Газоразрядные рекомбинационные лазеры на парах металлов

Оглавление
1. Введение................................................................. 5
2. Основные процессы и общие принципы накачки уровней и создания инверсии в рекомбинирующей газоразрядной плазме 31
2.1. Концентрация и температура электронов в плазме газоразрядных рекомбинационных лазеров...................................... 31
2.2. Процессы возбуждения и девозбуждения уровней..................... 35
2.2.1. Оптические переходы....................................... 35
2.2.2. Взаимодействие с электронами.............................. 39
2.2.3. Взаимодействие с атомами.................................. 42
2.3. Ионизация и рекомбинация......................................... 44
2.3.1. Ионизация электронным ударом.............................. 44
2.3.2. Радиационная рекомбинация................................. 46
2.3.3. Тройная рекомбинация...................................... 47
2 3.4. Диссоциативная рекомбинация............................... 49
2 3.5. Тройная рекомбинация с участием атомов.................... 52
2.4. Удары второго рода между тяжелыми частицами....................... 52
2.4.1. Нейтрализация (ион-ионная рекомбинация)................... 53
2.4.2. Передача возбуждения и Пеннинг-процесс.................... 56
2.4.3. Процессы перезарядки...................................... 60
2.5. Накачка и инверсия в рекомбинирующей плазме....................... 63
2.5.1. Общие замечания о рекомбинационной накачке................ 63
2 5 2. Требования к расположению уровней для создания инверсии в рекомбинирующей плазме.......................................... 65
2.6 ВЫВОДЫ............................................................ 72
3. Исследование генерации в парах цинка, кадмия и ртути.......................74
3.1. Конструктивные особенности лазерных трубок и блоков питания. 74
3.2. Генерация на переходах ртути, кадмия и цинка...................... 76
3.2.1. Новые лазерные переходы в спектре Нд1..................... 76
3.2.2. Генерация на ионных переходах цинка, кадмия и ртути....... 81
3.2.3. Механизмы накачки уровней................................. 88
3.2.4. Роль электронного девозбуждения........................... 90
3.2.5. Электронное девозбуждение в плазме разряда с полым катодом. 91
3 2.6 Изучение процессов заселения ионных уровней ртути методом
модуляции населенностей.....................................94
3 2.7. Процессы ззееления уровней бейтлеровского спектра НдН......97
3.3. Генерация на новых ионных и атомных переходах меди и серебра при
разряде о полом катоде. ......................................... 100
3.4. ВЫВОДЫ........................................................... 104
4. Генерация на ионных переходах щелочноземельных металлов
и некоторых других элементов..............................................106
4.1. Генерация на ионных переходах стронция и кальция................. 106
2
4.1.1. Механизм нахачки уровней................................... 109
4.1 2 Механизм создания инзерски.................................. 111
4.1.3. Роль буферного газа........................................ 113
4.1.4. Достижимая частота следования импульсов................... 114
4.2. Генерация в спектра иона бария..................................... 115
4.3. Генерация о спектре иона магния.................................... 117
4.4. Генерация в спектре иона бериллия ................................. 117
4.5. Генерация в рекомбинационном режиме на ионных переходах других металлов................................................................ 118
4.6. ВЫ ВОДЫ............................................................ 123
5. Исследование генерации на переходах в спектрах газов...............124
5.1. Рекомбинационные газоразрядные лазеры на переходах многозарядных ионоо ОІІІ и XelV......................................... 124
5.2. Гоперация на переходе с /.=585,3 нм атома неона в рекомбинирующей газоразрядной плазме........................................... 132
5.2.1. Генерация в разряде с полым катодом....................... 132
5.2.2. Генерация в продольном разряде............................. 135
5.2.3. Механизм накачки уровней и создания инверсии............... 138
5.3. Генерация на ионных переходах инертных газов
в разряде с полым катодом............................................ 145
5.4. ВЫВОДЫ............................................................. 149
6. Диагностика плазмы и исследование физических процессов
в активной среде лазеров на парах стронция и кальция..................151
б. 1. Измерение концентрации и температуры электронов
в послесвечении плазмы.............................................. 151
6.1.1. Зондовая диапностика плазмы............................... 152
6.1.2. Спектроскопическая диагностика............................ 157
6.2. Кинетики населенностей уровней и механизмы накачки................. 160
6.2.1. Экспериментальное исследование кинетики населенностей
и механизмов накачки уровней...................................... 163
6 2.2. Оценка вклада различных механизмов накачки уровней на основе данных измерений параметров плазмы и концентраций частиц...........170
6.3. Математическое моделирование He-Sr лазера ........................ 172
6.4. Обсуждение альтернативных механизмов накачки...................... 174
6.5. ВЫВОДЫ............................................................. 183
7. Оптимизация выходных характеристик и режимов работы
лазеров на парах стронция и кальция........................................ 185
7.1. Увеличение мощности генерации за счет удлинения лазерной
трубки.............................................................. 186
7.2. Теплофизика He-Sr(Ca) лазеров...................................... 191
7.2.1. Методика расчета тепловых режимов He-Sr(Ca) лазеров........ 191
7.2.2. Влияние температуры активной среды на характеристики генерации.. 195
7.3. Чернение активных элементов ........................................200
3
7.4. Лазеры с принудительным охлаждением............................ 204
7.5. Увеличение диаметра лазерных трубок............................ 208
7.6. Увеличение давления гелия...................................... 213
7.7. Совместная генерация на линиях стронция и кальция ............. 219
7.8. Лазеры с поперечным возбуждением............................... 220
7.8 1. Лазеры с поперечным разрядом при высоком давлении смеси 220
7.8 2 Лазеры на пэрах стронция и кальция при возбуждении в разрядах с электронным пучком............................................. 224
7.9. Качественные характеристики выходного излучения рекомбинационных лазеров............................................ 231
7.9.1. Монохроматичность....................................... 231
7.9.2. Расходимость излучения.................................. 233
7.9.3. Пространственная и временная когерентность.............. 234
7.10. Отпаянные активные элементы и макеты рекомбинационных лазеров на парах стронция и кальция................................. 235
7.11. Катафорезные лазеры на парах стронция......................... 239
7.12. Сводка основных результатов работ по оптимизации выходных характеристик рекомбинационных лазеров
на парах стронция и кальция ..................................... 245
7.12. ВЫВОДЫ.........................................................250
8. Применения рекомбинационных лазеров на парах стронция
и кальция...............................................................253
8.1. Генерация на линии 535 нм атома таллия при квазирезонансной оптической излучением Не-Ca лазера.................................. 253
8.2. Квазирезонансная ионизация паров таллия излучением Но-Ca лазера 257
8.3. Генерация на димерах теллура при накачке He-Sr лазером..........262
8.4. Накачка лазеров на красителях...................................265
8.5. Перспективы накачки твердотельных активных средах
излучением He-Sr(Ca) лазеров .................................... 267
8.6. Применение в лазерных проекционных системах.................... 270
8.7. Другие перспективные применения He-Sr и Не-Ca лазеров......... 271
8.8.ВЫВОДЫ ......................................................... 244
9. Заключение............................................................. 276
9.1. ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ И ВЫВОДЫ .................................. 276
9.2. Перспективы рекомбинационных лазеров на парах
металлов......................................................... 283
Благодарности....................................................... 290
Приложение 1........................................................ 291
Математическая модель He-Sr(Ca) рекомбинационного лазера
Литература...........................................................316
4
I. Введение
1. Вводонио
Генерация когерентного излучения к настоящему времени реализована на самых разнообразных активных средах и на многих тысячах лазерных переходов [1-6] с применением различных способов накачки лазерных уровней и механизмов создания инверсии. Однако несмотря на обилие линий генерации, сравнительно небольшое число лазеров широко используется, в основном, благодаря их высокой эффективности, хорошим энергетическим параметрам, приемлемым эксплуатационным характеристикам, требуемому диапазону длин волн генерации и т. д. Поэтому задача поиска новых лазерных переходов, активных лазерных сред и механизмов получения операции остается актуальной проблемой лазерной физики. Именно на этом пути в последние годы получены наиболее впечатляющие результаты (например, созданы эксимсрныс лазеры, перестраиваемые лазеры на кристаллах, в частности, на кристалле АЬОу'П ', полупроводниковые лазеры видимого диапазона, твердотельные лазеры с полупроводниковой накачкой, и совсем недавно, газоразрядные рентгеновские лазеры [178-180] и др.). В процессе поисковых работ происходит создание не только принципиально новых типов лазеров, но н обогащение фундаментальных разделов физической науки, таких как физика атомных столкновений, газового разряда и плазмы, химическая физика, физика твердого тела и др., что делает такие исследования тем более ценными.
Существующие типы лазеров можно классифицировать но нескольким признакам. Прежде всего, по агрегатному состоянию активной среды: т азовые, жидкостные, твердотельные. Каждый из этих больших классов разбивается на более мелкие: по характерным особенностям активной среды, по типу накачки, по способу создания инверсии и г. д.
Самым обширным, пожалуй, является класс газовых лазеров; они перекрывают наиболее широкий диапазон длин волн генерации от мягкого рентгена до миллиметровых волн, им присуще большое разнообразие интересных физических процессов, задействованных для накачки и создания инверсии, они обеспечивают наилучшее качество выходного лазерного излучения и обладают рекордными достижениями по ряду параметров.
Из многих способов накачки газовых лазеров наиболее удобным и распространенным является газоразрядный. Активной средой большинства газовых лазеров является вещество в состоянии плазмы. Поэтому более правильно было бы их называть лазерами на плазме (плазменные лазеры). Однако последнее название имеет обычно более узкий смысл, о чем будет сказано несколько ниже.
Для получения инверсии населенностей необходимо, чтобы активная среда была в существенно неравновесном состоянии, то есть чтобы распределение населенностей но возбужден-
5
I. Введение
ным уровням значительно отличалось от больцмановского, задаваемого данной электронной температурой Т(. В общем случае в плазме различают два типа нсравновссностн: ионизационную и рекомбинационную. Ионизационной называется такая, когда Те в плазме вьпис равновесной для данной степени ионизации плазмы а = п/п . Или другими словами, фактическая степень ионизации а получается меньше равновесной для данной 7'..:
<Х«|акі < 0£рЫ,|(7е). ИЛИ
Тс^ Тс рам • (1-і)
Поэтому в данном режиме степень ионизации плазмы продолжает иарастагь, либо, если режим стационарный, наблюдается отток заряженных частиц, скажем, за счет амбииолярной диффузии на стенки трубки. Ионизационный режим характерен для лазеров, работающих на переднем фронте импульса возбуждения (самоограниченные лазеры) или в непрерывном режиме в разреженных газах. В них преимущественный ноток атомов движется снизу вверх но уровням энергии, и усиление света, таким образом, наблюдается в процессе ионизации газа.
Противоположным типом является рекомбинационная нсравиовссность, когда Те оказы-ваеіся ниже равновесной для данной степени ионизации плазмы:
<х»|ип * врм„(7У), или Ге<7с рц,и, (1-2)
и происходит уменьшение степени ионизации плазмы, т.е. ее рекомбинация. Здесь преимущественный поток атомов по возбужденным состояниям движется сверху вниз, и усиление наблюдается при переходе от плазмы к состоянию нейтрального газа. То есть генерация преимущественно осуществляется вслед за импульсом возбуждения в послесвечении разряда, когда процессы рекомбинации преобладают над процессами ионизации. Или, если режим стационарный. то ионизация осуществляется пучком быстрых частиц (электронов или протонов), а основная масса электронов остается холодной и поэтому интенсивно рекомбинируете нонами. Стационарный режим возможен также при пространственном разделении зон создания и рекомбинации плазмы.
Лазеры с первым типом нсравновссности называют ионизационными, со вторым — рекомбинационными лазерами. І Іоскольку большинство известных газовых лазеров до сравнительно недавнею времени можно было ишесги к первому типу, то в работах |7.8] было предложено называть их собственно газовыми лазерами, так как в их акт никой среде происходит переход от газа к плазме, а лазеры второго типа - плазменными лазерами, подчеркивая этим, что здесь в активной среде происходит обратный переход от плазмы к газу. Последнее название, правда, не вполне закрепилось в литературе, по всей видимости, потому, что в обоих типах нсравновссности активной средой является всс-таки плазма лишь в разнонаправленных отклонениях от состояния равновесия. Иногда для лазеров второго типа используется название "рекомбинационные плазменные лазеры” [3,9-11), но вес же сейчас наиболее часто применяется
6
I. Введение
название просто ‘•рекомбинационные лазеры”. предложенное еще в [12]. хотя оно и не является идеальным, поскольку рекомбинационными иногда называют лазеры, где основным механизмом является ассоциация (рекомбинация) нейтральных атомов в молекулу [13). Однако класс последних лазеров немногочислен.
В принципе ионизационная и рекомбинационная неравновесное!и должны обладать сопоставимыми потенциальными возможностями в создании инверсии населенностей и генерации лазерного излучения. Рекомбинационная нсранновссность выглядит даже предпочтительней, так как поток накачки идет от верхних уровней к нижним, а не наоборот, как при ионизационной неравновесное ги. Тем не менее, долго существовало предубеждение в отношении перспектив рекомбинационной накачки (см.. например.[14] с. 160-163:[15| с.21-24). Однако теоретическими работами Л.И. Гудзенко. Л.А. Шелепнна и СИ. Яковлекко с сотрудниками [7.8,16], рядом экспериментальных работ как у нас в стране, так и за рубежом [3,9,17,181, и в частности, работами, обобщенными в данной диссертации, это негативное мнение было опровергнуто, а сомнения в отношении больших возможностей рекомбинационных лазеров развеяны. Сейчас это обширный класс лазеров, обеспечивающих генерацию когерентного излучения с хорошими выходными характеристиками от И К до рентгеновского диапазона [3,17,18], и число таких лазеров постоянно растет.
Рекомбинационные лазеры в настоящее время можно разделить на несколько подклассов по разным критериям. По типу активных частиц: молекулярные (в том числе эксимерные и эк-сиплексные), на нейтральных атомах, ионные, (втом числе на многозарядных нонах). Естественно, что с переходам к ионам более высокой кратности длина волны укорачивается, достигая мягкого рентгеновского диапазона ( XI 8,2; 13,2 нм в СУІ и более короткие длины волн [17,18, 386-388]). 11о типу активной среды: газовые и на парах химических элементов (чаще всего на парах металлов), а также на смесях газов и паров металлов. По методу создания неравновесной рекомбинирующей плазмы: газоразрядные, с накачкой пучками заряженных частиц, пдазмоди-намкческнс, на лазерной плазме, с ядерной накачкой (накачкой продуктами ядерних реакций). По режиму функционирования: импульсные н непрерывного действия. По механизму создания инверсии: радиационные и столкновнгелытые.
Цель работы состояла в поиске рекомбинационных активных сред и исследовании газоразрядных рекомбинационных лазеров преимущественно на смесях инертных газове парами химических элементов, причем предпочтение отдавалось ионным лазерам, обеспечивающих генерацию в видимой и ближней УФ области спектра.
7
I. Введение
Основные задачи научных исследований включали в себя:
- поиск новых лазерных переходов в газах и парах химических элементов с акцентом па тех из них. где инверсия и генерация обеспечиваются за счет рекомбинации;
- исследование возможности накачки за счет рекомбинации плазмы уже известных лазерных переходов;
- исследование физических процессов, особенностей механизмов накачки и создания инверсии в рекомбинирующей плазме;
- поиск и экспериментальная реализация новых способов и типов возбуждения газоразрядных рекомбинационных лазеров;
-оптимизация выходных характеристик наиболее эффективных из вновь открытых лазеров, перспективных для практического применения;
- обоснование перспектив возможных применений созданных рекомбинационных лазеров и практическая реализация некоторых из их.
Диссертация состоит из девяти разделов, включая введение и заключение, приложения и списка литературы.
Краткое содержание работы:
В персом разделе - введении - дана общая характеристика работы, вводится понятие об ионизационной и рекомбинационной нсравновссносгн, оцениваются потенциальные возможности рекомбинационных лазеров и их место среди других типов газовых лазеров; обоснована актуальность темы. сформулированы цели и задачи исследований, научная новизна и практическая значимость, основные результаты и положения, выносимые на защиту, приводится краткое содержание последующих разделов диссертации.
Во втором разделе рассматриваются основные процессы и общие принципы накачки уровней и создания инверсии в рекомбинирующей газоразрядной плазме.
II подразделе 2.1, исходя из общих физических соображений, сделана оценка диапазона ожидаемых концентраций и температур электронов в условиях рекомбинирующей плазмы послесвечения газоразрядных лазеров: л, = 1013 - 1016 см'3; Те = 0,2-0,65 эВ . Это позволило в последующем выделить и обсудить круг процессов взаимодействия частиц, которые могут быть существенны и этих условиях.
При рассмотрении радиационных процессов ( § 2.2.1) и связанных с ними вопросов, подчеркивается, что вероятность разрешенных дипольных оптических переходов довольно резко возрастает с расстоянием между уровнями энергии ( ос Д£з/'). В дополнение к традиционным формулам для расчета ненасыщенных коэффициентов усиления лазеров для случая гауссовского и лоренцовского контуров усиления, выведены удобные для практических расчетов формулы
8
1. Введение
для смешанного фойгтовского контура. Излагается также разработанная нами методика повышения точности измерения коэффициента усиления импульсных лазеров методом вносимых в резонатор максимальных потерь: традиционная методика приводит к занижению измеряемого коэффициента усиления, если время развития генерации в резонаторе лазера соизмеримо с временем существования инверсии.
В § 2.2.2 показана важность электронного девозбуждения (переходов атомов или ионов с более высоких возбужденных состояний А** на более низкие А* за счет свсрхупругих соударений с медленными электронами) в условиях сравнительно плотной низкотемпературной плазмы послесвечения разряда:
А” + с -э А* + с. (1.3)
В противоположность оптическим спонтанным переходам, скорость электронного девозбужде-ния возрастает с уменьшением Д£ц и для ионов пропорциональна (Д£ц • Г/'")’1. для атомов пропорциональна Д£л'3 *. Таким образом, электронное девозбужденнс перераспределяет населенности близкорасположенных уровней, а значит существенно влияет на создание инверсии в условиях рекомбинирующей плазмы. Здесь же предложены удобные практические формулы для расчета констант скоростей электронного возбуждения и девозбуждения уровней.
Основными механизмами создания ионов, которые затем рекомбинируют в послесвечении разряда, являются прямая и . особенно, ступенчатая ионизация электронным ударом в течение импульса тока. В § 2.3.1 предложена упрощенная методика расчета констант скоростей ионизации но Дравину.
В §§ 2.3.2-2.3.4 рассмотрены различные типы рекомбинации и показано, что тройная электрон-ионная ударно-нзлучательная рекомбинация
Аг* + 2с -э А<®’,>* * + с (1.4)
в большинстве случаев преобладает н условиях газоразрядных лазеров на парах металлов. Скорость тройной рекомбинации резко зависит от электронной температуры Тс и заряда 7. рекомбинирующего иона ( сс т/*2 ■ 2* 14(2* + 1),й ).
Диссоциативная рекомбинация
А{ + с -> А +■ А* (1.5)
существенна для ионов инертных т азов, которые почти всегда используются в качестве буферных в лазерах на парах металлов, и в меньшей степени либо вообще несущественна для ионов металлов. Зависимость скорости диссоциативной рекомбинации от электронной температуры намного слабее (ос Те ■0-4 -'1-5).
В подразделе 2.4 рассматриваются удары второго рода между тяжелыми частицами: передача возбуждения, Пеннинг-процесс, перезарядка и нейтрализация. Наш вклад в исслсдова-
1. Введение
нпс реакции передачи возбуждения и Пеннинг-процесса состоял в том (§ 2.4.2). что впервые экспериментально наблюдалась ступенчатая передача возбуждения и ступенчатый Пенннш -процесс при взаимодействии ионов ртути с мстастабилями неона и гелия:
1^' + Ые(т)->Н8+Ф + Ие, (1.6)
Н&* + Нс(т)->Н8~ + Не + с. (1.7)
Как отмсчаегся в § 2.4.3. для ионных лазеров на парах металлов большое значение имеет реакция перезарядки с возбуждением:
А + В* -» А** + В. (1.8)
Она приводит к селективному заселению возбужденных тионных уровней атомов металла А**, расположенных вблизи потенциала ионизации буферного газа В'.
Нами впервые была экспериментально обнаружена новая реакции перезарядки - перезарядка с ионизацией:
А + В* -> А“ +- В +• о, (1.9)
вначале для смеси магний-гелий, а затем и для смесей других щелочноземельных металлов с гелием и неоном. Эффективное протекание такой реакции при тепловых столкновениях стано-вится возможным, если потенциал ионизации инертного газа превышает энергию двукратной ионизации атома металла, при этом избыток энергии уносится, как и при реакции Пеннштга. высвобождающимся электроном. Поэтому перезарядка с ионизацией - важный дополнительный источник двукратно заряженных ионов металлов как в течение импульса тока, так и в послесвечении разряда.
С учетом того, что в условиях рекомбинационной неравновесности значительное, а порой решающее влияние на населенности уровней оказывает электронное девозбуждение, в подразделе 2.5 сформулированы обирн требования к расположению лазерных уровней для создания инверсии в условиях рекомбинационно-столкиовительной кинетики как для случая отдельно отстоящих термов, так и для групп уровней.
Гретый раздел посвящен исследованию генерации в парах цинка, кадмия и ртуги, а также получению новых линий генерации в спектрах ртути, серебра и меди.
В подразделе 3.1 описаны конструктивные особенности основных применявшихся лазерных трубок с продольным разрядом и схем импульсного пи гания лазеров.
В результате экспериментов по поиску новых линий генерации в спектре ртути в положительном столбе импульсного продольного разряда (§ 3.2.1) была получена генерация на девяти ИК переходах в спектре на семи из них — впервые. Изучение временных характеристик спонтанного излучения и генерации позволили установить рекомбинационный механизм накачки уровней в послесвечении.
10
1. Цветение
Далее в §§3.2.2-3.2.4 рассматриваются исследования генерации на ионных переходах цинка, кадмия и ртути. Доказывается рекомбинационный характер накачки лазерных переходов 2п11. СёИ в режимах, когда генерация происходит во время начального кратковременною импульса послесвечения: при малых давлениях буферной) газа и в "чистых" парах цинка и кадмия, а также в смеси Нс-ОД на л.567,7 нм ОДП, и на других переходах, верхний лазерный уровень которых расположен выше потенциала Не".
Генерация на линиях одноэлектронного спектра ОДН . СсШ и 7п11, верхний уровень которых расположен ниже Не'. в смеси паров с гелием происходит в длительном послесвечении разряда. На основании ряда наблюдений и экспериментов, в том числе экспериментов по добавке тушащих метастабили примесей, докатано, что причиной появления длительного послесвечения и генерации в этот период на линиях 7.п!1, СУП и ОДП является перезарядка (1.8) ионов гелия на атомах цинка, кадмия и ртути.
Подробное изучение временных характеристик линий 2п11. СУП и ОДН с применением методики подогрева электронного газа в послесвечении позволило впервые обосновать важную роль электронного девозбуждення в перераспределении населенностей ионных уровней металлов в послесвечении разряда (§ 3.2.4): в зависимости от расположения уровней в группе близкорасположенных термов, оно либо способствует созданию инверсии населенностей на одних линиях, либо срываег ее на дру гих; оно же является причиной сдвига тенерации в послесвечение разряда с ростом пс выше оптимального значения.
Отдельно ( § 3.2.5) изучено влияние электронного девозбуждення в Ме-ОД (Х615 нм) ионном лазере с разрядом в полом катоде (РПК). В 1’ПК, благодаря преобладанию в п, многочисленной группы медленных электронов с 'Г. < 1 эВ ( при одновременном присутствии группы быстрых электронов с <Сс > 200 эВ). процесс электронного девозбуждения эффективно перераспределяет населенности уровней не только в послесвечении, но и во время импульса тока; то есть рекомбинационная неравновесностъ в Р11К имеет квазинелрерывный характер.
Поскольку относительно механизмов накачки уровней ОДП в литературе высказывались наиболее противоречивые точки зрения, было уделено значительное внимание ( §§3.2.6, 3.2.7) исследованию физики процессов именно в этом лазере. В экспериментах использовался метод модуляции населенностей уровней иона ртути лазерным излучением на >.615 нм ОДП; применение его в совокупности с наблюдением временных характеристик линий ртути позволило получить оригинальные ценные сведения о парциальных сечениях перезарядки на лазерные уровни ОДП. Было также установлено, что преобладающий поток перезарядки (до 70%) идет в бейтле-ровский спекгр нона ртути, обычно не принимавшийся во внимание, и только 30% в одноэлектронный спектр.
I. Введение
В подразделе 3.3 описаны эксперименты по генерация на переходах меди и серебра в РПК, в результате которых было получено 20 новых линии генерации в спектре Ajj Пи 13 линий в Си II в .диапазоне от Х0,725 до >.2,08 мкм , а также по две новых линии генерации в атомных спектрах Cul и Agi. Было установлено, что накачка ионных переходов осуществляется за счет реакции перезарядки (1.8) на ионах гелия или неона, причем перезарядка Ne* происходила на мегастабильные атомы меди. Накачка атомных линий Cul и Agi. генерирующих в послесвечении разряда, является рекомбинационной.
Четвертый раздел посвящен получению и исследованию генерации на ионных переходах щелочноземельных металлов, а также алюминия, олова и свинца.
Более подробно рассматриваются открытые нами ионные лазеры на парах стронция и кальция (подраздел 4.1). поскольку в них наиболее полно реализуется механизм накачки уровней н получения инверсии населенностей за счег рекомбинацконпо-столкновительной кинетики. Причем, из всех новых .лазерных линий в спектрах SrII (7 линий) и Call (5 линий) наилучшими характеристиками обладают переходы 6?S|/2 - 52I>0jo.i/2 Я.430.5; 416,2 нм SrII и 5‘Б|д —
А û
з<2.1/2 Â373,7; 370,6 нм Call. Подобие расположения уровней приводит к сходству механизмов и характеристик генерации в этих лазерах. Поэтому в дальнейшем в работе более подробно обсуждается генерация на ионных переходах стронция.
Генерация на линиях Call и SrII в оптимальном режиме наблюдается в смеси паров металлов с большим давлением гелия в период начального всплеска послесвечения разряда. На ПК переходах при токах выше оптимальных имеется тенденция к смещению импульса генерации в длительное послесвечение. Начальный всплеск интенсивности в послесвечении у элементов второй группы, также как у рт>т, цинка и кадмия, объясняется тройной ударно-радиационной рекомбинацией двукратных ионов металлов
Sr4* + 2с —э Sr+’ + с . (1.10)
созданных в импульсе тока за счег прямой и ступенчатой ионизации
Sr + e~>Sr4‘* Зе; Sr ь е -> Sr* + 2е ; Sr* i е -» Sr* ' + 2е . (1.11)
Но потенциалы одно- и двукратной ионизации у щелочноземельных металлов в сумме меньше потенциала Не' (за исключением бериллия). Эго позволяет в течение тока создать большую концентрацию ионов Sr“ и Са“ даже при значительном давлении буферного газа. Большие же давления гелия позволяют быстро охлаждать электроны, что способствует интенсивной накачке тройной элсктрон-ионной рекомбинацией. Длительное послесвечение, которое следует за начальным рекомбинационным всплеском, обязано реакции перезарядки с ионизацией
Sr + Не* -> Sr" + Не + е (1.12)
12
1. В«еОение
с последующей рекомбинацией (1.10). Такой механизм подтверждается экспериментами с подогревом плазмы вторым слабым импульсом тока, в течение которого наблюдается почти полный провал как во время начального интенсивного всплеска, так и во время длительною послесвечения у всех линий Sri! и Call.
При больших давлениях гелия, когда успевает произойти конверсия ионов 1 le* в Не:' к реакции (1.12) может добавляться также реакция перезарядки с ионизацией на молекулярных ионах гелия:
Sr + Не»* -»Sr** + 2Нс + с. (1.13)
Некогорая дополнительная концентрация ионов Sr*’ может создаваться также за счет ступенчатого Пеннинг-процесса метастабилей гелия на нонах стронция:
Sr' + He(m) ->Sr** + Не н- е. (1.14)
Показано, что расположение лазерных уровней SrII и СаП хорошо соответствует общим требованиям для получения инверсии в режиме рекомбинациоино-столкновительной кинетики. Поэтому под действием электронною девозбуждения происходит СТЯ1 ивание рекомбинационной накачки на верхние лазерные уровни и уменьшение населенности на ннжиих лазерных уровнях. При этом девозбуждение нижнего лазерного уровня 52Р* через промежуточный мета-стабильный уровень 42D компенсирует негативное влияние пленения резонансного излучения.
Требование низкого уровня Те в рекомбинационных лазерах придает особое зпачение давлению и роду буферного газа . 11 § 4.1.3 показано, что в этом смысле уникальными свойствами обладает гелий, как самый легкий инертный газ. при упругих соударениях как с атомами, так и с нонами которого электроны отдают сравнительно большую часть энергии 6 = mJ2Mnc а высокий потенциал возбуждения и ионизации гелия не препятствует созданию большого количества двукратных ионов металлов в импульсе тока, внутренняя же энергия Не* использу ется для дополнительного образования двукратных ионов металлов как в импульсе, так и в послесвечении за счет реакций перезарядки с ионизацией. Это и объясняет, почему эффективная генерация на линиях >.430,5 нм и Х416Д нм Srll и Х.373,7 нм и Х370.6 нм Call наблюдается только в смеси С гелием, ггричем С увеличением /?Нс нгглоть до нескольких атмосфер мощность и энергия импульса генерации возрастают.
Далее в подразделах 4.2-4.5 описываются работы по получению и исследованию новых линий генерация в спектрах нонов бария, бериллия, алюминия, олова и свинца. Всего в четвертом разделе диссертации сообщается о получении 39 новых лазерных переходов, на 33 и з них генерация осуществлялась за счет рекомбинации и се характеристики хорошо согласуются со сформулированными общими принципами создания инверсии в рекомбинирующей плазме.
13
I Введение
Пятый раздел посвящен исследованию генерации на переходах в кислороде и в спектрах инертных газов.
В подразделе 5.1 дан анализ перспектив достижения генерации за счет рекомбинации многозарядных ионов (Z 2 3) в условиях газоразрядной плазмы. Показано, чго для этого необходимо: а) за время импульса тока создать плазму с высокой концентрацией многозарядных ионов jVjc . что возможно только при высоких Т4 в импульсе, а значит при малых плотностях газа; б) обеспечить глубокое охлаждение электронов в послесвечении в условиях малых давлений важным дополнительным механизмом охлаждения становится амбиполярная диффузия быстрых электронов на стенки трубки; в) уменьшить бесполезные потери заряженных частиц; они возникают из-за рекомбинации при ее скорости еще недостаточной для достижения инверсии и из-за пристеночных потерь за счет амбиполярной диффузии. I loTcpu получаются минимальными, если для характерных времен диффузии, рекомбинации, охлаждения электронов и времени спада заднего фронта импульса тока выполняется неравенство т0> хргх> т«* > у.
Далее описаны эксперименты, которые привели к генерации на переходах 0111 и XelV в рекомбинационном режиме в послесвечении продольного импульсного разряда. В условиях максимальной рекомбинационной накачки была получена генерация на линиях Х375.5; 376.0;
559,2 нм OII1 и линиях X = 335,0; 430,6; 495,4; 500,8; 515,9; 526,0; 535,3; 539,5; 595,6 нм XelV. Максимальный коэффициент усиления Кодостигал - 7-Ю'1 м'1 на Х559.2 нм 0111 и - 4.6 10°см' на Х526.0; 539,5 нм XelV . Основными механизмами охлаждения электронов, как показал анализ, являются амбиполярная диффузия и упругие элсктрон-ионныс столкновения. Кроме этого, впервые была осуществлена генерация в ионизационном режиме на 4-х новых лазерных линиях в спектре ТПП : Х468; 482; 770; S06 нм.
Подраздел 5.2 посвящен результатам исследований генерации на линии Х585.3 нм Nel в смеси Ne-Нг- В отличие от работ других авторов, нам удалось получить генерацию в простых и удобных типах разряда: в разряде с полым катодом (РНК) и в продольном разряде. Коэффициент усиления достигал 1.2 м'1. Генерация возникала как в послесвечении при токах разряда 0,2-
1.3 кЛ. так и во время импульса при больших токах 1,5-3 кА.
Генерация в продольном разряде осуществлялась в смеси Ne-Hi в диапазоне давлений 7-100 Тор и наблюдалась в послесвечении при / = 30-150 А. Коэффициент усиления достигал
2.3 м1. Кроме этого наблюдался еще один режим генерации при / = 1—3 кА. р > 25 Тор с ко ~
36,8 м'1 и свсрхсвсти.мостью на Х585.3 нм. Генерация при этом могла происходить как во время тока (в случае больших энерговкладов и соответственно длинных импульсов тока), так и в раннем послесвечении ( в случае коротких импульсов тока).
14
I. Введение
В качестве основных механизмов накачки в послесвечении анализировались два процесса: тройная рекомбинация атомарных ионов неона и диссоциативная рекомбинация молекулярных ионов. Исследовалась форма послесвечения на переходах Ncl при подо>реве электронов в послесвечении слабым импульсом тока. При этом принималось во внимание, что, во-первых, скорость накачки за счет тройной рекомбинации ос Г/4,5, в то время как накачка за счет диссоцна-швной рекомбинации зависит от Тг слабо (ос Т( ' ), во-вторых, за счет диссоциативной рекомбинации могут эффективно заселятся только определенная группа уровней Ncl. расположенная ниже потенциала Ne’ на 1,5-2 эВ. Результаты исследований позволили заключить, что в рассматриваемых условиях преобладающим механизмом накачки уровней Ncl, включая верхний лазерный уровень, является тройная рекомбинация типа (1.4).
Отдельно изучена генерация на Х.585,3 нм Ncl в продольном разряде при больших токах (1.5-3 кА). Формы импульсов спонтанного излучения и в этом случае имеют типичный для рекомбинационной накачки вид: после начального всплеска, обусловленного возбуждением электронным ударом, наблюдается провал, а затем интенсивное послесвечение. Генерация осуществляется на фронте нарастания интенсивности в послесвечении. Однако при больших длительностях импульса тока (2-3 мке) нарастание послесвечения и возникновение генерации наблюдаются еще до окончания импульса тока. На основе измеренных параметров плазмы и с использованием модельных расчетов в § 5.2.3 показано, что в таком сильноточном импульсном разряде рекомбинационная неравнонссность может достигаться уже на спаде импульса разрядного тока п. следовательно, генерация на л585,3 нм Nel и в этом режиме является рекомбинационной.
В подразделе 5.3 приводятся результаты экспериментов но получению и исследованию тенерацня на шести новых лазерных переходах Aril, Krll, Xcll в квазннспрерывном РПК на смесях газов Нс-Лг, Нс-Кг, Ne-Xe и Ne-He-Xe. Показано, что механизмом накачки этих переходов является реакция передачи возбуждения от метастабилей гелия или неона нонам Аг\ Кг' н Хс\
Шестой раи)ел диссертации посвящен болес подробному исследованию параметров плазмы и физических процессов в рекомбинационном лазере на парах стронция с генерацией на линиях л430,5 и 416,2 нм SrII, так как именно этот лазер, наряду с подобным ему Не-Са лазером с А.373,7 и 370.6 нм, представляет наибольший практический интерес, и кроме того в связи с тем. что для него в некоторых работах были предложены альтернативные не рекомбинационные механизмы накачки.
Подраздел 6.1 посвящен диагностике активной среды Hc-Sr лазера. Измерения п.. и Тг в послесвечении осуществлялось зондовым и спектральными методами. Зондовая диагностика хорошо обоснована для малых давлений газа, когда длина свободного пробега электронов на-
15
I. Введение
много больше радиуса зонда. Но генерация в лазерах па Яг и Са эффективна при рне £100 Гор, где зондовая методика лает существенную погрешность. Поэтому эондовая методика была нами усовершенствована таким образом, чтобы расширить границы ее применимости и область больших давлений гелия - рн» ~ 300 Тор. Эго дало возможность провести зондовую диаі носійку плазмы Нс-Яг лазера в разных режимах работы. Так, при рцс - 250 Тор в режиме оптимальном дня генерации найдено 7'«= 0.2-О.З эВ; ие = (3-5)10ы см'3.
Спектроскопическая диагностика Т, проводилась на основе измерений населенностей высокорасположенных уровней гелия, я, измерялась по нпарковскому ушнрению линий водорода Нр , Н, , Нг . При р/іе - 250 Тор в режиме оптимальном для генерации найдено Тг = 0,2520,1 эВ; пе = (2-5)- 10й см'3 . Данные зондовых и спектроскопических измерений показали хорошее согласие как по временному ходу, гак и по абсолютным величинам. Кроме того, результаты наших измерений хорошо согласуются сданными независимых измерений других авторов.
В подразделе 6.2 изложены результаты легальных исследований кинетики населенностей Нс-Яг лазера. Целью их было болсс четко установить вклад различных процессов в накачку лазерных уровней, в том числе и предложенного Грпнченко Б.И. процесса ступенчатой перезарядки (СПЗ):
Яг** + Яг(т){Нс(т)} -» Яг*’ + Яг*{Нс*}. (1.15)
Разграничение рекомбинационного (1.10) и СГІЗ (1.15) механизмов накачки проводилось в работе но двум признакам. Во-первых, скорость тройной рекомбинации резко убывает с Те, тогда как сечение перезарядки от Ге не зависит, гак как в ней не участвуют свободные электроны. Во-вторых. для ступенчатой перезарядки (1.15) требуются одновременно большие концентрации и Яг*', и мстастабнлсй Яг(ш), Нс(ш). Поэтому в наших экспериментах измерялись концентрации метастабильных и заряженных частиц, а также применялось внешнее воздействие на концентрацию метастабнлей и Те с о;шовременным наблюдением за откликом спонтанною излучения линий и мощности генерации.
Измерения населенностей проводились методом рсабсорбции и методом поглощения излучения от перестраиваемой) импульсного лазера на красителе. Измеренный ход населенностей различных уровней стронция и гелия хорошо соответствовал рекомбинационному механизму накачки. Концентрация мстастабнлсй стронция и гелия в период импульс генерации оказалась почти на два порядка меньше конценграшш ионов Яг" (3-5 101' см'3 и 1.1-10 1 см'3, соответственно). Столь высокая степень двукратной ионизации еегь следствие низких потенциалов одно-и двукратной ионизации Яг (5,7 и 11 эВ). Результаты наших измерений хорошо согласуются с данными независимых измерений других авторов, где для измерения концентраций частиц в
16
I. Введение
Hc-Sr лазере был использован метод крюков Рождественского. Таким образом, измерения показали, что концентрации Sr(m) и Нс(т) недостаточны для того, чтобы СПЗ механизм (1.15) дал ощутимый вклад в накачку Hc-Sr лазера.
Волсс наглядно ото продемонстрировали наши эксперименты со слабым селективным воздействием ка Те и концентрацию мстастабилсй в послесвечении разряда Hc-Sr лазера. Для этого производилось наложение на послесвечение второго небольшою по величине импульса тока, который приводил к небольшому подогреву электронного газа и увеличению концентрации мелаезабилей стронция примерно на порядок; концентрация заряженных частиц при этом практически не изменялась. Если бы основным в накачке лазерного перехода был СПЗ механизм. то спонтанное излучение н генерация на Я.430.5 нм SrII во время второго импульса должны были бы возрасти. Однако наблюдался противоположный эффект — в спонтанном излучении п генерации наблюдался провал, что согласуется с рекомбинационной накачкой.
На концентрацию мегасгабилей стронция воздействовали также путем оптической накачки импульсом излучения лазера на красителе. Населенность мстастабилсй изменялась при этом на один-два порядка, а Т, практически не менялась. В этом случае этом никаких существенных изменений в интенсивности спонтанного излучения и генерации на Х.430,5 нм замечено не было. Таким образом, опыты по подогреву плазмы и по селективной оптической накачке свидетельствуют об отсутствии заметной роли СПЗ механизма (1.15) в накачке Hc-Sr лазера.
На основе измерений концентраций частиц и параметров плазмы Hc-Sr лазера был рассчитан вклад различных механизмов в накачку. В момент максимума импульса генерации доля СПЗ механизма (1.15) по отношению к накачке рекомбинацией составила всего ~ 1 %; вклад в рекомбинационную накачку ионов Sr'', созданных реакциями перезарядки с ионоизацией и ступенчатого Пеннинг-процесса составил, соответственно - 10 % и ~ 0,3 %.
В подразделе 6.3 описаны результаты математ ического моделирования газоразрядного Не-Sr лазера. Составленная модель Hc-Sr лазера включала в себя систему дифференциальных уравнений для долгоживущих частиц ( Sr' , Sr'*, Не', Не?', Sr(tn), Не(ш)) и Ге, а также систему алгебраических уравнений для населенностей уровней SrII. (Подробно модель описана в приложении к диссертации). Проверка достоверности модели и калибровка скоростей некоторых элементарных процессов ( прежде всего скорости ионизации Sr и Sr* электронным ударом в течение импульса тока) проводились сравнением результатов расчетов как с нашими экспериментальными данными, так и с данными независимых экспериментов. Результаты моделирования хорошо соответствовали наблюдаемым в эксперименте абсолютным значениям и временному ход)' концентраций долгоживущих частиц, населенностей лазерных уровней и интенсивностей спонтанного излучения и генерации. Данные но математическому моделированию также
17
1. Введение
свидетельствуют в пользу преобладания рекомбинационной накачки в механизме работы Не-$г лазера.
Проанализирована также возможная роль диссоциативной рекомбинации ионов вГ’Не в накачке уровней: отмечается низкая вероятность сущест вования таких молекул из-за малой энергии их диссоциации.
Таким образом, в целом, результаты исследований шестого раздела надежно свидетельствуют о том. что преобладающим механизмом накачки Нс-Бг лазера с \= 430.5 и 416.2 нм является тройная ударно-радиационная рекомбинация двукратных ионов Яг" , а вклад ступенчатой перезарядки мал. Этот же вывод можно с уверенностью отнести и к Не-Са лазеру с 'К 373,7 нм и
370,6 нм. так как схемы уровней, характеристики спонтанного излучения и генерации у этих лазеров очень близки.
Вывод о рекомбинационном механизме накачке Не-Б^Са) лазеров был неоднократно подтвержден во многих других независимых работах по исследованию данных лазеров.
Седьмой раздел посвящен оптимизации выходных характеристик и режимов работы рекомбинационных Нс-5г(Са) лазеров.
Вначале раздела описаны основные конструкции лазерных трубок: либо с открытой разрядной трубкой из керамики ВсО или АЬОз, либо с такой же трубхой, помешенной в кварцевую или стеклянную оболочку. Последняя конструкция чаше всего использовалась нами в экспериментах по оптимизации: она проста в изготовлении и надежна в эксплуатации. Описаны схемы импульсного питания лазеров. Требованиям работы латеров при больших давлениях гелия лучше всего удовлетворяет импульсная схема Блюмляйна с резонансным зарядом, так как она позволяет увеличивать напряжение на трубке по сравнению с напряжением на выпрямителе почти в 4 раза.
Задача наращивания мощности генерации решалась несколькими путями: увеличением обьема активной среды К», повышением частоты следования импульсов, за счет роста давления рабочей смеси. Наращивание Уа достигалось за счет увеличения как длины /, гак и днамсгра О лазерной трубки.
Способ увеличения Уа за счет / (подраздел 7.1) привлекателен тем. что дает не только рост мощности генерации, но и суммарного усиления активной среды лазера. Однако увеличение I влечет за собой рост напряжения разряда. Чтобы избежать этого, нами была опробована двухсекционная трубка Не-8г. Наибольшая средняя мощность генерации Р = 3 Вт была получена при параллельном пи тании двух секций по схеме Блюмляйна с тиратроном, подключенным к центральному электроду трубки.
18
1. Введение
Для получения высоких средних мощностей генерации Р как заснет увеличения частоты следования импульсов/, так и за счет роста d необходимо принимать меры для интенсификации теплоотвода. В связи с чем в подразделе 7.2 рассматриваются процессы тсплопсрсноса применительно к активным элементам He-Sr(Ca) лазеров. Было получено удобное для расчетов выражение для количества тепла, отводимого от лазерной трубки, пригодное как для открытой керамики, гак и для керамической трубки помещенную в стеклянную оболочку. Из расчетов следует: 1) основной вклад (до 70%) в теплоотвод 0 дает тепловое излучение, причем его можно значительно поднять путем увеличения коэффициента черноты (излучатслыюй способности) поверхности керамической трубки; остальной теплоотвод обеспечивается путем конвекции; 2) интенсивность отвода тепла определяется внешним диаметром </, керамической разрядной трубки, и поэтому для увеличения Он Р именно этот диаметр целесообразно увеличивать.
Увеличить Р можно и за счег повышения / с одновременной интенсификацией теплоотвода от трубки. Однако увеличение / и, как следствие, вводимой в разряд мощности Ли . неизбежно приводит к повышению температуры активной среды Т. А она определяет тот предел, до которого может снизиться Т, в послесвечении. Поэтому рост 7' ведет к уменьшению энергии генерации He-Sr(Ca) лазера. Проведенные расчеты показали, что срыв генерации происходит при Т * 2300 К. Поскольку рост Т непосредственно связан с увеличением энерговклада в разрядную трубку лазера, то для определения зависимости Г от Р„ решалось уравнение теплопроводности, что позволило найти выражение для профиля температуры по радиусу трубки Т(г) и для усредненной по радиусу температуры Гер- Оказалось, что Т(г) и Гср зависят от профиля тепловыделения. Был проведен эксперимент по измерению Гер по степени вытеснения газа из разрядной трубки Hc-Sr лазера во внешний холодный объем. Результаты свидетельствовали о почти равномерном распределении по радиусу источников тепла в опт имальном режиме разряда.
Близкое к равномерному тепловыделение объясняется так называемым явлением раскон-трагироваиня разряда, характерным для лазеров на парах Sr, Са и дру гих металлов в смеси с инертным газом. Сугь ci o в том, что импульсно-периодический разряд в чистом гелии при рн*
- 600 Тор имеет вид тонкого (~ 0.3 см) извивающегося шнура (контракция); по мере поступления паров разрядный канал постепенно расширяется н при давлениях стронция, оптимальных для генерации, примерно однородно заполняет все сечение трубки - т.е, происходит “раскоит-рагкрование" разряда. Природа этою явления объясняется нами почти полной ионизацией лег-коионизуемых атомов металлов, причем первоначально в осевых частях трубки, где пе максимально. в связи с чем при дополнительном поступлении атомов металла разряду энергетически выгодно расширяться к периферии, где степень ионизации паров меньше, да и концентрация
10
1 Введение
атомов металла получается больше по крайней мере из-за того, что температура газа у стенок ниже, чем на оси трубки. Явление расконтрагирования разряда представляет несомненную ценность для лазеров на парах металлов, поскольку позволяет поддерживать однородное горение разряда для трубок сравнительно большого диаметра и при больших, порядка атмосферного, давлениях газа без применения прсдыонизации.
Уменьшение энергии генерации Не-Бг лазера с ростом Т задаст существование оптимальной вводимой в разряд средней мощности накачки, соответствующей ей частоты следования импульсов и, как следствие, максимальной достижимой средней мощности генерации. Проведенные расчеты показали, что за счет большой теплопроводности гелия и ВсО керамики имеется сшс значительный резерв для повышения вводимой в разряд мощности за счет интенсификации теплоотвода от трубки - до 13-Й кВт/м (эта величина не зависит от внутреннего диаметра трубки), при этом максимальная погонная средняя мощность генерации может достигать - 14 Вт/м.
Далее приводятся результаты экспериментов по повышению средней мощности генерации Нс-8г лазера за счет интенсификации теплоотвода. Чернение внешней поверхности разрядных трубок (подраздел 7.3) позволило увеличить среднюю мощность генерации Не-Бг(Са) лазеров в 1,6-1,7 раза благодаря усилению радиационного охлаждения. Показано, что коэффициен т черноты поверхности целесообразно уменьшать но направлению к электродам трубки, чтобы компенсировать неоднородность нагрева из-за оттока тепла на холодные концевые участки.
Лазерам с принудительным охлаждением посвящен подраздел 7.4. Принудительное воздушного охлаждения малогабаритной лазерной трубки позволило повысить частоту следования импульсов с 5 кГц до 15 кГц. при этом мощность генерации увеличилась в 2,25 раза — со 150 до 350 мВт. Более радикальных результатов удалось добиться с применением водяного охлаждения. хотя использование его в лазерах на парах металлов наталкивается на определенные трудности, связанные с необходимостью поддержания высокой температуры стенок разрядной трубки (-600-650°С в Не-5г(Са) лазерах). Поэтому непосредственный контакт воды с поверхностью керамики недопустим и необходимо введение теплового сопротивления. Его роль в наших экспериментах выполнял слой гелия и кварца, то есть непосредственно водой охлаждалась кварцевая рубашка и теплопередача осуществлялась через кварц и прослойку гелия. Исходя из мощности источника питания и допустимой частоты импульсов, подбиралась такая толщина прослойки гелия Д. чтобы теплоотвод был оптимальным как с точки зрения необходимого давления паров, так и использования всей мощности блока питания. В этих экспериментах использовалась трубка из ВеО керамики с активным обьемом Уа ~ 28,5 см3; Д менялась от 0,5 до 1,5 мм. Бег водяного охлаждения мощность генерации на /.430,5 нм была Р * 600 мВт при
20
I. Введение
J - 6 кГц. Использование водяного охлаждения позволило парзшивать Р и / в зависимости от Д : при Д = 0.5 мм мощность генерации составила Р = 3,9 Вт, удельная мощность Р#= 137 мВт/см3 при/“ 29 кГц.
В экспсримснзах по увеличению диаметра активной среды (подраздел 7.5) использовались ВеО трубки с 1 = 40 см и d до 2,5 см. Были получены высокие энергии импульсов генерации Нс-Sr лазера: 1,6 мДж при / = 900 Гц в режиме саморазогрсва и 2,2 мДж при /•- 200 Гц с нагревом внешней печью.
С ростом рт знерпія импульсов генерации He-Si(Ca) лазера € увеличивается. Чтобы выяснить потенциальные возможности повышения Р и С за счет роста /?**, был поставлен эксперимент (подраздел 7.6). в котором использовалась короткая ВсО трубка (/ = 22 см, d= 8 мм), защищенная специальной оболочкой. Ввод паров Sr осуществлялся медленной прокачкой гелия; рис изменялось от 0,3 до 5 атм. При рне * 9 атм были получены максимальные удельные мощность генерации и энергия импульса: Pj*.v =180 Вт/см3 ; -13,8 мкДж/см ’. Было уста-
новлено, что главной причиной роста £рОТ рис является увеличение оптимального для генерации давления стронция и концентрации Sr‘* без повышения при этом уровня Т, . Увеличение p\tx позволяет за счет ускорения остывания Т, укорачивать импульс генерации с обычных т % 200-300 не при /?цс - 6СЮ Тор до т ~ 40 не при р\\е «= 4 атм.
Представляющая интерес для ряда применений совместная генерации на линиях Sr и Са рассматривается в подразделе 7.7. Она была ре&зизопана нами при разряде в одной трубке в смеси He-Sr-Ca, где стронций и кальций располагались на двух разных участках активной длины: стронции — со стороны катодного (/sr =10 см), а кальций — анодного (la =20 см) конца трубки. При противоположном включении, пары стронция, попадая в зону с парами кальция из-за продольною катафореза, подавляли генерацию на линиях Call. Суммарная мощность генерация на линиях 430,5 нм Srll и 373.7 нм Call составила 0,3 Вт при р1и = 450 Тор и /= 5,5 кГц. Кроме этого, был осуществлен эксперимент по получению совместной генерации на самоогра-ниченных и рекомбинационных лазерных переходах Sri и Srll. В трубке с т/- 1,1 см и / - 50 см, при p\ic 450 Тор и /= 6 кГц суммарная мощность генерации на всех линиях составила 0,52 Вт(70% наХ430.5 нм Srll, 16% на Â6.45 мкм Sri, 8%->.3,05 мкм Sri и 3% на XI,03 и 1.09 мкм Srll).
Для продвижения в область больших рц. можно использовать разряд с поперечным расположением электродов. Нами были испытаны несколько конструкций He-Sr лазера с поперечным разрядом (§ 7.8.1). Наилу чшие результаты получены в трубке с плоскими закругленными на краях электродами (1.5x30 см2) из нержавеющей стали; кусочки стронция располагались под нижним электродом, что исключало горения на них разряда.
21
і Введение
Разряд в полом катоде (РПК) и так называемый “открытый” разряд, предложенный Боханом П.Л., также могут рассматриваться как поперечные. В своих экспериментах (§ 7.8.2) мы покачали перспективность использования РПК для получения лазерной генерации на ИК линиях SrII и Call при возбуждении их реакцией перезарядки на ионах Кг'. До этого в лазерах для накачки использовалась перезарядка только на ионах Не*, иногда Ne*. В РНК при возбуждении реакцией перезарядки на Кг’ нами впервые была получена генерация иа шести ИК линиях ионов сгронция и кальция. Генерация на трех из них: XI087,6; 1123.0; 1201,7 нм SrII наблюдалась нами и при импульсном возбуждении в положительном столбе разряда в смеси Sr-Kr, но в РПК генерация была намного интенсивней: коэффициент усиления на XI 123.0 нм достигал 5,5 м 1. Накачка перезарядкой позволяет получить непрерывный режим генерации, «по и было осуществлено нами для линий SrII >.1087,5; 1123; 1201,7 нм.
Чтобы добиться в РПК генерации на Х430.5 нм SrII требовалось повысить п{ и концентрацию двукратных ионов стронция AW . При высоких рцс этому препятствовало развитие разряда вне катодной полосга и развитие дуг на неоднородностях поверхности катода. Снизить влияние этих факторов нам удалось путем использования коаксиальной конструкции РПК с малым зазором между катодом и анодом (< 0,5 мм) и за счет предыонизацик. В трубке с пре-дьювнзаиисй удалось, кроме ИК линий, получить генерацию и на Х430.5 нм. Еще лучшие результаты получились в открытом разряде (ОР). В нем электронный пучок создастся в зазоре между цилиндрическими электродами, внутренний из которых является сеточным. Расстояние между электродами - доли миллиметра. В такой трубке с длиной активной зоны всего 9 см впервые была получена генерация одновременно насамоограничсинмх XI033, 1092 нм SrII, пе-резарядочных XI087,1123,1202 нм SrII и рекомбинационной Х430.5 нм SrII линиях в смеси He-Kr-Sr.
Были также уделено внимание улучшению качественных характеристик выходного излучения He-Sr(Ca) рекомбинационных лазеров (подраздел 7.9). Применение жестких эталонов Фабри-Перо позволило сузить ширину линии генерации Х430,5 нм с 1,5 ГГц до 0,15 ГГц и осуществить плавную перестройку в пределах уширенного столкновениями коїгтура линии усиления; диапазон перестройки составил - 12 ГГц. Применение неустойчивых резонаторов для Hc-Sr(Ca) лазеров дало возможность более чем на порядок уменьшить расходимость выходного излучения и приблизиться к дифракционному пределу без существенною снижения уровня выходной мощности.
В подразделе 7.10 приводятся результаты наших работ по созданию отпаянных активных элемен тов и макетов рекомбинационных He-Sr(Ca) лазеров. Была разработана и изготовлена партия активных элементов лазеров на парах стронция или кальция с мсталлосгсклянной обо-
22
I. Введение
ломкой и керамической разрядной трубкой (с/"15-20 мм. / - 47 см) с естественным воздушным охлаждением. Для возбуждения такой лазерной трубки можно использовать источник питания серийно выпускаемых лазеров на парах меди ЛГИ-101, что позволяет сравнительно просто дополнить генерацию па желтой и зелепой линиях медного лазера ( А.510.2 и 578 нм) излучением рекомбинационных лазеров на парах стронция и кальция с Р » 1-1,2 Вт на Я.430.5 нм Sri! или А.373.7 нм Call. Кроме одпосекционного. нами был разработан и двухсекционный активный элемент для совместной генерации на линиях стронция и кальция, в котором была достигнута Р - 0.55 Вт для Х430,5 нм Srll и Р - 0,4 Вт для 7.373,7 нм Call при /- 5-6 кГц. Разработанные нами автономные Hc-Sr и Не-Са лазеры демонстрировались на ВДНХ СССР н были удостоены, соответственно, серебряной и бронзовой медалей.
Отдельного внимания заслуживают наши результаты по импульсно-периодическому ка-тафоречному Hc-Sr лазеру, <іписанньіс в подразделе 7.11. Явление катафореза давно и успешно используется в непрерывных нонных лазерах на парах металлов для введення и равномерного распределения паров вдоль активной длины. Наиболее распространенным лазером такого гииа является ионный Hc-Cd лазер (7.441,6 нм, 325 нм). В нашей работе впервые предложено применить катафорез для ввода паров в активную зону импульсно-периодических лазеров на парах металлов, н которых ранее такой способ не применялся. Анализ показал, что катафорез и в импульсных лазерах может вполне успешно справляться с задачей равномерного распределения паров в активной зоне, при этом разрядный канал не загромождается кусочками металла, апертура канала нспользуегся полностью и отсутствует возникновение дугового разряда на кусочки с их неконтролируемым испарением; появляется возможность независимого регулирования энерговклада в разряд и давления паров металла. В работе рассчитано распределение паров вдоль трубки в зависимости от напряженности поля, частоты следования и длительност и импульсов тока. Найден критерий, при выполнении которого обеспечивается однородное распределение паров вдоль канала и одновременно надежное запирание их со стороны анода. Показано. что для условий He-Sr лазера этот критерий надежно выполняется.
Была сконструирована и испытана малоіабаритная катафорезная трубка Hc-Sr лазера (г/ =
3 мм и /= 26 см. Va 1,84 см'). Испарение стронция происходило из расширения (d^ш =* 8 мм) в канале трубки вблизи анода за счет саморазогрсвз, при этом основной канат оказывался несколько псрсірстьім. что препятствовало оседанию в нем паров стронция. При / = 30 кГц и рис " 525-600 Тор на Х430.5 нм была достигнута Р = 510 мВт и рекордная удельная средняя мощность Рзр = 277 мВт/см ’, а также максимальный коэффициент усиления ко = 0.15 см'1.
В подразделе 7.12 дана сводка выходных характеристик лазеров на стронции и кальции. В ней учтены как наши работы, так и работы многих других лабораторий у нас в стране и за ру-
23
/. Введеній'
бежом (Болгария. Великобритания. Австралия. Япония. Китай), где исследованиям открытых нами рекомбинационных He-Sr(Ca) лагеров было уделено большое внимание. Во всех этих работах нашли независимое подтверждение наши выводы об основных физических процессах и механизмах работы и характеристиках данных лазеров.
Восьмой ртдел посвящен применениям рекомбинационных He-Sr(Ca) лазеров, коротковолновое излучение которых представляет интерес для многих их них, в частности, для оптической накачки других лазерных сред. В разделе описано несколько наших экспериментов такого рода.
Впервые получено вынужденное излучение в режиме сверхсветимости на >535 нм ТИ при кв&зирсзонансной оптической накачке смеси 'П-Не излучением Не-Са (>.373,7 нм) лазера н фиолетовое крыло резонансной линии таллия >.377,6 нм, т.е. отстройка от резонанса составила *
4 нм (подраздел 8.1). Пары таллия создавались в тепловой трубе с длиной нагреваемой части
5 см. Сверхсветимость на >.535 нм возникала уже при рт - 20 Тор и рн = 10'1 Гор, при рнс = 700 Тор и pi\ ~ 20 Тор средняя мощность вынужденного излучения составила ~ 5 мВт. а при Яне = 4 атм она достигла максимума — 8 мВт. С учетом самоограничеиного характера генерации на >535 нм ТИ, квантовая эффективность преобразования излучения накачки составила ~ 30%. Как показано в работе, метод квазирсзонансного возбуждения подходит .тля накачки и других лазерных сред.
В подразделе 8.2 описан эксперимент, где осуществлена квазрезонансная ионизация паров таллия излучением Не-Ca лазера через промежуточное резонансное состояние таллия 17Ът-Измеренная зондовым методом конценірацня плазмы составила пе * Л'п+ *= Ю1" см'-' при степени ионизании паров таллия ~ 5%. Такой метод может быть применен для создания плазмы рекомбинационных лазеров либо для инициирования прямолинейных плазменных каналов в плотных смесях газов.
Излучение Hc-Sr лазера с >.430,5 нм было использовано нами д.тя накачки молекул Тс2 (подраздел 8.3). Кювета для паров теллура представляла собой тепловую трубу с длиной нагреваемой части 8 см. Излучение Hc-Sr лазера с помощью линзы направлялось вдоль оси тепловой трубы через одно из зеркал. Генерация на переходах молекулы Тс? наблюдалась при давлении паров теллура 1-3 Тор и давлении гелия также 1-3 Гор. Было получено 14 новых линий генерации молекулы Тс2 в диапазоне от >.666 до >576 нм. Анализ показал, что излучение Ile-Sr(Ca) лазеров подходит для накачки Se2, S2 , As2, Ві2 н Sb2 и других димеров.
Эти лазеры перспект ивны н для накачки красителей, что было подтверждено нами экспериментально (подраздел S.4): реализована генерация раствора красителя кумарин-7(535) с прокачкой через хювегу или в виде свободной струн излучением Hc-Sr лазера. В струйном варианте
24
/. Введение
лагер ие красителе генерировал с Р в 15 мВт, Ppt *= 12,5Вт и т, *= 0.2 мке, диапазон перестройки составил >.499-557 нм, максимум генерации соответствовал >.524 нм; для кюветного лазера Р *= 30 мВт, Рр». * 60 Вт, т, ** 0,16 мке, диапазон перестройки >.495-540 нм.
Анализ, сделанный в подразделе 8.5, показал, что He-Sr лазер является перспективным источником накачки для хромсодержащих лазерных кристаллов; рубина, александрита и др.. а также для сапфира, легированного титаном. Преобразование излучения Ile-Sr(Ca) лазеров можно осуществить при накачке ими кристаллов LiF с Fj и F>* с це!прами окраски: а также за счет ВКР в кристаллах BaCNOjfo, NaNOj и др. Возможно также преобразование излучения He-Sr(Ca) лазеров во вторую гармонику в кристаллах ВВО.
Обоснованный перечень других, как уже реализованных в работах других авторов, так и перспективных применений Нс-$г(Са) лазеров включает: проекционные системы с усилением яркости {лазерные микроскопы) при использовании многопроходной схемы усиления; системы проекции на большие экраны цветных телевизионных изображений (в сочетании с лазерами на парах меди и золота), полупроводниковая мнкротсхнология, голография, особенно рельефная, жидкостная хроматография, флуоресцентная и KP спектроскопия, экологический мониторинг, биология и медицина, в особенности фо юдинаыическая диагностика и терапия.
В девятом разделе дана сводка основных результатов и выводов по всей диссертации, а также сделаны некоторые общие замечания по поводу сущест вующей ситуации в исследованиях газовых лазеров, и в особенности, лазеров на парах металлов.
В приложении описана разработанная магматическая модель газоразрядного He-Sr(Ca) рекомбинационного лазера, различные модификации которой неоднократно использовались в процессе выполнения данной работы лля проведения численных экспериментов, особенно для тех условий, где натурные эксперименты затруднены.
Научная и практическая значимость диссертационной работы.
Наибольшую научную значимость имеет общий вывод, следующий из всей совокупности результатов данной работы, что рекомбинация газоразрядной плазмы является вполне работоспособным и весьма распространенным механизмом накачки возбужденных уровней, способным обеспечить инверсию и генерацию на многих переходах в спектрах ионов и нейтральных атомов. Это подтверждено в работе экспериментально получением многих новых линий генерации в нейтральных и ионных спектрах различных элементов, работающих в рекомбинационном режиме и эффективно излучающих, в том числе, и в коротковолновой области спектра.
Практическая значимость определяется тем, что ряд результатов работы имеет несомненную ценность для разработки практичных образцов открытых в работе He-Sr(Ca) реком-
25
/. Введение
бннационных лазеров к свидетельствуют о хороших перспективах их применений; из них наиболее важными представляются:
- создание методики расчета тепловых режимов Hc-Sr(Ca) лазеров, из которой, в частности, следует, что в трубках с принудительным охлаждением предельный энерговклад в разряд может достигать -13-14 кВт/м , а погонная средняя мощность генерации -14 Вт/м;
- результаты комплексных исследований по оптимизации выходных характеристик Не-Sr(Ca) рекомбинационных лазеров с продольным разрядом, важнейшими из которых являются разработка простых и удобных для практического использования лазерных трубок с саморазо-трсвом на уровень выходной средней мощности ~ 1-1,5 Вт на Х430,5 нм SrII и /.373,7 нм Call, в том числе отпаянных активных элементов, совместимых с блоком питания серийно выпускаемого лазера на парах меди; достижение рекордной средней мощности генерации 3,9 Вт от He-Sr лазера с водяным охлаждением; (созданные автономные макеты He-Sr и Не-Са лазеров были награждены серебряной и бронзовой медалями ВДНХ СССР);
- демонстрация эффективности использования явления катафореза в нмпульсно-периодических лазерах на парах металлов: получение рекордной удельной средней мощности генерации 277 мВт/ см3 при средней мощности - 0,5 Вт от He-Sr катафорезного лазера;
- демонстрация перспективности применения рекомбинационных лазеров на стронции и кальции для оптической накачки различных активных сред: получение свсрхсвстнмостк на /.535 нм Т!1 при квазирсзонансной оптической накачке смеси Т1-Нс излучением рекомбинационного Не-Са лазера (Х373,7 нм); осуществление впервые генерации на 14 длинах волн молекулы Те; в желто-красной области спектра при накачке He-Sr (>.430,5 нм) лазером; генерация перестраиваемого излучения в желто-зеленой области спектра на раст воре красителя при накачке He-Sr лазером;
- результаты проведенных исследований были использованы при разработке промышленных образцов рекомбинационных лазеров на парах стронция и кальция в НИИ ГРП (г. Рязань); разработанные нами активные элементы рекомбинационного лазера на стронции были применены в лазерных проекционных системах телевизионного изображения в ИОФ РАН и ФИ РАН (г. Москва).
Достоверность и обоснованность результатов, полученных в диссертации, обеспечиваются:
- комплексным применением нескольких современных методов исследования лазеров и диагностики газоразрядной плазмы, взаимно дополняющих и контролирующих друг друга;
- тщательным сопоставление результатов теоретического анализа и математического моделирования с экспериментальными данными;
26
I. Введение
- независимым экспериментальным и теоретическим подтверждением большинства результатов и выводов во многих других лабораториях и исследовательских группах у нас в сзра-нс и за рубежом.
Материалы работы докладывались и обсуждались на следующих научных конференциях и семинарах: V и VIII Всесоюзные конференции по физике электронных и атомных столкновений (Ужгород, Ленинград, 1972,1981); II семинар "Физические процессы в ОКТ"
(Ужгород, 1978 гг.); Всесоюзные семинары "Газовые лазеры на парах металлов и их применения'(Ростов-на-Дону, Новороссийск, Сочи, Туапсе, 1971,1973,1975, 1977, 1981, 1982, 1985, 1989, 1991, 1993,1996, 1998, 2000); IV Всесоюзная научно-техническая конференция по электронной технике (Рязань. 1974); IX Сибирское совещание по спектроскопии (Томск, 1974); II Всесоюзный симпозиум по физике газовых лазеров (Новосибирск. 1975); III и IV Международные конференции "Лазеры и их применения" (Дрезден, 1977, Лейпциг, 1981); Международные конференции "Лазсры-78","Лазеры-79",*Лазсры-81" (США, Орландо, 1978, 1979, Новый Орлеан, 1981); II и III Международные конференции "Оптика лазсров"(Санкт-Г1стсрбург, 1980,1982); Международный симпозиум "Оптнка-80" (Будапешт, 1980); XIX Всесоюзный сьезд по спектроскопии. (Томск, 1983); Всесоюзное совещание "Инверсная заселенность и гонерация на переходах в атомах и молекулах" (Томск, 1986 ); Совещание "Активные среды плазменных и газоразрядных лазеров" (Гродно. 1987); Международная конференция по когерентной и нелинейной оптике - KhIIO-S8 (Минск, 1988); Всесоюзные семинары "Спектроскопия активных сред газоразрядных лазеров" (Тарту, 1988, Лохусало, 1990); Всесоюзный семинар "Газовые и плазменные лазеры в микроэлектронике" (Суздаль. 1989); Международная конференция "Лазеры и их применения" (Болгария, Варна 1990); Международный симпозиум "Импульсные лазеры на парах металлов" (Великобритания, Сэнт Андрюс. 1995); II, III. IV Международные конференции "Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул" (Томск, 1995,1997, 1999).
Но теме диссертации опубликована 93 печатная работа, в том числе 2 монографии (в соавторстве), 65 статей, 23 текста и тезисов докладов, ) авторское свидегсльство. Кроме того, ряд материалов диссертации представлен в научно-технических отчетах НИР РГУ. а также отражен в учебно-методических работах автора.
Структура н объем работы. Диссертация состоит из девяти разделов, включая введение и заключение, приложения и списка литературы. Она содержит 345 страниц текста, включающие 18 таблиц. 90 рисунков (на 62 страницах), список литературы из 452 наименований, в том числе 97 работ автора.
27
/. Введение
На лишил выносятся следующие результаты и положения:
1 Электронное девозбуждскис играет важную роль в формировании населенностей ионных уровней металлов в разряде, и. в зависимости от расположения уровней, способствует созданию инверсии населенностей на одних переходах н срывает ее на других.
2. Эффективная тенерация в рекомбинационном режиме обеспечивается, если расположение лазерных уровней перехода удовлетворяет следующим общим требованиям:
- верхний лазерный уровень должен быть одним из нижних в верхней группе близкорасположенных уровней:
- нижний лазерный уровень должен быть одним из верхних в нижней группе близкорасположенных уровней;
- нижний лазерный уровень не должен располагат ься слишком близко к основному состоянию.
Кроме того, уровень Те должен быть как можно ниже, а пе должна быть достаточно высокой, так чтобы вероятность элсктронно-столкновитсльных переходов внутри трупп превосходила вероятность оптических. Именно при таком расположении уровней электронное девозбуждение способствует концентрации накачки на верхнем лазерном уровне и эффективной очистке нижнего. Эти требования сохраняют силу и при накачке лазерных уровнен ударами второго рода при столкновениях тяжелых частиц в послесвечении разряда.
3. Экспериментально обнаруженная в работе реакция перезарядки с ионизацией является важным дополнительным источником двукратно заряженных ионов металлов как в течение импульса тока, так и в послесвечении разряда, что подтверждается измерениями сечений этой реакции при взаимодействии ионов инертных газов со всеми щелочноземельными металлами.
4. Результаты исследований по поиску новых лазерных линий в спектрах атомов и ионов различных элемен тов и установление механизмов генерации, итогом которых явилось получение генерации на 89 переходах в ИК. видимой и УФ области спектра, в том числе:
- на 35 ионных переходах щелочноземельных металлов, алюминия, олова и свинца, а также на 7 переходах нейтрального спектра ртути в послесвечении импульсною газового разряда; доказательство рекомбинационного механизма их накачки со свойствами, хорошо согласующимися со сформулированными в работе общими принципами накачки уровней и создания инверсии в рекомбинирующей плазме;
- на 33 ионных и на 4 нейтральных линиях серебра и меди при разряде в полом катоде с накачкой ионных линий за счет перезарядки атомов металла на ионах гелия или неона, атомных линий - за счет рекомбинации в послесвечении разряда;
28
I. Введение
- на 6 ионных лазерных переходах Axil, KrII, XcII при квазинепрерывном разряде в подом катоде на смесях газов He-Ar, Hc-Kr, Nc-Xc и Ne-Hc-Xc с накачкой ступенчатой реакцией передачи возбуждения от мстастабилсй гелия или неона ионам тяжелых инертных газов;
- на 4 линиях в спектре ТИП с накачкой электронным ударом.
Кроме того, генерации была осуществлена иа 14 длинах волн молекулы Тег в желто-красной области спектра при оптической накачке излучением He-Sr рекомбинационного лазера. Таким образом, суммарное количество новых линий генерации составило 103.
5. Результаты комплексных исследований механизма работы Hc-Sr лазера с >. = 430,5 и
416,2 нм и Не-Са лазера с ). = 373,7 нм и 370,6 нм, доказывающих что:
- накачка лазерных уровней обеспечивается тройной электрон-ион ной рекомбинацией ионов Sr"(Ca“) в послесвечении разряда; ионы Sr‘k(Ca*~) создаются главным образом электрон-ним ударом во время импульса тока и частично за счет реакции перезарядки с ионизацией в импульсе тока и в послесвечении;
- инверсия населенностей достигается за счет электронного денозбуждения, обеспечивающего дополнительное заселение верхнего и расселение нижнего лазерных уровней.
6. Для реализации генерации на переходах многозарядных ионов (Z >3) с накачкой тройной рекомбинацией в условиях продольного импульсного разряда необходимо использован, малые давления газа (<. 0,5 Тор): при этом, наряду со столкновениями с атомами и нонами гелия, существенное значение приобретает механизм охлаждения электронов за счет амбиполярной диффузии. Именно в таких условиях впервые получена генерация в рекомбинационном режиме на 3-х переходах ОШ и 9-ти переходах XelV в видимой и УФ области спектра.
7. Подтвержденная экспериментально методика расчета тепловых режимов и средних выходных мощностей генерации Hc-Sr(C'a) лазеров, из которой следует, что. во-первых, основной вклад в отвод тепла от лазерных трубок без принудительного охлаждения лает тепловое излучение (-70%). остальное обеспечивает теплопроводность и конвективное охлаждение, во-вторых, в трубках с принудительным охлаждением предельный энерговклад в разряд может достигать -13-14 кВт/м . а погонная средняя мощность генерации -14 Вт/м.
8. Результаты цикла исследований по оптимизации выходных характеристик Hc-Sr(Ca) рекомбинационных лазеров с продольным разрядом, важнейшими из которых являются - разработка простых и удобных для практического использования лазерных трубок с саморазоїревом на уровень выходной средней мощности ~ 1 Вт на >.430,5 нм SrII и >373.7 нм Call, достижение рекордной на настоящее время средней мощности генерации 3,9 Вт от Hc-Sr лазера с водяным охлаждением.
29
/. Введение
9. Явление катафореза целесообразно использовать для создания эффективных и удобных в обращении импульсно-периодических лазеров на парах металлов с продольным разрядом, что доказывается экспериментами с Hc-Sr катафорезным лазером с рекордным уровнем удельной средней мощности генерации 277 мВт/ см'.
10. При разряде в полом катоде реализуется импульсная и непрерывная генерация на нескольких ИК переходах Srll и Cal! с накачкой перезарядкой на ионах криптона; в РНК с прс-дыонизацней н малым межэлекгродным расстоянием — генерации на рекомбинационной линии Х430.5 нм Srll; и в открытом разряде в смеси Hc-Kr-Sr реализуется совместная генерация на самоограниченных XI033, 1092 нм Srll. перезарядочных Х1087,1123.1202 нм Srll и рекомбинационной Х430.5 нм Srll линиях с тронция.
11. Фиолетовое и УФ излучение лазеров на парах стронция и кальция перспективно для оптической накачки других активных лазерных сред, что доказывается получением сверхсветимости на Х535 нм 111 при квазнрезонансной оптической накачке смеси Tl-Не излучением рекомбинационного Нс-Са (Х373.7 нм) лазера; осуществлением генерации на 14 новых лазерных переходах молекулы Те? в желто-красной области спектра при накачке I Ie-Sr (/.430,5 нм) лазером; генерацией перестраиваемого излучения в желто-зеленой области спектра на растворе красителя при накачке He-Sr лазером.
30
2. Основные процессы и общие принципы
2. Основные процессы и общие принципы накачки уровней и создания инверсии в рекомбинирующей газоразрядной плазме
Целью настоящей главы является выделить те из многообразных процессов в плазме, которые имеют наибольшее значение для газоразрядных рекомбинационных лазеров с точки зрения накачки уровней и создания инверсии населенностей, причем здесь мы обратим внимание лишь на наиболее общие процессы взаимодействия частиц; более глубоко они будут детализироваться в последующих главах, где пойдет речь уже о конкретных активных средах. Кроме того в этой главе мы сформулируем наиболее общие принципы накачки уровней и создания инверсии в период рекомбинации плазмы, которые могут был. ориентиром при оценке пригодности расположения уровней в спектрах конкретных атомов для получения рекомбинационной генерации.
Преобладающие физические процессы в плазме во многом определяются такими параметрами плазмы, как плотность и температура заряженных и нейтральных частиц, соотношением компонент смеси. Поэтому оценим вначале порядок величины этих параметров в наиболее распространенных режимах работы газоразрядных рекомбинационных лазеров. В последующих главах вопросам диагностики будет уделено специальное внимание, и характеристики плазмы будут уточнены и конкретизированы.
2.1. Концентрация и температура электронов в плазме газоразрядных рекомбинационных лазеров
Оценим концентрацию п, и температуру электронов Те исходя из типичною энерговклада в импульсных газоразрядных лазерах.
Обычно активная длина лазерной трубки /а~ I м, диаметр </„ ~ 1 см и активный объем УЛ - 100 см'*. Активная среда чаше всего прсдсгавляст из себя либо чистый инертный газ. либо смесь инертного (буферного) газа с легкоионизуемой компонентой (пары металла). Давление паров обычно лежит в диапазоне Ю‘л - ! Тор, а давление буферного газа, чаще всего гелия, в пределах 1 - 1000 Тор. Газоразрядная плазма в импульсных лазерах в большинст ве случаен создается разрядом емкости в активный объем смсси. Оптимальная величина емкости С и напряжение на ней и может сильно варьироваться. Все же грубо диапазон таких изменений составляет V- 1-20 кВ; С * 0,1-100 нФ. Для лазеров с продольным разрядом напряжение обычно велико, а емкость соответственно поменьше, а для лазеров с поперечным расположением элек-
31
2 Основные процессы и общие принципы тродов ситуация противоположная. Энергия электрического разряда идет на возбуждение и ионизацию атомных частиц и. соответственно, на требуемый для этого нагрев электронного газа. 'Затем эта энергия дпесипируст за счет выхода излучения, наг рева ионов, нейтральных частиц и теплопередачи на стенки трубки.
Исходя из вышеприведенных значений С и U, можно посчитать, что вводимая в активную среду энергия лежит в диапазоне /1 е 0.5-10 4 - -20 Дж. либо удельная энергия ^ « 0.5-КГ6 0,2 Дж/см3. Нели задать типичные, например, для продольного разряда значения: С = 10 нФ. U = 15 кВ, то получим С = 1 Дж и Сц, = 0,01 Дж/см3.
На основе удельного энерговклада можно оценить концентрацию зараженных частиц. Во время протекания тока разряда большинство энергии расходуется на нагрев электронного газа и ионизацию. Концентрация мегастабильных атомов, как правило, невелика из-за их быстрой ступенчатой ионизации, а сильное резонансное излучение оказывается почти целиком запертым рсабсорбцией в активном объеме трубки. Для оценок разумно предположить , «по на ионизации идет порядка 50% вкладываемой электрической энерг ии [20J. Вели в смеси преобладает ионизация буферного газа, то требуемая энергии для создания одного иона равна потенциалу ионизации атома газа (£, а 25 эВ для гелия) Соответственно, для € v = 10'2 Дж/см3 получим, что к концу импульса концентрация ионов и, соответственно, электронов составит ,V,= п( *0,5 <<?„/£>)- U5-10i5cm'3 * 1015 см'3 .
Для €“ 10'2 -10 Дж или = КГ4— 10 ! Дж/см'3 диапазон щ таким образом будет 1013 — 1016 см'3. Если преобладает ионизация легкоионнзуемой компоненты, что происходит при значительных давлениях паров металла (0,1-1 Тор), то /?, при одном и том же энсрговкладс будет нарастать примерно в [£, (буфер)/ Е, (металл)] раз.
Не следует забывать, что, во-первых, таких концентраций электроны и ноны достигают к концу импульса тока; во-вторых, кроме однократных ионов, для легкоионнзуемой компоненты может создаваться значительная концентрация двукратных иоиов. особенно если потенциал двукратной ионизации невелик, что. например, имеет место для щелочно-земельных металлов.
Другим важным параметром является температура электронов Те. В то время как п, ведет себя примерно так: быстро нарастает к концу импульса тока, а потом гораздо более медленно спадает за счет процессов рекомбинации и диффузии, го Г, имеет максимум в начале импульса тока и спадает к концу его, примерно следуя за напряженностью ноля на трубке [20]. Средний уровень Tt в течение импульса тока - 5 эВ. так как он должен быть сопоставим с пененцналом ионизации г аза. иначе плазма не будет эффективно создаваться. После окончания тока в послесвечении разряда Те быстро спадает, стремясь сравняться с температурой газа 7". Обмен энергией между электронами, атомами и ионами происходит н основном за счет упрупгх
32