авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 || 4 |

«Р. Ровинский Мощные технологические лазеры В книге рассматриваются физические и технические основы построения мощных технологических лазеров, а также ...»

-- [ Страница 3 ] --

При внешней простоте технология изготовления таких ламп представляет серьезные трудности. Оболочка лампы (1) изготавливается из кварцевого стекла высокого качества. Поэтому выходящее наружу излучение разряда содержит заметную составляющую в области ультрафиолета, начиная примерно от 220 нм. Кроме хорошего пропускания излучения в диапазоне от 220 нм до примерно 1 мкм, кварцевое стекло способно выдерживать повышенные термические нагрузки. Но при этом обрабатывать кварц обычными газовыми горелками, с помощью которых производят пайку силикатного стекла, невозможно, приходится пользоваться кислородными горелками, температура пламени которых не ниже примерно 2000 оC. Торцы кварцевой трубки закрываются металлическими колпачками (4). Колпачки скрепляются с кварцевым стеклом специальным герметичным цементом. Коэффициент теплового расширения металла колпачков и цемента должен совпадать с коэффициентом теплового расширения кварцевого стекла, в противном случае во время горения лампы произойдет ее разгерметизация. После вакуумной обработки, внутренняя полость лампы заполняется рабочим газом через откачной штенгель (2) до давлений порядка нескольких сотен тор. Затем штенгель запаивается пламенем кислородной горелки.

Особые требования предъявляются к электродам (3). Материал, из которого они изготавливаются, должен быть тугоплавким, но вместе с тем иметь высокую эмиссионную способность. Первоначально электроды делались из торированного вольфрама, но у этого материала эмиссионная способность была недостаточной. Поэтому происходило постепенное распыление электродов, затемнение оболочки и, соответственно, снижение светового потока лампы. К настоящему времени разработаны специальные сплавы, позволившие заметно улучшить работу электродов в лампе. Тем не менее, срок службы импульсной лампы в основном определяется работоспособностью электродов.

В процессе световой вспышки импульсной лампы выделяют три стадии. Вначале осуществляется пробой разрядного промежутка и инициирование разряда.

Вторая стадия характеризуется расширением разрядного канала вплоть до заполнения им всего поперечного сечения трубки. Обычно длительность первых двух этапов не превышает 10 мкс. Наступающую после этого стадию назвали квазистационарной, она продолжается несколько миллисекунд.

Именно третья стадия создает интенсивный поток светового излучения, используемый для накачки стержней.

В прямых импульсных лампах, применяемых для оптической накачки, расстояние между электродами составляет несколько десятков сантиметров, а давление газа близко к атмосферному. В таких условиях прямой пробой разрядного промежутка невозможен. Инициирование разряда осуществляется ионизацией межэлектродного промежутка вспомогательным маломощным источником высокого напряжения (в том числе применяется и ВЧ источник). Для создания инициирующего разряда используется внешний или внутренний вспомогательный электрод. Обычно электродом служит тонкий оголенный провод, прижатый к наружной поверхности оболочки лампы.

Механизм инициирования разряда основан на взаимодействии вспомогательного электрического импульса со статическими зарядами на стенке лампы.

Межэлектродный промежуток электрически разделяется на несколько коротких эквивалентных промежутков, последовательно пробиваемых один за другим. Для пробоя короткого промежутка вполне хватает напряжения вспомогательного источника.

Сказанное наглядно иллюстрируется графиком рис. 3.3, пробивное напряжение при использовании вспомогательного электрода (кривая 2) существенно ниже напряжения прямого пробоя (кривая 1).

Инициируемый описанным способом разряд возникает в виде узкого искрового канала, прижатого к стенке, у которой расположен вспомогательный электрод. Через этот канал начинает протекать ток основного разряда. Это уже вторая стадия разряда, и она характеризуется быстрым нарастанием разрядного тока, что сопровождается бурными газодинамическими процессами. Появляются ударные волны, заметная турбулентность возникающей плазмы, и почти вся вкладываемая в разряд энергия расходуется на эти процессы, а не на излучение.

К концу второй стадии разрядный канал расширяется и заполняет все внутреннее сечение трубки. На этой стадии газ быстро нагревается и термализуется, а после заполнения плазмой всего сечения трубки газодинамические процессы затухают, и наступает третья стадия развития. На всем ее протяжении геометрия канала практически не меняется, в плазме достигается состояние локального термодинамического равновесия (ЛТР). Под ЛТР понимается такое состояние плазмы, при котором в каждом не слишком маленьком объеме, существенно превышающем сферу дебаевского радиуса, это состояние полностью характеризуется двумя термодинамическими параметрами. Например, температурой и давлением газа или температурой и плотностью частиц газа. Оба параметра меняются от одного элементарного объема до другого, и от одного момента времени к другому, но в каждой точке области разряда в каждый момент времени все свойства плазмы определяются локальными мгновенными значениями этих параметров. Такое состояние существенно облегчает возможность расчета электрических и излучательных свойств разряда. В силу таких обстоятельств эту стадию разряда назвали квазистационарной.

Энергетический баланс на квазистационарной стадии разряда. Введем два предположения: во-первых, так как продолжительность квазистационарной стадии на несколько порядков превышает длительность двух предшествовавших стадий, то полагаем, что энергетический баланс этой стадии практически совпадает с энергетическим балансом всего импульсного разряда;

во-вторых, опираясь на данные экспериментов, будем считать, что тепловые потери намного меньше излучательных потерь. Прямые измерения показывают, что тепловые потери не превышают примерно 15% от вводимой в разряд электрической энергии. Вся остальная энергия преобразуется в излучение. Поэтому с хорошим приближением учет тепловых потерь можно производить введением небольшой поправки в расчетные формулы.

Приходную часть энергетического баланса составляет джоулева энергия, выделяющаяся в разряде главным образом на протяжении квазистационарной стадии.

Обозначим через j плотность разрядного тока, а через Е – напряженность электрического поля. При импульсном разряде обе эти величины являются функциями времени. Но в каждый момент времени выделяется энергия, равная:

Расходная часть баланса, согласно второму допущению, определяется излучательными потерями. Удельная вольтамперная характеристика лампы в каждый момент времени равна:

(3.1) Удельная электропроводность в общем случае определяется родом газа, температурой Т, частотой электрон-атомных и электрон-ионных столкновений.

На квазистационарной стадии импульсного разряда преобладают кулоновские взаимодействия, то есть. В этом случае электропроводность идеальной плазмы определяется соотношением:

(3.2) причем (2.26) где Z – заряд иона.

Но идеальна ли плазма импульсного разряда? Если нет, то пользоваться соотношением (3.2) нельзя.

Условие идеальности нам известно (2.13): число частиц в сфере дебаевского радиуса nD должно быть много больше единицы. В импульсных лампах температура плазмы близка к 1эВ (11000К), а концентрация электронов порядка 1017 см–3. Исходя из таких параметров, получаем из условия (2.13), что в дебаевской сфере плазмы импульсных ламп число частиц меньше единицы. Это не означает, что частицы можно делить, просто в такой плазме одна частица приходится на объем, превышающий объем дебаевской сферы. В качестве меры неидеальности используют безразмерный фактор:

(3.3) где d – среднее расстояние между ионами. Здесь Т – в К, ne – в см–3.Чем больше значение фактора неидеальности, тем дальше плазма от идеального состояния. На основе экспериментальных данных фактор в зависимости от режима разряда лежит в пределах от 0,1 до 0,15.

Это считается не очень сильным отклонением от идеальности, и такую плазму называют слабонеидеальной недебаевской плазмой. Термин недебаевская означает, что условие сильного превышения числа частиц в дебаевской сфере над единицей здесь не выполняется. К такой плазме соотношение (3.2) неприменимо. Сказанное подтверждается данными экспериментов, приводимыми на графике рис. 3.4 [10].

Пунктирная линия 1 – расчет электропроводности плазмы типичной импульсной лампы для накачки, выполненный по формуле (3.2). Сплошная линия 2 – экспериментальные данные для той же лампы.

Расхождение между расчетом и экспериментом значительное, в среднем около 2х раз. На основании экспериментальных данных о температурных зависимостях электропроводности, полученных для разрядов в ксеноне, криптоне и аргоне, выведены полуэмпирические соотношения, хорошо описывающие такие зависимости [11]:

где Ui – потенциал ионизации соответствующего газа.

Подставив (3.4) в (3.1) получаем аналитическое выражение для удельной вольтамперной характеристики импульсного разряда:

Излучение плазмы, прежде всего, характеризуется спектральными распределениями интенсивности и коэффициента поглощения, а также суммарным потоком лучистой энергии. Спектральный состав излучения складывается из линейчатого (связано-связанные переходы) и непрерывного (свободно-связанные и свободно-свободные переходы) излучений. Разряды в инертных газах при давлениях порядка атмосферного и при относительно больших плотностях разрядного тока существенную часть энергии излучают в непрерывном спектре, называемом континуумом. Так, лампа с ксеноновым наполнением излучает спектр, очень близкий к солнечному. В диапазоне длин волн от ~300 до ~800 нм подавляющая часть лучистой энергии приходится на непрерывный спектр с максимумом в районе ~500 нм. На этом мощном фоне выделяется совсем небольшое число спектральных линий. Но в области от 820 до примерно 1100 нм располагаются очень мощные ИК-линии, значительно превышающие континуум. Поэтому ксеноновые лампы используются не только как мощные источники видимого света, но и как источники инфракрасного излучения.

Для расчетов осветителей, используемых в системах оптической накачки, необходимо знать поглощательные свойства плазмы, через которую отраженный осветителем свет направляется к активному стержню. Коэффициент поглощения в плазме на данной длине волны экспоненциально растет с ростом температуры. Он также в целом растет с ростом длины волны. При рассмотрении соответствующих зависимостей удобнее пользоваться другой характеристикой поглощательных свойств плазмы, а именно, эффективным сечением поглощения, выражаемым отношением коэффициента поглощения на длине волны к концентрации нейтральных атомов в плазме na.

На рис.3.5 представлены зависимости эффективного сечения поглощения, полученные экспериментально для трех инертных газов на длине волны = 500 нм, от значений обратной температуры. У этих зависимостей явно обнаруживается экспоненциальный характер. В случае относительно "горячей" плазмы эффективность отражателя снижается из-за возросшего поглощения отраженного излучения в лампе.

Для суммарного потока лучистой энергии лампы получено полуэмпирическое соотношение [12] (3.6) где давление р – в МПа, Т – в К, q изл – в Вт/см3. Учитывая, что на квазистационарной стадии импульсного разряда подавляющая часть вводимой электрической энергии преобразуется в излучение, уравнение энергетического баланса представим в несколько упрощенной форме:

(3.7) Подставив в (3.7) значение из (3.4), находим связь температуры Т в разряде с плотностью разрядного тока j (или с напряженностью электрического поля Е) [12]:

(3.8) или (3.9) К этим соотношениям добавляется еще одно, а именно, эмпирическая связь концентрации электронов в разряде от плотности тока:

(3.10) Приведенные в этом разделе соотношения позволяют рассчитать параметры и электрические режимы лампы, обеспечивающие задаваемую интенсивность накачки активного элемента твердотельного лазера. Для более детального знакомства с импульсными лампами рекомендуется [14].

3.3. ОСВЕТИТЕЛИ Назначение осветителя – повышать эффективность оптической накачки путем концентрации излучаемой лампой энергии на активном элементе лазера. Для выполнения такой задачи необходим правильный выбор материала, конфигурации осветителя и его расположения. Но осветитель любой конфигурации и самого лучшего качества принципиально не может обеспечить полного использования излучаемой лампой энергии, то есть той ее части, которая излучается в противоположную сторону от активного стержня. В лучшем случае потери света в нем составляют 25%, в остальных случаях они возрастают до 70%.

Устройство и размеры осветителя, прежде всего, определяются формой и размерами активного элемента и ламп накачки. Наиболее распространены осветители, имеющие форму эллипсоидного цилиндра, в фокальных осях которого помещают лампу накачки и активный стержень. Схема простейшего однолампового осветителя показана на рис.3.6. Его эффективность достигает 75%. Но часто используются цилиндрические осветители кругового сечения, которые менее эффективны, но более просты в изготовлении.

Эффективностью осветителя называют произведение коэффициента отражения стенок на отношение боковой поверхности активного элемента к площади поверхности осветителя. В мощных твердотельных лазерах применяются активные стержни большого диаметра, значительно превышающего диаметр лампы накачки. Для накачки таких элементов невозможно обойтись одной лампой, их количество на каждый стержень – от двух до четырех. Соответственно усложняется форма осветителя. На рис.3.7 схематично показан двухламповый осветитель.

Он составлен совмещением двух эллипсоидных осветителей, в их общем фокусе помещен активный стержень, а лампы располагаются в противоположных фокусах.

Соответственно четырехламповый осветитель составляется из четырех совмещенных эллиптических осветителей (на схеме рис.3.7 сверху и снизу добавляется еще по одному эллипсоидному осветителю). По мере увеличения числа ламп накачки эффективность составных осветителей понижается, но световой поток на поверхность активного стержня возрастает.

Расчет осветителя – сложная светотехническая задача. Разработаны методы проведения подобных расчетов, и ими пользуются при конструировании лазерных установок. С подробностями можно ознакомиться в специальной литературе. Но расчет задает лишь исходные данные для выбора оптимальной конструкции осветителя, окончательная же доводка системы накачки осуществляется экспериментальным путем на специально создаваемых макетах.

Важнейшая роль в создании надежной системы накачки принадлежит технологическим аспектам изготовления осветителей. Мощные потоки лучистой энергии, падающие на отражающие поверхности осветителя, требуют, чтобы эти поверхности в течение длительного времени не претерпевали разрушительных изменений и не снижали своей отражательной способности. Выделяющееся в осветителе тепло необходимо эффективно отводить с помощью системы принудительного охлаждения. Тем самым выдвигаются определенные требования к материалам, из которых изготавливается осветитель, и к конструкции всего блока оптической накачки лазера.

Первоначально при создании твердотельных лазеров осветители изготавливались из стеклянных или кварцевых пластин, на отражающие поверхности которых напылялись покрытия, обладающие высокой отражательной способностью. Как правило, материалом для напыления служило серебро. Но при плотностях лучистой энергии от 80 Дж/см2 и выше, самые лучшие покрытия выходили из строя после примерно 100 вспышек. Даже интенсивное жидкостное охлаждение поверхностей не способно было решить проблему заметного повышения лучевой стойкости. Тогда были разработаны технологии изготовления особых диэлектрических покрытий, наносимых на кварцевые подложки, которые обеспечили повышение лучевой стойкости и продолжительности работы отражателя. Но совершенствование технологий продолжается и в наши дни.

3.4. ИСТОЧНИК ЭЛЕКТРОПИТАНИЯ На рис.3.8 представлена функциональная схема источника электропитания импульсных ламп оптической накачки.

Импульсную лампу (ИЛ) можно рассматривать как ключ с односторонним управлением, включенным вместе с накопителем энергии (Н) в разрядный контур (К).

Известны схемы питания, в которых накопитель энергии отсутствует, и электрический импульс формируется прямо от первичного источника питания (ИП) с помощью полупроводниковых элементов. Такие схемы используются в фотовспышках. В мощных лазерах обойтись без накопителя сложно и не всегда оправдано. В данной схеме доставка энергии от ИП к накопителю производится зарядным устройством (ЗУ). Перечисленные блоки дополняются генератором зажигания импульсов (ГИ) и блоком управления, синхронизации и защиты (УСЗ).

Накопители энергии. Задача накопителя энергии – обеспечить высокую импульсную мощность при сравнительно равномерной нагрузке сети электропитания.

Накопитель характеризуется двумя функциональными параметрами: удельной запасаемой энергией (Дж/см3) и максимальной импульсной мощностью, иначе говоря, способностью отдать запасенную энергию за короткий промежуток времени.

Существуют накопители трех разновидностей: емкостные, индуктивные и электромеханические. Электромеханические накопители запасают энергию путем разгона массивного маховика до больших скоростей с помощью относительно маломощного электродвигателя. Маховик выполняет функцию ротора в однофазном ударном генераторе. В нужный момент генератор преобразует механическую энергию маховика в электрический импульс. В системах оптической накачки твердотельных лазеров такие накопители распространения не получили.

Индуктивные накопители запасают энергию в форме магнитного поля.

Интенсивная разработка накопителей этого типа велась в середине 70-х, начале 80-х годов. Согласно оценкам, накопители этого типа эффективны при энергиях свыше МДж. Но с ними возникают трудности как технического плана (например, желательность использования сверхпроводящих элементов), так и экономического плана, поскольку их стоимость высока. Широкого распространения в лазерной технике такие накопители не получили.

Емкостные накопители широко применяются во всех известных системах оптической накачки твердотельных лазеров технологического назначения. Их достоинство – высокая импульсная мощность, экономичность режима заряда, гибкость в обеспечении различных режимов питания импульсных ламп.

Главный элемент емкостного накопителя – конденсатор или конденсаторная батарея. Конденсатор характеризуется следующими параметрами: емкостью С, максимальным напряжением заряда Umax, запасаемой энергией W, удельной запасаемой энергией W/V (V – объем зазоров между обкладками конденсатора), весом на 1 Дж запасаемой энергии, максимальным разрядным током I, временем разряда t р и собственной индуктивностью L. Единица емкости конденсатора 1 фарада (Ф) – это емкость, для заряда которой до напряжения в 1В требуется зарядный ток 1А, протекающий в течении 1 с. При разряде емкость С = 1[Ф] отдает заряд электричества, равный 1 кулону (Кл), то есть, равный 1 ампер.cек. Отсюда следует, что СU = It. Но фарада – это крупная единица емкости, и обычно для питания импульсных ламп используются емкости порядка десятков – сотен мкФ. Существует также единица емкости сантиметр (см). Она соотносится с фарадой так: 1пФ=0,9 см, где 1 пикофарада равна 10–12Ф.

При заряде до напряжения U Вольт конденсатор накапливает энергию, равную Wk=CU2/2 (3.10a) Работа конденсатора в частотно-периодическом режиме сопровождается выделением заметной тепловой энергии в диэлектрике, разделяющем обкладки конденсатора. Эти потери определяются величиной угла потерь или тангенсом этого угла:

(3.10b) где R – активное внутреннее сопротивление конденсатора, – собственная частота его контура. Далеко не всякий конденсатор может работать в частотно-импульсном режиме, обеспечивая не только необходимую быстроту заряда, но и стойкость к повышенному разогреву. Такие режимы обеспечиваются иными схемами питания, в частности, использующими модуляторные устройства.

Для питания импульсных ламп оптической накачки применяются бумажные или бумажно-пленочные конденсаторы с пропиткой касторовым маслом. Так, один из лучших импульсных конденсаторов для этой цели имеет емкость 170 мкФ, напряжение зарядки 10 кВ, он способен накапливать энергию 8500 Дж при удельном значении 0, Дж/см3. Его гарантийный ресурс составляет 250000 циклов разряда. В гигантской американской установке для проведения лазерного термоядерного синтеза «Шива»

использованы батареи из конденсаторов емкостью 1,85 мкФ каждый, напряжением заряда 60 кВ при индуктивности 22 нГн. Запасаемая таким конденсатором энергия равна 3300 Дж при удельном значении 0,052 Дж/см 3. Гарантируемый ресурс работы – 50000 циклов разряда. Вообще же бумажные высоковольтные конденсаторы в зависимости от типа и качества характеризуются плотностью накапливаемой энергии от 0,05 до 0,25 Дж/см3.

Зарядное устройство (ЗУ) обеспечивает передачу энергии от сети электропитания в емкостной накопитель и ограничивает зарядный ток для предотвращения перегрузки источника и защиты ламп от перехода в режим непрерывного горения. Состав ЗУ: выпрямитель, коммутатор зарядной цепи и ограничитель зарядного тока. В ЗУ также входят элементы регулирования режима зарядки. Известны три основные схемы ЗУ: 1)схема заряда через активное сопротивление;

2)схемы колебательного заряда или реактивное балластное сопротивление;

3)схемы с преобразователем источника напряжения в источник зарядного тока.

Заряд емкости через активное балластное сопротивление – это простейшая схема.

Но у нее низкий к.п.д. заряда, не более 50%. Такие схемы обычно применяют в устройствах с потребляемой мощностью не более 500 Вт. Применение же индуктивного балластного сопротивления целесообразно в тех случаях, когда функцию индуктивного ограничителя можно возложить на индуктивное сопротивление рассеяния обмотки повышающего трансформатора. Схемы ЗУ второго типа в мощных лазерных установках не применяют. Схемы третьего вида содержат индуктивно-емкостные преобразователи источника напряжения в источник неизменного зарядного тока. Они просты, надежны и обеспечивают изменение зарядного тока и напряжения накопителя по оптимальному закону, при котором ток нагрузки не зависит от сопротивления нагрузки. Подробности приводятся в литературе о мощных импульсных источниках электропитания, а также в [14].

Разрядный контур в простейшем случае содержит три элемента: лампу, конденсатор (или батарею) и соединительные провода. Контур характеризуется:

напряжением на конденсаторе перед вспышкой Uo;

емкостью конденсатора С;

индуктивностью контура Lk (это сумма индуктивностей конденсатора, соединительных проводов и лампы);

активным сопротивлением контура Rk;

активным сопротивлением лампы в момент вспышки Rл. Уравнение контура:

(3.11) Электрическое сопротивление трубчатой импульсной лампы, у которой разряд заполняет все внутреннее сечение трубки, определяется приближенным соотношением:

(3.12) где L, d – длина и диаметр рабочего объема лампы, – удельная электропроводность, определяемая соотношением (3.4). Ток через лампу i(t), выделяемую мощность P и энергию W находят с применением приближенных соотношений:

(3.13) (3.14) (3.15) Из (3.14) определяется продолжительность импульса мощности на уровне 1/е:

(3.16) При апериодическом разряде длительность импульса тока примерно равна полупериоду собственных колебаний контура, то есть, а усредненная за импульс мощность:

Применительно к мощным твердотельным лазерам схемы питания и, в частности, разрядный контур, усложняются. Это вызвано, во-первых, необходимостью согласовать напряжение на конденсаторах с напряжением на лампе (или на лампах);

во-вторых, с необходимостью удлинить или укоротить электрический импульс;

в третьих, с использованием достаточно мощных батарей конденсаторов и включением в один контур нескольких ламп. Поэтому в схеме появляются дополнительные элементы и коммутирующие устройства. Подробное описание импульсных источников света со всеми элементами содержится, например, в [14].

3.5. АКТИВНЫЕ ЭЛЕМЕНТЫ МОЩНЫХ ЛАЗЕРОВ Активные элементы мощных твердотельных лазеров изготавливаются на основе кристаллических или аморфных диэлектриков с вводимыми в них активными центрами.

Основу таких элементов называют матрицей, а вводимые активирующие вещества – примесью-активатором. К матрице предъявляют следующий набор требований:

1)легкость введения активатора;

2) оптическая однородность и прозрачность на длинах волн лазерной генерации и излучения накачки;

3) высокая теплопроводность, термо- и термооптическая стойкость, высокая лучевая прочность по отношению к излучению накачки;

4) механическая прочность;

5) возможность качественной оптической обработки поверхностей. Известны не менее 250 видов кристаллов и десятки типов стекол, используемых в качестве матриц. В большинстве своем они не годятся для создания активных элементов мощных лазеров. Сегодня для этих целей с определенными ограничениями используют стержни из синтетического рубина и без всяких ограничений алюмоиттриевые гранаты и некоторые сорта активированных стекол.

Синтетический рубин был первым элементом, на основе которого в 1960 году Т.

Мейман создал прибор, генерирующий когерентное излучение в оптическом диапазоне длин волн. Синтетический рубин выращивается на основе -модификации корунда. Эту модификацию называют лейкосапфиром. Активный рубиновый стержень получают путем плавления порошкообразной шихты Al2O3+Cr2O3 в высокотемпературном пламени с последующей кристаллизацией расплава на вращающейся затравке. В таком процессе происходит изоморфное замещение в решетке матрицы части ионов Al3+ ионами Cr3+. В лазерном кристалле содержится около 0,05% ионов хрома, а их абсолютная концентрация составляет ~1,6.10 10 см–3.

Такова концентрация активных центров в этом лазерном элементе.

Матрица из лейкосапфира прозрачна в спектральном диапазоне длин волн от ~ до ~600 нм, она обладает высокой механической прочностью и хорошо поддается оптической обработке. Включенные в матричную решетку ионы хрома Cr3+ находятся в невозбужденном состоянии. Под воздействием достаточно мощного оптического излучения (накачка) они переходят в возбужденное состояние. Энергетический спектр трижды ионизованного хрома определяется переходами трех электронов основного уровня 3d на более высокие энергетические уровни. Но ион хрома в матрице окружен шестью отрицательными ионами О2-, образующими октаэдр. Следовательно, он помещен в сильное электрическое поле этих ионов, что смещает его энергетические уровни по сравнению с их положением у изолированного иона.

Рубиновые стержни изготавливаются диаметром от 3,5 до 20 мм и длиной от 45 до 300 мм. Коэффициент преломления для обыкновенной волны равен 1,769, а для необыкновенной волны соответственно 1,76.

Недостатки рубинового элемента: 1) значительная оптическая неоднородность из-за дефектов кристаллической решетки;

2) неравномерное распределение ионов хрома в матрице. Обычно в центральной части стержня концентрация хрома меньше, чем на краях, соответственно там и коэффициент преломления меньше. В результате образец с взаимно параллельными торцевыми поверхностями ведет себя как рассеивающая линза. Эти же особенности вызывают повышенную расходимость лазерного луча. Для уменьшения таких отрицательных эффектов применяют отжиг кристалла и компенсацию оптической неоднородности путем придания поверхности одного из торцов сферической формы с соответственно подобранным радиусом кривизны. С целью компенсации линзового эффекта в оптический резонатор вводят положительную линзу. К недостаткам рубина следует отнести также относительно высокий коэффициент поглощения излучения в полосе оптической накачки. По этой причине диаметр стержня ограничивается, а проработка светом уменьшается по мере продвижения от края к центру.

Алюмоиттриевый гранат (YAG). Это кристалл Y3Al5O12, активированный трехвалентными редкоземельными ионами. Такими, например, как эрбий Er 3+, гольмий Но3+, празеодим Pr3+, неодим Nd3+, тулий Tu3+ и другими. Широко используется в качестве присадки неодим, трехзарядный ион которого замещает в кристалле трехвалентный ион иттрия. Это вызвано тем, что получение генерации на гранате с присадкой большинства редкоземельных ионов требует низких температур (~77 К). К этому неудобству добавляется наличие высокого порога возбуждения. У YAG:Nd порог возбуждения относительно низкий, и нет необходимости прибегать к глубокому охлаждению кристалла. Оптимальная концентрация ионов Nd3+ – до 3%. YAG обладает высокой механической прочностью и хорошей теплопроводностью. Это позволяет осуществлять лазерную генерацию не только в импульсном, но и в частотно импульсном режиме. В частности, при умеренных энергетических режимах возможна генерация с частотой повторения импульсов до нескольких килогерц.

Стекла с присадкой неодима. Стеклянные матрицы, активированные редкоземельными ионами, имеют ряд преимуществ перед кристаллическими матрицами:

- Они просты и относительно дешевы в изготовлении;

- Позволяют изготавливать стержни и диски больших размеров и любой формы, что обеспечивает получение больших энергий излучения от одного элемента (до нескольких кДж);

- Обладают высокой оптической однородностью и обеспечивают более высокий к.п.д.

Но стеклам присущи и серьезные недостатки. Среди наиболее серьезных – сравнительно низкая теплопроводность, исключающая возможность их использования в частотно-импульсном режиме, относительно низкая механическая прочность, проявление "эффекта старения". Эффект старения связан с тем, что в состав любого стекла входит нежелательная примесь окиси железа FeO в количестве не более 0,01%.

Под действием ультрафиолетовой составляющей оптического излучения протекает фотохимическая реакция перехода окиси в закись железа. Но закись железа даже в столь небольших количествах резко повышает коэффициент поглощения стекла на длине волны лазерной генерации. Поэтому со временем начинает снижаться к.п.д. и выходная энергия лазерной генерации.

В качестве матриц применяются стекла разных типов и марок: силикатные, боратные, лантановые и литий-лантан-фосфатные. Например, одна из разновидностей силикатных стекол – бариевое стекло, имеет такой состав: SiO 2 – 59%, BaO – 25%, K2O – 15%, Sb2O3 – 1%. В процессе изготовления активного элемента в стеклянную шихту добавляют от 0,13 до 2% Nd2O3. Более высокие концентрации присадки нежелательны, они ведут к заметному снижению времени жизни возбужденного уровня иона неодима вследствие концентрационного тушения. А этот уровень является верхним лазерным уровнем. Для повышения фотохимической устойчивости стекла в него вводят небольшое количество церия. Пока наибольшее распространение получили активные элементы, матрицей которых служат литий-лантан-фосфатные стекла (для краткости просто фосфатные стекла). В них допустимо почти полное замещение лития неодимом, что обеспечивает рекордный к.п.д. твердотельных лазеров, достигающий 5%.

Активные стержни могут иметь как круглое, так и прямоугольное сечение.

Существуют активные элементы в форме дисков. Обычные геометрические размеры стержней: диаметр (или сторона прямоугольника) от 5 до 60 мм, длина от 80 до мм. В стержнях встречаются мелкие включения в виде пузырьков газа или посторонних твердых микрочастиц. Качество стержня определяется размерами и количеством таких включений. Соответствующие допуски определяются существующими стандартами.

При накачке активных стержней со стеклянной матрицей оптическим излучением, активирующая присадка ионов Nd3+ возбуждается точно так, как это происходит в случае кристаллической матрицы. Но есть и различия. В стекле проявляются заметные локальные неоднородности полей, создаваемых ближайшим окружением иона неодима. YAG характеризуется более высоким уровнем упорядоченности, в нем такие поля однородны. Поэтому линия люминесценции = 1,06 мкм в стекле сильно уширена, порядка 30 нм. В кристалле YAG уширение не превышает 0,7 нм. Соответственно лазер на стекле создает более богатую модовую структуру генерируемого излучения и меньшее усиление, чем лазер на гранате. С другой стороны, время жизни верхнего лазерного уровня в случае YAG:Nd составляет 0,2 мс, а в случае стекла с неодимом – 0,7 мс, что благоприятствует концентрации возбужденных центров на верхнем лазерном уровне. Подробности о лазерах на силикатных стеклах смотри в [13].

3.6. МЕХАНИЗМЫ ФУНКЦИОНИРОВАНИЯ АКТИВНЫХ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ СРЕД Различают два механизма функционирования лазеров с активными твердотельными средами. Первый проявляется в среде, где под воздействием мощного оптического излучения накачки подавляющая часть ионов-активаторов возбуждается до верхних энергетических уровней, откуда совершается безизлучательный переход на промежуточный метастабильный уровень. Благодаря продолжительному времени жизни метастабильного уровня, на нем накапливаются возбужденные ионы. Между метастабильным уровнем и обедненным основным состоянием ионов возникает инверсная населенность, обеспечивающая генерирование когерентного излучения. Такой механизм получил название трехуровневой схемы.

Второй механизм действует в среде, где возбужденные до некоторых верхних энергетических состояний ионы-активаторы безизлучательно переходят на промежуточный метастабильный уровень, а инверсная населенность возникает между метастабильным уровнем и нижележащим промежуточным уровнем, способным очень быстро безизлучательно расселяться на основное состояние ионов. Этот механизм назван четырехуровневой схемой. Механизм первого типа осуществляется в рубиновом лазере, а механизм второго типа – в лазерах на стеклах и на гранате с присадкой неодима.

Рубиновый лазер. На рис. 3.9 представлена схема энергетических уровней иона 3+ Cr, включенных в кристаллическую решетку лейкосапфира.

Две мощные полосы 4F1 и 4F2 образованы расщепленными группами линий, возникших в результате сильного взаимодействия внешней оболочки хрома 3d с полем кристаллической решетки. Центр полосы 4F1 соответствует переходу с = 410 нм (голубая полоса), а центр полосы 4F2 - = 560 нм (зеленая полоса). Ширина каждой полосы порядка 100 нм. Переходы обозначены буквами U, Y, B, R. Линия R расщепляется на две, так как расщепляется ее верхний энергетический уровень 2Е и расстояние между подуровнями составляет 29 см–1. При комнатной температуре длина волны компонента R1 равна = 694,3 нм, а компонента R2 – = 692,8 нм.

Упростим схему рисунка 3.9 и на рис.3.10 обозначим основное состояние как уровень 1 (на самом деле оно расщеплено на два подуровня, расстояние между которыми 0,38 см–1). Оптическая накачка в спектральном диапазоне 400 – 600 нм обеспечивает заселение полос 4F1 и 4F2 через переходы U и Y соответственно. Для простоты на рис. 3.10 эти полосы можно объединить, обозначив их как уровень 3. В 3 См– 1. Это заметное поглощение, и полосах накачки U и Y поглощение составляет оно накладывает ограничение на допустимый диаметр рубинового стержня. Так, максимальный диаметр не должен превышать примерно 2,5 см, иначе центральная зона стержня не будет прорабатываться светом даже при применении двухстороннего освещения. Пороговое значение плотности энергии накачки в зеленой полосе составляет ~3 Дж/см3.

Из полос уровня 3 совершается безизлучательный переход возбужденных ионов в дублетное состояние 2Е, которое назовем уровнем 2 (рис.10). Это состояние служит верхним лазерным уровнем. Если накачка обладает достаточной мощностью, чтобы быстро обеднить основное состояние и плотно заселить F-состояния (уровень 3), а вероятность перехода иона из состояния 3 в состояние 2 достаточно велика, то при условии достаточно большого времени жизни уровня 2 возникает инверсная населенность между уровнями 2 и 1. Это обеспечивает получение лазерной генерации на переходах R. Уровень 2 рубина оказался метастабильным, что обеспечило требование о достаточно большом времени жизни ионов на этом уровне. Вместо схемы энергетических уровней, представленной на рис. 3.9, удобнее пользоваться эквивалентной схемой, изображенной на рис. 3.10. Из нее наглядно видно, что рубиновый лазер работает по трехуровневой схеме. Обозначения для рис.10: wi,j – вероятности переходов с уровня i на уровень j (i,j = 1,2,3);

= 1/Аi,j – время жизни возбужденного иона на уровне i до его спонтанного перехода на уровень j. А – коэффициент Эйнштейна.

Схема рис. 3.10 позволяет оценить, при каких условиях в ней возникает инверсная населенность между уровнями 2 и 1. Для этого надо составить скоростные уравнения, определяющие населенности каждого из этих уровней в процессе работы лазера.

Обозначим через n1, n2 и n3 соответственно населенности уровней 1, 2 и 3. Тогда скоростные уравнения запишутся так:

(3.17) (3.18) (3.19) Эта система уравнений сводится к одному уравнению при учете следующего:

1) n1 + n2 + n3 = no, где no – исходная концентрация активных центров (ионов Cr3+) в кристалле рубина;

2) n1 n3 так как вероятность излучательного перехода с уровня 3 в метастабильное состояние 2 много больше вероятности возбуждения иона из состояния 1 в состояние 3 (накачка), поэтому уровень 3 практически мгновенно очищается и населенность n3 можно считать постоянной.

Кроме того, выполняется условие:, то есть вероятность спонтанного перехода с уровня 3 на уровень 1 много меньше вероятности перехода с уровня 3 на уровень 2. После соответствующих преобразований вместо системы (3.17) – (3.19) получаем одно уравнение:

(3.20) Здесь разность населенностей на метастабильном уровне 2 и в основном состоянии 1. В стационарном режиме и соответственно (3.21) Необходимое условие возникновения лазерной генерации выполняется, если (3.21a) Тогда (3.22) Это и есть необходимое условие получения лазерной генерации. Из него находят значение интенсивности накачки, обеспечивающей инверсную населенность, при которой возникает лазерная генерация.

Генерация в рубиновом лазере возникает не сразу после включения накачки.

Требуется некоторое время для протекания переходного процесса, в ходе которого нижний уровень обедняется настолько, что появляется инверсная населенность.

Время переходного процесса находят из решения уравнения (3.20) и оно равно:

(3.23) (здесь ). Оценки показывают, что пороговое значение инверсной населенности у рубина составляет а минимально необходимая накачка в идеальном случае равна ~3,1 Дж/см3. Но так как идеальный случай не реализуется, то практически эта энергия оказывается на 1,5 – порядка выше.

Лазеры на гранате и на стеклах с присадками неодима. Энергетические спектры граната и стекла с присадками неодима в основном совпадают. Схема уровней иона Nd3+ в этих средах представлена на рис. 3.11.

Из основного состояния иона 4J9/2 осуществляется возбуждение в полосы накачки, откуда происходит быстрый переход ионов на метастабильный уровень 4F3/2, время жизни которого в случае YAG составляет 0,2 мс, а в случае стекла – 0,7 мс. Лазерный переход происходит между метастабильным уровнем и одним из нижележащих уровней 4J, но наиболее вероятен переход 4F3/2 J11/2 с излучением на длине волны = 1,06 мкм. Уровень J11/2, в свою очередь, очищается за счет релаксации возбужденных ионов в основное состояние.

Эквивалентная схема энергетических уровней лазера представлена на рис. 3.12.

Эта четырехуровневая схема дает наглядное представление о процессе образования инверсной населенности. Обозначения: w14 – вероятность возбуждения ионов излучением накачки;

w32 – вероятность индуцированного излучения на частоте ;

w и w12 – соответственно вероятности безизлучательных переходов между уровнями 1 и 2, причем (3.23a) = 1/А43 – время жизни уровня 4, определяемое релаксацией частиц на уровень 3;

=1/А32 – время жизни метастабильного состояния. Населенности уровней определяются следующей системой уравнений:

(3.24) (3.25) (3.26) Эти уравнения упрощаются в предположении, что на уровне 4 не происходит накопление A43, откуда следует, что n14 n1, dn4/dt = 0.

частиц, то есть, что выполняется условие:

Тогда (3.28) (3.29) (3.30) Для стационарного режима при выполнении условия из решения системы уравнений (3.28) – (3.30) находится условие инверсной населенности между уровнями, определяемое неравенством:

(3.31) 3.7. ПУТИ СОЗДАНИЯ МОЩНЫХ ТВЕРДОТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ Выбор направления. Повышение мощности (энергии) лазерного излучения представляется важнейшей технической задачей. Но при решении этой задачи приходится учитывать дополнительные требования к качеству излучения, то есть к его модовому составу, поляризованности и, в конечном счете, к расходимости луча. В случае импульсного излучения добавляются требования к длительности и форме импульса. Поясню эти требования частным примером. Процесс резания материалов (дерева, листов металла и др.) требует не только достаточно большой мощности (энергии) излучения, но также обеспечения узкого и ровного реза. Для этого необходимо сфокусировать на материале лазерный луч в малоразмерное пятно, что осуществляется с помощью линзы. Минимальный размер пятна в фокусе линзы при прочих равных условиях определяется модовым составом излучения. Наилучшие результаты дает одномодовая структура излучения. Тогда не только обеспечивается тонкий качественный рез, но существенно повышается плотность энергии в пятне, благодаря чему снижаются требования к энергетике лазера.

В мощных твердотельных лазерах обе задачи – повышения мощности (энергии) луча и обеспечения при этом качественного состава излучения – решаются путем построения многокаскадных систем. Такие системы содержат три основные составляющие: задающий генератор (ЗГ), элементы формирования пространственно временной структуры луча и усилитель. Усилитель, в свою очередь, может представлять собой многокаскадную систему, состоящую из предусилителей и оконечных усилителей.

Задающий генератор, как правило, делается маломощным, но именно он решает задачу получения излучения необходимого качества. В усилительных каскадах мощность (энергия) наращивается при сохранении заданной структуры излучения.

Ограничение выходной мощности, в конечном счете, определяется лучевой стойкостью активных элементов и оптического резонатора.

Задающий генератор. Это первый каскад многокаскадной системы. Как было сказано, именно он определяет качественные характеристики генерируемого излучения. Без принятия специальных мер в твердотельном генераторе возникает режим свободной генерации, осциллограмма которого представлена на рис. 3.13.

В случае активного стержня из стекла с неодимом длительность генерируемого импульса составляет от 0,1 до 10 мс. Состав излучения заведомо многомодовый. Но именно в таком режиме от одного стержня достаточно большого размера получают генерацию с энергией в импульсе порядка нескольких килоджоулей. Таким образом, без принятия специальных мер ЗГ работает в режиме свободной генерации, и выходной луч имеет многопичковую многомодовую структуру. Для обработки материалов это - наихудший вариант. Чтобы улучшить структуру луча в ЗГ используют модуляцию добротности, селекцию и синхронизацию мод. Этого добиваются практически мгновенным просветлением модулирующего элемента. Порог генерации снижается, и накопленная энергия возбужденных ионов выделяется в коротком интенсивном импульсе лазерного излучения ("гигантский импульс").

В качестве элементов, модулирующих добротность оптического резонатора, используют: 1)электрические затворы – ячейки Поккельса или Керра;

2) механические затворы;

3) акустические затворы;

4) насыщающиеся поглотители. Подробности, касающиеся принципа работы и устройства таких элементов, приводятся в специализированной литературе.

Твердотельный ЗГ с модуляцией добротности работает в одном из двух режимов:

1)импульсный режим с импульсной накачкой;

2) импульсно периодический режим с непрерывной накачкой. В импульсном режиме для получения модуляции добротности применяют электрооптические и механические затворы, насыщающиеся поглотители. В импульсно-периодическом режиме – механические и акустооптические затворы.

Селекция мод. Тенденция твердотельного лазера генерировать многомодовое излучение определяется следующими обстоятельствами.

Ширина контура усиления в таких лазерах достигает значений на уровне несколько сотен ГГц. Это намного больше межмодовых расстояний, равных с/2L, где L – длина резонатора. Эти расстояния порядка сотен МГц. В таких условиях линия уширения допускает возникновение множества мод. Для получения генерации на одной поперечной моде низшего порядка (ТЕМо) на оси резонатора помещают диафрагму, радиус отверстия которой подбирается таким, чтобы для мод более высокого порядка потери бы заметно возрастали, а для выделяемой моды они оставались бы по прежнему низкими.

Другой способ подавления нежелательных поперечных мод – использование неустойчивого резонатора с такими параметрами, чтобы эквивалентное число Френеля оказалось полуцелым. Тогда возникает большое различие в потерях мод высшего и низшего порядков, и генерирование первых становится невозможным.

Вторая задача – селекция продольных мод – решается более сложными техническими средствами. Например, внутри резонатора размещают один или несколько интерферометров Фабри-Перо, расстояние между отражающими поверхностями у которых L1 много меньше длины резонатора L. Оценки показывают, что выбор значения L1 определяется двумя условиями:

(3.32) где nr – показатель преломления эталона, – ширина контура усиления, F – резкость эталона, со – скорость света в среде эталона. Первое из условий (3.32) определяет верхний предел длины эталона, а второе – нижний. Одновременное выполнение обоих условий возможно лишь в случае, когда (3.34) При невыполнении такого условия прибегают к использованию еще одного или нескольких эталонов Фабри-Перо. Условие генерирования одной продольной моды при использовании двух интерферометров таково:

(3.35) Обычно значения F порядка 30, а nr ~ 1,5. В случаях, когда необходимо получить очень мощные короткие и сверхкороткие импульсы излучения (10–9 – 10–15 с) используют процессы синхронизации мод и укорочения длительности импульса. Оба процесса связаны с нелинейными преобразованиями. Тогда в схему ЗГ добавляются соответствующие оптические нелинейные элементы, подробности их устройства и функционирования выходят за рамки данной книги.

Любые усилия по подавлению продольных мод и по формированию импульсов излучения нужной формы и длительности сопряжены со значительными потерями энергии по сравнению с режимом свободной генерации. Поэтому ЗГ, как правило, создаются маломощными и последующее наращивание мощности и энергии осуществляется в усилительных каскадах.

3.8. ОПТИЧЕСКИЕ УСИЛИТЕЛИ Проходящее через оптическую среду излучение взаимодействует с ней и плотность энергии луча на выходе оказывается иной, чем на входе. Постараемся описать взаимодействие света (частоты ) со средой, пренебрегая эффектами рассеяния.

Пусть ось Х направлена вдоль оси входящего в среду луча. Обозначим: – плотность лучистой энергии;

I – интенсивность (плотность мощности) луча;

n2, n1 – населенности соответственно верхнего и нижнего лазерных уровней (энергия перехода h );

с – скорость света в среде. Скорость изменения плотности энергии в распространяющейся бегущей волне определяется соотношением:

(3.36) Здесь g1, g2 – статвеса нижнего и верхнего уровней, В12 – эйнштейновский коэффициент перехода 1 2, – лоренцовская ширина линии поглощения (излучения). В случае больцмановского распределения населенностей выполняется условие: и Этот случай соответствует поглощению излучения средой. Коэффициент поглощения равен:

(3.37) (3.38) Коэффициент принимает отрицательное значение, то есть становится коэффициентом усиления, при условии, что. Процесс усиления луча, распространяющегося в активной лазерной среде, описывается в простейшем случае решением соответствующих скоростных уравнений для двухуровневой системы.

Обозначим через Ф(х,t) плотность фотонов в среде, где инверсная населенность между уровнями 1 и 2 равна: = n2 – n1, поперечное сечение поглощения (усиления) обозначим через, а коэффициент неактивных потерь – через. Полное число фотонов в импульсе в момент времени, прошедших через единичное сечение усилителя с координатой в точке х:

(3.39) Искомое уравнение, определяющее изменение числа фотонов при прохождении лазерного луча через активную среду усилителя:

(3.40) где = (х, t=0) – инверсная населенность к моменту начала усиления. С учетом того, что (3.40a) уравнение (3.40) преобразуется к виду:

(3.41) Уравнение (3.41) решается численными методами. В предельных же случаях оно обеспечивает получение аналитических решений, позволяющих провести качественный анализ процесса усиления оптического сигнала. При малых плотностях излучения (слабый сигнал), когда exp, решение уравнения (3.41) получают в виде (3.42) где F0 – число фотонов в импульсе на входе в среду.

Итак, слабый сигнал экспоненциально усиливается по мере прохождения через активную среду (режим линейного усиления). Для задач, рассматриваемых в книге, важнее другой крайний случай, когда значение F(x) велико (сильный сигнал). Тогда 0 и уравнение (3.41) преобразуется к (3.43) Его решение:

(3.44) Решение показывает, что с ростом х значение F(x) стремится к пределу, равному.. Этот предел определяет уровень насыщения числа фотонов в импульсе. Этот вывод справедлив и для 4-х уровневой схемы при замене в (3.44) множителя 2 на 1.


Максимально достижимая плотность энергии в усилителе определяется значениями потерь и инверсной населенности. Для рубина при запасаемой в инверсной среде энергии на уровне 2,5 Дж/см3 и = 0,02 см–1 максимально достижимая плотность энергии усиливаемого сигнала составит не более 63 Дж/см 2. Для неодимового стекла при запасаемой энергии 1 Дж/см3 и = 0,003 см–1 максимальная плотность энергии усиливаемого сигнала не превышает ~333 Дж/см2. Лучевая стойкость неодимового стекла в режиме свободной генерации примерно того же порядка.

При построении многокаскадного твердотельного лазера число каскадов, их геометрия, выбираемые подсистемы формирования пространственно-временной структуры луча определяются факторами, накладывающими ограничения на возможность наращивания мощности в процессе усиления. Основные факторы, ограничивающие возможности усилительного каскада, следующие.

Суперлюминесценция и самовозбуждение. В современных мощных лазерных установках коэффициент усиления достигает значений 107 – 108. Но при усилении, превышающем ~5.102 возникают такие неприятные эффекты, как суперлюминесценция и самовозбуждение. Их суть состоит в том, что еще до прихода полезного сигнала от ЗГ усилитель сбрасывает накопленную энергию возбуждения ионов, что срывает процесс усиления. Чтобы нейтрализовать эти явления усилитель, во-первых, разделяется на несколько каскадов, коэффициент усиления каждого из которых не превышает критического значения. Во-вторых, каскады разделяются светозатворами, осуществляющими их оптическую развязку в период отсутствия полезного сигнала, но открывающихся в момент его прихода. В качестве светозатворов применяют ячейки Поккельса (ЯП) и ячейки Фарадея (ЯФ). Рабочим элементом ЯП служит нелинейный кристалл, например, DKDP. Наибольшая световая апертура такого кристалла не превышает 8 см. Это накладывает ограничения на возможности его использования в лазерных системах. Другой недостаток таких кристаллов – пропускание излучения, как в прямом, так и в обратном направлениях. В результате в усилительный тракт могут случайно попасть отраженные от мишени блики лазерного луча. Их прохождение по тракту в обратном направлении приведет к их усилению и к разрушению ими оптических элементов, не рассчитанных на работу с мощными сигналами. В многокаскадных усилителях ЯП используются как оптические развязки в самых первых после ЗГ относительно маломощных усилительных каскадах, называемых каскадами предусиления. ЯП – это электрооптическая ячейка. На боковые грани кристалла наносятся напылением проводящие слои, к которым подводится высокое электрическое напряжение. Включение или снятие электрического поля сопровождается возникновением непрозрачности или возвратом к прозрачности кристалла на длине волны лазерного излучения.

Ячейки Фарадея в качестве оптического элемента используют магнитооптические стекла, прозрачность или непрозрачность которых зависит от присутствия или снятия внешнего магнитного поля. Световая апертура ЯФ может иметь значительные размеры. Например, в мощной американской установке для лазерного термоядерного синтеза «Нова» используются ЯФ с апертурой до 30 см при толщине стекла ~2 см.

Магнитооптические стекла в режиме прозрачности пропускают излучение только в прямом направлении. Но эти ячейки потребляют значительные количества электроэнергии, что следует рассматривать как их недостаток. В той же установке «Нова» на питание ЯФ тратится до 10% всей весьма значительной потребляемой электроэнергии. Кроме того, в стекле стимулируется развитие самофокусировки, и для ее предотвращения требуется принятие специальных мер.

Вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна (ВРМБ). Этот эффект проявляется и имеет заметные последствия при очень высоких плотностях мощности излучения и при длительностях светового импульса, превышающих 10 нс. Борьба с ВРМБ осуществляется уменьшением длины активной среды каскада, в оптимальном случае до 30 см.

Самофокусировка и самодефокусировка. Диэлектрическая проницаемость и показатель преломления активной твердотельной среды зависят от напряженности электрической составляющей электромагнитного поля. В лазерном луче распределение напряженности поля в поперечном сечении неоднородно - оно максимально в центре пучка и спадает к периферии обычно по гауссовскому закону.

Соответственно неоднороден и коэффициент преломления по сечению. При условии луч будет сжиматься к оси, то есть самофокусироваться, а при распространяться к периферии, то есть самодефокусироваться.

Различают крупномасштабную (КМС) и мелкомасштабную (ММС) самофокусировку.

При КМС концентрации поля в области максимальной интенсивности луча сопутствует обратный эффект – расфокусировка луча из-за дифракции. Существует критическое значение интенсивности (плотности мощности), при которой дифракционное расплывание полностью компенсируется нелинейной рефракцией. Для стекла Iкр ~ 2 МВт/см2. При условии I Iкр лазерные пучки фокусируются, а при I Iкр дефокусируются.

КМС наблюдается, когда выполняется условие:

.

При более высоких значениях интенсивности проявляются неустойчивости структуры пучка в локальных участках, называемые ММС. Неустойчивости структуры этого типа доминируют в области, в которой I превышает I кр в 104 107 раза.

Протяженность возникающих локальных возмущений достигает примерно семи сантиметров при диаметре 0,5 мм. ММС ограничивает возможности повышения мощности усилителей. Интенсивность локальных возмущений зависит от конструкции усилителя, от присутствия в активном теле посторонних включений, от степени неоднородности и пространственного профиля самого пучка, а также от некоторых других обстоятельств. Характерные проявления ММС: уменьшение яркости лазерного луча из-за рассеяния света на большие углы;

разрушение локальных участков стекла, образование в них "треков самофокусировки" в результате чрезмерной концентрации мощности. Так, при диаметре треков 3 10 мкм локальная интенсивность в них достигает ~3.1012 Вт/см2, что превышает лучевую прочность стекла.

Методы борьбы: 1) уменьшение нелинейного показателя преломления стекла;

2) использование пучков с большой апертурой (устраняет КМС);

3) ограничение длины активной нелинейной среды с одновременным повышением коэффициента усиления;

4) использование фазовых эффектов, для чего применяют оптические ретрансляторы, одновременно выполняющие функцию телескопа. По мере прохождения сигнала от ЗГ через усилительные каскады и нарастания мощности, необходимо расширять пучок и увеличивать апертуру каскадов. Этого требуют не только соображения, связанные с устранением возмущений типа КСМ, но и ограничения, накладываемые лучевой стойкостью активных элементов. Например, в упоминавшейся системе «Нова»

выходной усилительный каскад имеет апертуру 46 см. Энергия в импульсе достигает 10-12 кДж при длительности 2,5 нс.

В мощных усилительных каскадах применяют активные элементы двух разновидностей. Это либо цилиндрический стержень диаметром до 12 см, либо пластина с максимальной апертурой 4,5 см на 20 см. Увеличение диаметра стержня ограничивается технологическими возможностями качественного его изготовления, а также пределом плотности энергии накачки, которая с ростом диаметра растет ~ 0,2 D–0,57 см-1, квадратично. Коэффициент усиления определяется соотношением:

где D – диаметр стержня. Следовательно, с ростом диаметра коэффициент усиления уменьшается. Ограничения на диаметр связаны также с угрозой возникновения суперлюминесценции и с появлением паразитных мод.

Достоинства цилиндрических активных элементов – высокая эффективность накачки, компактность, надежность. Недостатки – неоднородное распределение коэффициента усиления по сечению, деполяризация и искажение волнового фронта в импульсно-периодическом режиме работы (относится к YAG), большой перепад температур в стержне и ограничение его диаметра. Апертура пластинчатых активных элементов ограничивается также технологическими возможностями и предельно допустимой плотностью энергии. Коэффициент усиления в пластине обратно пропорционален наибольшему ее размеру, то есть он уменьшается с увеличением этого размера. К достоинству пластин следует отнести то, что у них деполяризация протекает слабее, чем у стержней, а также уменьшаются термооптические искажения.

Недостатки – высокие требования к качеству боковых поверхностей, что требует дополнительных затрат, и некомпактность аппаратуры, в которой используются такие элементы.

Различают три класса усилителей: 1) однопроходные усилители бегущей волны;

2)многопроходные усилители;

3) регенеративные усилители. Рассмотрим особенности усилителей каждого класса. Предусилительные каскады, работающие в режиме линейного усиления, выгоднее делать с относительно малыми апертурами, но у мощных оконечных каскадов, работающих в нелинейном режиме усиления, апертуру необходимо существенно увеличивать, одновременно увеличивая сечение лазерного луча.

Принцип построения мощного многокаскадного твердотельного лазера с однопроходным усилителем рассмотрим на конкретном примере. Типичная оптическая схема такого лазера показана на рис. 3.15. Обсудим особенности отдельных элементов лазера.

Система формирования пространственно-временной структуры импульса объединяет входящие в ЗГ оптические элементы, обеспечивающие модуляцию добротности, селекцию мод и, если необходимо, синхронизацию мод. Вне резонатора ЗГ элементами этой системы служат пространственные фильтры, ретрансляторы, оптические затворы, преобразователи частоты излучения, система фокусировки луча.

Оптический ретранслятор помещается между усилительными каскадами и обычно выполняет две функции: расширяет световой пучок и обеспечивает согласованный переход от усилительных каскадов с относительно малой апертурой к каскадам с последовательно возрастающими апертурами. Расширение пучка попутно обеспечивает выравнивание распредеделения интенсивности по сечению и подавляет КМС. Обычно оптический ретранслятор выполняется по схеме телескопа Кеплера, как это представлено на рис. 3.16.


При относительно низких уровнях мощности применяют воздушный ретранслятор, но при больших мощностях может произойти пробой воздуха в общем фокусе двух линз, и тогда применяют вакуумные ретрансляторы. Коэффициент расширения пучка ретранслятором не превышает 1,5.

Пространственный фильтр используется для селекции нарастающих в нелинейной среде возмущений в дальней зоне. Это эффективное средство подавления ММС. Пространственный фильтр в целом выглядит как ретранслятор, у которого в общем фокусе линз устанавливается диафрагма с рассчитанным диаметром отверстия. Диаметр отверстия диафрагмы d определяется условием:

, где – угол к оси основного пучка, в который распространяется возмущение. В случае фосфатного стекла, что много больше дифракционной расходимости луча. Наглядное представление о функции пространственного фильтра дает экспериментальный график, представленный на рис.

3.17. По оси абсцисс отложена средняя плотность энергии импульса длительностью 0,2 нс на выходе двухкаскадного усилителя. Каждый каскад – элемент из фосфатного стекла длиной 30 см. По оси ординат отложена доля энергии, содержащаяся в угле =5, где – угол дифракционной расходимости. Кривая 1 получена при отсутствии пространственного фильтра, а кривая 2 – при постановке фильтра с полосой = 10-3 радиан.

пропускания В многокаскадном усилителе, где число пространственных фильтров больше двух, сами фильтры начинают вносить возмущение из-за дифракции луча на диафрагмах.

Для устранения таких возмущений сужают полосу пропускания последовательно расположенных фильтров.

Многопроходный оптический усилитель. Для более полного использования активной усилительной среды применяют многократное прохождение светового луча через эту среду. Преимущества многопроходных схем перед однопроходными:

1)отпадает нужда в предусилителях;

2) повышается эффективность съема энергии;

3)возможность использования эффекта обращения волнового фронта для коррекции фазовых искажений. На рис. 3.18а представлен простейший вариант – двухпроходный оптический усилитель, работающий в режиме линейного усиления.

При увеличении числа проходов нарастают сложности. Прежде всего, возникает угроза суперлюминесценции, и для борьбы с ней устанавливаются светозатворы, как это видно из схемы рис.3.18б. Применение нескольких светозатворов создает проблему синхронного управления ими. Далее, в неизбежно возникающем режиме нелинейного усиления плотность энергии световых импульсов становится близкой к насыщению или к порогу разрушения материала активного элемента.

Необходимо с каждым новым проходом расширять сечение луча. В оптическую схему приходится вводить телескоп, что резко увеличивает сложность конструкции и ее стоимость. Вместо телескопа можно использовать криволинейные зеркала, как это показано на рис. 3.18в. Но такая схема скорее напоминает совмещение задающего генератора с неустойчивым резонатором (центральная часть усилителя) с двумя усилителями, занимающими периферию. Остается добавить, что во всех вариантах многопроходного усилителя возникают проблемы оптической накачки активных элементов.

Регенеративный оптический усилитель. Его отличительная особенность – использование зеркал оптического резонатора, обеспечивающих положительную обратную связь. При этом режим оптической накачки и параметры резонатора выбираются такими, чтобы условие самовозбуждения не выполнялись и усилитель находился бы в подкритическом состоянии. Приход сигнала с требуемой длиной волны и необходимым уровнем интенсивности выводит систему из подкритического состояния и инициирует в ней генерацию (регенерацию) мощного импульса, длительность и форма которого соответствуют параметрам усиливаемого сигнала.

Схема регенеративного усилителя представлена на рис.3.19.

Возможны и иные варианты его оформления, в частности, с использованием резонатора телескопического типа. Такой резонатор позволяет не только усилить, но и увеличить поперечное сечение луча, проходящего через активную среду. Регенеративные усилители целесообразно использовать для усиления слабого непрерывного сигнала или импульса большой длительности.

Таким образом, создание мощных твердотельных лазеров представляется достаточно сложной задачей. Однако во всей своей сложности такая задача возникает в тех случаях, когда желательно получить энергии в импульсе порядка сотен килоджоулей, как, например, в работах, связанных с лазерным термоядерным синтезом. В лазерных станках, предназначенных для обработки материалов, обычно оказывается достаточно ограничиться энергиями в импульсе порядка единиц килоджоулей, а иногда и меньше. Задача существенно упрощается, хотя и требует определенных усилий. Так, лазеры на рубине используют для пробивки отверстий, в частности, в алмазах. Здесь достаточна работа в режиме одиночных импульсов, при этом не требуются усилительные каскады, но предъявляются повышенные требования к модовому составу излучения. Для «силовой» обработки металлов и диэлектриков – резания, сварки, термической обработки поверхностей и других –, режимы одиночных импульсов, как правило, неприемлемы.

ЧАСТЬ ЧЕТВЕРТАЯ ОСОБЕННОСТИ ВОЗДЕЙСТВИЯ МОЩНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА КОНСТРУКТИВНЫЕ МАТЕРИАЛЫ 4.1. ФАКТОРЫ ВОЗДЕЙСТВИЯ В разделе Введение говорилось, что особенности лазерного лучевого воздействия на конструктивные материалы, обеспечивающего протекание так называемых «силовых» технологических процессов (резание, сварка, поверхностная закалка, очистка поверхностей и некоторые другие) требует значительных энергетических затрат. Величина таких затрат определяется тем, что каждый подобный процесс может протекать лишь в условиях, когда плотность энергии в пятне облучения превышает определенное пороговое значение. Порог не является универсальной величиной, он зависит от обрабатываемого материала, от параметров лазерного луча – длины волны, размеров пятна облучения на поверхности изделия, режима воздействия (непрерывного, частотно-импульсного или импульсного), от условий, в которых протекает процесс (в атмосфере, в нейтральной, окислительной или восстановительной среде) и т.д. Подготовка любого технологического процесса с применением лучевого лазерного инструмента для обработки конкретного изделия требует индивидуальной разработки этого процесса. В основе такой разработки присутствует знание физических факторов воздействия высокоэнергетического лазерного излучения на вещество, и знание результатов экспериментальных исследований зависимости порога плотности энергии от различных факторов.

Физические факторы воздействия. Прежде всего, отмечается тепловое воздействие лазерного луча на материалы. Падающий на поверхность объекта луч частично отражается и частично поглощается, проникая на определенную глубину внутрь образца. Протекание этих процессов зависит от оптических свойств материала, от состояния самой поверхности, от длины волны, длительности импульса и интенсивности лазерного луча. В зависимости от исходных свойств оптическую среду рассматривают как прозрачную, частично прозрачную или полностью непрозрачную для излучения данной длины волны. В общем случае различают поверхности, которые хорошо отражают лазерный луч (например, при высоком качестве полировки металлической поверхности), либо плохо отражающие. В случае идеально прозрачной среды или идеально отражающей поверхности взаимодействие лазерного излучения с образцом не произойдет. Но реальные среды никогда не бывают идеальными, и в любом варианте какая-то часть падающего излучения поглотится материалом, вызвав его нагрев и частичное испарение.

В середине 70-х годов А.М.Прохоров с сотрудниками предложил первую теорию теплового воздействия лазерного луча на материалы. Согласно этой теории поток частиц пара с поверхности j оказывается пропорциональным плотности поглощенной лучевой мощности:

(4.1) R – коэффициент отражения поверхности, М – масса атома (молекулы) пара, q – удельная теплоемкость испарения вещества объекта. Соответственно концентрация N частиц пара у поверхности равна:

(4.2) Здесь u – скорость звука в паре при критической температуре Т ~ Ткр Изделия, хорошо отражающие излучение на данной длине волны, называют зеркалами. Зеркало – это оптическое устройство, коэффициент отражения поверхности которого R выше 0,95. Основные области применения зеркал – оптические резонаторы лазеров и оптические схемы, используемые вне резонаторов для изменения направления распространения лазерного луча. Хотя существующие технологии изготовления зеркал обеспечивают чрезвычайно высокие коэффициенты отражения луча, в случае мощных лучевых потоков даже, казалось бы, очень небольшая доля потерь лучистой энергии при отражении ведет к сильнейшим тепловым воздействиям, снижающим с течением времени качество поверхности зеркала. Отсюда возникает понятие лучевой стойкости зеркала, борьба за повышение которой требует серьезных усилий.

Однако нам нет необходимости отвлекаться на эту проблему, так как силовые воздействия, как правило, осуществляются на объекты, поверхности которых сильно поглощают падающие лучевые потоки. Иначе говоря, в первом приближении коэффициент отражения у таких поверхностей близок к нулю, а (1 – R) ~ 1. В рассмотрении подобных случаев заложен глубокий смысл. Как показывают исследования, поглощение на поверхности не распределено равномерно и места с относительно малым поглощением чередуются с центрами полного поглощения. Для развития испарения важны именно такие центры, а не средний по поверхности коэффициент поглощения материала.

Далее в теории Прохорова и сотрудников было показано, что появление пара у поверхности способно привести к развитию низкопорогового пробоя. До появления лазеров физики изучали пробой газов в сильном электрическом поле, но не сталкивались с пробоем газа оптическим излучением. И это не удивительно, ведь, например, пробой атмосферного воздуха в электромагнитном поле оптического излучения может произойти лишь при напряженности электрического компонента такого поля порядка 107 В/см, в то время как в постоянном электрическом поле пробой воздуха происходит при 3.104 В/см.

В конце 1962 года группа американских исследователей осуществила модуляцию добротности рубинового лазера и наблюдала пробой атмосферного воздуха гигантским импульсом. Это был первый случай наблюдения лазерной искры, вызванной оптическим пробоем воздуха, и сообщение о нем произвело настоящую сенсацию. Детальное обсуждение теоретических и экспериментальных данных о пробое газов электромагнитными излучениями содержится в известной монографии профессора Ю.П. Райзера [25].

Для понимания процесса взаимодействия лазерного импульса с материалами важно то, что после появления около облучаемой поверхности достаточно плотных паров вещества в них может развиться пробой, сопровождаемый образованием плазмы и некоторыми другими явлениями. Итак, модель взаимодействия лазерного луча с поверхностью материала представляется в следующем виде. Если интенсивность луча I превысит некоторое пороговое значение, то процесс испарения вещества протекает лавинообразно, у поверхности почти мгновенно появляется слой плотного пара, глубина которого в первом приближении того же порядка, что и диаметр пятна облучения. Этот процесс получил название режима развитого испарения. Например, для СО2 лазера порог интенсивности развитого испарения определяется условием:

(4.3) где q – удельная теплота испарения поверхностного слоя, n – его плотность, t – время, облучения, а – коэффициент поглощения. Типичный случай:

а~ 103 см–1, t ~ 10 – с, тогда Расчеты показывают, что плотность пара у поверхности, а температура достаточно высока, чтобы термическим путем довести степень ионизации пара примерно до значения 10 -4. Таким образом, исходная концентрация заряженных частиц очень высокая, порядка 1016 см-3.

В таких условиях пробой пара может произойти при относительно низких значениях интенсивности лазерного луча, намного более низких, чем в воздухе при отсутствии твердой поверхности.

В любом газе, в том числе и в воздухе, оптический пробой, как уже говорилось, происходит при высоких интенсивностях излучения. Порог пробоя зависит от длины волны излучения, от рода газа, от давления и еще некоторых факторов. При прочих равных условиях пороговая интенсивность пробоя примерно обратно пропорциональна квадрату длины волны. Так, атмосферный воздух пробивается при интенсивности луча СО2лазера (10,6 мкм) порядка 109 Вт/см2, при интенсивности химического лазера (~ мкм) ~1010 Вт/см2 и при интенсивности неодимового лазера (1,06 мкм) порядка 1011Вт/см2. Излучение СО2 лазера интенсивностью 106– 107 Вт/см2 неспособно вызвать пробой воздуха у поверхности объекта, но оно вызовет режим развитого испарения, а в образовавшемся плотном ионизованном паре порог пробоя снижается на 2 – 3 порядка по сравнению с воздухом. Затем пробой перекидывается на окружающий воздух. Это явление впервые было обнаружено в 1973 году, и под названием "низкопороговый пробой у поверхности твердого тела". О нем сообщила группа А.Прохорова в «ЖЭТФ».

Описанная модель взаимодействия позволяет сделать вывод, что только СО2 лазер способен вызвать оптический пробой у поверхности материала при столь низких интенсивностях луча. Лазеры с более короткими длинами волн вызовут пробой при интенсивностях на 1-2 порядка более высоких.

Открытие эффекта низкопорогового пробоя пара у поверхности твердого тела имело два важных следствия. Во-первых, было наглядно показано, что в процесс воздействия лазерного луча на материалы активно вторгается плазма, способная экранировать эту поверхность от излучения и снижать эффективность прямого действия луча на объект. Во-вторых, сама плазма создает интенсивное оптическое излучение в широком диапазоне длин волн, становясь источником вторичного воздействия на обрабатываемые материалы.

Фактор теплового воздействия лазерного излучения на материалы осуществляется либо в непрерывном, либо в частотно-импульсном режимах воздействия. Еще один фактор прямого воздействия проявляется в импульсном режиме. При очень коротком времени воздействия на изделие сильноточного лазерного импульса происходит выброс мощной струи пара в направлении, перпендикулярном к плоскости поверхности. В результате возникает импульс отдачи, способный вызвать отброс незакрепленного изделия или деформацию его поверхности. Величина импульса отдачи растет с ростом интенсивности лазерного импульса, она зависит от материала, от длительности импульса воздействия, от размеров пятна облучения. Эксперименты показали, что при прочих равных условиях импульс отдачи не может расти беспредельно, на определенном рубеже интенсивности луча пары материала возникают в ионизованном состоянии, т.е. в виде плазмы, прерывающей доступ части лазерного потока к поверхности. Величина импульса отдачи насыщается, и дальнейший рост интенсивности луча на эту величину не оказывает влияния.

Само по себе знание факторов лазерного воздействия на материалы конкретизируется лишь в случае, когда известен характер зависимостей пороговых значений плотности энергии (мощности) в пятне облучения на протекание конкретных технологических процессов обработки материалов. Пока остаются неясными пути, на которых может быть создана единая теория взаимодействия лазерного луча с различными материалами в различных условиях. Выяснение характера зависимостей пороговых значений плотности энергии, обеспечивающих возможность обработки тех или иных материалов лазерным воздействием, осуществляется экспериментально.

Здесь будут рассмотрены основные результаты экспериментальных исследований воздействия мощного лазерного излучения на материалы в рамках их технологических приложений, в основном осуществленные в НПО "Астрофизика".

4.2. ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ЗАВИСИМОСТЕЙ ПОРОГОВОЙ ПЛОТНОСТИ МОЩНОСТИ ОТ ФАКТОРОВ ВОЗДЕЙСТВИЯ На основании сказанного выше следует вывод, что основным фактором, обеспечивающим силовую обработку материалов, является тепловое воздействие лазерного луча на поверхность изделия при условии, что плотность энергии в пятне облучения превысит определенное для данных условий пороговое значение, при котором начнется процесс интенсивного испарения материала. Если воздействие осуществляется излучением с длиной волны 10,6 мкм (СО2 лазер), то глубина проникновения поглощаемого луча в непрозрачный материал составляет всего 1- мкм. Путем фокусировки луча на поверхности в пятно порядка 1мм нетрудно достичь необходимого эффекта даже при сравнительно небольших мощностях используемого лазера. В случае более коротковолнового излучения, например, 1,06 мкм (лазер на алюмоиттриевом гранате с присадкой неодима) глубина проникновения луча в среду увеличивается, соответственно возрастает величина пороговой плотности. Однако для дальнейшего углубления разреза следует убирать выделяющиеся пары материала. С этой целью осуществляется непрерывный продув места обработки материала, например, нейтральным газом – азотом или аргоном. Тогда пойдет процесс послойного испарения материала и удаления возникающих паров вплоть до образования разреза нужной глубины. Такой процесс требует определенного времени, и для его ускорения приходится повышать плотность энергии в пятне облучения намного выше порогового значения. Для проведения процесса сварки необходимо обеспечить расплавление, но не испарение материала, который должен равномерно заполнить свариваемый шов.

Такой процесс также необходимо проводить в атмосфере нейтрального газа. Скорость движения лазерного луча вдоль шва будет зависеть от плотности энергии в пятне облучения, поэтому и здесь стремятся повысить эту величину.

Однако при повышении плотности энергии выше определенного значения образующиеся пары материала начинают вырываться в форме плазмы еще до окончания протекающего процесса резания или сварки. Плазма экранирует обрабатываемую поверхность, прекращая доступ к ней луча, что срывает протекание ведущегося процесса. Возникает второе пороговое значение плотности энергии в пятне облучения, превышение которого сопровождается образованием плазмы. В этой связи наиболее важной задачей становится определение второго порогового значения, а также характеристик возникающей плазмы и особенностей взаимодействия с ней лазерного луча. Такие исследования требуют наличия хорошо оснащенной экспериментальной базы, разработки непростых методик исследований и наличия квалифицированных исследователей, в совершенстве владеющих такими методиками.

Здесь будут представлены проводившиеся в НПО «Астрофизика» исследования зависимостей пороговых значений плотности энергии, сопровождаемых возникновением приповерхностной плазмы, от характеристик лазерного луча и свойств обрабатываемых материалов.

1) ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ СТЕНД Перед экспериментальными исследованиями ставились следующие задачи:

выяснить:

- как зависит энергетический порог образования плазмы от размеров пятна облучения, от давления окружающего газа (воздуха), от длительности лазерного импульса, от длины волны излучения;

- как протекает процесс развития возникающего лазерного факела у поверхности, какова его динамика;

- каковы параметры плазмы, от чего они зависят и как меняются со временем;

- как взаимодействует лазерный луч с образовавшейся плазмой.

Упрощенная схема стенда для физических исследований в интересах указанных задач представлена на рис. 4.1.

Такие задачи удобнее решать с использованием достаточно энергетичного импульсного СО2 лазера. В основе стенда поставлен лазер, краткое описание которого приведено в главе 2.11 [7]. Выходная энергия в импульсе регулировалась в пределах от примерно 30 Дж до 800 Дж. Длительность излучаемого импульса порядка 2.10– 6 с.



Pages:     | 1 | 2 || 4 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.