 20 мм, общее давление газовой смеси р = 2,5 Тор. Кривая (1) получена в условиях, когда использована смесь только двух газов – СО2 и N2 при отношении парциальных давлений ; кривая (2) – это ВАХ при наполнении трубки тремя газами с отношением парциальных давлений: . Общее давление газа и разрядный ток те же, что и при получении кривой (1). Обе зависимости падающие, то есть с повышением разрядного тока напряжение на разрядном промежутке уменьшается. Для нормального поддержания разряда при таком характере ВАХ необходимо ставить во внешнюю электрическую цепь балластное сопротивление. С ростом разрядного тока растет концентрация электронов и увеличивается электропроводность газа. Качественно представление о характере такого роста дает экспериментальный график на рис. 2.13. Зависимость ne от ip получена в тех же условиях, что и ВАХ на рис. 2.12. Но следует иметь в виду, что возможности повышения тока в тлеющем разряде ограничены пределами, о которых говорилось ранее. 42 2.9. ПУТИ ПОВЫШЕНИЯ МОЩНОСТИ СО2 ЛАЗЕРОВ Рассмотрим идеальный случай, когда мощность СО2 лазера определяется соотношением: (2.59) Здесь – квантовый к.п.д. молекулы СО2, – концентрация этих молекул в разряде, Е001 – энергия верхнего лазерного уровня, V – объем активной среды, - время опустошения нижнего лазерного уровня. Для конкретной лазерной системы соотношение (2.59) определяет ее предельную выходную мощность, превзойти которую принципиально невозможно. Действительно, квантовый к.п.д. = Еизл/Е001 определяет предельно возможное отношение излучательной энергии Еизл к энергии верхнего лазерного уровня, иначе, к энергии накачки, и для данной молекулы это есть постоянная величина. Для молекулы СО2 = 0,41. Величина Е001 для молекулы СО2 равна 0,3 эВ. В соотношении (2.59) полагают, что вся энергия накачки расходуется только на возбуждение верхнего лазерного уровня. Варьировать можно лишь тремя параметрами: концентрацией молекул СО2 , объемом разрядной области V и величиной , которая напрямую зависит от интенсивности отвода тепла, иначе говоря, от интенсивности охлаждения газа. В непрерывном лазере заменяют на время отвода тепла, выделяемого в зоне разряда, во внешнюю среду. Рассмотрим работу лазера в диффузионном режиме. Экспериментальные данные показывают, что минимальное время отвода тепла скорость дрейфа частиц к стенкам, с константами равно ~ 5.10–2 с. Подставив это значение вместе и Е001 в (2.59), получим: Pmax / V = 0,1Вт.см2 Далее, V = = R/u, где R – радиус трубки, u – (2.60) R2L, где L – длина разрядного промежутка. Как показывает опыт, увеличивать радиус трубки свыше определенного предела невозможно, поскольку это ведет к увеличению времени и резкому ухудшению вывода тепла, то есть к наступлению перегрева газа в разрядном промежутке. Практика показывает, что предельный радиус разрядной трубки не может превышать 1,5 см. С учетом сказанного, увеличивать объем разрядной области в трубке можно только за счет увеличения длины, но не поперечного сечения. Тогда предельная мощность диффузионного лазера на единицу длины примерно равна 43 Но у реальных лазеров в лучшем случае достигают примерно половину этой величины. Таким образом, единственный путь повышения мощности диффузного лазера – увеличивать его длину. Например, для получения мощности излучения порядка 1 кВт длину разрядной части лазера необходимо сделать не менее 30 метров. В начальный период создания СО2 лазеров было предложено «складывать» длинные трубки в виде колен, как схематично показано на рис. 2.14. Связь между коленами осуществляется поворотными зеркалами или призмами. Такой вариант сложения длинных трубок применяется и в наши дни в некоторых конструкциях непрерывных СО2 лазеров малой и средней мощности, выпускаемых промышленностью. Например, лазер мощностью 100 Вт под названием «Киль» имеет 8 колен, каждое из которых представляет собой трубку длиной примерно 40 см. Каждая трубка снабжена отдельными электродами и питается от отдельного источника электроэнергии, то есть источник питания разбивается на отдельные секции по числу «колен». Повышение мощности за счет интенсификации охлаждения быстрой прокачкой газа. Поскольку диффузный режим исчерпал свои возможности повышения удельной мощности лазера, выход из тупика был найден на путях интенсификации охлаждения газа. Пришлось отказаться от метода естественного радиального отвода тепла, не требовавшего дополнительных технических устройств, и перейти к системам прокачки газа через разрядный объем вдоль оси трубки. Подобный метод получил название продольной прокачки газа. Один из вариантов подобной системы приведен на рис. 2.15. Проток газа через трубку в продольном (осевом) направлении позволяет снизить входящее в соотношение (2.60) время отвода тепла по сравнению с диффузионным режимом более чем на порядок, так что c. Соответственно возрастает удельная мощность излучения, снимаемая с единицы длины трубки, она достигает нескольких сотен ватт на метр длины. Скорости потока газа вдоль оси трубки достигают 50 м/с и более. При конструировании систем прокачки газа необходимо знать предельный энерговклад на единицу массы газа qmax, при котором тепловой режим в разряде не превысит критического уровня, то есть ~ 400 К. Эта величина определяется условием: 44 где cp– теплоемкость газа при постоянном давлении, – максимально допустимый прирост температуры газа, не приводящий к превышению критического уровня, – к.п.д. лазера по вводимой мощности, равной: Pизл – излучаемая мощность. Энерговклад на единицу массы газа определяется соотношением где – массовый расход протекающего газа, – скорость прокачки. Необходимо выполнение следующего условия: Оценки показывают, что при продольной прокачке qmax 700 Дж. Поперечная прокачка. Дальнейшая интенсификация охлаждения активной среды и подъем на этой основе мощностного предела СО2 лазеров стали возможными в результате внедрения двух принципиально новых физико-технических решений. Первое состояло в реализации идеи замены продольной прокачки газа через разрядную область на поперечную прокачку. Второе решение – одновременное введение поперечного электрического разряда. Совместное использование этих двух решений совершило революционные изменения в развитии СО2 лазеров, и не только их. Так, вместо выглядевших архаично стеклянных разрядных трубок стали применяться разрядные камеры с большим поперечным сечением разрядной зоны, изготавливаемые из пластмасс, стеклопластиков или металлов с внутренней футеровкой стенок. За счет увеличения поперечного сечения разрядной зоны объемы активной среды удалось увеличить, не меняя при этом существенно длины лазера. Но, конечно, пришлось пожертвовать простотой технических решений. Пример устройства лазера с поперечным электрическим разрядом и прокачкой газа схематично показан на рис. 2.16. 45 К разрядной камере (1) пристыковывается газодинамический тракт (3), в состав которого входит теплообменник (4), вентилятор (5) и аэродинамическая решетка (6), выравнивающая поток газа перед его вхождением в зону разряда. Поперечный поток газа и поперечный электрический разряд располагаются во взаимно перпендикулярных плоскостях. Поперечная прокачка обеспечивает существенное сокращение времени выноса тепла из зоны разряда и позволяет несколько поднять скорость прокачки газа, но не слишком сильно, так как возникает опасность «выдувания» разряда потоком газа. Тем не менее, оба фактора позволяют увеличить предельную мощность в несколько раз по сравнению с системами продольной прокачки газа. Устройство разрядного промежутка лазера, схематично изображенного на рис. 2.16, рассмотрим на конкретном примере. Для этого воспользуемся описанием непрерывного лазера, созданного в Новосибирском институте прикладной механики АН [7]. Вынесенная из камеры электродная система схематично изображена на рис. 2.17. Электроды выполнены из медных полированных трубок диаметром 10 мм и длиной 100 см. Трубки изнутри охлаждаются водой. Расстояние между анодом и катодом варьируется в пределах от 4 до 8 миллиметров. Падение напряжения на разрядном промежутке составляло 1 кВ. Обозначенный стрелками поток газов ограничивается выполненными из стекла дефлекторами. Рабочее давление в камере в этом конкретном случае доводилось до 50 Тор, но наиболее приемлемый интервал составлял от 10 до 20 Тор. Скорость потока газов – до 50 м/с. Особого внимания заслуживает факт использования в этой установке вспомогательного электрода (3), питавшегося от высокочастотного источника тока и создававшего в разрядном промежутке, наряду с основным разрядом, дополнительный ВЧ разряд между этим электродом и анодом (2). Вспомогательный электрод располагался параллельно основным электродам на удалении 2 см от катода (1). По мнению авторов разработки, ВЧ разряд (его частота равнялась 1,5 МГц) очищал поверхности медных электродов от возникавших на них окисных пленок, чем обеспечивалось стабильное горение основного разряда. Одновременно создавалась возможность подъема давления газа в камере, которое от 2 до 5 раз превышало предельное давление в классическом тлеющем разряде. На самом деле, как станет ясно из дальнейшего обсуждения проблемы повышения удельной мощности СО2 лазера, ВЧ разряд содействовал возникновению нового типа тлеющего разряда, отличного от классического. Максимальная выходная мощность излучения такого непрерывного лазера достигала 800 Вт. Системам с поперечной прокачкой газа наряду с наглядными достоинствами присущи и определенные недостатки. Прежде всего, необходимо учитывать смещение зоны разряда в потоке газа от центрального положения, так называемый эффект «выдувания». Например, при скорости потока 50 м/с смещение разряда по потоку составляет 3 см. Поскольку величина смещения зависит от скорости потока, то изменение этой скорости в процессе работы лазера приводит к его разъюстировке (зеркала остаются неподвижными). Далее, при создании такого лазера необходимо обеспечивать достаточно высокие требования к газодинамике прокачного тракта, поскольку неравномерности газового потока по сечению и во времени нежелательны. Наконец, в режиме непрерывной генерации стабильность разряда обеспечивается в довольно узком интервале давлений газа, силы разрядного тока, соотношения компонентов газовой смеси. Поэтому применяются различные способы повышения стабильной работы таких лазеров. Один из примеров – использование вспомогательного ВЧ – разряда. Известны и другие способы, применение которых не всегда дает желаемые результаты. Например, для стабилизации пробовали использовать магнитное поле, ориентированное так, чтобы движение электронов и ионов под его воздействием было направлено навстречу потоку газа. Тогда подбором 46 напряженности магнитного поля в принципе можно скомпенсировать снос заряженных частиц. Например, в разряде с составом рабочей смеси СО2 : N2: He = 1 : 1,2 : 4 при общем давлении р 19 Тор и Е/р 18 В/(см.Тор) расчётом получают: /u = 10 Гс с/м. Применение поперечной прокачки газа позволило до конца использовать возможность повышения предельной мощности СО2 лазеров за счет интенсификации охлаждения разрядного промежутка. Дальнейшее движение в этом направлении предполагает, согласно (2.60), повышение концентрации молекул СО2, то есть повышение общего давления газа. Но, как следует из графика рис.2.6, при превышении верхнего предела давления в 10 Тор классический тлеющий разряд переходит в дуговой разряд. Казалось бы, этот путь неприемлем. Но выход из положения удалось найти. Для этого нужно было понять, почему увеличение давления газа вызывает переход тлеющего разряда в дуговой. В разряде одновременно идут два процесса – ионизация нейтрального газа и возбуждение атомов (молекул) за счет их соударений с электронами. Процесс ионизации требует более высоких затрат энергии, чем процесс возбуждения. А в том случае, когда мы стремимся к получению преимущественного возбуждения верхнего лазерного уровня молекулы СО2 , что достигается через возбуждение молекулы азота при энергии электронов около 2 эВ, то необходимо при этом обеспечить незаселенность нижних уровней, то есть сохранять температуру газа ниже 400 К. При увеличении давления резко возрастает число актов рекомбинации и, соответственно, необходимо увеличить число актов ионизации, без чего разряд не сможет существовать. Приходится увеличивать напряженность электрического поля и разрядный ток. Тогда резко возрастает нагрев электродов и вместо автоэлектронной эмиссии возникает термоэмиссия, сопровождающаяся переходом тлеющего разряда в дуговой. Конечно, одновременно увеличивается и джоулево тепло, выделяющееся в разряде, но с этим мы знаем, как бороться. Возникает дилемма: чтобы возбуждать при высоком давлении верхний лазерный уровень, оставляя незаселенными нижние уровни, необходимы более низкие значения напряженности электрического поля, чем этого требуют процессы ионизации, при которых разряд сможет существовать. Но при соответствующих этим требованиям значениях напряженности поля тлеющий разряд перейдет в дуговой. Это противоречие можно разрешить, если разделить в разряде процессы ионизации и возбуждения верхнего лазерного уровня. Для реализации такой идеи необходимо было найти независимый источник ионизации газа в разрядном промежутке, после чего осуществить в нем протекание основного разряда уже при сравнительно низких значениях напряженности внешнего поля. Ионизация разрядного промежутка с применением внешнего источника ионизации. Внешний источник ионизации может представлять собой: - вспомогательный разряд, параметры которого обеспечивают протекание в разрядном промежутке ионизационных процессов достаточной интенсивности; - источник высокоэнергетичных ультрафиолетовых, рентгеновских или гаммаизлучений, способных ионизовать активную лазерную среду; - источник вводимых в разрядный промежуток быстрых электронов, производящих первичную ионизацию; - источник других быстрых корпускулярных частиц, таких как протоны или нейтроны. Современная техника мощных лазеров использует из этого перечня два типа источников ионизации: вспомогательный разряд и поток быстрых электронов. 47 Непрерывный СО2 лазер с вспомогательным разрядом. Один из вариантов такой системы был рассмотрен выше – это СО2 лазер с вспомогательным ВЧ разрядом. Роль ВЧ разряда состояла в осуществлении дополнительной ионизации активной среды, что позволило несколько снизить необходимую напряженность электрического поля основного разряда и за этот счет поднять в несколько раз давление газа по сравнению с классическим тлеющим разрядом. При наличии внешней ионизации могут реализовываться две разновидности разряда. Одна из них называется несамостоятельным разрядом, непрерывный источник ионизует среду, в которой протекает основной разряд. Но как только прекращается внешняя ионизация, так тут же прекращается горение основного разряда, он самостоятельно существовать не может. Вторая разновидность – самостоятельный разряд, он может существовать и без непрерывной вспомогательной ионизации, роль которой ограничивается созданием только начальной ионизации и последующей помощи в некотором снижении напряженности поля. Создание непрерывных СО2 лазеров с ионизацией вспомогательным разрядом оказалось весьма непростой задачей. Дело в том, что увеличить мощность вспомогательного разряда можно только до определенного предела, выше которого этот разряд начинает выделять слишком много тепла. Кроме того, вспомогательный разряд должен быть диффузного типа, что существенно уменьшает возможности выбора. Чаще всего используется вспомогательный ВЧ разряд. Наилучшие результаты, достигнутые в таком варианте, позволили поднять давление наполняющего газа примерно до 150 Тор. Такие лазеры с предельной мощностью до 10 кВт широко используют в лазерных станках для обработки материалов. Ионизация активной среды пучком быстрых электронов. Источником быстрых электронов служит электронная пушка, схематично изображенная на рис. 2.18. Мощный подогревный катод, источник быстрых электронов, находится под потенциалом от -250 до -400 кВ. Анод, выполняющий одновременно и функцию переходного узла от пушки к лазерной камере, представляет собой решетку из нержавеющей стали, герметично закрытую достаточно тонкой, но прочной алюминиевой, титановой или другой подобной фольгой толщиной от 20 до 40 мкм. Пространство между катодом и анодом откачено до высокого вакуума при остаточном давлении воздуха не выше 10–6 Тор. Такое давление поддерживается непрерывной работой откачной системы, состоящей из форвакуумного и одного – двух мощных диффузионных насосов. Пушка пристыковывается к лазерной разрядной камере, отделяясь от нее анодной решеткой плотно закрытой фольгой. Эмитируемые катодом пушки электроны ускоряются в промежутке катод – анод, и через отверстия в анодной решетке и фольгу проникают в разрядную камеру. Энергия электронов достигает нескольких сотен эВ, они ионизуют активную среду. Приложенного к электродам напряжения недостаточно для инициации и поддержания разряда без внешней ионизации, это типичный несамостоятельный разряд. Напряженность поля составляет 2 – 4 кВ/см вместо 8 – 10 кВ/см в самостоятельном разряде. Такие параметры создают наиболее благоприятные условия для избирательного заселения верхнего лазерного уровня. Лазеры, использующие пучок быстрых электронов в качестве источника ионизации, иногда в технической литературе называют электроионизационными. 48 Достоинства непрерывного электроионизационного лазера: 1) возможность организации тлеющего разряда при давлениях активной смеси порядка 1 атм. (в условиях непрерывной прокачки газа); 2) возможность задействования больших объемов активной среды за счет существенного увеличения поперечного сечения разрядной области (межэлектродное расстояние достигает 50 см); 3) возможность модулировать разряд путем модуляции электронного пучка; 4) возможность работать при оптимальных с точки зрения накачки параметрах несамостоятельного разряда. Недостатки электроионизационных лазеров: 1) сравнительно короткий срок службы электронной пушки, что связано с выходом из строя подогревного катода; 2)уязвимость фольгового узла, возможности электрического пробоя фольги, что ведет к попаданию газа из камеры в пушку и сопровождается полным ее выходом из строя; 3) применение сложных высокопроизводительных вакуумных насосов создает еще один узел потенциального отказа техники; 4) необходимость использования мощной биологической защиты персонала от рентгеновского излучения, сопровождающего работу установки; 5) сложность эксплуатации и настройки всей системы, высокая стоимость, как самой установки, так и ее эксплуатации. Перечисленные недостатки не позволяют широко использовать электроионизационные лазеры в промышленных целях. 2.10. ДИССОЦИАЦИЯ МОЛЕКУЛ СО2 В РАЗРЯДЕ Проблема распада (диссоциации) молекул СО2 является достаточно серьезной, так как в условиях замкнутой прокачки такое явление ведет к снижению со временем выходной мощности лазера. Ни молекула СО2 , ни молекула N2 не диссоциируют термическим путем. Температура газа в разряде составляет доли эВ, в то время как энергия разрыва химической связи одного атома кислорода молекулы СО2 составляет 5,47 эВ, а энергия разрыва двух атомов кислорода, то есть полного распада молекулы СО2 , составляет 9,75 эВ. Диссоциация молекул в тлеющем разряде происходит либо в результате прямого удара достаточно быстрого электрона (2.62) либо в результате диссоциативной рекомбинации: (2.63) Преобладает в разряде процесс (2.62), так как скорость его протекания пропорциональна произведению ne.nа, в то время как скорость диссоциативной рекомбинации пропорциональна лишь nе2. Обратные процессы, ведущие к восстановлению молекул СО2 в разряде, могут протекать либо в объеме, при тройных столкновениях с молекулами Рис. 2.19: газа Х (2.64) либо на стенках камеры при условии, что они поглощают образующийся в разряде кислород (2.65) В стационарном состоянии устанавливается динамическое равновесие: (2.66) 49 и относительное содержание СО2 , СО и О2 в разряде определяется особенностями разрядной трубки (камеры). Например, в зависимости от типа используемого катода или от материала стенок реакция (2.66) может сдвигаться как вправо, так и влево. Восстановлению молекул СО2 способствует добавка в активную среду небольшого количества водорода. Разложение молекул СО2 активируется ростом температуры и увеличением силы разрядного тока. От степени диссоциации исходного количества молекул СО2 зависит инверсная населенность, а с ней и генерируемая лазером мощность. Экспериментальная зависимость от степени диссоциации при протекании разряда в смеси СО2: N2: He = 1:3:6 при общем давлении 7 Тор и при температуре 400 К представлена в качестве примера на рис. 2.19. При степени диссоциации до 20% наблюдается некоторый подъем инверсной населенности. Он вызван тем, что в небольшом количестве молекулы СО передают свою энергию возбуждения молекулам СО2 , резонансно заселяя верхний лазерный уровень 00о1, как это делает молекула азота. Затем начинает сказываться убыль молекул СО2 и, соответственно, падение инверсной населенности. Примерно такой же характер имеет зависимость от времени пребывания смеси в разряде при осуществлении протока газа. Чем интенсивнее протекает диссоциация молекул СО2 , тем быстрее следует прокачивать рабочую смесь через зону разряда, чтобы не допустить снижения выходной мощности лазера. . 2.11. МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ СО2 ЛАЗЕРЫ Развитие мощных импульсных СО2 лазеров началось после того, как в конце 1969 года двумя группами исследователей, одна – в Канаде, другая – во Франции, была реализована идея разделения процессов ионизации и возбуждения молекул в тлеющем разряде. В отличие от режима непрерывной генерации, в случае импульсных лазеров достаточным оказалось осуществить предионизацию разрядного промежутка, не заботясь о дальнейшем. Обе группы использовали для предионизации вспомогательный разряд, с некоторым опережением ионизирующий разрядный промежуток перед тем, как в нем возникнет основной разряд. Но без такой предионизации основной разряд возникнуть не может, поскольку приложенного к электродам напряжения недостаточно для пробоя разрядного промежутка. Импульсные лазеры с вспомогательным разрядом получили в англоязычной литературе название TEA лазеров. Аббревиатура расшифровывается так: transversally excited at atmospheric pressure (поперечное возбуждение при атмосферном давлении). Импульсные лазерные системы проще, чем непрерывные, решают проблему генерации высокоэнергичных импульсов излучения, поскольку длительность импульсов, как правило, намного короче времени развития тепловых процессов в активной среде. Все это вместе с высоким к.п.д., присущим СО2 лазерам, позволило достичь в таких системах энергий в импульсе до нескольких сотен джоулей. Кроме газоразрядных, или ТЕА лазеров, создана и другая их разновидность – электроионизационные импульсные лазеры, в которых ионизация осуществляется электронным пучком, а разряд, соответственно, является несамостоятельным. 50 Системы газоразрядной предионизации. Главное требование к системам газоразрядной предионизации – возможность с их помощью создать в активной среде такую степень начальной ионизации, которая обеспечит последующее развитие основного разряда при значениях Е/р, наиболее благоприятных для избирательного возбуждения верхнего лазерного уровня 00o1 молекулы СО2. Концентрация электронов, удовлетворяющая такому условию, лежит в пределах от 108 до 1011 см–3, но желательно сделать ее как можно ближе к верхнему значению. В процессе протекания основного разряда предионизатор участия не принимает. Наибольшее распространение получили предионизаторы, использующие вспомогательный разряд одного из следующих типов. Коронный разряд обычно образуется между острием или тонкой проволокой, находящимися под высоким напряжением, и заземленным электродом. Коронный разряд неравновесен, при холодном газе электронная температура достигает нескольких электрон-вольт. Такой разряд интенсивно излучает в УФ области спектра, вызывая фотоионизацию газа. Схематично устройство лазера с предионизацией коронным разрядом показано на рис. 2.20. С обеих сторон разрядного промежутка параллельно основным электродам натянуты две тонкие проволочки, обозначенные на рисунке КР. К основным электродам подведено напряжение более низкое, чем необходимо для пробоя разрядного промежутка. Напряжение между проволочками и заземленным основным электродом достаточно для развития с каждой стороны промежутка коронного разряда. Создаваемое при этом УФ излучение ионизует разрядный промежуток, и в нем развивается основной разряд, обеспечивающий возникновение импульсной лазерной генерации. От системы предионизации требуют организации высокой однородности начальной концентрации электронов в разрядном промежутке. Это необходимо для получения стабильного и эффективного основного разряда при атмосферном давлении газовой смеси. Предионизационная система, использующая коронный разряд, создает однородную ионизацию только при относительно малых поперечных сечениях разрядного промежутка, поскольку ультрафиолетовое излучение активно поглощается в газе и при больших сечениях центральные области разрядного промежутка оказываются непроработанными. Это накладывает серьезные ограничения на применение таких систем. Множественные искровые разряды. Предионизатор такого типа широко используется во многих лазерных системах средней мощности. Система множественных искровых разрядов создана Ричардсоном в 1973 году. На рис.2.21 приведена электрическая схема предионизатора этого типа. 51 Анод основного разрядного промежутка выполнен в виде сетки из нержавеющей стали, натянутой между изоляторами. Под сеткой расположены игольчатые электроды, например, в 6 рядов по 100 иголок в каждом ряду. Основной разряд формируется с использованием высоковольтной импульсной системы питания, работающей на базе двухкаскадного генератора Маркса с удвоением напряжения источника питания. Накопительные емкости Сs = 0,1 мкФ заряжаются от высоковольтного выпрямителя до номинального напряжения. Триггерный разрядник Р1, после подачи на его управляющий электрод запускающего импульса, пробивается и переключает конденсаторы Сs из параллельного в последовательное соединение. В результате неуправляемые разрядники Р2 и Р3 оказываются под удвоенным напряжением, вызывающим их пробой и подведение напряжения к основным электродам и к вспомогательному разрядному промежутку между иголками и анодом. Подведенного напряжения недостаточно, чтобы пробить основной разрядный промежуток, но хватает для появления множественных искровых разрядов между иголками и анодом. Искровые разряды создают интенсивное УФ излучение, производящее фотоионизацию разрядного промежутка. Если уровень ионизации будет достаточно высоким, то в основном промежутке лавинообразно протекает импульс основного разряда между катодом и анодом. Тем самым создаются условия для проявления лазерного эффекта. При участии такой системы предионизации удается вложить в активную среду энергию, превышающую 300 Дж/л. А так как к.п.д. преобразования вложенной энергии в лазерное излучение в среднем составляет 10%, то активная среда генерирует излучение на уровне 30 Дж/л. Предионизация барьерным разрядом. Барьерным называют разряд, который протекает через диэлектрик за счет токов смещения. Такая форма разряда может существовать только в режиме коротких импульсов. Один из вариантов схемы предионизации барьерным разрядом представлен на рис. 2.22 [8]. Основной разрядный промежуток расположен между катодом (К) и анодом (А). В устройстве, рассматриваемом на рисунке, анод и катод представляют собой дюралюминиевые пластины. В теле катода фрезеруются поперечные пазы, в которые уложен тонкий провод в надежной изоляции (пи). Источник питания заряжает накопительные емкости С1 и С2, которые первоначально соединены параллельно. Подача на триггерный разрядник Р1 запускающего импульса напряжения, вызывает пробой разрядника, что ведет к переключению емкостей из параллельного в последовательное соединение. Это двухкаскадная схема Маркса. Напряжение на накопительной батарее удваивается, и это приводит к пробою неуправляемого разрядника Р2. В результате между анодом и катодом появляется напряжение, но его величина недостаточна для пробоя газа в разрядном промежутке. Однако через разделительную емкость С3 то же напряжение прикладывается между 52 вспомогательным проводом (пи) и катодом. Через изоляцию провода проходит ток смещения, и над катодом возникает диффузный разряд, создающий ультрафиолетовое излучение, способное осуществить фотоионизацию разрядного промежутка. Это и есть разряд барьерного типа, он как бы покрывает собой всю поверхность катода. Длительность такого разряда не превышает десятков наносекунд, но этого достаточно, чтобы создать необходимую начальную ионизацию. Тогда напряжение, приложенное к основным электродам, оказывается достаточным, чтобы вызвать протекание разрядного тока в ионизованном основном промежутке, и произвести импульс накачки активной среды. Описанная система предионизации оказалась эффективной, с ней получены съемы когерентного излучения от 30 до 50 Дж/см3 при к.п.д. до 15%. Для повышения эффективности предионизации в рабочую газовую смесь вводились в виде небольших добавок легкоионизуемые вещества [8,9]. Для предионизации активной среды импульсных СО2 лазеров используются также и некоторые другие виды вспомогательных разрядов, например, поверхностные разряды на диэлектрике, но они не получили широкого распространения. В импульсном разряде выделяются три стадии. Первую стадию назовем переходной стадией в развитии импульсного разряда, вторую – основной стадией, и ее перекрывает третья стадия, во время которой происходит генерация лазерного излучения. Рассмотрим особенности каждой стадии. Переходная стадия в развитии импульсного разряда с предионизацией. Создаваемая вспомогательным разрядом начальная концентрация электронов достаточна для пропускания тока через пространство между основными электродами, но не достаточна для вложения в образовавшуюся плазму необходимой энергии накачки. Поэтому сразу после включения основного разряда проходит некоторое время, в течение которого процессы ионизации в основном разряде увеличивают электронную концентрацию до величины, достаточной для эффективного образования инверсной населенности между верхним и нижним лазерными уровнями. Достижение этой цели требует несколько более высокого значения напряженности электрического поля в разрядном промежутке Е/р, чем необходимо для эффективного избирательного возбуждения верхнего лазерного уровня. Расчеты, подтверждаемые экспериментальными данными, показывают, что для достижения за время импульса нужной концентрации электронов, их начальная концентрация neo должна быть не ниже определенного критического уровня, равного 8 -3 примерно 10 см . На практике чем выше это значение, то есть чем мощнее предионизация, тем эффективнее работает импульсный лазер. Следовательно, к системе предионизации предъявляются очень жесткие требования. В устойчиво работающих импульсных лазерах предионизационный разряд создает начальную концентрацию электронов не ниже 109 см-3. Для развития последующей ионизации и для эффективной накачки верхнего лазерного уровня молекул СО2 в смеси СО2 – N2 – He необходимо, чтобы значение параметра Е/р у основного разряда превышало 45 В/см.Тор. Например, в лазерах, работающих при 53 атмосферном давлении наполняющих газов, напряженность электрического поля Е лежит в пределах от 5 до 10 кВ/см. Превышение этого уровня порождает неустойчивость разряда. Параметры, обеспечивающие эффективную генерацию лазерного излучения электроразрядным импульсным СО2 лазером при атмосферном давлении газов, ограничены узкими рамками приемлемых значений . Особенности развития основного разряда в системе с предионизацией вспомогательным разрядом рассмотрим на конкретном примере [8]. На рис.2.23 приведены осциллограммы напряжения U, тока I и плотности мощности выходного излучения W у ТЕА лазера с предионизацией барьерным разрядом по схеме рис. 2.22. Расстояние между анодом и катодом 10 см, соответственно выходная апертура (и сечение лазерного луча на выходе) 10см на 10см. Соотношение парциальных давлений газов СО2 – N2 – He равнялось 1:4:5 при общем давлении 1 атм. Как видно из осциллограмм, разрядный ток появляется через 4 мкс после срабатывания триггерного разрядника и подачи напряжения на разрядный промежуток. Задержка определяется временем формирования вспомогательного барьерного разряда и создания им начальной ионизации среды. За это время рост напряжения на основном разрядном промежутке должен обеспечить достижение такого его значения, которое создаст ускорение электронов в среде, достаточное для развития необходимого уровня ионизационного процесса в самом разряде. Ток возникает после того, как напряженность электрического поля в разрядном промежутке достигнет значения Е = U/d 8 кВ/см. Здесь d – расстояние между электродами. Временной интервал между включением напряжения и появлением тока условимся называть предварительной стадией развития импульсного разряда. С момента появления разрядного тока начинается основная стадия разряда. Она завершается с прекращением тока. Из осциллограммы тока на рис. 2.23 в данном примере видно, что ток возникает на 4-й микросекунде, и продолжается 5 микросекунд. Прекращение тока вызвано снижением напряженности электрического поля до предельного значения порядка 5 кВ/см. Плотность разрядного тока определяется соотношением: где – подвижность электронов в газовой смеси. Снижение Е сопровождается снижением как подвижности, так и концентрации электронов. Протекание тока становится невозможным, как только обе эти величины снижаются вместе с напряженностью поля до критического уровня. На основной стадии разряда в каждый момент времени концентрация электронов определяется из уравнения непрерывности: (2.67) где соответственно коэффициенты ионизации, прилипания и рекомбинации; скорость дрейфа электронов в электрическом поле. Из (2.67) следует: 54 – (2.68) Величины , называют коэффициентами переноса, расчетные методы их определения рассматриваются в курсе физики плазмы. К соотношениям (2.67) и (2.68) добавляют соотношение, определяющее среднюю энергию электронов: где De – коэффициент диффузии электронов. Совместное решение всех записанных уравнений позволяет определить из соотношения (2.68) вольтамперную характеристику разряда, а при известном законе зависимости Е/р от времени описать форму импульса тока, энергию накачки и некоторые другие характеристики импульсного разряда. Из осциллограмм рис.2.23 видно, что генерация лазерного импульса начинается не вместе с токовым импульсом, а с некоторым запозданием. Конкретно, в приводившемся примере это запаздывание составляло 2 мкс. Возникшая генерация продолжается и некоторое время спустя после завершения токового импульса. На осциллограмме последействие составляет примерно 1 мкс. Период протекания лазерного излучения можно считать третьей стадией развития разряда, причем она перекрывается с основной стадией и характеризуется распадом плазмы в результате прекращения поступления энергии извне. Основные элементы ТЕА лазера. Типичный импульсный электроразрядный (ТЕА) СО2 лазер состоит из элементов, показанных на блок-схеме рис. 2.24. При всем разнообразии в устройстве каждого такого элемента, общая схема остается практически неизменной. В качестве примера продолжу рассмотрение описанного выше ТЕА лазера, обладающего высокими выходными характеристиками [8]. Так, при длительности импульса генерации от 2-х до 4-х мкс энергия в импульсе излучения достигает 800 Дж. Кювета и электроды. Герметичная газоразрядная кювета (1) изготовлена из стеклопластика. Кювета может быть изготовлена и из других диэлектрических материалов, например, из специальных пластмасс, в некоторых случаях ее изготавливают из металла. Но металлическая кювета требует создания на ее внутренних стенках прочного изоляционного покрытия, способного противостоять напряжениям порядка сотни кВ. Кроме того, металлическая кювета требует применения громоздких проходных изоляторов, обеспечивающих подачу высоковольтного напряжения от источника питания на электроды. Диэлектрическая кювета снимает эти усложняющие конструктивные проблемы. В рассматриваемом лазере размеры кюветы: поперечное сечение квадратное, размер сторон 30см; длина 2,3 м. Внутри кюветы на ее верхней и нижней стенках закрепляется секционированная электродная система. Электроды разделены на 4 55 секции, каждая секция состоит из катода в виде дюралюминиевой пластины размером по ширине 150 мм и по длине 400мм, и противостоящего анода также в виде дюралюминиевой пластины несколько большего размера, чем катод. Вспомогательный электрод для предионизации, обеспечивающий протекание разряда барьерного типа, представляет собой провод в электрически прочной, но тонкой изоляции, он уложен зигзагообразно в поперечных пазах, выфрезерованных в катодной пластине. Диаметр металлической жилы провода 0,5 мм, диаметр провода с изоляцией 2,5 мм. Секции расположены последовательно внутри кюветы и отделены друг от друга небольшими промежутками, исключающими пробой между ними. Питающее напряжение подводится к каждому электроду через компактные проходные изоляторы. При работе в режиме одиночных импульсов нет необходимости в прокачке газа через разрядный промежуток, поскольку тепловые процессы развиваются уже после того, как завершен разрядный импульс. Активная часть объема кюветы состоит из суммы объемов разрядных зон каждой секции, она составляет 16 л. Общий объем внутренней полости кюветы, заполняемый газовой смесью, в 3-4 раза превышает активный объем. Это позволяет длительное время компенсировать протекающий в разряде процесс диссоциации молекул СО 2 , восполняя потери за счет запаса свежего газа. В результате удается осуществить около сотни импульсов генерации, прежде чем выходная мощность излучения снизится более чем на 10% от исходных значений. После этого производится смена газовой смеси в кювете. При желании работать в частотно-импульсном режиме, необходимо осуществлять прокачку газа. Для этого на боковых стенках кюветы имеются широкие окна, к которым пристыковывается газодинамический прокачной тракт. Торцы кюветы герметично закрываются юстировочными блоками, внутри которых установлены зеркала оптического резонатора. Оптический резонатор. В описываемом лазере применен устойчивый оптический резонатор. Зеркала резонатора установлены в торцевых юстируемых фланцах. Выбран резонатор полуфокального типа, одно из зеркал имеет отражающую поверхность сферической формы, второе зеркало – плоскопараллельное. Медное сферическое зеркало диаметром 180 мм имеет радиус кривизны от 20 до 40 м. Оно изготавливается алмазным точением, после которого нет необходимости производить полировку поверхности. На противоположном конце располагается полупрозрачное выходное зеркало, изготовляемое из монокристалла германия. Диаметр зеркала 160 мм при толщине 25 мм. Обе рабочие поверхности германиевой пластины подвергаются обработке по специальной технологии, обеспечивающей их высокое оптическое качество. Наружная грань пластины имеет напыленное просветляющее покрытие. На длине волны 10,6 мкм коэффициент отражения зеркала равен 0,36, соответственно коэффициент пропускания равен 0,64. Германиевая пластина выдерживает поверхностные лучевые нагрузки, не превышающие примерно 10 Дж/см2. Поскольку сечение генерируемого луча представляет собой квадрат со стороной 100 мм, то зеркало позволяет выводить лазерное излучение с общей энергией в импульсе не более 1 кДж. Источник электропитания. Первичный источник электропитания – стандартная сеть напряжением 220 или 380 В. Далее следуют такие элементы: 1) регулятор напряжения; 2) высоковольтный трансформатор; 3) высоковольтный выпрямитель; 4) блок формирования и коммутирования импульса электропитания (БФИ); 5) элементы цепи питания. Центральный элемент схемы – БФИ. Поскольку электродная система разделена на четыре независимые секции, то и БФИ разделен на такое же число секций, каждая из которых собрана по схеме, представленной на рис.2.22. Каждая секция питания подключена к одной электродной секции. Секционированное электропитание вместе с 56 секционированной электродной системой позволяет, во-первых, существенно снизить токовые нагрузки на элементы БФИ; во-вторых, использовать различные варианты совместного или раздельного запуска секций, что расширяет возможности использования лазера. Например, при работе на пониженных энергиях в импульсе нет необходимости использовать все секции лазера, можно включить только одну, или две, или три секции в соответствии с потребностью. Запуская секции не совместно, а поодиночке с некоторым интервалом, можно создавать пакеты импульсов от 2-х до 4-х. Конечно, при этом энергия в каждом импульсе существенно ниже, чем при синхронном запуске всех секций. Серьезная проблема, возникающая при проектировании БФИ, состоит в возможностях комплектования схемы накопительными конденсаторами и высоковольтными разрядниками. В рассматриваемой схеме, в частности, использованы малоиндуктивные конденсаторы на напряжение 100 кВ, емкость которых С1 = С2 = 0,5 мкФ. Конденсаторы такого типа стоят дорого и создают трудности, связанные с их габаритами и весами. Дополнительная проблема возникает при необходимости работы в частотно-импульсном режиме, так как возможности конденсаторов работать при частоте повторения импульсов, ограничены. При частотах, превышающих несколько герц, накопительные батареи заменяются специальными модулирующими устройствами, что усложняет источник питания. Подробно эти вопросы рассматриваются в литературе, посвященной мощным импульсным источникам питания. Что же касается управляемого (Р1) и неуправляемого (Р2) разрядников, то при работе в режиме одиночных импульсов успешно используются открытые воздушные разрядники специальной конструкции. При этом обеспечивается точность синхронного срабатывания разрядников всех четырех секций на уровне наносекунд. Более надежными считают разрядники закрытого типа, наполняемые азотом до давлений в несколько атмосфер. Газоснабжение кюветы включает: 1) блок откачки отработанной газовой смеси: с этой задачей успешно справляется производительный форвакуумный насос; 2) баллоны, наполненные газами, необходимыми для создания рабочей смеси (СО 2, N2, He); 3) специальную емкость для приготовления смеси газов с заданными парциальными давлениями компонентов, откуда смесь вводится в кювету. В лабораторных условиях напуск газов с нужными парциальными давлениями может производиться прямо в кювету из баллонов; 4) блок ввода в кювету органической присадки при парциальном давлении на уровне 1 тор; 5) газовые магистрали, дистанционно управляемые клапаны, точные манометры. После откачки отработанной газовой смеси и перед наполнением свежей смесью, кювету необходимо промыть азотом. Измерение выходных параметров лазерного луча. Необходимо обеспечить измерение энергии излучения и формы лазерного импульса в каждом генерируемом импульсе. Для этого применяют схему, изображенную на рис. 2.25. Луч лазера по выходе из оптического резонатора проходит через оптический клин (2), прозрачный для излучения в области длин волн от 9 до 11 мкм. Для этого клин изготавливается, например, из монокристалла NaCl. Около 4% энергии отражается от передней грани клина и попадает в калориметрический измеритель 57 энергии (3). Энергия, отражающаяся от задней грани клина, попадает на вход германиевого фотоприемника (5), временное разрешение которого не хуже, чем 10-9с. Развернутый во времени сигнал приемника фиксируется на экране осциллографа (6), он регистрирует ход изменения интенсивности луча во времени. В случае необходимости с применением стандартной процедуры измеряется расходимость лазерного луча. При создании лазерного станка данные о параметрах луча поступают в блок управления и автоматически учитываются при обеспечении заданного режима генерации. Электроионизационные импульсные и частотно-импульсные лазеры. По внешнему виду импульсные электроионизационные лазеры не отличаются от непрерывных лазеров соответствующего уровня мощности. Но некоторые их элементы существенно различаются. Электронная пушка импульсного лазера должна обеспечивать образование очень мощных кратковременных электронных пучков с энергиями 100 – 300 кэВ. Для этого катод такой пушки должен обладать способностью почти мгновенного создания мощного токового импульса. Термоэмиссионный катод не способен работать в таком режиме, поэтому используется либо катод с автоэлектронной эмиссией, либо катод с эмиссией взрывного типа, выдерживающие подобные нагрузки. Катод и электронная пушка в целом остаются одним из наименее надежных элементов системы. Электронный пучок, вводимый в разрядный объем кюветы, ионизует молекулы газа, а приложенное к основным электродам напряжение от модулятора создает в ионизованной среде импульсный разряд несамостоятельного типа. Успешная работа лазера зависит от того, способна ли активная среда воспринять необходимую энергию накачки за короткий промежуток времени. Поскольку импульсные электроионизационные лазеры обладают теми же недостатками, что и непрерывные лазеры такого типа, их использование в лазерных станках, как правило, оказывается неприемлемым. Прежде всего, по причине необходимости создания мощной биологической защиты от сильного рентгеновского излучения, сопровождающего их функционирование. В производственных условиях это недопустимо. Емкость конденсаторной батареи. Энергия Wk, запасаемая конденсаторной батареей, равна: (2.69) где С – емкость конденсаторной батареи, Е 0 – начальная напряженность электрического поля при зарядке батареи, d – расстояние между основными электродами лазера. После предионизационной подготовки в разрядном промежутке появляется исходная концентрация электронов, что ведет к пробою промежутка и введению в него энергии от разряжающейся конденсаторной батареи. Используя уравнение Кирхгофа для малоиндуктивного контура с включенной в него батареей конденсаторов, получают выражение для энергии Wp, передаваемой в разрядный промежуток: (2.70) 58 здесь S – площадь электродных пластин, tn – длительность разрядного импульса, - электропроводность плазмы, R – сопротивление плазмы электрическому току, - подвижность электронов, е – заряд электрона. Введем в (2.70) обозначение: (2.71) Число (1-К) определяет введенную в разряд долю энергии, запасенной в конденсаторной батарее. Если число К близко к единице, то в разряд переходит незначительная часть запасенной энергии, и к.п.д. лазера будет низким. Если же К очень мало, то есть батарея почти полностью разряжается, то в процессе протекания разряда будет существенно меняться напряженность электрического поля Е, в результате чего на значительном протяжении токового импульса напряженность поля оказывается далекой от оптимального значения с точки зрения возбуждения молекул азота и СО2 . Соответственно упадет энергия в излучаемом импульсе и снизится к.п.д. лазера. Наиболее выгодными для эффективной работы лазера считаются значения К в интервале от 0,5 до 0,7. Емкость конденсаторной батареи, необходимой для введения в разряд оптимальной энергии, можно определить из соотношения (2.70), если учесть оптимальное значение К, начальную концентрацию электронов в разрядном промежутке , и коэффициент рекомбинации молекул с электронами : (2.72) При бесконечном увеличении емкости количество вводимой в разряд энергии достигает конечного предела: (2.73) 2.12. ИК-ОПТИКА МОЩНЫХ СО2 ЛАЗЕРОВ Оптические элементы мощных лазеров. Непременной частью любого лазера и связанных с ним устройств являются оптические элементы. Когда рассматриваются СО2 лазеры, генерирующие излучение на длинах волн от 9 до 11 мкм, непременным требованием к оптическим элементам выступает их совместимость с этим диапазоном. Кроме того, поскольку речь идет о мощных лазерах, то появляется еще одно требование к оптическим элементам – высокая лучевая стойкость. 59 Различные оптические элементы, используемые в лазерных установках, можно разделить на четыре группы: 1) элементы резонатора; 2) выходные окна генераторов или усилителей; 3) оптические элементы внешней схемы лазерной установки; 4) нелинейные оптические элементы (затворы, модуляторы, преобразователи длины волны и другие). Последнюю группу здесь рассматривать не будем, она занимает особое положение. Элементами оптического резонатора являются зеркала. Они бывают либо полностью непрозрачными («глухие»), либо частично прозрачными (выходное зеркало). Глухие зеркала изготавливаются из металла (чаще всего это медь) или из специальной подложки, на которую напыляется слой, отражающий не менее 95% падающего излучения. Подложка в этом случае выбирается такой, чтобы она способствовала интенсивному охлаждению отражающего слоя. Выходные зеркала для СО2 лазеров изготавливаются из монокристаллов, пропускающих определенную часть излучения на длине волны этого лазера и отражающих почти всю остальную часть излучения. Как правило, для задания нужных коэффициентов пропускания и отражения, на поверхности пластины из монокристалла напыляют либо просветляющие, либо отражающие интерференционные покрытия. Различают оптические резонаторы устойчивой и неустойчивой конфигураций. Схематично они изображены на рис.2.26. Выходное зеркало устойчивого резонатора частично прозрачно для излучения на длине волны лазера. Отражающая поверхность и материал зеркала должны обладать минимальными потерями на поглощение. Сечение выходящего луча зависит от конфигурации разрядного промежутка и от формы выходной апертуры. На рисунке, в частности, изображено квадратное сечение луча. Квадрат при хорошем качестве зеркал и однородности разряда равномерно заполнен излучением, за исключением краев, где происходит спад интенсивности. В случае неустойчивого резонатора (Б) оба зеркала «глухие». Заднее зеркало обычно имеет вогнутую сферическую отражающую поверхность, а переднее выходное зеркало – выпуклую поверхность. Выходное зеркало затеняет всю центральную часть луча, и его сечение имеет форму «бублика». Несмотря на неудобства, связанные с особой формой сечения луча, неустойчивые резонаторы широко применяются в мощных лазерах. Одна из причин – высокая лучевая стойкость металлических зеркал. В мою задачу не входит изложение теории и практики исполнения оптических резонаторов, этим вопросам посвящены многочисленные специальные учебники и монографии. Ограничусь рассмотрением тех кристаллических материалов, которые используются для создания зеркал, частично прозрачных в инфракрасном диапазоне длин волн. Выходные окна лазеров и усилителей. Их назначение – герметично закрывать торцы кюветы и при этом пропускать излучение на лазерной длине волны. Выходные окна - обязательный элемент усилителей. В лазерных генераторах их используют в двух случаях: когда по каким-то причинам устанавливается оптический резонатор с выносными зеркалами, или когда применен неустойчивый оптический резонатор. Торцы кюветы лазера с устойчивым резонатором герметично закрываются фланцами, 60 в которых установлены с одного конца глухое, а с противоположного – выходное зеркала. Оптические элементы внешней схемы. Такие элементы предназначаются для формирования лазерного луча, для его расщепления (при необходимости), для направления на нужный объект и частично на измерительные приборы. В качестве примера небольшого участка внешней схемы можно рассмотреть рис.2.28, где с помощью оптического клина и глухих поворотных зеркал небольшая часть излучения направляется на измеритель мощности и измеритель интенсивности луча. В общем случае добавляются линзы, призмы, поляризаторы и другие необходимые оптические элементы. Материалы для элементов ИК-оптики. Все оптические элементы по своему назначению разделяются на три группы. Первую группу составляют элементы, назначение которых – отражать излучение при минимальном его поглощении и рассеянии. Назначение элементов второй группы – частично отражать и частично пропускать излучение заданной длины волны опять же при минимальном поглощении. Предназначение элементов третьей группы – пропускать излучение заданной длины волны при минимальных значениях отражения и поглощения. Отражающие элементы. К этой группе относятся «глухие» зеркала. Чаще всего для их изготовления используют медь, специальные бронзы, реже алюминий. Отражающие поверхности обрабатываются на оптических станках, где поверхности придается точная заданная форма – плоскость, сфера заданного радиуса кривизны, эллиптическая или параболическая поверхность. После механической обработки отражающая поверхность подвергается шлифовке и полировке. В последние годы начали широко применять чистовую обработку поверхностей с применением алмазного инструмента (алмазное точение). Такая обработка делает ненужными процессы шлифования и полирования. Для повышения отражательной способности поверхности и защиты ее от окисления иногда напыляется тончайший слой золота. Кроме металлов зеркала изготовляют на основе пористых диэлектриков или композитных материалов с напылением на рабочую поверхность диэлектрических отражающих покрытий. Такие зеркала эффективно охлаждаются водой (с тыльной стороны). Тем самым удается существенно повысить предельные лучевые нагрузки на отражающую поверхность. Удается достигнуть у высококачественных зеркал коэффициента отражения на длине волны лазерного излучения от 0,99 до 0,999. Прозрачные и частично прозрачные оптические элементы для ИК области спектра изготавливаются на основе аморфных или кристаллических диэлектриков. Для длины волны СО2 лазеров непригодны оптические стекла и ситаллы, они поглощают такое излучение в тонком поверхностном слое. Нужными свойствами обладают материалы, принадлежащие к одной из следующих трех групп: 1) ионные монокристаллы; 2) полупроводниковые кристаллы; 3) халькогенидные стекла и оптическая керамика. Данные о некоторых представителях таких материалов приведены в таблицах 2.6 – 2.8. Список материалов, прозрачных в области спектра от 9 до 11 мкм, можно расширить. Но прозрачность – это только первая составляющая в комплекте условий, определяющих пригодность материала для изготовления из него оптических элементов, особенно когда речь идет о мощных СО2 лазерах. Так, специалисты признают, что по всем своим характеристикам алмаз – самый лучший материал для выходных окон. Но изготовить алмазные пластины необходимых для этих целей размеров, не говоря уж об их стоимости, если бы такое стало возможным, в обозримом будущем нереально. Другой пример. На протяжении многих лет велись работы по получению КРС нужных размеров и кондиции. На эти исследования возлагались серьезные надежды и были достигнуты значительные успехи. Однако, КРС слишком 61 мягок и пластичен, его поверхность трудно довести до нужного оптического качества. Со временем изготовленный из КРС элемент пластически деформируется. Ко всему сказанному добавляется еще одна неприятность – в основе материала заложены мышьяковистые соединения, что делает его чрезвычайно токсичным. Отсюда видно, что конструктивные и экологические требования к материалу накладывают серьезные ограничения на возможности его применения в лазерных установках. Окно закрывает торец разрядной камеры и выполняет при этом не только оптические, но и конструкционные функции, что вносит дополнительные требования к прочности материала, к выбираемой толщине окна. Основная проблема зеркал и выходных окон мощных лазеров определяется неизбежным взаимодействием интенсивного когерентного излучения с поверхностями и объемом этих оптических элементов. В этой связи, выбираемые для их изготовления материалы должны удовлетворять дополнительным требованиям: - обладать как можно лучшими теплофизическими свойствами, а именно, иметь высокий коэффициент теплопроводности, высокую температуру плавления и низкий коэффициент линейного расширения; - оптические свойства материала не должны зависеть от рабочей температуры; - обладать минимальным коэффициентом поглощения на лазерной длине волны - в объеме и на поверхности материала не должны присутствовать непрозрачные включения; - иметь низкие значения фотоупругих констант. К этим требованиям добавляют: устойчивость к воздействию внешней среды и рабочего вещества лазера; малый показатель преломления. Желательна прозрачность материала в видимой области спектра, что облегчает юстировку, и по возможности, дешевизна и технологическая простота изготовления и оптической обработки. Материалов с перечисленными свойствами в природе не существует. Поэтому выбор подходящего материала – это всегда разумный компромисс между идеальными требованиями и реальными возможностями при детальном учете условий, в которых изделие должно работать. ТАБЛИЦА 2.6 Ионные монокристаллы 62 ТАБЛИЦА 2.7 Полупроводниковые кристаллы 63 ТАБЛИЦА 2.8 Халькогенидные стекла и оптическая керамика ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА К разделу 1 1. Звелото О. Принципы лазеров. М.: Мир, 1990 Orazio Sveloto, Principles of Lasers. Third Edition. Plenum Press – New York and London 2. Карлов Н.В. Лекции по квантовой электронике. М.: Наука, 1988 К разделу 2 3. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. М.: Наука, 1987 4. Шкаровский И., Джонстон Т., Бачинский М. Кинетика частиц плазмы. М.: Атомиздат, 1969 Shkarovsky I., Johnston T., Bachynski. The Particle Kinetics of Plasmas. Addison-Wesley Publishing Co. Reading, Massachusetts - Palo Alto – London – Don Mills, Ontario 1966 5. Голант В.Е., Жилинский А.П., Сахаров С.А. Основы физики плазмы, М. Атомиздат,1977 6. Грановский В.Л. Электрический ток в газе. М.: Наука, 1971 7. Газовые лазеры. Новосибирск, Наука, 1977 8. Ашурлы З.И., Васьковский Ю.М., Гордеева И.А., Малышев Л.В., Ровинский Р.Е., Холодилов А.А., Электроразрядный импульсный СО2 лазер, Квантовая электроника, т.7, №7, 1980 9. Аполлонов В.В., Васьковский Ю.М., Жаворонков М.И., Прохоров А.М., Ровинский Р.Е. Мощный электроразрядный СО2 лазер с добавками в смесь легкоионизуемых веществ, Квантовая электроника, т.12, №1, 1985 ЧАСТЬ ТРЕТЬЯ ТВЕРДОТЕЛЬНЫЕ ЛАЗЕРЫ 3.1. ОПРЕДЕЛЕНИЕ И СОСТАВ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ Твердотельными условимся называть квантовые генераторы и усилители, использующие в качестве активной среды кристаллические или аморфные оптические элементы, в которых инверсная населенность создается накачкой оптическим 64 излучением. В твердотельных лазерах применяются активные оптические элементы, изготавливаемые из искусственных рубинов, из стекла с присадкой редкоземельных элементов, прежде всего неодима (Nd), из алюмоиттриевого граната также с присадкой неодима, из флюорита с диспрозием. На рис. 3.1 представлена типовая блок-схема твердотельного лазера. Активный стержень (1) накачивается излучением импульсных ламп (3) и располагается между зеркалами оптического резонатора (2). Зеркала могут быть выносными, как изображено на схеме, но часто они располагаются на оптически обработанных торцах стержня путем нанесения на них отражающего слоя. Лампы располагаются в осветителе между отражающими свет поверхностями (4). Осветитель способствует концентрации лучистого потока на активном стержне. Осветитель и активный стержень интенсивно охлаждаются системой, представленной блоком (7). Питание ламп накачки осуществляется от блока питания (5), а инициирование световой вспышки производит блок поджига (6). Кроме того, в состав устройства входят оптические затворы, нелинейные элементы и некоторые другие вспомогательные оптические элементы, о назначении которых будет речь впереди. Рассмотрение составных частей твердотельного лазера начнем с источников оптической накачки. 3.2.ГАЗОРАЗРЯДНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ЛАМПЫ ДЛЯ НАКАЧКИ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ. Оптическая накачка твердотельных лазеров требует применения источников оптического излучения, способных создать свет нужного спектрального состава и достаточно высокой интенсивности. Наилучшим образом для этих целей подходят газоразрядные лампы, наполненные ксеноном или криптоном или их смесью при достаточно высоком давлении газа. Лазерная система накачки кроме лампы (или ламп) включает также осветитель, в котором размещаются как лампы, так и активный стержень. Мощные твердотельные лазеры работают в импульсном или частотноимпульсном режимах. Система накачки должна функционировать в таких же режимах, поэтому применяют импульсные газоразрядные лампы. Классическое определение импульсной лампы: это газоразрядный прибор с двумя основными токоведущими электродами и газовым промежутком между ними, рассчитанный на возникновение в газовом промежутке в необходимые моменты времени мощных импульсных (искровых) разрядов с интенсивным световым излучением. В мощных твердотельных лазерах, как правило, применяются прямолинейные трубчатые лампы, их устройство показано на упрощенной схеме рис. 3.2. При внешней простоте технология изготовления таких ламп представляет серьезные трудности. Оболочка лампы (1) изготавливается из кварцевого стекла высокого качества. Поэтому выходящее наружу излучение разряда содержит заметную составляющую в области ультрафиолета, начиная примерно от 220 нм. Кроме хорошего пропускания излучения в диапазоне от 220 нм до примерно 1 мкм, кварцевое стекло способно выдерживать повышенные термические нагрузки. Но при этом обрабатывать кварц обычными газовыми горелками, с помощью которых производят пайку силикатного стекла, невозможно, приходится пользоваться кислородными горелками, температура пламени которых не ниже примерно 2000 оC. Торцы кварцевой трубки закрываются металлическими колпачками (4). Колпачки скрепляются с кварцевым стеклом специальным герметичным цементом. Коэффициент теплового 65 расширения металла колпачков и цемента должен совпадать с коэффициентом теплового расширения кварцевого стекла, в противном случае во время горения лампы произойдет ее разгерметизация. После вакуумной обработки, внутренняя полость лампы заполняется рабочим газом через откачной штенгель (2) до давлений порядка нескольких сотен тор. Затем штенгель запаивается пламенем кислородной горелки. Особые требования предъявляются к электродам (3). Материал, из которого они изготавливаются, должен быть тугоплавким, но вместе с тем иметь высокую эмиссионную способность. Первоначально электроды делались из торированного вольфрама, но у этого материала эмиссионная способность была недостаточной. Поэтому происходило постепенное распыление электродов, затемнение оболочки и, соответственно, снижение светового потока лампы. К настоящему времени разработаны специальные сплавы, позволившие заметно улучшить работу электродов в лампе. Тем не менее, срок службы импульсной лампы в основном определяется работоспособностью электродов. В процессе световой вспышки импульсной лампы выделяют три стадии. Вначале осуществляется пробой разрядного промежутка и инициирование разряда. Вторая стадия характеризуется расширением разрядного канала вплоть до заполнения им всего поперечного сечения трубки. Обычно длительность первых двух этапов не превышает 10 мкс. Наступающую после этого стадию назвали квазистационарной, она продолжается несколько миллисекунд. Именно третья стадия создает интенсивный поток светового излучения, используемый для накачки стержней. В прямых импульсных лампах, применяемых для оптической накачки, расстояние между электродами составляет несколько десятков сантиметров, а давление газа близко к атмосферному. В таких условиях прямой пробой разрядного промежутка невозможен. Инициирование разряда осуществляется ионизацией межэлектродного промежутка вспомогательным маломощным источником высокого напряжения (в том числе применяется и ВЧ источник). Для создания инициирующего разряда используется внешний или внутренний вспомогательный электрод. Обычно электродом служит тонкий оголенный провод, прижатый к наружной поверхности оболочки лампы. Механизм инициирования разряда основан на взаимодействии вспомогательного электрического импульса со статическими зарядами на стенке лампы. Межэлектродный промежуток электрически разделяется на несколько коротких эквивалентных промежутков, последовательно пробиваемых один за другим. Для пробоя короткого промежутка вполне хватает напряжения вспомогательного источника. Сказанное наглядно иллюстрируется графиком рис. 3.3, пробивное напряжение при использовании вспомогательного электрода (кривая 2) существенно ниже напряжения прямого пробоя (кривая 1). Инициируемый описанным способом разряд возникает в виде узкого искрового канала, прижатого к стенке, у которой расположен вспомогательный электрод. Через этот канал начинает протекать ток основного разряда. Это уже вторая стадия разряда, и она характеризуется быстрым нарастанием разрядного тока, что сопровождается бурными газодинамическими процессами. Появляются ударные волны, заметная турбулентность возникающей плазмы, и почти вся вкладываемая в разряд энергия расходуется на эти процессы, а не на излучение. 66 К концу второй стадии разрядный канал расширяется и заполняет все внутреннее сечение трубки. На этой стадии газ быстро нагревается и термализуется, а после заполнения плазмой всего сечения трубки газодинамические процессы затухают, и наступает третья стадия развития. На всем ее протяжении геометрия канала практически не меняется, в плазме достигается состояние локального термодинамического равновесия (ЛТР). Под ЛТР понимается такое состояние плазмы, при котором в каждом не слишком маленьком объеме, существенно превышающем сферу дебаевского радиуса, это состояние полностью характеризуется двумя термодинамическими параметрами. Например, температурой и давлением газа или температурой и плотностью частиц газа. Оба параметра меняются от одного элементарного объема до другого, и от одного момента времени к другому, но в каждой точке области разряда в каждый момент времени все свойства плазмы определяются локальными мгновенными значениями этих параметров. Такое состояние существенно облегчает возможность расчета электрических и излучательных свойств разряда. В силу таких обстоятельств эту стадию разряда назвали квазистационарной. Энергетический баланс на квазистационарной стадии разряда. Введем два предположения: во-первых, так как продолжительность квазистационарной стадии на несколько порядков превышает длительность двух предшествовавших стадий, то полагаем, что энергетический баланс этой стадии практически совпадает с энергетическим балансом всего импульсного разряда; во-вторых, опираясь на данные экспериментов, будем считать, что тепловые потери намного меньше излучательных потерь. Прямые измерения показывают, что тепловые потери не превышают примерно 15% от вводимой в разряд электрической энергии. Вся остальная энергия преобразуется в излучение. Поэтому с хорошим приближением учет тепловых потерь можно производить введением небольшой поправки в расчетные формулы. Приходную часть энергетического баланса составляет джоулева энергия, выделяющаяся в разряде главным образом на протяжении квазистационарной стадии. Обозначим через j плотность разрядного тока, а через Е – напряженность электрического поля. При импульсном разряде обе эти величины являются функциями времени. Но в каждый момент времени выделяется энергия, равная: Расходная часть баланса, согласно второму допущению, определяется излучательными потерями. Удельная вольтамперная характеристика лампы в каждый момент времени равна: (3.1) Удельная электропроводность в общем случае определяется родом газа, температурой Т, частотой электрон-атомных На квазистационарной стадии взаимодействия, то есть >> импульсного и электрон-ионных разряда столкновений. преобладают кулоновские . В этом случае электропроводность идеальной плазмы определяется соотношением: 67 (3.2) причем (2.26) где Z – заряд иона. Но идеальна ли плазма импульсного разряда? Если нет, то пользоваться соотношением (3.2) нельзя. Условие идеальности нам известно (2.13): число частиц в сфере дебаевского радиуса nD должно быть много больше единицы. В импульсных лампах температура плазмы близка к 1эВ (11000К), а концентрация электронов порядка 1017 см–3. Исходя из таких параметров, получаем из условия (2.13), что в дебаевской сфере плазмы импульсных ламп число частиц меньше единицы. Это не означает, что частицы можно делить, просто в такой плазме одна частица приходится на объем, превышающий объем дебаевской сферы. В качестве меры неидеальности используют безразмерный фактор: (3.3) где d – среднее расстояние между ионами. Здесь Т – в К, ne – в см–3 .Чем больше значение фактора неидеальности, тем дальше плазма от идеального состояния. На основе экспериментальных данных фактор в зависимости от режима разряда лежит в пределах от 0,1 до 0,15. Это считается не очень сильным отклонением от идеальности, и такую плазму называют слабонеидеальной недебаевской плазмой. Термин недебаевская означает, что условие сильного превышения числа частиц в дебаевской сфере над единицей здесь не выполняется. К такой плазме соотношение (3.2) неприменимо. Сказанное подтверждается данными экспериментов, приводимыми на графике рис. 3.4 [10]. Пунктирная линия 1 – расчет электропроводности плазмы типичной импульсной лампы для накачки, выполненный по формуле (3.2). Сплошная линия 2 – экспериментальные данные для той же лампы. Расхождение между расчетом и экспериментом значительное, в среднем около 2х раз. На основании экспериментальных данных о температурных зависимостях электропроводности, полученных для разрядов в ксеноне, криптоне и аргоне, выведены полуэмпирические соотношения, хорошо описывающие такие зависимости [11]: 68 где Ui – потенциал ионизации соответствующего газа. Подставив (3.4) в (3.1) получаем аналитическое выражение для удельной вольтамперной характеристики импульсного разряда: Излучение плазмы, прежде всего, характеризуется спектральными распределениями интенсивности и коэффициента поглощения, а также суммарным потоком лучистой энергии. Спектральный состав излучения складывается из линейчатого (связано-связанные переходы) и непрерывного (свободно-связанные и свободно-свободные переходы) излучений. Разряды в инертных газах при давлениях порядка атмосферного и при относительно больших плотностях разрядного тока существенную часть энергии излучают в непрерывном спектре, называемом континуумом. Так, лампа с ксеноновым наполнением излучает спектр, очень близкий к солнечному. В диапазоне длин волн от ~300 до ~800 нм подавляющая часть лучистой энергии приходится на непрерывный спектр с максимумом в районе ~500 нм. На этом мощном фоне выделяется совсем небольшое число спектральных линий. Но в области от 820 до примерно 1100 нм располагаются очень мощные ИК-линии, значительно превышающие континуум. Поэтому ксеноновые лампы используются не только как мощные источники видимого света, но и как источники инфракрасного излучения. Для расчетов осветителей, используемых в системах оптической накачки, необходимо знать поглощательные свойства плазмы, через которую отраженный осветителем свет направляется к активному стержню. Коэффициент поглощения в плазме на данной длине волны экспоненциально растет с ростом температуры. Он также в целом растет с ростом длины волны. При рассмотрении соответствующих зависимостей удобнее пользоваться другой характеристикой поглощательных свойств плазмы, а именно, эффективным сечением поглощения, выражаемым отношением коэффициента поглощения плазме na. На рис.3.5 на длине волны представлены зависимости к концентрации нейтральных атомов в эффективного сечения поглощения, полученные экспериментально для трех инертных газов на длине волны = 500 нм, от значений обратной температуры. У этих 69 зависимостей явно обнаруживается экспоненциальный характер. В случае относительно "горячей" плазмы эффективность отражателя снижается из-за возросшего поглощения отраженного излучения в лампе. Для суммарного потока лучистой энергии лампы получено полуэмпирическое соотношение [12] (3.6) где давление р – в МПа, Т – в К, q изл – в Вт/см3. Учитывая, что на квазистационарной стадии импульсного разряда подавляющая часть вводимой электрической энергии преобразуется в излучение, уравнение энергетического баланса представим в несколько упрощенной форме: (3.7) Подставив в (3.7) значение из (3.4), находим связь температуры Т в разряде с плотностью разрядного тока j (или с напряженностью электрического поля Е) [12]: (3.8) или (3.9) К этим соотношениям добавляется еще одно, а именно, эмпирическая связь концентрации электронов в разряде от плотности тока: (3.10) Приведенные в этом разделе соотношения позволяют рассчитать параметры и электрические режимы лампы, обеспечивающие задаваемую интенсивность накачки активного элемента твердотельного лазера. Для более детального знакомства с импульсными лампами рекомендуется [14]. 3.3. ОСВЕТИТЕЛИ Назначение осветителя – повышать эффективность оптической накачки путем концентрации излучаемой лампой энергии на активном элементе лазера. Для выполнения такой задачи необходим правильный выбор материала, конфигурации осветителя и его расположения. Но осветитель любой конфигурации и самого лучшего качества принципиально не может обеспечить полного использования излучаемой лампой энергии, то есть той ее части, которая излучается в противоположную сторону от активного стержня. В лучшем случае потери света в нем составляют 25%, в остальных случаях они возрастают до 70%. Устройство и размеры осветителя, прежде всего, определяются формой и размерами активного элемента и ламп накачки. Наиболее распространены осветители, имеющие форму эллипсоидного цилиндра, в фокальных осях которого помещают 70 лампу накачки и активный стержень. Схема простейшего однолампового осветителя показана на рис.3.6. Его эффективность достигает 75%. Но часто используются цилиндрические осветители кругового сечения, которые менее эффективны, но более просты в изготовлении. Эффективностью осветителя называют произведение коэффициента отражения стенок на отношение боковой поверхности активного элемента к площади поверхности осветителя. В мощных твердотельных лазерах применяются активные стержни большого диаметра, значительно превышающего диаметр лампы накачки. Для накачки таких элементов невозможно обойтись одной лампой, их количество на каждый стержень – от двух до четырех. Соответственно усложняется форма осветителя. На рис.3.7 схематично показан двухламповый осветитель. Он составлен совмещением двух эллипсоидных осветителей, в их общем фокусе помещен активный стержень, а лампы располагаются в противоположных фокусах. Соответственно четырехламповый осветитель составляется из четырех совмещенных эллиптических осветителей (на схеме рис.3.7 сверху и снизу добавляется еще по одному эллипсоидному осветителю). По мере увеличения числа ламп накачки эффективность составных осветителей понижается, но световой поток на поверхность активного стержня возрастает. Расчет осветителя – сложная светотехническая задача. Разработаны методы проведения подобных расчетов, и ими пользуются при конструировании лазерных установок. С подробностями можно ознакомиться в специальной литературе. Но расчет задает лишь исходные данные для выбора оптимальной конструкции осветителя, окончательная же доводка системы накачки осуществляется экспериментальным путем на специально создаваемых макетах. Важнейшая роль в создании надежной системы накачки принадлежит технологическим аспектам изготовления осветителей. Мощные потоки лучистой энергии, падающие на отражающие поверхности осветителя, требуют, чтобы эти поверхности в течение длительного времени не претерпевали разрушительных изменений и не снижали своей отражательной способности. Выделяющееся в осветителе тепло необходимо эффективно отводить с помощью системы принудительного охлаждения. Тем самым выдвигаются определенные требования к материалам, из которых изготавливается осветитель, и к конструкции всего блока оптической накачки лазера. Первоначально при создании твердотельных лазеров осветители изготавливались из стеклянных или кварцевых пластин, на отражающие поверхности которых напылялись покрытия, обладающие высокой отражательной способностью. Как правило, материалом для напыления служило серебро. Но при плотностях лучистой энергии от 80 Дж/см2 и выше, самые лучшие покрытия выходили из строя после примерно 100 вспышек. Даже интенсивное жидкостное охлаждение поверхностей не способно было решить проблему заметного повышения лучевой стойкости. Тогда были 71 разработаны технологии изготовления особых диэлектрических покрытий, наносимых на кварцевые подложки, которые обеспечили повышение лучевой стойкости и продолжительности работы отражателя. Но совершенствование технологий продолжается и в наши дни. 3.4. ИСТОЧНИК ЭЛЕКТРОПИТАНИЯ На рис.3.8 представлена функциональная схема источника электропитания импульсных ламп оптической накачки. Импульсную лампу (ИЛ) можно рассматривать как ключ с односторонним управлением, включенным вместе с накопителем энергии (Н) в разрядный контур (К). Известны схемы питания, в которых накопитель энергии отсутствует, и электрический импульс формируется прямо от первичного источника питания (ИП) с помощью полупроводниковых элементов. Такие схемы используются в фотовспышках. В мощных лазерах обойтись без накопителя сложно и не всегда оправдано. В данной схеме доставка энергии от ИП к накопителю производится зарядным устройством (ЗУ). Перечисленные блоки дополняются генератором зажигания импульсов (ГИ) и блоком управления, синхронизации и защиты (УСЗ). Накопители энергии. Задача накопителя энергии – обеспечить высокую импульсную мощность при сравнительно равномерной нагрузке сети электропитания. Накопитель характеризуется двумя функциональными параметрами: удельной запасаемой энергией (Дж/см3) и максимальной импульсной мощностью, иначе говоря, способностью отдать запасенную энергию за короткий промежуток времени. Существуют накопители трех разновидностей: емкостные, индуктивные и электромеханические. Электромеханические накопители запасают энергию путем разгона массивного маховика до больших скоростей с помощью относительно маломощного электродвигателя. Маховик выполняет функцию ротора в однофазном ударном генераторе. В нужный момент генератор преобразует механическую энергию маховика в электрический импульс. В системах оптической накачки твердотельных лазеров такие накопители распространения не получили. Индуктивные накопители запасают энергию в форме магнитного поля. Интенсивная разработка накопителей этого типа велась в середине 70-х, начале 80-х годов. Согласно оценкам, накопители этого типа эффективны при энергиях свыше 1 МДж. Но с ними возникают трудности как технического плана (например, желательность использования сверхпроводящих элементов), так и экономического плана, поскольку их стоимость высока. Широкого распространения в лазерной технике такие накопители не получили. Емкостные накопители широко применяются во всех известных системах оптической накачки твердотельных лазеров технологического назначения. Их достоинство – высокая импульсная мощность, экономичность режима заряда, гибкость в обеспечении различных режимов питания импульсных ламп. Главный элемент емкостного накопителя – конденсатор или конденсаторная батарея. Конденсатор характеризуется следующими параметрами: емкостью С, максимальным напряжением заряда Umax, запасаемой энергией W, удельной запасаемой энергией W/V (V – объем зазоров между обкладками конденсатора), весом 72 на 1 Дж запасаемой энергии, максимальным разрядным током I, временем разряда t р и собственной индуктивностью L. Единица емкости конденсатора 1 фарада (Ф) – это емкость, для заряда которой до напряжения в 1В требуется зарядный ток 1А, протекающий в течении 1 с. При разряде емкость С = 1[Ф] отдает заряд электричества, равный 1 кулону (Кл), то есть, равный 1 ампер.cек. Отсюда следует, что СU = It. Но фарада – это крупная единица емкости, и обычно для питания импульсных ламп используются емкости порядка десятков – сотен мкФ. Существует также единица емкости сантиметр (см). Она соотносится с фарадой так: 1пФ=0,9 см, где 1 пикофарада равна 10–12Ф. При заряде до напряжения U Вольт конденсатор накапливает энергию, равную Wk=CU2/2 (3.10a) Работа конденсатора в частотно-периодическом режиме сопровождается выделением заметной тепловой энергии в диэлектрике, разделяющем обкладки конденсатора. Эти потери определяются величиной угла потерь или тангенсом этого угла: (3.10b) где R – активное внутреннее сопротивление конденсатора, – собственная частота его контура. Далеко не всякий конденсатор может работать в частотно-импульсном режиме, обеспечивая не только необходимую быстроту заряда, но и стойкость к повышенному разогреву. Такие режимы обеспечиваются иными схемами питания, в частности, использующими модуляторные устройства. Для питания импульсных ламп оптической накачки применяются бумажные или бумажно-пленочные конденсаторы с пропиткой касторовым маслом. Так, один из лучших импульсных конденсаторов для этой цели имеет емкость 170 мкФ, напряжение зарядки 10 кВ, он способен накапливать энергию 8500 Дж при удельном значении 0,213 Дж/см3. Его гарантийный ресурс составляет 250000 циклов разряда. В гигантской американской установке для проведения лазерного термоядерного синтеза «Шива» использованы батареи из конденсаторов емкостью 1,85 мкФ каждый, напряжением заряда 60 кВ при индуктивности 22 нГн. Запасаемая таким конденсатором энергия равна 3300 Дж при удельном значении 0,052 Дж/см 3. Гарантируемый ресурс работы – 50000 циклов разряда. Вообще же бумажные высоковольтные конденсаторы в зависимости от типа и качества характеризуются плотностью накапливаемой энергии от 0,05 до 0,25 Дж/см3. Зарядное устройство (ЗУ) обеспечивает передачу энергии от сети электропитания в емкостной накопитель и ограничивает зарядный ток для предотвращения перегрузки источника и защиты ламп от перехода в режим непрерывного горения. Состав ЗУ: выпрямитель, коммутатор зарядной цепи и ограничитель зарядного тока. В ЗУ также входят элементы регулирования режима зарядки. Известны три основные схемы ЗУ: 1)схема заряда через активное сопротивление; 2)схемы колебательного заряда или реактивное балластное сопротивление; 3)схемы с преобразователем источника напряжения в источник зарядного тока. Заряд емкости через активное балластное сопротивление – это простейшая схема. Но у нее низкий к.п.д. заряда, не более 50%. Такие схемы обычно применяют в устройствах с потребляемой мощностью не более 500 Вт. Применение же 73 индуктивного балластного сопротивления целесообразно в тех случаях, когда функцию индуктивного ограничителя можно возложить на индуктивное сопротивление рассеяния обмотки повышающего трансформатора. Схемы ЗУ второго типа в мощных лазерных установках не применяют. Схемы третьего вида содержат индуктивно-емкостные преобразователи источника напряжения в источник неизменного зарядного тока. Они просты, надежны и обеспечивают изменение зарядного тока и напряжения накопителя по оптимальному закону, при котором ток нагрузки не зависит от сопротивления нагрузки. Подробности приводятся в литературе о мощных импульсных источниках электропитания, а также в [14]. Разрядный контур в простейшем случае содержит три элемента: лампу, конденсатор (или батарею) и соединительные провода. Контур характеризуется: напряжением на конденсаторе перед вспышкой Uo; емкостью конденсатора С; индуктивностью контура Lk (это сумма индуктивностей конденсатора, соединительных проводов и лампы); активным сопротивлением контура Rk; активным сопротивлением лампы в момент вспышки Rл. Уравнение контура: (3.11) Электрическое сопротивление трубчатой импульсной лампы, у которой разряд заполняет все внутреннее сечение трубки, определяется приближенным соотношением: (3.12) где L, d – длина и диаметр рабочего объема лампы, – удельная электропроводность, определяемая соотношением (3.4). Ток через лампу i(t), выделяемую мощность P и энергию W находят с применением приближенных соотношений: (3.13) (3.14) (3.15) Из (3.14) определяется продолжительность импульса мощности на уровне 1/е: (3.16) При апериодическом разряде длительность импульса полупериоду собственных колебаний контура, то есть импульс мощность: 74 тока примерно равна , а усредненная за Применительно к мощным твердотельным лазерам схемы питания и, в частности, разрядный контур, усложняются. Это вызвано, во-первых, необходимостью согласовать напряжение на конденсаторах с напряжением на лампе (или на лампах); во-вторых, с необходимостью удлинить или укоротить электрический импульс; втретьих, с использованием достаточно мощных батарей конденсаторов и включением в один контур нескольких ламп. Поэтому в схеме появляются дополнительные элементы и коммутирующие устройства. Подробное описание импульсных источников света со всеми элементами содержится, например, в [14]. 3.5. АКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ МОЩНЫХ ЛАЗЕРОВ Активные элементы мощных твердотельных лазеров изготавливаются на основе кристаллических или аморфных диэлектриков с вводимыми в них активными центрами. Основу таких элементов называют матрицей, а вводимые активирующие вещества – примесью-активатором. К матрице предъявляют следующий набор требований: 1)легкость введения активатора; 2) оптическая однородность и прозрачность на длинах волн лазерной генерации и излучения накачки; 3) высокая теплопроводность, термо- и термооптическая стойкость, высокая лучевая прочность по отношению к излучению накачки; 4) механическая прочность; 5) возможность качественной оптической обработки поверхностей. Известны не менее 250 видов кристаллов и десятки типов стекол, используемых в качестве матриц. В большинстве своем они не годятся для создания активных элементов мощных лазеров. Сегодня для этих целей с определенными ограничениями используют стержни из синтетического рубина и без всяких ограничений алюмоиттриевые гранаты и некоторые сорта активированных стекол. Синтетический рубин был первым элементом, на основе которого в 1960 году Т. Мейман создал прибор, генерирующий когерентное излучение в оптическом диапазоне длин волн. Синтетический рубин выращивается на основе -модификации корунда . Эту модификацию называют лейкосапфиром. Активный рубиновый стержень получают путем плавления порошкообразной шихты Al2O3+Cr2O3 в высокотемпературном пламени с последующей кристаллизацией расплава на вращающейся затравке. В таком процессе происходит изоморфное замещение в решетке матрицы части ионов Al3+ ионами Cr3+. В лазерном кристалле содержится около 0,05% ионов хрома, а их абсолютная концентрация составляет ~1,6.10 10 см–3. Такова концентрация активных центров в этом лазерном элементе. Матрица из лейкосапфира прозрачна в спектральном диапазоне длин волн от ~200 до ~600 нм, она обладает высокой механической прочностью и хорошо поддается оптической обработке. Включенные в матричную решетку ионы хрома Cr3+ находятся в невозбужденном состоянии. Под воздействием достаточно мощного оптического излучения (накачка) они переходят в возбужденное состояние. Энергетический спектр трижды ионизованного хрома определяется переходами трех электронов основного уровня 3d на более высокие энергетические уровни. Но ион хрома в матрице окружен шестью отрицательными ионами О2-, образующими октаэдр. Следовательно, он помещен в сильное электрическое поле этих ионов, что смещает его энергетические уровни по сравнению с их положением у изолированного иона. 75 Рубиновые стержни изготавливаются диаметром от 3,5 до 20 мм и длиной от 45 до 300 мм. Коэффициент преломления для обыкновенной волны равен 1,769, а для необыкновенной волны соответственно 1,76. Недостатки рубинового элемента: 1) значительная оптическая неоднородность из-за дефектов кристаллической решетки; 2) неравномерное распределение ионов хрома в матрице. Обычно в центральной части стержня концентрация хрома меньше, чем на краях, соответственно там и коэффициент преломления меньше. В результате образец с взаимно параллельными торцевыми поверхностями ведет себя как рассеивающая линза. Эти же особенности вызывают повышенную расходимость лазерного луча. Для уменьшения таких отрицательных эффектов применяют отжиг кристалла и компенсацию оптической неоднородности путем придания поверхности одного из торцов сферической формы с соответственно подобранным радиусом кривизны. С целью компенсации линзового эффекта в оптический резонатор вводят положительную линзу. К недостаткам рубина следует отнести также относительно высокий коэффициент поглощения излучения в полосе оптической накачки. По этой причине диаметр стержня ограничивается, а проработка светом уменьшается по мере продвижения от края к центру. Алюмоиттриевый гранат (YAG). Это кристалл Y3Al5O12, активированный трехвалентными редкоземельными ионами. Такими, например, как эрбий Er 3+, гольмий Но3+, празеодим Pr3+, неодим Nd3+, тулий Tu3+ и другими. Широко используется в качестве присадки неодим, трехзарядный ион которого замещает в кристалле трехвалентный ион иттрия. Это вызвано тем, что получение генерации на гранате с присадкой большинства редкоземельных ионов требует низких температур (~77 К). К этому неудобству добавляется наличие высокого порога возбуждения. У YAG:Nd порог возбуждения относительно низкий, и нет необходимости прибегать к глубокому охлаждению кристалла. Оптимальная концентрация ионов Nd3+ – до 3%. YAG обладает высокой механической прочностью и хорошей теплопроводностью. Это позволяет осуществлять лазерную генерацию не только в импульсном, но и в частотноимпульсном режиме. В частности, при умеренных энергетических режимах возможна генерация с частотой повторения импульсов до нескольких килогерц. Стекла с присадкой неодима. Стеклянные матрицы, активированные редкоземельными ионами, имеют ряд преимуществ перед кристаллическими матрицами: - Они просты и относительно дешевы в изготовлении; - Позволяют изготавливать стержни и диски больших размеров и любой формы, что обеспечивает получение больших энергий излучения от одного элемента (до нескольких кДж); - Обладают высокой оптической однородностью и обеспечивают более высокий к.п.д. Но стеклам присущи и серьезные недостатки. Среди наиболее серьезных – сравнительно низкая теплопроводность, исключающая возможность их использования в частотно-импульсном режиме, относительно низкая механическая прочность, проявление "эффекта старения". Эффект старения связан с тем, что в состав любого стекла входит нежелательная примесь окиси железа FeO в количестве не более 0,01%. Под действием ультрафиолетовой составляющей оптического излучения протекает фотохимическая реакция перехода окиси в закись железа. Но закись железа даже в столь небольших количествах резко повышает коэффициент поглощения стекла на длине волны лазерной генерации. Поэтому со временем начинает снижаться к.п.д. и выходная энергия лазерной генерации. В качестве матриц применяются стекла разных типов и марок: силикатные, боратные, лантановые и литий-лантан-фосфатные. Например, одна из разновидностей 76 силикатных стекол – бариевое стекло, имеет такой состав: SiO 2 – 59%, BaO – 25%, K2O – 15%, Sb2O3 – 1%. В процессе изготовления активного элемента в стеклянную шихту добавляют от 0,13 до 2% Nd2O3. Более высокие концентрации присадки нежелательны, они ведут к заметному снижению времени жизни возбужденного уровня иона неодима вследствие концентрационного тушения. А этот уровень является верхним лазерным уровнем. Для повышения фотохимической устойчивости стекла в него вводят небольшое количество церия. Пока наибольшее распространение получили активные элементы, матрицей которых служат литий-лантан-фосфатные стекла (для краткости просто фосфатные стекла). В них допустимо почти полное замещение лития неодимом, что обеспечивает рекордный к.п.д. твердотельных лазеров, достигающий 5%. Активные стержни могут иметь как круглое, так и прямоугольное сечение. Существуют активные элементы в форме дисков. Обычные геометрические размеры стержней: диаметр (или сторона прямоугольника) от 5 до 60 мм, длина от 80 до 1200 мм. В стержнях встречаются мелкие включения в виде пузырьков газа или посторонних твердых микрочастиц. Качество стержня определяется размерами и количеством таких включений. Соответствующие допуски определяются существующими стандартами. При накачке активных стержней со стеклянной матрицей оптическим излучением, активирующая присадка ионов Nd3+ возбуждается точно так, как это происходит в случае кристаллической матрицы. Но есть и различия. В стекле проявляются заметные локальные неоднородности полей, создаваемых ближайшим окружением иона неодима. YAG характеризуется более высоким уровнем упорядоченности, в нем такие поля однородны. Поэтому линия люминесценции = 1,06 мкм в стекле сильно уширена, порядка 30 нм. В кристалле YAG уширение не превышает 0,7 нм. Соответственно лазер на стекле создает более богатую модовую структуру генерируемого излучения и меньшее усиление, чем лазер на гранате. С другой стороны, время жизни верхнего лазерного уровня в случае YAG:Nd составляет 0,2 мс, а в случае стекла с неодимом – 0,7 мс, что благоприятствует концентрации возбужденных центров на верхнем лазерном уровне. Подробности о лазерах на силикатных стеклах смотри в [13]. 3.6. МЕХАНИЗМЫ ФУНКЦИОНИРОВАНИЯ АКТИВНЫХ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ СРЕД Различают два механизма функционирования лазеров с активными твердотельными средами. Первый проявляется в среде, где под воздействием мощного оптического излучения накачки подавляющая часть ионов-активаторов возбуждается до верхних энергетических уровней, откуда совершается безизлучательный переход на промежуточный метастабильный уровень. Благодаря продолжительному времени жизни метастабильного уровня, на нем накапливаются возбужденные ионы. Между метастабильным уровнем и обедненным основным состоянием ионов возникает инверсная населенность, обеспечивающая генерирование когерентного излучения. Такой механизм получил название трехуровневой схемы. Второй механизм действует в среде, где возбужденные до некоторых верхних энергетических состояний ионы-активаторы безизлучательно переходят на промежуточный метастабильный уровень, а инверсная населенность возникает между метастабильным уровнем и нижележащим промежуточным уровнем, способным очень быстро безизлучательно расселяться на основное состояние ионов. Этот механизм назван четырехуровневой схемой. Механизм первого типа осуществляется в 77 рубиновом лазере, а механизм второго типа – в лазерах на стеклах и на гранате с присадкой неодима. Рубиновый лазер. На рис. 3.9 представлена схема энергетических уровней иона 3+ Cr , включенных в кристаллическую решетку лейкосапфира. Две мощные полосы 4F1 и 4F2 образованы расщепленными группами линий, возникших в результате сильного взаимодействия внешней оболочки хрома 3d с полем кристаллической решетки. Центр полосы 4F1 соответствует переходу с (голубая полоса), а центр полосы 4F2 - = 410 нм = 560 нм (зеленая полоса). Ширина каждой полосы порядка 100 нм. Переходы обозначены буквами U, Y, B, R. Линия R расщепляется на две, так как расщепляется ее верхний энергетический уровень 2Е и расстояние между подуровнями составляет 29 см–1. При комнатной температуре длина волны компонента R1 равна = 694,3 нм, а компонента R2 – = 692,8 нм. Упростим схему рисунка 3.9 и на рис.3.10 обозначим основное состояние как уровень 1 (на самом деле оно расщеплено на два подуровня, расстояние между которыми 0,38 см–1). Оптическая накачка в спектральном диапазоне 400 – 600 нм обеспечивает заселение полос 4F1 и 4F2 через переходы U и Y соответственно. Для простоты на рис. 3.10 эти полосы можно объединить, обозначив их как уровень 3. В полосах накачки U и Y поглощение составляет 2 3 См– 1. Это заметное поглощение, и оно накладывает ограничение на допустимый диаметр рубинового стержня. Так, максимальный диаметр не должен превышать примерно 2,5 см, иначе центральная зона стержня не будет прорабатываться светом даже при применении двухстороннего освещения. Пороговое значение плотности энергии накачки в зеленой полосе составляет ~3 Дж/см3. Из полос уровня 3 совершается безизлучательный переход возбужденных ионов в дублетное состояние 2Е, которое назовем уровнем 2 (рис.10). Это состояние служит верхним лазерным уровнем. Если накачка обладает достаточной мощностью, чтобы быстро обеднить основное состояние и плотно заселить F-состояния (уровень 3), а вероятность перехода иона из состояния 3 в состояние 2 достаточно велика, то при условии достаточно большого времени жизни уровня 2 возникает инверсная населенность между уровнями 2 и 1. Это обеспечивает получение лазерной генерации на переходах R. Уровень 2 рубина оказался метастабильным, что обеспечило 78 требование о достаточно большом времени жизни ионов на этом уровне. Вместо схемы энергетических уровней, представленной на рис. 3.9, удобнее пользоваться эквивалентной схемой, изображенной на рис. 3.10. Из нее наглядно видно, что рубиновый лазер работает по трехуровневой схеме. Обозначения для рис.10: wi,j – вероятности переходов с уровня i на уровень j (i,j = 1,2,3); = 1/Аi,j – время жизни возбужденного иона на уровне i до его спонтанного перехода на уровень j. А – коэффициент Эйнштейна. Схема рис. 3.10 позволяет оценить, при каких условиях в ней возникает инверсная населенность между уровнями 2 и 1. Для этого надо составить скоростные уравнения, определяющие населенности каждого из этих уровней в процессе работы лазера. Обозначим через n1, n2 и n3 соответственно населенности уровней 1, 2 и 3. Тогда скоростные уравнения запишутся так: (3.17) (3.18) (3.19) Эта система уравнений сводится к одному уравнению при учете следующего: 1) n1 + n2 + n3 = no, где no – исходная концентрация активных центров (ионов Cr3+) в кристалле рубина; 2) n1 >> n3 так как вероятность излучательного перехода с уровня 3 в метастабильное состояние 2 много больше вероятности возбуждения иона из состояния 1 в состояние 3 (накачка), поэтому уровень 3 практически мгновенно очищается и населенность n3 можно считать постоянной Кроме того, выполняется условие: . , то есть вероятность спонтанного перехода с уровня 3 на уровень 1 много меньше вероятности перехода с уровня 3 на уровень 2. После соответствующих преобразований вместо системы (3.17) – (3.19) получаем одно уравнение: (3.20) Здесь разность населенностей на метастабильном уровне 2 и в основном состоянии 1. В стационарном режиме и соответственно (3.21) 79 Необходимое условие возникновения лазерной генерации выполняется, если (3.21a) Тогда (3.22) Это и есть необходимое условие получения лазерной генерации. Из него находят значение интенсивности накачки, обеспечивающей инверсную населенность, при которой возникает лазерная генерация. Генерация в рубиновом лазере возникает не сразу после включения накачки. Требуется некоторое время для протекания переходного процесса, в ходе которого нижний уровень обедняется настолько, что появляется инверсная населенность. Время переходного процесса находят из решения уравнения (3.20) и оно равно: (3.23) (здесь ). Оценки показывают, что пороговое значение инверсной населенности у рубина составляет а минимально необходимая накачка в идеальном случае равна ~3,1 Дж/см3. Но так как идеальный случай не реализуется, то практически эта энергия оказывается на 1,5 – 2 порядка выше. Лазеры на гранате и на стеклах с присадками неодима. Энергетические спектры граната и стекла с присадками неодима в основном совпадают. Схема уровней иона Nd3+ в этих средах представлена на рис. 3.11. Из основного состояния иона 4J9/2 осуществляется возбуждение в полосы накачки, откуда происходит быстрый переход ионов на метастабильный уровень 4F3/2, время жизни которого в случае YAG составляет 0,2 мс, а в случае стекла – 0,7 мс. Лазерный переход происходит между метастабильным уровнем и одним из нижележащих уровней 4J, но наиболее вероятен переход 4F3/2 = 1,06 мкм. Уровень 4 4 J11/2 с излучением на длине волны J11/2, в свою очередь, очищается за счет релаксации возбужденных ионов в основное состояние. 80 Эквивалентная схема энергетических уровней лазера представлена на рис. 3.12. Эта четырехуровневая схема дает наглядное представление о процессе образования инверсной населенности. Обозначения: w14 – вероятность возбуждения ионов излучением накачки; w32 – вероятность индуцированного излучения на частоте ; w21 и w12 – соответственно вероятности безизлучательных переходов между уровнями 1 и 2, причем (3.23a) = 1/А43 – время жизни уровня 4, определяемое релаксацией частиц на уровень 3; =1/А32 – время жизни метастабильного состояния. Населенности уровней определяются следующей системой уравнений: (3.24) (3.25) (3.26) Эти уравнения упрощаются в предположении, что на уровне 4 не происходит накопление частиц, то есть, что выполняется условие: << A43, откуда следует, что n14<< n1, dn4/dt = 0. Тогда 81 (3.28) (3.29) (3.30) Для стационарного режима при выполнении условия из решения системы уравнений (3.28) – (3.30) находится условие инверсной населенности между уровнями , определяемое неравенством: (3.31) 3.7. ПУТИ СОЗДАНИЯ МОЩНЫХ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ Выбор направления. Повышение мощности (энергии) лазерного излучения представляется важнейшей технической задачей. Но при решении этой задачи приходится учитывать дополнительные требования к качеству излучения, то есть к его модовому составу, поляризованности и, в конечном счете, к расходимости луча. В случае импульсного излучения добавляются требования к длительности и форме импульса. Поясню эти требования частным примером. Процесс резания материалов (дерева, листов металла и др.) требует не только достаточно большой мощности (энергии) излучения, но также обеспечения узкого и ровного реза. Для этого необходимо сфокусировать на материале лазерный луч в малоразмерное пятно, что осуществляется с помощью линзы. Минимальный размер пятна в фокусе линзы при прочих равных условиях определяется модовым составом излучения. Наилучшие результаты дает одномодовая структура излучения. Тогда не только обеспечивается тонкий качественный рез, но существенно повышается плотность энергии в пятне, благодаря чему снижаются требования к энергетике лазера. В мощных твердотельных лазерах обе задачи – повышения мощности (энергии) луча и обеспечения при этом качественного состава излучения – решаются путем построения многокаскадных систем. Такие системы содержат три основные составляющие: задающий генератор (ЗГ), элементы формирования пространственновременной структуры луча и усилитель. Усилитель, в свою очередь, может 82 представлять собой многокаскадную систему, состоящую из предусилителей и оконечных усилителей. Задающий генератор, как правило, делается маломощным, но именно он решает задачу получения излучения необходимого качества. В усилительных каскадах мощность (энергия) наращивается при сохранении заданной структуры излучения. Ограничение выходной мощности, в конечном счете, определяется лучевой стойкостью активных элементов и оптического резонатора. Задающий генератор. Это первый каскад многокаскадной системы. Как было сказано, именно он определяет качественные характеристики генерируемого излучения. Без принятия специальных мер в твердотельном генераторе возникает режим свободной генерации, осциллограмма которого представлена на рис. 3.13. В случае активного стержня из стекла с неодимом длительность генерируемого импульса составляет от 0,1 до 10 мс. Состав излучения заведомо многомодовый. Но именно в таком режиме от одного стержня достаточно большого размера получают генерацию с энергией в импульсе порядка нескольких килоджоулей. Таким образом, без принятия специальных мер ЗГ работает в режиме свободной генерации, и выходной луч имеет многопичковую многомодовую структуру. Для обработки материалов это - наихудший вариант. Чтобы улучшить структуру луча в ЗГ используют модуляцию добротности, селекцию и синхронизацию мод. Этого добиваются практически мгновенным просветлением модулирующего элемента. Порог генерации снижается, и накопленная энергия возбужденных ионов выделяется в коротком интенсивном импульсе лазерного излучения ("гигантский импульс"). В качестве элементов, модулирующих добротность оптического резонатора, используют: 1)электрические затворы – ячейки Поккельса или Керра; 2) механические затворы; 3) акустические затворы; 4) насыщающиеся поглотители. Подробности, касающиеся принципа работы и устройства таких элементов, приводятся в специализированной литературе. Твердотельный ЗГ с модуляцией добротности работает в одном из двух режимов: 1)импульсный режим с импульсной накачкой; 2) импульснопериодический режим с непрерывной накачкой. В импульсном режиме для получения модуляции добротности применяют электрооптические и механические затворы, насыщающиеся поглотители. В импульсно-периодическом режиме – механические и акустооптические затворы. Селекция мод. Тенденция твердотельного лазера генерировать многомодовое излучение определяется следующими обстоятельствами. Ширина контура усиления в таких лазерах достигает значений на уровне несколько сотен ГГц. Это намного больше межмодовых расстояний, равных с/2L, где L – длина резонатора. Эти расстояния порядка сотен МГц. В таких условиях линия уширения допускает возникновение множества мод. Для получения генерации на одной поперечной моде низшего порядка (ТЕМо) на оси резонатора помещают диафрагму, радиус отверстия которой подбирается таким, чтобы для мод более высокого порядка потери бы заметно возрастали, а для выделяемой моды они оставались бы попрежнему низкими. Другой способ подавления нежелательных поперечных мод – использование неустойчивого резонатора с такими параметрами, чтобы эквивалентное число Френеля 83 оказалось полуцелым. Тогда возникает большое различие в потерях мод высшего и низшего порядков, и генерирование первых становится невозможным. Вторая задача – селекция продольных мод – решается более сложными техническими средствами. Например, внутри резонатора размещают один или несколько интерферометров Фабри-Перо, расстояние между отражающими поверхностями у которых L1 много меньше длины резонатора L. Оценки показывают, что выбор значения L1 определяется двумя условиями: (3.32) где nr – показатель преломления эталона, – ширина контура усиления, F – резкость эталона, со – скорость света в среде эталона. Первое из условий (3.32) определяет верхний предел длины эталона, а второе – нижний. Одновременное выполнение обоих условий возможно лишь в случае, когда (3.34) При невыполнении такого условия прибегают к использованию еще одного или нескольких эталонов Фабри-Перо. Условие генерирования одной продольной моды при использовании двух интерферометров таково: (3.35) Обычно значения F порядка 30, а nr ~ 1,5. В случаях, когда необходимо получить очень мощные короткие и сверхкороткие импульсы излучения (10–9 – 10–15 с) используют процессы синхронизации мод и укорочения длительности импульса. Оба процесса связаны с нелинейными преобразованиями. Тогда в схему ЗГ добавляются соответствующие оптические нелинейные элементы, подробности их устройства и функционирования выходят за рамки данной книги. Любые усилия по подавлению продольных мод и по формированию импульсов излучения нужной формы и длительности сопряжены со значительными потерями энергии по сравнению с режимом свободной генерации. Поэтому ЗГ, как правило, создаются маломощными и последующее наращивание мощности и энергии осуществляется в усилительных каскадах. 3.8. ОПТИЧЕСКИЕ УСИЛИТЕЛИ Проходящее через оптическую среду излучение взаимодействует с ней и плотность энергии луча на выходе оказывается иной, чем на входе. Постараемся описать взаимодействие света (частоты ) со средой, пренебрегая эффектами рассеяния. Пусть ось Х направлена вдоль оси входящего в среду луча. Обозначим: – плотность лучистой энергии; I – интенсивность (плотность мощности) луча; n2, n1 – населенности соответственно верхнего и нижнего лазерных уровней (энергия перехода h ); с – 84 скорость света в среде. Скорость изменения плотности энергии в распространяющейся бегущей волне определяется соотношением: (3.36) Здесь g1, g2 – статвеса нижнего и верхнего уровней, В12 – эйнштейновский коэффициент перехода 1 2, – лоренцовская ширина линии поглощения (излучения). В случае больцмановского распределения населенностей выполняется условие: и Этот случай соответствует поглощению излучения средой. Коэффициент поглощения равен: (3.37) (3.38) Коэффициент принимает отрицательное коэффициентом усиления, при условии, что значение, то есть становится . Процесс усиления луча, распространяющегося в активной лазерной среде, описывается в простейшем случае решением соответствующих скоростных уравнений для двухуровневой системы. Обозначим через Ф(х,t) плотность фотонов в среде, где инверсная населенность между уровнями 1 и 2 равна: обозначим через = n2 – n1, поперечное сечение поглощения (усиления) , а коэффициент неактивных потерь – через фотонов в импульсе в момент времени . Полное число , прошедших через единичное сечение усилителя с координатой в точке х: (3.39) Искомое уравнение, определяющее изменение числа фотонов при прохождении лазерного луча через активную среду усилителя: (3.40) где = (х, t=0) – инверсная населенность к моменту начала усиления. С учетом того, что (3.40a) 85 уравнение (3.40) преобразуется к виду: (3.41) Уравнение (3.41) решается численными методами. В предельных же случаях оно обеспечивает получение аналитических решений, позволяющих провести качественный анализ процесса усиления оптического сигнала. При малых плотностях излучения (слабый сигнал), когда exp , решение уравнения (3.41) получают в виде (3.42) где F0 – число фотонов в импульсе на входе в среду. Итак, слабый сигнал экспоненциально усиливается по мере прохождения через активную среду (режим линейного усиления). Для задач, рассматриваемых в книге, важнее другой крайний случай, когда значение F(x) велико (сильный сигнал). Тогда 0 и уравнение (3.41) преобразуется к (3.43) Его решение: (3.44) Решение показывает, что с ростом х значение F(x) стремится к пределу, равному . . Этот предел определяет уровень насыщения числа фотонов в импульсе. Этот вывод справедлив и для 4-х уровневой схемы при замене в (3.44) множителя 2 на 1. Максимально достижимая плотность энергии в усилителе определяется значениями потерь и инверсной населенности энергии на уровне 2,5 Дж/см3 и . Для рубина при запасаемой в инверсной среде = 0,02 см–1 максимально достижимая плотность энергии усиливаемого сигнала составит не более 63 Дж/см 2. Для неодимового стекла при запасаемой энергии 1 Дж/см3 и = 0,003 см–1 максимальная плотность энергии усиливаемого сигнала не превышает ~333 Дж/см2. Лучевая стойкость неодимового стекла в режиме свободной генерации примерно того же порядка. При построении многокаскадного твердотельного лазера число каскадов, их геометрия, выбираемые подсистемы формирования пространственно-временной структуры луча определяются факторами, накладывающими ограничения на возможность наращивания мощности в процессе усиления. Основные факторы, ограничивающие возможности усилительного каскада, следующие. Суперлюминесценция и самовозбуждение. В современных мощных лазерных установках коэффициент усиления достигает значений 107 – 108. Но при усилении, превышающем ~5.102 возникают такие неприятные эффекты, как суперлюминесценция 86 и самовозбуждение. Их суть состоит в том, что еще до прихода полезного сигнала от ЗГ усилитель сбрасывает накопленную энергию возбуждения ионов, что срывает процесс усиления. Чтобы нейтрализовать эти явления усилитель, во-первых, разделяется на несколько каскадов, коэффициент усиления каждого из которых не превышает критического значения. Во-вторых, каскады разделяются светозатворами, осуществляющими их оптическую развязку в период отсутствия полезного сигнала, но открывающихся в момент его прихода. В качестве светозатворов применяют ячейки Поккельса (ЯП) и ячейки Фарадея (ЯФ). Рабочим элементом ЯП служит нелинейный кристалл, например, DKDP. Наибольшая световая апертура такого кристалла не превышает 8 см. Это накладывает ограничения на возможности его использования в лазерных системах. Другой недостаток таких кристаллов – пропускание излучения, как в прямом, так и в обратном направлениях. В результате в усилительный тракт могут случайно попасть отраженные от мишени блики лазерного луча. Их прохождение по тракту в обратном направлении приведет к их усилению и к разрушению ими оптических элементов, не рассчитанных на работу с мощными сигналами. В многокаскадных усилителях ЯП используются как оптические развязки в самых первых после ЗГ относительно маломощных усилительных каскадах, называемых каскадами предусиления. ЯП – это электрооптическая ячейка. На боковые грани кристалла наносятся напылением проводящие слои, к которым подводится высокое электрическое напряжение. Включение или снятие электрического поля сопровождается возникновением непрозрачности или возвратом к прозрачности кристалла на длине волны лазерного излучения. Ячейки Фарадея в качестве оптического элемента используют магнитооптические стекла, прозрачность или непрозрачность которых зависит от присутствия или снятия внешнего магнитного поля. Световая апертура ЯФ может иметь значительные размеры. Например, в мощной американской установке для лазерного термоядерного синтеза «Нова» используются ЯФ с апертурой до 30 см при толщине стекла ~2 см. Магнитооптические стекла в режиме прозрачности пропускают излучение только в прямом направлении. Но эти ячейки потребляют значительные количества электроэнергии, что следует рассматривать как их недостаток. В той же установке «Нова» на питание ЯФ тратится до 10% всей весьма значительной потребляемой электроэнергии. Кроме того, в стекле стимулируется развитие самофокусировки, и для ее предотвращения требуется принятие специальных мер. Вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна (ВРМБ). Этот эффект проявляется и имеет заметные последствия при очень высоких плотностях мощности излучения и при длительностях светового импульса, превышающих 10 нс. Борьба с ВРМБ осуществляется уменьшением длины активной среды каскада, в оптимальном случае до 30 см. Самофокусировка и самодефокусировка. Диэлектрическая проницаемость и показатель преломления активной твердотельной среды зависят от напряженности электрической составляющей электромагнитного поля. В лазерном луче распределение напряженности поля в поперечном сечении неоднородно - оно максимально в центре пучка и спадает к периферии обычно по гауссовскому закону. Соответственно неоднороден и коэффициент преломления по сечению. При условии луч будет сжиматься к оси, то есть самофокусироваться, а при распространяться к периферии, то есть самодефокусироваться. Различают крупномасштабную (КМС) и мелкомасштабную (ММС) самофокусировку. При КМС концентрации поля в области максимальной интенсивности луча сопутствует обратный эффект – расфокусировка луча из-за дифракции. Существует критическое значение интенсивности (плотности мощности), при которой дифракционное 87 расплывание полностью компенсируется нелинейной рефракцией. Для стекла Iкр ~ 2 3 МВт/см2. При условии I > Iкр лазерные пучки фокусируются, а при I < Iкр дефокусируются. КМС наблюдается, когда выполняется условие: . При более высоких значениях интенсивности проявляются неустойчивости структуры пучка в локальных участках, называемые ММС. Неустойчивости структуры этого типа доминируют в области, в которой I превышает I кр в 104 107 раза. Протяженность возникающих локальных возмущений достигает примерно семи сантиметров при диаметре 0,5 мм. ММС ограничивает возможности повышения мощности усилителей. Интенсивность локальных возмущений зависит от конструкции усилителя, от присутствия в активном теле посторонних включений, от степени неоднородности и пространственного профиля самого пучка, а также от некоторых других обстоятельств. Характерные проявления ММС: уменьшение яркости лазерного луча из-за рассеяния света на большие углы; разрушение локальных участков стекла, образование в них "треков самофокусировки" в результате чрезмерной концентрации мощности. Так, при диаметре треков 3 10 мкм локальная интенсивность в них достигает ~3.1012 Вт/см2, что превышает лучевую прочность стекла. Методы борьбы: 1) уменьшение нелинейного показателя преломления стекла; 2) использование пучков с большой апертурой (устраняет КМС); 3) ограничение длины активной нелинейной среды с одновременным повышением коэффициента усиления; 4) использование фазовых эффектов, для чего применяют оптические ретрансляторы, одновременно выполняющие функцию телескопа. По мере прохождения сигнала от ЗГ через усилительные каскады и нарастания мощности, необходимо расширять пучок и увеличивать апертуру каскадов. Этого требуют не только соображения, связанные с устранением возмущений типа КСМ, но и ограничения, накладываемые лучевой стойкостью активных элементов. Например, в упоминавшейся системе «Нова» выходной усилительный каскад имеет апертуру 46 см. Энергия в импульсе достигает 10-12 кДж при длительности 2,5 нс. В мощных усилительных каскадах применяют активные элементы двух разновидностей. Это либо цилиндрический стержень диаметром до 12 см, либо пластина с максимальной апертурой 4,5 см на 20 см. Увеличение диаметра стержня ограничивается технологическими возможностями качественного его изготовления, а также пределом плотности энергии накачки, которая с ростом диаметра растет квадратично. Коэффициент усиления определяется соотношением: ~ 0,2 D–0,57 см-1, где D – диаметр стержня. Следовательно, с ростом диаметра коэффициент усиления уменьшается. Ограничения на диаметр связаны также с угрозой возникновения суперлюминесценции и с появлением паразитных мод. Достоинства цилиндрических активных элементов – высокая эффективность накачки, компактность, надежность. Недостатки – неоднородное распределение коэффициента усиления по сечению, деполяризация и искажение волнового фронта в импульсно-периодическом режиме работы (относится к YAG), большой перепад температур в стержне и ограничение его диаметра. Апертура пластинчатых активных элементов ограничивается также технологическими возможностями и предельно допустимой плотностью энергии. Коэффициент усиления в пластине обратно пропорционален наибольшему ее размеру, то есть он уменьшается с увеличением 88 этого размера. К достоинству пластин следует отнести то, что у них деполяризация протекает слабее, чем у стержней, а также уменьшаются термооптические искажения. Недостатки – высокие требования к качеству боковых поверхностей, что требует дополнительных затрат, и некомпактность аппаратуры, в которой используются такие элементы. Различают три класса усилителей: 1) однопроходные усилители бегущей волны; 2)многопроходные усилители; 3) регенеративные усилители. Рассмотрим особенности усилителей каждого класса. Предусилительные каскады, работающие в режиме линейного усиления, выгоднее делать с относительно малыми апертурами, но у мощных оконечных каскадов, работающих в нелинейном режиме усиления, апертуру необходимо существенно увеличивать, одновременно увеличивая сечение лазерного луча. Принцип построения мощного многокаскадного твердотельного лазера с однопроходным усилителем рассмотрим на конкретном примере. Типичная оптическая схема такого лазера показана на рис. 3.15. Обсудим особенности отдельных элементов лазера. Система формирования пространственно-временной структуры импульса объединяет входящие в ЗГ оптические элементы, обеспечивающие модуляцию добротности, селекцию мод и, если необходимо, синхронизацию мод. Вне резонатора ЗГ элементами этой системы служат пространственные фильтры, ретрансляторы, оптические затворы, преобразователи частоты излучения, система фокусировки луча. Оптический ретранслятор помещается между усилительными каскадами и обычно выполняет две функции: расширяет световой пучок и обеспечивает согласованный переход от усилительных каскадов с относительно малой апертурой к каскадам с последовательно возрастающими апертурами. Расширение пучка попутно обеспечивает выравнивание распредеделения интенсивности по сечению и подавляет КМС. Обычно оптический ретранслятор выполняется по схеме телескопа Кеплера, как это представлено на рис. 3.16. 89 При относительно низких уровнях мощности применяют воздушный ретранслятор, но при больших мощностях может произойти пробой воздуха в общем фокусе двух линз, и тогда применяют вакуумные ретрансляторы. Коэффициент расширения пучка ретранслятором не превышает 1,5. Пространственный фильтр используется для селекции нарастающих в нелинейной среде возмущений в дальней зоне. Это эффективное средство подавления ММС. Пространственный фильтр в целом выглядит как ретранслятор, у которого в общем фокусе линз устанавливается диафрагма с рассчитанным диаметром отверстия. Диаметр отверстия диафрагмы d определяется условием: , где возмущение. В – угол к оси основного пучка, в который распространяется случае фосфатного стекла , что много больше дифракционной расходимости луча. Наглядное представление о функции пространственного фильтра дает экспериментальный график, представленный на рис. 3.17. По оси абсцисс отложена средняя плотность энергии импульса длительностью 0,2 нс на выходе двухкаскадного усилителя. Каждый каскад – элемент из фосфатного стекла длиной 30 см. По оси ординат отложена доля энергии, содержащаяся в угле =5 , где – угол дифракционной расходимости. Кривая 1 получена при отсутствии пространственного фильтра, а кривая 2 – при постановке фильтра с полосой пропускания = 10-3 радиан. В многокаскадном усилителе, где число пространственных фильтров больше двух, сами фильтры начинают вносить возмущение из-за дифракции луча на диафрагмах. Для устранения таких возмущений сужают полосу пропускания последовательно расположенных фильтров. Многопроходный оптический усилитель. Для более полного использования активной усилительной среды применяют многократное прохождение светового луча через эту среду. Преимущества многопроходных схем перед однопроходными: 1)отпадает нужда в предусилителях; 2) повышается эффективность съема энергии; 3)возможность использования эффекта обращения волнового фронта для коррекции фазовых искажений. На рис. 3.18а представлен простейший вариант – двухпроходный оптический усилитель, работающий в режиме линейного усиления. 90 При увеличении числа проходов нарастают сложности. Прежде всего, возникает угроза суперлюминесценции, и для борьбы с ней устанавливаются светозатворы, как это видно из схемы рис.3.18б. Применение нескольких светозатворов создает проблему синхронного управления ими. Далее, в неизбежно возникающем режиме нелинейного усиления плотность энергии световых импульсов становится близкой к насыщению или к порогу разрушения материала активного элемента. Необходимо с каждым новым проходом расширять сечение луча. В оптическую схему приходится вводить телескоп, что резко увеличивает сложность конструкции и ее стоимость. Вместо телескопа можно использовать криволинейные зеркала, как это показано на рис. 3.18в. Но такая схема скорее напоминает совмещение задающего генератора с неустойчивым резонатором (центральная часть усилителя) с двумя усилителями, занимающими периферию. Остается добавить, что во всех вариантах многопроходного усилителя возникают проблемы оптической накачки активных элементов. Регенеративный оптический усилитель. Его отличительная особенность – использование зеркал оптического резонатора, обеспечивающих положительную обратную связь. При этом режим оптической накачки и параметры резонатора выбираются такими, чтобы условие самовозбуждения не выполнялись и усилитель находился бы в подкритическом состоянии. Приход сигнала с требуемой длиной волны и необходимым уровнем интенсивности выводит систему из подкритического состояния и инициирует в ней генерацию (регенерацию) мощного импульса, длительность и форма которого соответствуют параметрам усиливаемого сигнала. Схема регенеративного усилителя представлена на рис.3.19. Возможны и иные варианты его оформления, в частности, с использованием резонатора телескопического типа. Такой резонатор позволяет не только усилить, но и увеличить поперечное сечение луча, проходящего через активную среду. Регенеративные усилители целесообразно использовать для усиления слабого непрерывного сигнала или импульса большой длительности. Таким образом, создание мощных твердотельных лазеров представляется достаточно сложной задачей. Однако во всей своей сложности такая задача возникает в тех случаях, когда желательно получить энергии в импульсе порядка сотен килоджоулей, как, например, в работах, связанных с лазерным термоядерным синтезом. В лазерных станках, предназначенных для обработки материалов, обычно оказывается достаточно ограничиться энергиями в импульсе порядка единиц килоджоулей, а иногда и меньше. Задача существенно упрощается, хотя и требует 91 определенных усилий. Так, лазеры на рубине используют для пробивки отверстий, в частности, в алмазах. Здесь достаточна работа в режиме одиночных импульсов, при этом не требуются усилительные каскады, но предъявляются повышенные требования к модовому составу излучения. Для «силовой» обработки металлов и диэлектриков – резания, сварки, термической обработки поверхностей и других –, режимы одиночных импульсов, как правило, неприемлемы. ЧАСТЬ ЧЕТВЕРТАЯ ОСОБЕННОСТИ ВОЗДЕЙСТВИЯ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА КОНСТРУКТИВНЫЕ МАТЕРИАЛЫ 4.1. ФАКТОРЫ ВОЗДЕЙСТВИЯ В разделе Введение говорилось, что особенности лазерного лучевого воздействия на конструктивные материалы, обеспечивающего протекание так называемых «силовых» технологических процессов (резание, сварка, поверхностная закалка, очистка поверхностей и некоторые другие) требует значительных энергетических затрат. Величина таких затрат определяется тем, что каждый подобный процесс может протекать лишь в условиях, когда плотность энергии в пятне облучения превышает определенное пороговое значение. Порог не является универсальной величиной, он зависит от обрабатываемого материала, от параметров лазерного луча – длины волны, размеров пятна облучения на поверхности изделия, режима воздействия (непрерывного, частотно-импульсного или импульсного), от условий, в которых протекает процесс (в атмосфере, в нейтральной, окислительной или восстановительной среде) и т.д. Подготовка любого технологического процесса с применением лучевого лазерного инструмента для обработки конкретного изделия требует индивидуальной разработки этого процесса. В основе такой разработки присутствует знание физических факторов воздействия высокоэнергетического лазерного излучения на вещество, и знание результатов экспериментальных исследований зависимости порога плотности энергии от различных факторов. Физические факторы воздействия. Прежде всего, отмечается тепловое воздействие лазерного луча на материалы. Падающий на поверхность объекта луч частично отражается и частично поглощается, проникая на определенную глубину внутрь образца. Протекание этих процессов зависит от оптических свойств материала, от состояния самой поверхности, от длины волны, длительности импульса и интенсивности лазерного луча. В зависимости от исходных свойств оптическую среду рассматривают как прозрачную, частично прозрачную или полностью непрозрачную для излучения данной длины волны. В общем случае различают поверхности, которые хорошо отражают лазерный луч (например, при высоком качестве полировки металлической поверхности), либо плохо отражающие. В случае идеально прозрачной среды или идеально отражающей поверхности взаимодействие лазерного излучения с образцом не произойдет. Но реальные среды никогда не бывают идеальными, и в любом варианте какая-то часть падающего излучения поглотится материалом, вызвав его нагрев и частичное испарение. В середине 70-х годов А.М.Прохоров с сотрудниками предложил первую теорию теплового воздействия лазерного луча на материалы. Согласно этой теории поток частиц пара с поверхности j оказывается пропорциональным плотности поглощенной лучевой мощности: 92 (4.1) R – коэффициент отражения поверхности, М – масса атома (молекулы) пара, q – удельная теплоемкость испарения вещества объекта. Соответственно концентрация N частиц пара у поверхности равна: (4.2) Здесь u – скорость звука в паре при критической температуре Т ~ Ткр Изделия, хорошо отражающие излучение на данной длине волны, называют зеркалами. Зеркало – это оптическое устройство, коэффициент отражения поверхности которого R выше 0,95. Основные области применения зеркал – оптические резонаторы лазеров и оптические схемы, используемые вне резонаторов для изменения направления распространения лазерного луча. Хотя существующие технологии изготовления зеркал обеспечивают чрезвычайно высокие коэффициенты отражения луча, в случае мощных лучевых потоков даже, казалось бы, очень небольшая доля потерь лучистой энергии при отражении ведет к сильнейшим тепловым воздействиям, снижающим с течением времени качество поверхности зеркала. Отсюда возникает понятие лучевой стойкости зеркала, борьба за повышение которой требует серьезных усилий. Однако нам нет необходимости отвлекаться на эту проблему, так как силовые воздействия, как правило, осуществляются на объекты, поверхности которых сильно поглощают падающие лучевые потоки. Иначе говоря, в первом приближении коэффициент отражения у таких поверхностей близок к нулю, а (1 – R) ~ 1. В рассмотрении подобных случаев заложен глубокий смысл. Как показывают исследования, поглощение на поверхности не распределено равномерно и места с относительно малым поглощением чередуются с центрами полного поглощения. Для развития испарения важны именно такие центры, а не средний по поверхности коэффициент поглощения материала. Далее в теории Прохорова и сотрудников было показано, что появление пара у поверхности способно привести к развитию низкопорогового пробоя. До появления лазеров физики изучали пробой газов в сильном электрическом поле, но не сталкивались с пробоем газа оптическим излучением. И это не удивительно, ведь, например, пробой атмосферного воздуха в электромагнитном поле оптического излучения может произойти лишь при напряженности электрического компонента такого поля порядка 107 В/см, в то время как в постоянном электрическом поле пробой воздуха происходит при 3.104 В/см. В конце 1962 года группа американских исследователей осуществила модуляцию добротности рубинового лазера и наблюдала пробой атмосферного воздуха гигантским импульсом. Это был первый случай наблюдения лазерной искры, вызванной оптическим пробоем воздуха, и сообщение о нем произвело настоящую сенсацию. Детальное обсуждение теоретических и экспериментальных данных о пробое газов электромагнитными излучениями содержится в известной монографии профессора Ю.П. Райзера [25]. Для понимания процесса взаимодействия лазерного импульса с материалами важно то, что после появления около облучаемой поверхности достаточно плотных паров вещества в них может развиться пробой, сопровождаемый образованием плазмы и некоторыми другими явлениями. Итак, модель взаимодействия лазерного 93 луча с поверхностью материала представляется в следующем интенсивность луча I превысит некоторое пороговое значение виде. Если , то процесс испарения вещества протекает лавинообразно, у поверхности почти мгновенно появляется слой плотного пара, глубина которого в первом приближении того же порядка, что и диаметр пятна облучения. Этот процесс получил название режима развитого испарения. Например, для СО2 лазера порог интенсивности развитого испарения определяется условием: (4.3) где q – удельная теплота испарения поверхностного слоя, n – его плотность, t – время , облучения, а – коэффициент поглощения. Типичный случай: а~ 103 см–1, t ~ 10 пара у –6 с, тогда поверхности Расчеты показывают, что плотность , а температура достаточно высока, чтобы термическим путем довести степень ионизации пара примерно до значения 10 -4. Таким образом, исходная концентрация заряженных частиц очень высокая, порядка 1016 см-3. В таких условиях пробой пара может произойти при относительно низких значениях интенсивности лазерного луча, намного более низких, чем в воздухе при отсутствии твердой поверхности. В любом газе, в том числе и в воздухе, оптический пробой, как уже говорилось, происходит при высоких интенсивностях излучения. Порог пробоя зависит от длины волны излучения, от рода газа, от давления и еще некоторых факторов. При прочих равных условиях пороговая интенсивность пробоя примерно обратно пропорциональна квадрату длины волны. Так, атмосферный воздух пробивается при интенсивности луча СО2лазера (10,6 мкм) порядка 109 Вт/см2, при интенсивности химического лазера (~3 мкм) ~1010 Вт/см2 и при интенсивности неодимового лазера (1,06 мкм) порядка 1011Вт/см2. Излучение СО2 лазера интенсивностью 106– 107 Вт/см2 неспособно вызвать пробой воздуха у поверхности объекта, но оно вызовет режим развитого испарения, а в образовавшемся плотном ионизованном паре порог пробоя снижается на 2 – 3 порядка по сравнению с воздухом. Затем пробой перекидывается на окружающий воздух. Это явление впервые было обнаружено в 1973 году, и под названием "низкопороговый пробой у поверхности твердого тела". О нем сообщила группа А.Прохорова в «ЖЭТФ». Описанная модель взаимодействия позволяет сделать вывод, что только СО2 лазер способен вызвать оптический пробой у поверхности материала при столь низких интенсивностях луча. Лазеры с более короткими длинами волн вызовут пробой при интенсивностях на 1-2 порядка более высоких. Открытие эффекта низкопорогового пробоя пара у поверхности твердого тела имело два важных следствия. Во-первых, было наглядно показано, что в процесс воздействия лазерного луча на материалы активно вторгается плазма, способная экранировать эту поверхность от излучения и снижать эффективность прямого действия луча на объект. Во-вторых, сама плазма создает интенсивное оптическое излучение в широком диапазоне длин волн, становясь источником вторичного воздействия на обрабатываемые материалы. 94 Фактор теплового воздействия лазерного излучения на материалы осуществляется либо в непрерывном, либо в частотно-импульсном режимах воздействия. Еще один фактор прямого воздействия проявляется в импульсном режиме. При очень коротком времени воздействия на изделие сильноточного лазерного импульса происходит выброс мощной струи пара в направлении, перпендикулярном к плоскости поверхности. В результате возникает импульс отдачи, способный вызвать отброс незакрепленного изделия или деформацию его поверхности. Величина импульса отдачи растет с ростом интенсивности лазерного импульса, она зависит от материала, от длительности импульса воздействия, от размеров пятна облучения. Эксперименты показали, что при прочих равных условиях импульс отдачи не может расти беспредельно, на определенном рубеже интенсивности луча пары материала возникают в ионизованном состоянии, т.е. в виде плазмы, прерывающей доступ части лазерного потока к поверхности. Величина импульса отдачи насыщается, и дальнейший рост интенсивности луча на эту величину не оказывает влияния. Само по себе знание факторов лазерного воздействия на материалы конкретизируется лишь в случае, когда известен характер зависимостей пороговых значений плотности энергии (мощности) в пятне облучения на протекание конкретных технологических процессов обработки материалов. Пока остаются неясными пути, на которых может быть создана единая теория взаимодействия лазерного луча с различными материалами в различных условиях. Выяснение характера зависимостей пороговых значений плотности энергии, обеспечивающих возможность обработки тех или иных материалов лазерным воздействием, осуществляется экспериментально. Здесь будут рассмотрены основные результаты экспериментальных исследований воздействия мощного лазерного излучения на материалы в рамках их технологических приложений, в основном осуществленные в НПО "Астрофизика". 4.2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ЗАВИСИМОСТЕЙ ПОРОГОВОЙ ПЛОТНОСТИ МОЩНОСТИ ОТ ФАКТОРОВ ВОЗДЕЙСТВИЯ На основании сказанного выше следует вывод, что основным фактором, обеспечивающим силовую обработку материалов, является тепловое воздействие лазерного луча на поверхность изделия при условии, что плотность энергии в пятне облучения превысит определенное для данных условий пороговое значение, при котором начнется процесс интенсивного испарения материала. Если воздействие осуществляется излучением с длиной волны 10,6 мкм (СО2 лазер), то глубина проникновения поглощаемого луча в непрозрачный материал составляет всего 1-2 мкм. Путем фокусировки луча на поверхности в пятно порядка 1мм нетрудно достичь необходимого эффекта даже при сравнительно небольших мощностях используемого лазера. В случае более коротковолнового излучения, например, 1,06 мкм (лазер на алюмоиттриевом гранате с присадкой неодима) глубина проникновения луча в среду увеличивается, соответственно возрастает величина пороговой плотности. Однако для дальнейшего углубления разреза следует убирать выделяющиеся пары материала. С этой целью осуществляется непрерывный продув места обработки материала, например, нейтральным газом – азотом или аргоном. Тогда пойдет процесс послойного испарения материала и удаления возникающих паров вплоть до образования разреза нужной глубины. Такой процесс требует определенного времени, и для его ускорения приходится повышать плотность энергии в пятне облучения намного выше порогового значения. Для проведения процесса сварки необходимо обеспечить расплавление, но не испарение материала, который должен равномерно заполнить свариваемый шов. Такой процесс также необходимо проводить в атмосфере нейтрального газа. Скорость 95 движения лазерного луча вдоль шва будет зависеть от плотности энергии в пятне облучения, поэтому и здесь стремятся повысить эту величину. Однако при повышении плотности энергии выше определенного значения образующиеся пары материала начинают вырываться в форме плазмы еще до окончания протекающего процесса резания или сварки. Плазма экранирует обрабатываемую поверхность, прекращая доступ к ней луча, что срывает протекание ведущегося процесса. Возникает второе пороговое значение плотности энергии в пятне облучения, превышение которого сопровождается образованием плазмы. В этой связи наиболее важной задачей становится определение второго порогового значения, а также характеристик возникающей плазмы и особенностей взаимодействия с ней лазерного луча. Такие исследования требуют наличия хорошо оснащенной экспериментальной базы, разработки непростых методик исследований и наличия квалифицированных исследователей, в совершенстве владеющих такими методиками. Здесь будут представлены проводившиеся в НПО «Астрофизика» исследования зависимостей пороговых значений плотности энергии, сопровождаемых возникновением приповерхностной плазмы, от характеристик лазерного луча и свойств обрабатываемых материалов. 1) ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ СТЕНД Перед экспериментальными исследованиями ставились следующие задачи: выяснить: - как зависит энергетический порог образования плазмы от размеров пятна облучения, от давления окружающего газа (воздуха), от длительности лазерного импульса, от длины волны излучения; - как протекает процесс развития возникающего лазерного факела у поверхности, какова его динамика; - каковы параметры плазмы, от чего они зависят и как меняются со временем; - как взаимодействует лазерный луч с образовавшейся плазмой. Упрощенная схема стенда для физических исследований в интересах указанных задач представлена на рис. 4.1. 96 Такие задачи удобнее решать с использованием достаточно энергетичного импульсного СО2 лазера. В основе стенда поставлен лазер, краткое описание которого приведено в главе 2.11 [7]. Выходная энергия в импульсе регулировалась в пределах от примерно 30 Дж до 800 Дж. Длительность излучаемого импульса порядка 2.10– 6 с. Часть исследований велась на стенде с непрерывным СО2 лазером мощностью порядка 1 кВт. Здесь исследовались процессы, протекаемые при осуществлении резания и сварки различных конструктивных материалов. Совместно с другими организациями выполнены измерения, определяющие зависимость энергетического порога от длины волны, для чего использовались лазеры, генерирующие излучения в более коротковолновых диапазонах, а так же использовались гармоники некоторых лазеров. 2) ИСПОЛЬЗОВАННЫЕ МЕТОДИКИ ИССЛЕДОВАНИЙ НА СТЕНДЕ. 1. Определялся весь комплекс параметров лазерного луча на выходе генератора и в пятне облучения на объекте: интегральная энергия в импульсе, распределение интенсивности во времени, расходимость луча, плотность энергии в пятне облучения, распределение плотности энергии по пятну. Все данные по регистрации процесса взаимодействия автоматически привязывались к плотности энергии луча в пятне. 2. Регистрировалось возникновение плазмы, динамика развития плазменного факела, его геометрия, размеры и их изменение во времени. Обеспечивалось временное разрешение на уровне 10–7 с. 3. Определялись основные параметры плазмы: концентрация электронов, яркостная и электронная температуры, спектральный состав, плотность излучения и изменение этих характеристик со временем. Для решения таких задач использовались разрешенные во вмени спектральные измерения. 97 4. Исследовалось взаимодействие лазерного луча с плазмой вообще и с плазмой, возникающей вблизи поверхности объекта в процессе воздействия на него лазерного импульса. В частности, подробно исследовалась степень экранирования плазмой излучения лазера и процессы пробоя нагретых паров материала лазерным лучом. 5.Исследовались магнитные поля, генерируемые находящимся в движении плазменным факелом. 6.С участием других подразделений «Астрофизики» изучались структурные и иные изменения поверхности материала под воздействием лазерного излучения. 7. Были разработаны и использовались методики определения лучевой стойкости и характера изменений, возникающих у кристаллических оптических материалов, приемников лучистых энергий и других приборов и материалов при их облучении, представлявших интерес для наших задач. Рассмотрим основные результаты исследований. 3) ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ ПОРОГ ОБРАЗОВАНИЯ ПЛАЗМЫ Возникающая плазма обнаруживает себя свечением. При постепенном повышении плотности энергии в пятне облучения регистрация появления свечения с помощью высокочувствительного приемника позволяет установить то значение плотности энергии, при котором возникла плазма. Статистическая обработка результатов регистрации свечения в серии повторных измерений устанавливает значение энергетического порога возникновения плазмы и точность его определения. Измерения выполнены для большого числа распространенных материалов, с которыми практически приходится иметь дело в процессах обработки. Установлена сильная зависимость порога от рода материала, от размеров пятна облучения, от длительности воздействующего лазерного импульса, от состояния поверхности материала [15]. а) Зависимость порога от размеров пятна облучения проявляется при малых пятнах, диаметры которых не превосходят нескольких миллиметров. В этом диапазоне наблюдается рост значения энергетического порога при уменьшении размеров пятна. Если диаметр пятна превышает примерно 1 см, то дальнейший рост размеров пятна не вызывает изменений значения порога. б) Значение порога образования плазмы растет при росте длительности воздействующего лазерного импульса. Этот эффект по-разному проявляется у разных материалов. Так, при увеличении длительности импульса от 1 до 10 мкс у стекол значение порога возрастает на 20%, а у дюралюминия – в 2 раза. в) Напыление пленочных покрытий на поверхность оптических стекол и кристаллических материалов (для просветления, увеличения коэффициента отражения или для защиты от влаги) существенно снижает порог. У металлических зеркал порог образования плазмы начинает заметно возрастать после того, как коэффициент отражения превысит значение 0,95. г) При многократном воздействии импульса на одно и то же место происходит очистка поверхности в случае металлов, что сопровождается повышением значения порога, либо идет процесс обугливания диэлектриков, что снижает порог. д) При воздействии на оптические стекла и пластмассы излучения СО 2 лазера в доплазменном режиме проявляется эффект матировки поверхности. Степень нарушения прозрачности материала зависит от числа повторных импульсов, воздействующих на один и тот же участок поверхности. Так, после первого импульса пропускание снижается не более чем на 20%, после второго – примерно на 40% и так до полной непрозрачности матового стекла. Матировка вызывается появлением сильных термических напряжений в тонком поверхностном слое стекла (порядка микрона), поглотившем излучение, приводящих при последующем быстром остывании к растрескиванию поверхности и образованию на ней системы "чешуек". 98 В качестве примера в таблице 4.1 приводятся значения энергетического порога образования плазмы Еп у четырех материалов, представителей четырех различных групп, при двух значениях длительности воздействующего импульса. Таблица 4.1 4) РАЗВИТИЕ ПЛАЗМЕННОГО ФАКЕЛА. Характерная особенность импульса СО2 лазера, как показано на рис. 4.2, состоит в том, что в нем различают две части: начальный пичок и относительно протяженный "хвост". Максимум пичка отличается стабильностью, он достигается через примерно 0,08 мкс после возникновения импульса. Плазменный факел также возникает с определенной задержкой по отношению к началу, но эта задержка td сильно зависит от плотности энергии лазерного импульса. Так, при плотностях энергии, близких к порогу возникновения плазмы, задержка максимальна и достигает 1 мкс. Это означает, что вблизи порога факел возникает на хвостовой части импульса. По мере увеличения плотности энергии время возникновения факела td экспоненциально убывает, стремясь к определенному предельному значению. Предельное значение проявляет зависимость от материала объекта и от длительности лазерного импульса. При длительностях импульса от 2 до 5 мкс предельное значение задержки появления факела слабо зависит от материала и примерно равно 0,1 мкс. Следовательно, по мере превышения пороговой плотности энергии лазерного импульса, момент возникновения плазмы перемещается от хвостовой части импульса сначала на задний склон пичка, а затем, пройдя вершину, переходит на верхнюю часть переднего фронта. Переход совершается при плотностях энергии порядка 10 Дж/см2. Время существования плазменного факела на полтора порядка и более превышает длительность лазерного импульса, вызвавшего его, и в среднем составляет примерно 100 мкс. Сразу после возникновения начинается расширение факела. Начальная скорость расширения самая высокая, затем она быстро убывает. Толчком к расширению служит процесс пробоя, при котором частицы образовавшейся плазмы получают значительную кинетическую энергию. Но к этому добавляются газодинамические процессы, которые в определенных условиях создают ударные волны в окружающем воздухе. Поэтому различают два режима расширения возникшего факела. Прежде чем рассмотреть эти режимы, отмечу, что начальная скорость расширения однозначно зависит от плотности мощности лазерного луча, и практически не зависит от материала поверхности, у которой возникает факел. Это выглядит несколько странно, так как исследованные материалы очень сильно отличаются по отражательной способности своих поверхностей, по коэффициенту 99 поглощения, по электрическим свойствам. Не наблюдается зависимость начальной скорости факела и от длительности импульса (в пределах от 2 до 10 мкс), хотя при изменении длительности сильно меняется форма импульса. Так, при длительности импульса меньше 1 мкс примерно 50% и более всей энергии импульса сосредоточено в пичке, при 2 мкс в пичке содержатся 25% энергии, а при 8 мкс – только 5%. Вся остальная энергия находится в хвостовой части. Можно считать, что в среднем пробой наступает при плотности мощности порядка 6 10 Вт/см2. При таких и несколько более высоких плотностях мощности реализуется первый режим расширения, получивший название режима дозвуковой радиационной волны. Начальная скорость движения светового фронта vо, согласно экспериментальным данным, апроксимируется степенной функцией: V0 = CIk (4.4) причем в интервале длительностей от 2 до 10 мкс показатель степени и коэффициент не меняются и равны: k = 2/3, C = (8,3 ± 0,4) 10 -5 если vо – в км/с, а I – в Вт/см2. Когда плотность мощности достигает ~ 2.107 Вт/см2, вместо режима радиационной волны скачком возникает режим детонационной волны. Его характерная черта – движение светового фронта с начальной скоростью, превышающей скорость звука. В этом случае физика процесса расширения отличается от случая радиационной волны, но на этих особенностях здесь останавливаться не будем. Теория детонационного режима предсказывает изменение зависимости скорости от плотности мощности I, она выражается следующим соотношением: (4.5) где g = 1,3 – эффективный показатель адиабаты, n = 2.10 –3 г/см 3 – плотность холодного воздуха. По мере расширения факела скорость движения переднего фронта световой волны быстро снижается. 5) КИНЕТИКА ФАКЕЛА И ПАРАМЕТРЫ ПЛАЗМЫ Состояние плазмы характеризуется концентрацией электронов ne, температурой Т (при условии локального термодинамического равновесия) или электронной температурой Те (если равновесие отсутствует), а излучательные свойства плазмы можно характеризовать яркостной температурой Тb. Эти параметры в случае плазмы лазерного факела меняются со временем, они максимальны в момент возникновения факела и быстро уменьшаются в ходе его распространения, особенно на завершающей стадии распада, то есть примерно через 50 – 80 мкс. Традиционно параметры плазмы определяются спектральными методами, а чтобы разрешить их измерения во времени необходимо обеспечить получение спектральных картинок за достаточно короткие временные промежутки. Сложность подобных измерений состоит не только в необходимости обеспечить регистрацию спектров за очень короткие времена, но и в трактовке полученных экспериментальных результатов. На эти результаты оказывает влияние состояние плазмы, которое при коротком времени существования может оказаться сильно неравновесным. Методика подобных измерений была тщательно отработана, что исключает неверную трактовку полученных результатов. Электронная концентрация находилась по штарковскому уширению двух первых линий бальмеровской серии водорода. Водород всегда присутствует в газовой смеси в 100 очень небольших количествах, а первые линии бальмеровской серии достаточно яркие, и они надежно регистрируются, что обеспечивает их разрешение во времени. Дополнительно выполнялись измерения уширения ионной линии азота 504,5 нм, вызываемого квадратичным штарк-эффектом. Используя данные всех трех измерений, получена зависимость электронной концентрации, и ее изменение во времени на протяжении от появления факела до 70-й микросекунды его существования. В указанном временном интервале получена эмпирическая зависимость электронной концентрации от времени, выраженная следующей формулой [16]: ne = 3,6 1017exp(- 0,033 t) (4.6) где ne – в см– 3, t – в мкс. Поскольку нами было установлено, что в лазерной плазме нарушено ионизационное равновесие, то температурные измерения свелись к определению электронной и яркостной температур. Электронная температура определялась по отношению интенсивностей двух ионных линий азота. Их удавалось надежно выделять только на протяжении первых 2,5 мкс существования факела. В это время Те слабо зависит от плотности энергии лазерного импульса, и примерно равна 2эВ. Яркостная температура определялась через измерения спектральной интенсивности излучения непрерывного спектра. Она зависит от плотности энергии лазерного импульса, и в интервале от 10 до 25 Дж/см2 менялась от 6 до 8,5 эВ. Зависимость от длины волны в интервале от примерно 450 до 530 нм слабая. Следует отметить, что приведенные данные получены в условиях, когда осуществлялся режим световой детонации. Для интересующих нас приложений более важен режим радиационной волны, протекающий при плотностях энергии, не слишком сильно отличающихся от порогового значения, то есть вблизи плотности мощности 106 Вт/см2 (от 2 до 5 Дж/см2). В таком режиме максимум яркостной температуры располагается на расстоянии 2 – 3 мм от поверхности. Сразу после завершения действия лазерного импульса яркостная температура факела достигает примерно 1 – 1,5 эВ и затем быстро снижается со временем. К 30-й микросекунде она не превышает 0,5 эВ, после чего спад замедляется, и "хвост" температуры тянется за пределы ~100 мкс. Интегральный спектр факела – это спектр паров материала поверхности образца, присутствие воздуха в нем незначительное. Но если развернуть спектр факела во времени, то обнаруживаются две разные стадии его развития. Это хорошо просматривается на примере стекла, в спектре паров которого ярко светится дублет натрия 588,99 – 589,59 нм. На протяжении первых 6 мкс (при длительности лазерного импульса 2 мкс) спектр факела – это спектр воздуха. Яркий дублет натрия возникает в спектре после указанного времени, спектр воздуха полностью вытесняется, и все последующее время вплоть до полного распада плазмы, то есть на протяжении 200 – 300 мкс пока различается дублет, свечение факела – это свечение паров материала поверхности. Именно длительная (хотя и не очень яркая) вторая стадия, вносит основной вклад в интегральный спектр свечения. Эти результаты качественно воспроизводились и в экспериментах с другими материалами, хотя время существования факела (от возникновения до распада) у металлов намного ниже и не превышает 50 мкс. Результаты экспериментов подтверждают, что пробой паров материала у поверхности сразу же перебрасывается на воздух. Возникает воздушная плазма, которая своим воздействием испаряет материал поверхности, и волна паров через небольшое время вытесняет из факела воздух [17]. В случае детонационного режима процесс протекает иначе. 101 6) ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ПЛАЗМОЙ Поскольку обработка материалов лазерным лучом, как правило, осуществляется не в воздухе, а в нейтральной газовой среде, то исследование его взаимодействия с плазмой проводилось в атмосфере аргона. Для оценки результатов эксперимента важно знать параметры аргоновой плазмы до прохождения через нее лазерного луча, то есть температуру, концентрацию заряженных частиц и яркостную температуру, и то, как меняется состояние плазмы при прохождении через нее луча. Эксперименты проводились с использованием излучений твердотельного (1,06 мкм) и СО 2 (10,6 мкм) лазеров. В экспериментах с твердотельным лазером источником плазмы служил аргоновый плазмотрон [18]. Начальная температура плазмы находилась по измерениям абсолютных интенсивностей излучения спектральных линий аргона, концентрация заряженных частиц рассчитывалась с использованием уравнения Саха и определялась по уширению присутствовавшей в спектре первой линии бальмеровской серии водорода. В месте прохождения лазерного луча эта температура равнялась 9500 К, а электронная концентрация составляла 1016 см–3. Воздействие изучалось при варьировании плотности мощности луча в широких пределах. На длине волны 1,06 мкм получены следующие результаты. При плотности мощности луча ниже 3.107 Вт/см2 плазма практически не поглощала энергию и, соответственно, не меняла своих параметров. При превышении указанной интенсивности наблюдался пробой, внутри плазменного факела возникала возмущенная область, фронт возмущения распространялся внутри плазмы вдоль лазерного луча со скоростью 5 км/с, что превышает скорость звука в плазме (2 км/с). Возникал режим детонационной волны. Но уже через 25 мкс скорость снижалась до дозвуковой (~150 м/с), после чего возмущенная зона стабилизировалась в пространстве, давление в ней снижалось до атмосферного, а детонационный режим сменялся режимом медленного горения (радиационной волны). В возникшей возмущенной зоне температура плазмы повышалась до 19000 К. Несмотря на это, поглощение энергии проходящего луча в среднем не превышало 3%, то есть плазма оставалась прозрачной для излучения на длине волны 1,06 мкм. Объяснение такое: длительность лазерного импульса составляла 0,13 мс, режим детонационной волны, при котором поглощение значительно, продолжается только 25 мкс, незначительную часть времени действия лазерного луча. Поэтому среднее за импульс поглощение оказывается небольшим. Проведение исследования взаимодействия лазерного излучения на длине волны СО2 лазера (10,6 мкм) с аргоновой плазмой осуществлялось в измененных условиях [19]. Было признано, что струя плазмотрона не обеспечивает необходимую стабильность и равномерность распределения параметров плазмы по сечению и во времени. В качестве источника плазмы была использована широкая трубка, заполненная аргоном при давлении 1 атм., в которой протекал импульсный разряд. Длительность разряда в трубке – несколько миллисекунд, что почти на три порядка превышает длительность воздействующего лазерного импульса 2 мкс. На квазистационарной стадии разряда плазма равномерно заполняла сечение трубки, находилась в состоянии локального термодинамического равновесия, и по отношению к короткому лазерному импульсу являлась стабильным образованием. Температура и электронная концентрация измерялись спектральными методами. Температура равнялась 14000 К, концентрация заряженных частиц – 1,5.1017 см–3. Синхронизация разряда в аргоне с импульсом лазера обеспечивала попадание зондирующего луча на плазму в период времени, когда разряд достигал установившегося состояния, и плазму можно было считать стационарной. В результате проведенных исследований получены следующие результаты. 102 1) Излучение лазера полностью поглощается в плазме во всем исследованном диапазоне плотности мощности луча от 5.105 до 5.107 Вт/см2. 2) Возмущение плазмы возникало при превышении плотности мощности пороговой величины 5.105 Вт/см2. При меньших плотностях мощности поглощение излучения протекало без возникновения возмущения. 3) При плотностях мощности, превышавших ~ 107 Вт/см2, наблюдалось резкое изменение характера взаимодействия излучения с плазмой. 4) Во всех случаях возмущенная зона возникала на границе плазмы и холодного газа, а не внутри плазмы. В интервале плотностей мощности от 5.105 до 107 Вт/см2 возмущенная зона образовывалась в относительно холодном газе у границы плазмы и проникала на некоторую глубину внутрь плазмы. Показатель поглощения излучения в плазме по оценке равен 2 см– 1. После завершения действия лазерного импульса (2 мкс) распад зоны возмущения протекает в течение примерно 20 мкс. При плотностях мощности 2.107 Вт/см2 и выше сначала возникает пробой холодного газа вблизи границы плазмы и образуются две ударные волны. Одна распространяется в холодном газе навстречу лазерному лучу с начальной скоростью примерно равной 4 км/с. Вторая двигается в глубину плазменного слоя с начальной скоростью, превышающей 8 км/с. В возмущенной области плазмы температура возрастает до 6.104 К, а электронная концентрация превышает 8.1017 см–3. В возмущенной области «холодного» газа температура достигает 1,5.104 К. Эти данные хорошо согласуются с теорией режима детонационной волны. Разогрев плазмы во всех случаях осуществляется за счет газодинамических явлений, но не за счет поглощенной энергии лазерного луча. Сопоставление взаимодействия лазерного луча с плазмой на длинах волн 1,06 и 10,6 мкм требует учета различий в проводившихся экспериментах. Во-первых, разница в длительности и форме лазерных импульсов. Во-вторых, некоторое отличие исходных параметров аргоновой плазмы. Важно выделить не те следствия, которые определяются этими различиями, а принципиальные отличия, определяемые разными длинами волн зондирующих лучей. Эти различия следующие: 1) на длине волны 10,6 мкм излучение поглощается в плазме даже при плотностях мощности ниже порога оптического пробоя, в то время, как на длине волны 1,06 мкм плазма полностью прозрачна; 2) на длине волны 10,6 мкм пробой всегда возникает в холодном газе у границы плазмы, а пробой излучением 1,06 мкм протекает внутри плазмы и создает возмущенную зону только там, причем газодинамические явления не выходят в область холодного газа. Согласно полученным результатам можно утверждать, что излучение СО2 лазера взаимодействует с плазмой практически так же, как с поверхностью твердого тела. Было бы ошибкой утверждать, что воздействие лазерного луча на образец выгоднее осуществлять на более коротких длинах волн по сравнению с длиной волны СО2 лазера, поскольку при этом отсутствует заметное поглощение луча в плазме. Если бы воздействие на плазму производилось не длинным лазерным импульсом, а коротким, например, получаемым при модуляции добротности, то на протяжении его действия детонационный режим пробоя не переходил бы в режим медленного горения, и поглощение луча в плазме было бы полным. Плазма прозрачна для длины волны 1,06 мкм только тогда, когда плотность мощности меньше 107 Вт/см2. Но при таких мощностях луч, достигнув поверхности образца, не вызовет даже испарения его верхнего слоя. Так что пройти сквозь плазму к объекту не сможет лазерный луч ни той, ни другой длины волны, если его плотность мощности (и энергия) будут выше порога оптического пробоя плазмы. 103 Вернемся к случаю, когда воздействие лазерного луча осуществляется на поверхность при отсутствии заранее образованной плазмы. Как только плотность в пятне облучения Еt превысит пороговое значение Еn, возникает пробой паров материала поверхности, мгновенно перебрасывающийся на окружающий воздух. После этого протекает процесс взаимодействия луча с образовавшимся плазменным факелом. Выше были приведены данные о времени задержки возникновения плазмы по отношению к началу действия лазерного импульса. Проведенные нами исследования такого взаимодействия показали, что возникновение плазмы еще не означает наступления экранировки ею поверхности объекта [20]. Оказалось, что существует порог наступления экранировки Еs , который заметно превышает порог оптического пробоя Еn , то есть Еs > En . Поэтому в интервале плотностей энергий En< E< Es плазма остается прозрачной для лазерного луча. Порог экранировки для данного материала при данной длительности лазерного импульса есть величина постоянная. Но для разных материалов она может сильно отличаться. По мере того, как плотность энергии лазерного импульса превышает порог экранировки, наблюдается нарастающая его деформация после прохождения плазмы. Особенность деформации состоит в том, что с ростом энергии исчезают задние участки лазерного импульса, то есть излучение полностью поглощается через определенный временной интервал после начала импульса. Время задержки начала экранировки есть функция энергии импульса Еi и разности пороговых значений энергий экранировки и пробоя Es – En . Эта разность является постоянной величиной для данного материала при данной длительности лазерного импульса. Для разных материалов соответствующие значения могут сильно отличаться. Нам удалось получить эмпирическую формулу для времени задержки наступления экранировки: ts = t0 + (ti – t0)(Es – En)/(Ei – En) (4.7) ti , Ei – длительность и плотность энергии лазерного импульса, t o – минимальное время задержки наступления пробоя по отношению к началу импульса. Выше было показано, что это время равно 0,1 мкс. Отсюда, в частности, следует, что передний пичок лазерного импульса во всех случаях беспрепятственно проходит к поверхности образца. В таблице приведены значения Es и разности Es – En для пяти материалов, каждый из которых представляет свою родственную группу. 104 7) ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ БАЛАНС ПРОЦЕССА ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ПОВЕРХНОСТЬЮ ОБРАЗЦА [17,21] Введем обозначения: Ei – плотность энергии лазерного луча в пятне облучения на объекте; Epl – плотность энергии, выделившейся за время от момента начала действия импульса до появления плазмы; Eir – плотность энергии, излученная плазмой за время ее существования; ET – плотность энергии в тепловом потоке через поверхность объекта; Ex – плотность рассеянной энергии. Тогда энергетический баланс процесса взаимодействия запишется так: Ei = Epl + Ei r +ET +Ex Все элементы, входящие в энергетический баланс, были экспериментально изучены [21]. 1) Энергия формирования плазмы Еpl. Имеется в виду часть энергии лазерного луча Erf , отраженная от поверхности, и энергия, поглощенная поверхностью и принявшая участие в образовании плазменного факела. Энергия Epl пропорциональна площади импульса Spl от момента to (начало) до момента появления плазмы td , то есть (4.9) где So – вся площадь импульса, q(t) – интенсивность луча. Экспериментальные результаты показали следующее. а) Энергия плазмообразования практически не зависит от длительности лазерного импульса, по крайней мере, в исследованном интервале от 1 до 10 мкс. б) Значения поглощенной энергии Еpl слабо зависят от энергии лазерного импульса и в интервале значений Еi от 1 до 16 Дж/см2 в первом приближении их можно считать постоянными. Например, для стекла эта величина равна 0,5 Дж/см2 , для дюралюминия 0,55 Дж/см2, для кварца 0,9 Дж/см2. Обращает на себя внимание то обстоятельство, что эти значения существенно ниже пороговой плотности энергии образования плазмы у этих материалов (соответственно 1,5; 2,3; 3,5 Дж/см2). 105 Полученные результаты ставят два вопроса, на которые необходимо было найти ответы. Во-первых, по определению плотность энергии, расходуемая до появления плазмы, состоит из двух частей: из энергии, отраженной поверхностью, и из той энергии, которая определила появление плазмы. Оптические стекла, например, отражают до 20% падающего излучения, а дюралюминий отражает до 92% энергии луча. Таким образом, в первом случае чистый расход энергии на плазмообразование составляет 0,4 Дж/см2, а во втором – только 0,04 Дж/см 2. Подозрительно низкие значения. Вывод: коэффициент отражения, обычно измеряемый при низких интенсивностях светового потока, в процессе лазерного воздействия меняется, и оценивать долю отраженной энергии по справочным данным в этом случае неправомерно. Последующие исследования подтвердили, что интенсивное лазерное облучение меняет привычную картину отражения света, на поверхности возникают центры, которые практически не отражают падающий свет, полностью поглощая излучение. О нетривиальном характере взаимодействия интенсивного излучения с материалом говорят, например, результаты исследования, проведенного в [22]. В указанной работе с применением электронной микроскопии изучалось изменение структуры сплава медь–хром при воздействии на поверхность образцов интенсивного излучения СО2 лазера. На длине волны 10,6 мкм свет поглощается металлами в поверхностном слое толщиною порядка микрона, а изменение структуры исследовалось на глубине 50 мкм. После воздействия одного лазерного импульса на поверхности образцов отсутствовали следы, видимые в световом микроскопе. Но электронный микроскоп на глубине 50 мкм показал множественные изменения структуры: миграция участков большеугловых границ зерен, формирование блочных структур, увеличение плотности дислокаций в объеме, "растворение" частиц хрома в матрице, образование устойчивых комплексов точечных дефектов. Такие изменения характерны для высокотемпературной деформации, но не в таком обширном "комплекте". Оценки показывают, что вся энергия лазерного луча, если бы она выделилась в исследовавшейся зоне, не нагрела бы материал выше 100оC, этого недостаточно для получения подобного эффекта. Изменение структуры на глубине 50 мкм нельзя объяснить и непосредственным действием излучения (оно туда не доходит) или воздействием теплового потока энергии, созданного лазерным импульсом. Предполагается локальное выделение энергии лазерного импульса в объеме сплава медь-хром на дефектах структуры. Во-вторых, почему плотность энергии плазмообразования ниже плотности энергии порога образования плазмы у этих материалов? На этот вопрос получен такой ответ. Для образования плазмы необходимо одновременное выполнение двух условий: плотность энергии должна быть не ниже тех значений, которые определены в экспериментах, но одновременно плотность мощности должна быть не ниже порога пробоя ионизованных паров материала. При той форме импульса, которую создает СО2 лазер, оба условия выполняются только при определенном превышении энергии импульса над энергией, необходимой для образования плазмы. 2) Энергия, излучаемая плазмой. Она может быть определена двумя независимыми методами: либо в светометрическом шаре, либо измеряя свет фотоприемниками, расположенными под разными углами к источнику излучения. Обоими методами установлено, что доля энергии излучения в балансе (E r /EI) для стекла, оргстекла, кварца, дюралюминия и LiF одинакова и равна 0,005. Это позволяет пренебречь потерями на излучение в энергетическом балансе взаимодействия. 3) Тепловой поток через поверхность объекта. Поток тепла через поверхность определяется соотношением: (4.10) 106 m – масса части пластинки, занимаемой пятном облучения, c – теплопроводность материала, – повышение температуры в пятне относительно исходного значения. В [21] температура измерялась термопарами, специальным образом установленными позади поверхности пластины. Измерения показали, что у диэлектриков и у металлов зависимость теплового потока от плотности энергии лазерного импульса имеет разный характер. У металлов сразу после превышения порога образования плазмы тепловой поток через поверхность очень слабый, порядка 5% от всей энергии лазерного импульса. Основные потери – это рассеяние энергии в окружающую среду Ех. По мере роста плотности мощности лазерного импульса тепловой поток растет, и к моменту возникновения режима детонационной волны (при длительности импульса 2 мкс это происходит в районе 10 Дж/см2) он уже составляет примерно 10% от энергии импульса. Дальнейшее повышение лучистой энергии не влияет на величину теплового потока. У диэлектриков, наоборот, сразу после возникновения плазмы тепловой поток составляет от 80 до 90% от энергии лазерного импульса. С ростом этой энергии происходит экспоненциальное снижение энергии теплового потока, пока не достигаются минимальные его значения, равные, в зависимости от материала, 2 – 5%. В целом энергетический баланс, выраженный соотношением (4.8), показывает, что образовавшаяся плазма в значительной мере рассеивает полученную ею энергию в окружающую среду, и в меньшей мере передает ее в виде тепла поверхности объекта. У металлов это имеет место практически при любых значениях плотности энергии, у диэлектриков рассеяние энергии плазмой нарастает по мере расширения плазменного факела. 8) ФАКЕЛ В УСЛОВИЯХ ПОНИЖЕННЫХ ДАВЛЕНИЙ ВОЗДУХА Возникновение плазменного образования у поверхности различных материалов изучалось в [23] при пониженных давлениях воздуха вплоть до остаточного давления 10–4 тор. Главный вывод – с понижением давления во всем исследованном диапазоне энергетический порог возникновения плазмы не менялся. Но характер плазменного факела и динамика его развития существенно менялись. Так, при давлениях ниже примерно 100 тор прекращался пробой окружающего объект воздуха. При 30 тор и ниже в спектре плазменного факела не обнаруживалось следов воздуха, это был спектр только паров материала преграды. По принятой терминологии возникала эрозионная плазма. Скорость разлета паров возрастала по мере снижения давления, одновременно снижался лучистый поток в видимой области спектра, создаваемый плазмой. В таких условиях излучательные и динамические характеристики плазмы определялись, прежде всего, материалом испаряемой поверхности. В этом плане интересны результаты радиационно-газодинамических теоретических расчетов, выполненных под руководством И.В. Немчинова в Институте физики Земли в 1987 году. В условиях вакуума лазерная плазма является интенсивным источником теплового излучения. Расчеты показали, что при воздействии излучения неодимового лазера умеренных интенсивностей на мишени из тяжелых элементов, в частности, висмута и свинца, от 30 до 50% лазерной энергии преобразовывается в энергию теплового излучения главным образом в области вакуумного ультрафиолета (ВУФ). Для легких элементов, таких как алюминий и углерод, коэффициент преобразования в 2 – 3 раза ниже. Эти теоретические расчеты подтвердились в проведенных там же экспериментах, причем кроме основной гармоники неодимового лазера 1,06 мкм использовалась также 3-я гармоника этого лазера 0,35 мкм. Теория предсказывает, что эффективность преобразования лазерной энергии в тепловую энергию плазменного излучения возрастает с ростом длины волны лазера. В 107 этом случае, при прочих равных условиях, возрастает температура плазмы и жесткость испускаемого ею излучения. Для экспериментальной проверки теоретических оценок были проведены исследования излучения лазерной плазмы, образуемой импульсным воздействием СО2лазера на алюминиевую мишень [24]. Алюминиевая пластинка устанавливалась в вакуумной камере при остаточном давлении воздуха 10–4 тор. Излучение плазмы измерялось пироэлектрическими приемниками, их чувствительность постоянна в области 40 – 1100 нм, разрешение во времени порядка микросекунды. В диапазоне плотностей мощности от 5.107 до 109 Вт/см2 плазма, возникавшая при действии СО2лазера, переизлучала значительно эффективней, чем в случае неодимового лазера. Максимальное значение коэффициента преобразования, равное 75%, достигалось при плотности мощности воздействующего излучения 7.108 Вт/см2. При плотности мощности 2.108 Вт/см2 этот коэффициент составлял 55%. Теоретический расчет спектра переизлучения плазмы показал высокую степень ее селективности. Максимальная температура электронов и ионов в плазме достигала 20 эВ, а основная часть излучения (~70%) лежит в диапазоне 30–50 эВ. При снижении плотности мощности до 5.107 Вт/см2 эффективность снижается до 30%, а максимальная температура до 12 эВ, но основное излучение плазмы лежит примерно в тех же областях спектра, что и при более высоких значениях интенсивности лазерного луча. Контрольные опыты показали независимость излучения плазмы от давления, если его величина ниже 10–2 тор. Использование СО2 лазера позволило получить высокие коэффициенты преобразования лазерной энергии в вакуумное ультрафиолетовое излучение плазмы, достигающие на алюминиевой мишени при умеренных интенсивностях 30 – 50%. В экспериментах с неодимовым лазером эти значения удавалось получить только на мишенях из тяжелых материалов при плотностях мощности на два порядка более высоких. Таким образом, СО2лазер становится эффективным источником получения в вакууме квантов электромагнитного излучения с энергией порядка 11 эВ. Рассмотренные в этой главе данные о характере воздействия мощного лазерного излучения на материалы, в основном получены при импульсном режиме работы. В случае непрерывного режима ситуация иная, так как в таком режиме образование плазмы достигается только при чрезвычайно высоких значениях плотности мощности. Однако, приведенные данные важны не только для понимания физики протекающих процессов взаимодействия излучения с материалами, но и при проведении реальных технологических процессов, поскольку лазерные станки более эффективно используются при работе в частотно-импульсном, а не в непрерывном режиме работы. Не говоря уже о том, что применение твердотельных лазеров возможно только в импульсном или частотно-импульсном режиме, как отмечалось в разделе 3. Для успешного использования частотно-импульсного режима при обработке материалов необходимо, чтобы плотность энергии в импульсе была достаточной для создания оптимального теплового воздействия на обрабатываемый участок образца, но не сопровождалась образованием плазмы у обрабатываемой поверхности. В заключение нам остается рассмотреть устройство типового лазерного станка. Подробно рассмотрим такое устройство при использовании в качестве рабочего инструмента СО2лазера. Применение твердотельного лазера заменяет в этом описании ту часть, где перечисляются компоненты СО2лазера, заменяя их компонентами твердотельного лазера, описанными в разделе 3. ТИПОВОЙ ЛАЗЕРНЫЙ СТАНОК, ИСПОЛЬЗУЮЩИЙ СО2 ЛАЗЕР На рис.5.1 представлена блок-схема станка на базе СО2 лазера. 108 Его основные элементы Лазерная кювета (1) с источником питания (2) и системой прокачки газа (3). Для силовых лазерных станков изготавливаются кюветы мощностью в излучении от примерно нескольких сот ватт до 5 киловатт. В последние годы все чаще используются СО2 лазеры, работающие в частотно-импульсном режиме, они имеют ряд преимуществ по сравнению с непрерывными лазерами той же мощности. Во всех случаях осуществляется прокачка газовой смеси через кювету, блок прокачки отмечен цифрой (3). Хранилище баллонов с газами, система ввода рабочей газовой смеси в кювету (4). Перед наполнением кюветы рабочей смесью газов (СО2, N2, He) ее необходимо откачать и промыть азотом. Затем кювета наполняется смесью газов с заданным соотношением парциальных давлений и до заданного значения общего давления. Поскольку в процессе работы часть молекул СО2 диссоциирует (СО2 СО + О), то со временем смесь «портится», выходная мощность снижается и возникает необходимость смены газовой смеси. В промышленных установках могут применяться системы регенерации СО2 устанавливаемые в прокачном тракте лазера, это существенно увеличивает продолжительность использования газовой смеси Блок программного управления процессом (5). Отработка технологии конкретного процесса завершается составлением программ, обеспечивающих а) режим работы лазера; б) перемещения рабочего стола, обеспечивающие заданную трассу реза или расположение сварного шва; в) режим газового дутья в рабочей зоне. Выполнение программ осуществляет блок программного управления процессом. Пульт оператора (6). . Обеспечивает оператору возможность выбора программы процесса, внесения в нее корректив, пуск и остановку станка. Располагается в непосредственной близости к рабочему столу. Подвижный рабочий стол (8). . В процессе работы лазерный луч остается в фиксированном положении и конфигурация реза или сварки осуществляется соответствующими перемещениями плоскости рабочего стола с закрепленным на нем обрабатываемым изделием. Рабочий стол станка обеспечивает перемещения плоскости в трех измерениях. К точности перемещений, стабильности скорости движения предъявляются высокие требования. Скорость движения плоскости стола регулируется в широких пределах. Световод (7). Осуществляет подвод лазерного луча к рабочему столу. Фокусирующая линза (L). . Обеспечивает концентрацию энергии лазерного луча в пятне на поверхности обрабатываемого материала. Размеры пятна могут регулироваться от десятых долей до единиц миллиметра. В процессе работы по мере 109 углубления луча в материал автоматически подстраивается фокус, обеспечивая неизменные размеры пятна. Блок подачи газа в рабочую зону (9). . При работе станка к рабочей зоне подводится струя газа, в атмосфере которого осуществляется процесс резки или сварки. Это может быть нейтральный газ, например, аргон или азот, но в некоторых режимах резки применяют кислород, а в некоторых режимах сварки – водород. При резке материала струя газа подается с такой скоростью, при которой из разреза выдувается расплав. В каждом конкретном случае, для каждого обрабатываемого изделия приходится подбирать технологию процесса и составлять конкретную программу. Эту непростую работу может выполнить специалист высокого класса. В экономическом плане такая подготовка оправдывает себя в серийном производстве или при изготовлении уникального изделия, где стоимость не играет ведущей роли. Не каждое промышленное предприятие может позволить себе содержать специалистов и оборудование, необходимые для такой подготовительной работы. Поэтому во многих странах созданы фирмы, обеспечивающие клиентам необходимый сервис при использовании ими лазерных станков. Сервис включает выбор типа станка, наиболее полно решающего стоящую перед клиентом задачу, установку и налаживание его, выполнение профилактических и ремонтных работ, переналаживание станка при изменении задачи. Чаще всего такие сервисные услуги оказывает предприятие, производящее лазерные станки. Кроме резки и сварки существуют и другие лазерные технологии обработки материалов. Например, при осуществлении поверхностной закалки изделий используют то обстоятельство, что на длине волны СО2 лазера 10,6 мкм глубина проникновения луча в металл всего лишь порядка единиц микрон. Именно на такую глубину осуществляется практически мгновенный нагрев материала с быстрым последующим охлаждением. В этом случае луч расширяется, а не фокусируется, и сканирует по обрабатываемой поверхности. Другая область применения – нанесение узоров и меток на изделия из стекла и пластмасс. Для осуществления таких технологий используются лазеры, работающие в режиме одиночных импульсов и создающие пятно размером до нескольких сантиметров. В режиме сканирования лазер может производить очистку загрязненных поверхностей. Известны разработки таких экзотических технологий, как использование лазеров в реставрационных работах для снятия тонких поверхностных слоев краски и грязи. ДОПОЛНИТЕЛЬНАЯ ЛИТЕРАТУРА К разделу 3 10. Ровинский Р.Е. Об электропроводности недебаевской плазмы, Теплофизика высоких температур, т.10, в.1, 1972 11. Ровинский Р.Е. О возможности экспериментального учета коллективного характера взаимодействия в недебаевской плазме, Ж. технической физики, т.42, в.9, 1972 12. Ровинский Р.Е. К вопросу о температурных зависимостях электропроводности и излучения в импульсных разрядах высокого давления, Ж. технической физики, т.45, в.8, 1972 13. Мак А.А., Сомс Л.Н., Фромзель В.А., Яшин В.Е. Лазеры на неодимовом стекле. М.: Наука, 1990 14. Импульсные источники света. Под ред. И.С. Маршака. М.: Энергия, 1978 Pulsed Light Sources. I.S. Marshak. Consultants Bureau – New York and London, 1984 . К разделу 4 15. Babaeva N.A., Vas’kovsky Yu.M., Rovinsky R.E., Zhavoronkov M.I., Rjabinkina V.A. Thresholds of plasma arising under the pulse CO 2 laser radiation interaction with an obstacle in air 110 and energetic balance of the process , Proc. SPIE v.1440, Sept. 1990 16. Васьковский Ю.М., Гордеева И.А., Ровинский Р.Е., Широкова И.П. Экспериментальное определение параметров лазерного факела и проверка ионизационного равновесия, Квантовая электроника, т.18, №9, 1991 17. Васьковский Ю.М., Гордеева И.А., Ровинский Р.Е., Широкова И.П., Кинетика спектра и яркостной температуры плазмы оптического пробоя у поверхности стекла , Квантовая электроника, т.10, №7, 1983 18. Бакеев А.А., Васьковский Ю.М., Ровинский Р.Е. Экспериментальное исследование взаимодействия лазерного излучения с аргоновой плазмой, Квантовая электроника, т.2, №1, 1975 19. Васьковский Ю.М., Гордеева И.А., Воробьева Н.Н., Орлов В.К., Ровинский Р.Е., Оптический пробой аргона у границы плазменного слоя на длине волны 10,6 мкм, Квантовая электроника, т.5, №9, 1977 20. Васьковский Ю.М., Коренев А.С., Ровинский Р.Е., Ценина И.С., Развитие экранировки в лазерной плазме, Квантовая электроника, т.17, №10, 1990 21. Бабаева Н.А., Васьковский Ю.М., Ровинский Р.Е., Рябинкина В.И., Экспериментальное изучение энергетического баланса воздействия импульсного СО 2 лазера на металлические и диэлектрические преграды в воздухе, Квантовая электроника т.18, №9, 1991 22. Ровинский Р.Е., Рогалин В.Е., Розенберг В.М., Теплицкий М.Д., Изменение структуры сплава медь-хром, облученного импульсом СО 2 лазера, Физика и химия обработки материалов, №3, 1980 23. Васьковский Ю.М., Моисеев В.К., Ровинский Р.Е., Ценина И.С., Лазерная плазма при пониженных значениях воздуха, Квантовая электроника, т.20, №1, 1993 24. Васьковский Ю.М., Головин А.А., Голубь А.Б., Земцов С.Н., Коренев А.С., Немчинов И.В., Федюшин Б.Т., Излучение плазмы, созданной при действии импульса СО 2 лазера на мишень в вакууме, Квантовая электроника, т.17, №10, 1990 25. Райзер Ю.П., Лазерная искра и распространение разрядов, М.: «Наука», 1974 111
