Физические процессы в активных средах лазеров на самоограниченных переходах в парах металлов и их взаимосвязь с параметрами разрядного контура

Рис.5. Изменение амплитуды напряжения на ГРТ в межимпульсный период после импульса возбуждения.

Рис.6. Осциллограммы импульсов тока (1), напряжения (2) на ГРТ и импульса генерации (3), формируемого в слаботочном импульсе возбуждения. (4) - усиление импульса генерации (3) сильноточным импульсом возбуждения.

Рис.8. Осциллограммы импульсов тока - а, протекающего через тиратрон, b - напряжения на ГРТ и c - тока смещения зарядов. Временной масштаб - 200 нс/на клетку.

В этом случае, время развития пробоя и, соответственно, время нарастания напряжения на плазме будет определяться временем прохождения электроном, стартовавшим с поверхности плазмы в момент пробоя, расстояния между плазмой и анодом. Поскольку в процессе ускорения электрона в электрическом поле его энергия на длине свободного пробега может меняться от нуля до потенциала ионизации, то средняя скорость движения электрона с поверхности плазмы до анода определяется, как

ср = (E/2me)1/2,

где Е - энергия электрона, me - масса электрона. Следовательно, время развития пробоя

tфр = d/ср = d/(E/2me)1/2. (9)

Из теории электрических цепей хорошо известно, что главным условием выполнения квазистационарности тока, кроме замкнутости цепи является медленность изменения тока по сравнению со скоростью распространения электромагнитного возмущения по цепи. В этом случае для анализа цепи можно использовать законы Ома и Кирхгофа. Однако часто встречаются длинные цепи передач сигналов или линии не очень длинные, но служащие для передачи сигналов высокой частоты. В этих цепях мгновенные значения тока в различных точках цепи различны, и кроме того, здесь становится существенной распределенная емкость отдельных элементов цепи друг к другу. Из вышесказанного следует, что импеданс ГРТ с момента пробоя можно рассматривать как систему с сосредоточенными параметрами, если время развития пробоя превышает время распространения электромагнитного поля в активной среде лазера. В противоположном случае активную среду лазера необходимо рассматривать как длинную линию. Если расстояние d выбрать соизмеримое с длиной свободного пробега электрона, то имитируемый электрон из плазмы должен набирать энергию равную потенциалу на плазме. Время пробоя будет составлять ~ 0,1 нс при d 2 мм и напряжении на промежутке “плазма - анод” 10 кВ. В общем случае критерий, определяющий граничное значение напряженности поля Ecr для “быстрого пробоя” можно записать аналогично [12], в виде

i(Ecr, NHe)d = 1, (10)

где i - коэффициент Таунсенда, NHe - концентрация буферного газа (гелия) в промежутке “плазма - анод”.

“Быстрый уход электронов” из пограничного слоя плазмы с момента пробоя на анод приводит к нарушению квазинейтральности плазмы на глубину дебаевского радиуса экранирования. Это приводит к поляризации плазмы между пограничными областями и возникновению электрического поля

е = 4 = 4eNex, (11)

cтремящемуся восстановить квазинейтральность плазмы в возмущенном слое, где х - толщина разделения пространственного заряда, у - поверхностная плотность заряда. Таким образом, поле, возникшее в пограничном с анодом слое плазмы, порождает волну поляризации, которая движется от анода к катоду и достигая катода, восстанавливает квазинейтральность плазмы. При этом, возникающая волна поляризации не меняет потенциал на плазме, что обеспечивает запирание внешних контуров.

На электроны со стороны поля (11) действует также возвращающая сила

F = - e = - (4e2Ne/me)x, (12)

которая должна привести к возникновению плазменных колебаний на ленгмюровской частоте 0. Однако поле заряженной собственной емкости ГРТ может являться фактором, устраняющим действие возвращающей силы. В этом случае вместо плазменных колебаний на ленгмюровской частоте может возникнуть направленное движение ионов к аноду ГРТ вслед за смещением электронов. В процессе резонансной перезарядки формируется пучок быстрых атомов направленный в сторону анода ГРТ, что должно приводить к осаждению металла в холодной части анода. В результате распространения волны поляризации предымпульсные электроны в плазме набирают энергию направленного движения с фронтом нарастания ~ 0,1 нс и их движение поддерживается полем собственной емкости ГРТ, что должно приводить к возникновению диффузного разряда. При этом волна поляризации плазмы должна распространяться от анода к катоду без затухания, что позволяет формировать моноэнергетические электроны в плазме.

Также хорошо известно, что в случае “быстрого замыкания” заряженной линии возникает обратная высокоскоростная волна ионизации [13]. Поэтому в рассматриваемом нами случае мгновенные значения тока в различных точках активной среды различны, здесь нельзя применять законы Ома и Кирхгофа, нельзя считать распределенные параметры сосредоточенными в одном месте, кроме того, здесь становится существенной и распределенная емкость отдельных элементов цепи друг к другу. В электротехнике быстрых токов прибегают к упрощению. Распределенную линию разбивают на участки dz, меньшие длины волны, и для таких участков применяют теорию квазистационарных токов, т.е. вводят сосредоточенные элементы - R = Rndz; L = Lndz; C = Cndz, где Rn, Ln, Cn - распределенные параметры на единицу длины, и записывают для такого элемента законы Ома и Кирхгофа. Для моделирования процесса формирования высокоскоростной волны ионизации в активной среде мы воспользовались компьютерными программами, применяемыми для моделирования переходных процессов в электротехнических цепях, при этом импеданс активной среды был представлен в виде 10 последовательно включенных цепочек Ln, Cn, Rn - элементов.

Моделирование данного процесса показало, что в плазме протяженностью ~ 50 см реализуется бегущая волна с начальной напряженностью у анода ГРТ ~ 1 кВ/см при напряжении на емкостной составляющей активной среды ~ 10 кВ и предымпульсной концентрации электронов ~ 1012 - 1013 см-3. Моделирование проводилось без учета распространения волны поляризации плазмы, что в совокупности представляет весьма сложную задачу. В случае справедливости представленной модели процессов, экспериментально должны реализоваться:

диффузный разряд, и соответственно, равномерное распределение излучения лазера по сечению разрядного канала ГРТ; энергосъем должен возрастать пропорционально объему активной среды; возможность получения генерации на всех компонентах парогазовой смеси активной среды; высокая предельная ЧСИ генерации; высокая эффективность накачки активной среды.

В качестве модельной среды в исследованиях использовался лазер на парах стронция, для которого характерно наличие генерации, как в случае ионизационной неравновесности плазмы [1-4], так и рекомбинационной [14].

Исследование Sr-лазера проводилось с ГРТ, разрядный канал которой выполнен из ВеО - керамической трубки внутренним диаметром 2 см и длиной 50 см. В спектре излучения наблюдались типичные линии генерации на самоограниченных переходах SrI и SrII при уровне суммарной средней мощности генерации на всех линиях ~ 4 Вт при ЧСИ генерации ~ 20 кГц. Добавка к буферному газу Не ~ 10% Ne, приводила к увеличению средней мощности генерации до ~ 5 Вт. При этом разряд имел диффузный характер, и не наблюдалось характерной для лазеров на парах металлов привязки разряда к электродам ГРТ в виде катодного и анодного пятен (рис.9с). Анодное и катодное пятна на поверхности электродов наблюдаются только в начальный момент разогрева разрядного канала ГРТ (рис.9a-b). Пленка стронция на аноде ГРТ, нарастающая в процессе работы лазера, отчетливо видна на рис.9.

Измерение вольтамперных характеристик разряда (рис.10) показало, что в начальный момент разрядки накопительного конденсатора параллельно заряжаются емкостные составляющие импеданса разрядного контура и ГРТ лазера. Поэтому наблюдается одновременное нарастание напряжения на ГРТ и тока, протекающего через тиратрон. При этом ток, протекающий через ГРТ пренебрежимо мал. После пробоя промежутка “плазма - анод” ГРТ, соответствующий максимуму напряжения на ГРТ, наблюдается нарастание тока через ГРТ и возникает генерация. Зная амплитуду напряжения на ГРТ - U, тока - I, протекающего через тиратрон и время заряда емкостных составляющих - t можно оценить их емкость, поскольку С = q/U = It/2U или C = C0 + C2 ~ 300 пФ. Прямые измерения показали, что обостряющая емкость C0 ~ 240-250 пФ, соответственно, собственная емкость ГРТ C2 ~ 50 - 60 пФ. Следовательно, мощность, вводимая в ГРТ от первого контура возбуждения, образованного собственной емкостью ГРТ составляет 60 - 70 Вт при частоте следования импульсов возбуждения ~ 20 кГц. Первый контур должен определять формирование инверсии в активной среде лазера, а остальные, образованные обостряющей емкостью и накопительным конденсатором, обуславливают дополнительный энерговклад, приводящий к существенному снижению практического КПД лазера. В этом случае физический КПД лазера относительно энерговклада от первого контура должен составлять ~ 6-8%.

Рис.9. Изменение анодного пятна на поверхности электрода по мере разогрева разрядного канала ГРТ, а - разряд в гелии, b - расконтракция разряда, c - режим начала генерации.

Однако чтобы действительно оценить физический КПД лазера, необходимо знать - осуществляется в этот период времени или нет подпитка из внешних контуров. Для этого необходимо последовательно “исключить” из накачки третий и второй контура.

Рис.10. Импульсы тока, протекающего через тиратрон - 1 и через ГРТ - 2, импульс напряжения на ГРТ - 3 и импульс генерации - 4

Только в случае, если не будет наблюдаться уменьшение средней мощности генерации, можно утверждать, что накачка активной среды осуществляется энергией, запасаемой в емкостной составляющей импеданса ГРТ. Для того чтобы “исключить” из накачки третий и второй контур достаточно между обостряющей емкостью и ГРТ ввести индуктивность (использовали индуктивность ~ 20 мкГн). Введение индуктивности приводит к резкому снижению частоты свободных колебаний второго и третьего контуров, и исключает их из процесса формирования инверсии. Проведенные нами исследования подтвердили, что в формировании инверсии участвует только первый контур возбуждения, а энерговклады от второго и третьего контуров в активную среду не осуществляются в течение этого времени. При этом реализуется режим практически полного согласования источника питания с нагрузкой, что позволяет рассчитывать на существенное увеличение ЧСИ генерации. Накачка активной среды лазера на парах стронция цугом сдвоенных импульсов в условиях саморазогревного режима работы лазера показала, что генерация наблюдается во втором импульсе возбуждения при задержке между импульсами возбуждения вплоть до 1.35 мкс, а предельная ЧСИ генерации, соответственно, может достигать ~ 1 МГц. Экспериментальные исследования также подтвердили, что наблюдается линейный рост средней мощности генерации с увеличением объема активной среды лазера на парах стронция (рис.11). При объеме активной среды лазера 650 см3 суммарная средняя мощность на всех линиях генерации составляла 13,6 Вт. Отклонение от линейного нарастания средней мощности генерации наблюдалось с уменьшением объема активной среды (< 150-200 см3), что связано с пренебрежимо малой величиной собственной емкости ГРТ. Исследование распределения мощности генерации по диаметру разрядного канала проводилось с ГРТ, диаметр разрядного канала которой составлял 30 мм, а объем активной среды 650 см3, соответственно.

Рис.11. Зависимость средней мощности генерации лазера на парах стронция от величины активного объема ГРТ [15].

Это распределение представлено на рис.12 при мощностях генерации ~ 4,6 Вт; 7,4 Вт; 9 Вт, которое показывает, что распределение достаточно равномерное. Излучение занимает ~ 70 % от всей рабочей площади или 85% его диаметра по полувысоте амплитуды мощности генерации.

Рис.12. Распределение мощности излучения Sr-лазера по диаметру активного объема. Мощность генерации: 1 - 4,6 Вт; 2 - 7,4 Вт; 3 - 9 Вт, диаметр канала 30 мм [15].

Полученные в [16] результаты расчета условий для кривой убегания в парах меди соизмеримы с условиями накачки активной среды лазера на парах стронция в наших экспериментах, что указывает на принципиальную возможность перевода предымпульсных электронов в режим убегания. Доказательством осуществления такого режима может являться реализация одновременной генерации не только на самоограниченных переходах атома и иона стронция, но и на переходах буферных газов, например, на самоограниченных переходах атома гелия. Поскольку возможности повышения напряжения на накопительном конденсаторе ограничены тиратроном, то исследовалась возможность перевода предымпульсных электронов в режим убегания за счет снижения концентрации атомов стронция в разряде. Полагалось, что необходимые условия для перевода электронов в режим убегания должны возникнуть в результате снижения концентрации атомов стронция за счет выноса металла в холодные буферные зоны в процессе длительной работы лазера. Именно в этих условиях нами была получена генерация на самоограниченных переходах SrI и SrII, атома гелия (21P1 - 21S0) - = 2058 нм и переходах 2s - 2p атома неона.

В ПРИЛОЖЕНИИ рассмотрены возможности увеличения средней мощности генерации ЛПМ за счет увеличения рабочего объема лазера при соответствующем увеличении коммутируемой энергии в условиях, когда коммутационные возможности используемых для накачки активной среды коммутаторов ограничены. Рассмотрены различные способы решения этой проблемы за счет параллельного и поочередного включения нескольких коммутаторов, разделения функций возбуждения и нагрева активной среды - за счет введения омических нагревателей в ГРТ, использования сдвоенных импульсов накачки. Приводятся примеры конкретной реализации полученных результатов в виде приборных образцов лазерной техники для различных применений.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Параметрические исследования лазеров на самоограниченных переходах атомов и ионов металлов, проводимые в течение почти 40 лет многими исследователями, позволили установить основные закономерности изменения частотно-энергетических характеристик лазерного излучения от параметров накачки. За истекшее время неоднократно проводилось обобщение результатов исследований [1-4] с целью объяснить наблюдаемые зависимости с позиций лазерной физики, физики газового разряда, физики низкотемпературной плазмы. В настоящей работе предпринята попытка объяснить наблюдаемые зависимости с позиций радиофизики, т.е. исходя из теории нелинейных электрических цепей; рассмотрены процессы в разрядном контуре лазеров на самоограниченных переходах и их влияние на кинетику процессов в активной среде. Совокупность радиофизического и традиционных методов анализа процессов в активной среде и разрядном контуре позволила:

1. Определить - зависимость изменения эквивалентной схемы ГРТ от расположения электродов; момент начала накачки активной среды в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ; роль собственной емкости ГРТ в обострении фронта импульса возбуждения и подогреве электронов в межимпульсный период; факторы, определяющие время развития пробоя; два предельных случая ограничения частотно - энергетических характеристик лазеров.

При этом показано, что развитие пробоя в концевых зонах ГРТ и наличие трех параллельных контуров возбуждения (в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ) объясняет экспериментально наблюдаемые зависимости частотно-энергетических характеристик лазеров на самоограниченных переходах. Поскольку релаксация метастабильных состояний в межимпульсный период связана с процессом диссипации энергии собственной емкости ГРТ, то ограничение ЧСИ генерации, обусловленное процессом релаксации метастабильных состояний, следует рассматривать как техническую причину, устраняя которую можно повышать среднюю мощность генерации. Однако затруднительно повысить практический КПД лазера в условиях, когда импеданс активной среды является системой с сосредоточенными параметрами, что обусловлено неэффективностью использования энергии, запасаемой в накопительном конденсаторе. По этой причине КПД лазеров на самоограниченных переходах до настоящего времени на порядок ниже прогнозируемого.

2. Показать принципиальную возможность и продемонстрировать путь технической реализации (Патенты РФ №2082263; № 2230409; №2237955) управления населенностью метастабильных состояний в рекомбинирующей плазме. Данный эффект можно применять для повышения эффективности лазерного разделения изотопов, поскольку позволяет использовать для селективного возбуждения изотопов непосредственно излучение лазеров на самоограниченных переходах. По крайней мере, для разделения изотопов тех элементов, на которых получена генерация на самоограниченных переходах.

3. Предсказать - условия “сверхбыстрого пробоя”, когда электроны, имитируемые из плазмы на анод, с момента пробоя переходят в режим убегания в промежутке “плазма - анод”.

При этом экспериментально показано для лазера на парах стронция, что в условиях “сверхбыстрого пробоя” реализуется равномерное распределение излучения по сечению разрядного канала ГРТ, энергосъем возрастает пропорционально объему активной среды, предельная частота следования импульсов генерации может достигать ~ 1 МГц, а эффективность ~ 6-8%. Это позволяет рассчитывать на увеличение оптимальной ЧСИ генерации до ~ 100 кГц в лазерах на парах металлов и оценить достижимый уровень средней мощности генерации в лазере на парах стронция ~ 100 - 200 Вт, а в лазере на парах меди ~ 1,0 - 1,5 кВт с литрового объема активной среды.

Очевидно, что необходимо детальное изучение механизма формирования разряда и инверсной населенности в условиях “сверхбыстрого пробоя” для выяснения энергетического потенциала активной среды, что обуславливает необходимость проведения дальнейших исследований. При этом независимо можно проводить параметрические исследования энергетических характеристик лазеров на парах металлов, поскольку технический путь реализации “сверхбыстрого пробоя” продемонстрирован, как и его преимущества относительно импульсно-периодического разряда, когда импеданс активной среды проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах