Из всех существующих лазеров ( “Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation”) длительного действия наиболее мощными, продвинутыми в практическом отношении и приспособленными для резки материалов, сварки металлов, термического упрочнения поверхностей деталей и ряда других операций являются электроразрядные СО 2 - лазеры. Большой интерес к СО 2 - лазерам объясняется также и тем, что у этого лазера эффективность преобразования электрической энергии в энергию лазерного излучения в сочетании с максимально достижимой мощностью или энергии импульса значительно превосходит аналогичные параметры других типов лазеров. С помощью их излучения производят необычные химические реакции, разделяют изотопы. Имеются проекты передачи энергии с помощью СО 2 - лазеров с Земли в космос или из космоса на Землю, обсуждаются вопросы создания реактивного двигателя, использующего излучение лазера. За 33 года, прошедших со времени создания первого образца ( С. Пател, 1964г.) их мощность в непрерывном режиме возросла от милливатта до многих киловатт. Сейчас выпускаются СО 2 - лазеры с мощностью до 10 кВт, в том числе более 50 типов СО 2 - лазеров с ВЧ-накачкой в диапазоне мощностей от 3 Вт до 5 кВт. При этом газовые лазеры с ВЧ-возбуждением обладают целым рядом преимуществ по сравнению с лазерами, в которых для накачки рабочей среды применяется самостоятельный тлеющий разряд постоянного тока. В частности, их конструкция и технология изготовления проще, а надёжность, ресурс работы, удельные характеристики существенно выше чем у лазеров с накачкой постоянным током. Это позволяет уменьшить габариты и массу технологических СО 2 - лазеров мощностью ~ 1 кВт настолько, что становится возможным размещение такого лазера на подвижном манипуляторе промышленного робота.
Сегодня известно большое количество различных конструкций газовых лазеров с ВЧ-возбуждением. Но в основе всего многообразия конструктивных решений лежит специфика пространственной структуры ВЧЕР, которая в большинстве случаев удачно совпадает с требованиями, предъявляемыми к активной среде лазера.
Возбуждённая частица может перейти в менее энергетическое состояние самопроизвольно в результате спонтанного излучения, или, как его ещё называют, радиационного распада (рис. 1). Спонтанное излучение имеет чисто квантовую природу. Согласно квантовой механике атом или молекула не могут находиться в возбуждённом состоянии бесконечно долго. Возбуждённое состояние распадается с конечной скоростью, определяемой вероятностью этого перехода в единицу времени
,
испуская при этом квант света с энергией
h
n
0
=
e
2
-
e
1
А(2)
®
А(1)+ h
n
0
(
-
коэффициент Эйнштейна для спонтанных переходов
).
Изменение концентрации частиц
N
2
на верхнем уровне в результате спонтанных переходов описывается выражением
.
Кванты света, родившиеся в результате спонтанных переходов обладают одинаковой энергией но никоим образом не связаны между собой. Направления распространения этих квантов в пространстве равновероятны. Так как рождение кванта может с равной вероятностью произойти в любой момент времени, электромагнитные волны, соответствующие этим квантам, не связаны между собой по фазе и имеют произвольную
поляризацию.
В отличие от спонтанных переходов, способных происходить в изолированной частице, безизлучательные переходы возможны только при наличии взаимодействия частицы А с другой частицей или системой частиц В. В результате такого взаимодействия частица переходит из состояния 1 в состояние 2 или наоборот без излучения кванта света и без его участия. Процесс столкновительного возбуждения (рис.2) требует затраты кинетической энергии
и протекает по схеме А(1)+В
®
А(2)+В. Процесс столкновительной релаксации на (рис.3) наоборот сопровождается переходом энергии
в поступательную энергию взаимодействующих частиц либо тратится на возбуждение частицы В. Этот переход происходит по схеме
A(2)+B
®
A(1)+B+
.
Индуцированные, или, как их иногда называют, вынужденные переходы в соответствии с гипотезой А. Эйнштейна могут происходить только при взаимодействии частицы А с резонансными квантами, удовлетворяющими условию
h
n
0
=
e
2
-
e
1
т.е вероятность индуцированных переходов отлична от нуля лишь во внешнем электромагнитном поле с резонансной частотой
n
0
.
А. Эйнштейн предположил, что при наличии поля резонансной частоты помимо переходов
квантовой системы из состояния 1 в состояние 2, что соответствует резонансному поглощению квантов, протекающему по схеме А(1)+
h
n
0
®
A(2) (
рис.4
)
возможны переходы по схеме А(2)+
h
n
0
®
А(1)+2h
n
0
(
рис.5). Данный процесс индуцирования или вынужденного излучения и служит основой квантовой электроники.
Однако энергия возбуждённых состояний не является фиксированной величиной даже в случае изолированной частицы. Согласно принципу неопределённости Гейзенберга неточность в определении энергии системы и времени её существования должна удовлетворять соотношению:
.
Поскольку
~
t
0
то неопределённость энергии возбуждённого состояния составляет
.
Такое энергетическое размытие уровней приводит к неопределённости частоты излучаемого кванта
.
Данное уширение частоты излучения называется
естественная ширина линии
и является минимально возможной. Естественная ширина линии резко растёт с ростом
n
(
~
n
3
)
и становится заметной в коротковолновой части спектра. Для основного перехода молекулы СО
2
лазера
t
0
»
5
сек и ширина
n
0
»
3*10
-2
Гц. Однако обычно ширина линии излучения определяется не спонтанным излучением а релаксационными безизлучательными переходами, происходящими при взаимодействии возбуждённой частицы с другими частицами. Любой релаксационный процесс приводит к сокращению времени жизни частицы в возбуждённом состоянии, а следовательно, к уширению соответствующей этому состоянию линии излучения. Релаксационное уширение происходит за счёт безизлучательных процессом при столкновении частиц и
этот процесс называют
столкновительное уширение
.
По аналогии с естественный шириной линии, принимая
t
c
т
-
время жизни частицы в возбуждённом состоянии столкновительное уширенение определяется как
.
Время жизни частицы определяется через сечение этих процессов
t
ст
Как правило возбуждённая частица взаимодействует с различными частицами и в общем случае
t
ст
,
где суммирование проводится по всем видам взаимодействующих частиц. Столкновительное и естественное уширение вызвано одной той же причиной – конечным временем жизни частицы в возбуждённом состоянии. Форма линии уширения в обоих случаях определяется особенностью вероятностных процессов и поэтому одинакова. Она имеет так называемый лоренцев контур, описываемый форм-фактором
.
Выражение нормировано на единицу
:
.
Уширение линии, связанное с конечностью времени жизни возбуждённого состояния, принято называть
однородным.
В случае однородного уширения каждая возбуждённая частица при переходе излучает линию с полной шириной
,
спектральной формой
и поглощает кванты с частотой, лежащей в пределах контура
.
При однородном уширении
форма линии описывает спектральные характеристики каждой частицы и всех частиц в целом. Но конечное время жизни частиц не является единственной причиной уширения линий. Излучающие частицы находятся, как правило, в тепловом движении. В соответствии с эффектом Доплера частота, испускаемая движущимся источником колебаний, претерпевает смещение, пропорциональное скорости движения излучателя
V.
Смещение частоты зависит также от угла
j
между направлением движения и линией, соединяющей излучатель с приёмником и составляет
.
Так как излучающие частицы движутся с различными скоростями и в различных направлениях, то частотные сдвиги излучаемых ими линий различны. Поэтому даже в случае отсутствия столкновений неподвижный спектральный прибор будет регистрировать множество естественно уширенных линий, различно смещённых относительно частоты
n
0
.
Суперпозиция этих смещённых линий и даёт наблюдаемый профиль уширённой линии. Это так называемое
доплеровское уширение линии
является неоднородным. Каждая частица в описанной ситуации может излучать линию лишь в узком, определяемом естественным уширением, спектральном диапазоне, сдвинутом относительно
n
0
на конкретную величину, однозначно связанную со скоростью и направлением движения этой частицы. Естественно, что и поглощать излучение с фиксированной частотой смогут только те частицы, доплеровский сдвиг которых соответствует этой частоте. При максвелловском распределении излучающих частиц по скоростям
где
-
средняя тепловая скорость
; m -
масса частицы. При этом линия излучения имеет гауссов профиль, описываемый форм-фактором
.
Аналогично с
выражение нормировано на единицу
.
В общем случае полная ширина линии излучения определяется всеми механизмами уширения. Однако в реальной ситуации чаще всего преобладающим является один. Это вызвано различным характером зависимости
и
от внешних условий. Так, например, в случае газовой излучающей среды
линейно растёт с концентрацией частиц, а
зависит только от температуры. Поэтому при малых давлениях уширение будет определяться доплеровским эффектом, а при больших
-
столкновениями. Спектральное распределение излучаемой линии имеет вид симметричной резонансной кривой (рис.6) с максимумом на частоте
n
=
n
0
,
спадающей до уровня половины максимальной интенсивности при частотах
.
Наличие уширения энергетических уровней и излучаемых линий, не влияя на интегральную частоту вынужденных переходов, приводит к уменьшению вероятности переходов с конкретной длиной волны. Т
.
к. линия излучения имеет спектральную форму
q(
n
),
то вероятность спонтанного излучения с заданной частотой будет определяться полной вероятностью соответствующих переходов А
12
и видом форм-фактора
q(
n
)
т.е. W
сп
(
n
)=
А
21
*q(
n
)
где W
сп
(
n
)-
вероятность спонтанного излучения. Вероятности спонтанного и вынужденных переходов связаны между собой, поэтому вероятность индуцированных излучения с заданной частотой
W
21
(
n
)
также зависит от
n
: W
21
(
n
)=B
21
*q(
n
)*
s
V
, B
21
–
коэффициент Эйнштейна для индуцированного излучения,
–
спектральная объёмная плотность излучения. Интегральная вероятность индуцированного излучения
W
21
при этом удовлетворяет условию
.
Для лоренцева вида линии форм-фактора такое интегрирование даёт
,
для гауссова
,
,
-
объёмная плотность излучения,
d
-
дельта-функция. Сечение вынужденного фотоперехода для столкновительного уширения имеет вид
:
,
для доплеровской формы линии
, g
1
–
статистический вес уровня. Сечение вынужденного излучения
s
21
=
s
0
*g
1
,
вынужденного поглощения
s
12
=
s
0
*g
2
.
Процессы индуцированного излучения сопровождаются усилением электромагнитных волн. Пусть через среду, в которой частицы могут находиться в состояниях 1 и 2 с энергиями возбуждения
e
1
и
e
2
проходит поток монохроматического излучения удовлетворяющего соотношению h
n
0
=
e
2
-
e
1
.
Пусть плотность частиц в этих состояниях N
1
и N
2
.
Уравнение баланса плотности фотонов в пучке имеет вид:
где
n
p
–
объёмная концентрация фотонов.
.
Величину
называют
коэффициентом активной среды.
Интенсивность света будет усиливается по мере прохождения через среду с К
>0.
В противном случае при К
<0
будет иметь место ослабление интенсивности изучения. Знак К определяется знаком выражения (
N
2
*g
1
-N
1
*g
2
),
называемого
инверсией среды
.
Усиление среды положительно только лишь при (
N
2
*g
1
-N
1
*g
2
)>0.
В среде с термическим равновесием, где
N
1
и N
2
подчиняются распределению Больцмана и где N
2
всегда меньше N
1
,
усиление света невозможно. Таким образом, усиление света может иметь место лишь при отсутствии термодинамического равновесия между уровнями 2 и 2, т.е. в неравновесной среде. Среду с
N
2
*g
1
-N
1
*g
2
>0
называют
средой с инверсной населённостью
.
Наилучшие условия резонансного излучения получаются при больших скоростях заселения и временах жизни верхнего уровня активных частиц и малых значениях этих величин для нижнего уровня.
В лазере на основе СО 2 используется четырёхуровневая система получения инверсной населённости между колебательными уровнями молекул. Молекула СО 2 состоит из атома углерода и двух симметрично расположенных атомов кислорода, т.е. имеет линейную структуру О-С-О. Как видно из схемы на рис. 7 атомы кислорода могут совершать симметричные (мода n 1 ОО) и несимметричные (асимметричные) (мода n 3 ОО), а также поперечные этому направлению так называемые деформационные колебания (мода n 2 L OO) - из-за наличия двух взаимно перпендикулярных направлений этот тип колебаний является дважды вырожденным. Употребляемые для описания состояния колебательно-возбуждённой молекулы квантовые числа n 1 , n 2 L и n 3 характеризуют число квантов, соответствующих колебанию данного типа, L указывает поляризацию деформированного колебания. Лазерный квант излучается при переходе из состояния 001 в 100 (цифры обозначают колебательные квантовые числа в модах n 1 , n 2 L и n 3 соответственно). Возможен также переход 001 ® 020 с длиной волны l =9.4 мкм, но он обычно гораздо слабее. Для получения оптимальных условий в рабочую смесь СО 2 - лазера помимо углекислого газа добавляют азот и гелий.
Время жизни верхнего лазерного уровня СО
2
относительно спонтанных переходов составляет
~
0.2
с (А
21
»
5.1
с
-1
).
Поэтому более интенсивно верхние и нижние лазерные уровни расселяются (релаксируют) в результате безизлучательных переходов при столкновениях возбуждённой молекулы с невозбуждёнными компонентами лазерной среды по схеме на рис. 3. Однако высокая эффективность получения инверсной заселённости в газоразрядных СО
2
-
лазерах обусловлена рядом причин. В электрическом разряде с высокой эффективностью образуются колебательно-возбуждённые молекулы
N
2
,
составляющие до 50% их общего числа. Поскольку молекула
N
2
состоит из двух одинаковых ядер, её дипольное излучение запрещено и она может дезактивироваться только при столкновении со стенкой или с другими молекулами. При наличии СО
2
колебательная энергия
N
2
может быть легко передана молекулам СО
2
поскольку существует близкий резонанс между колебаниями
N
2
и модой
n
3
колебаний СО
2
.
Уровень 001 только на 18 см
-1
лежит выше первого колебательного уровня азота и необходимый недостаток энергии молекулы СО
2
могут получать от кинетической энергии азота. В результате энергия, затрачиваемая на возбуждение верхнего лазерного уровня и характеризуемая КПД разряда
h
к
,
для смесей СО
2
-N
2
-He
может превышать 80%. При наличии азота в смеси время релаксации, запасённой верхним уровнем энергии
t
э
увеличивается и становится равным
.
При средней плотности выделяемой в положительном столбе разряда мощности
<jE>
заселённость верхнего лазерного уровня в отсутствии генерации будет
.
Создание инверсии требует малой населённости нижнего лазерного уровня. В условиях отсутствия генерации нижние уровни СО
2
находятся в тепловом равновесии с основным, их относительная заселённость
~
.
Для поддержания стационарной генерации нижние уровни СО
2
необходимо расселять. Этот процесс обеспечивается добавлением в лазерную смесь расселяющих компонент, из которых наиболее эффективен гелий. Также помимо эффективного расселения уровня 100 гелий обеспечивает хороший теплоотвод от рабочей среды за счёт теплопроводности и оказывает стабилизирующее действие на заряд, поэтому в подавляющем большинстве существующих технологических лазеров предпочтение отдаётся ему. Таким образом, эффективная работа СО
2
-
ляазера требует трёхкомпонентной лазерной смеси. Определение состава рабочей среды лазера является сложной оптимизационной задачей, решение которой необходимо проводить в каждом конкретном случае. Для диффузионного СО
2
-
лазера часто
используется смесь СО
2
:N
2
:He
в соотношении 1
:1:3.
Частотный спектр генерации СО
2
-
лазера имеет достаточно сложный вид. Причиной этого является наличие тонкой структуры колебательных уровней, обусловленной существованием ещё одной степени свободы молекулы СО
2
–
вращения. Из-за вращения молекулы каждый изображённый на рис. 7 колебательный уровень распадается на большое количество вращательных подуровней, характеризуемых квантовым числом
j
и отстоящих друг от друга на величину энергии
D
e
вр
,
e
001
,
e
100
, kT
r
.
В результате интенсивного обмена энергий между вращательной и поступательной степенями свободы устанавливается больцмановское распределение частиц по вращательным состояниям, описываемое уравнением
,
где
N
n
, N
n
,j
–
концентрации возбужденных частиц на колебательном уровне
n
и на его вращательных подуровнях
j;
= 0,38
см
-1
–
вращательная константа.
Согласно правилам отбора в молекуле СО
2
переходы между двумя различными колебательными уровнями возможны при изменении вращательного квантового числа на 1 т.е.
D
j
=
±
1.
Таким образом, линия усиления рабочей среды состоит из большого числа линий, каждая из которых уширена за счёт эффекта Доплера на величину
и за счёт столкновений на величину
и для СО
2
-
лазера вычисляются
:
,
где р
i
–
парциальные давления компонент смеси.
Коэффициент усиления активной среды СО
2
-
лазера существенно зависит от температуры рабочей смеси Т
г
.
Процессы накачки лазерной смеси и генерации неизменно сопровождается нагревом газа. Температура лазерной смеси Т
г
в установившемся состоянии пропорциональна мощности энерговыделения в разряде, т.е. Т
г
~
jE.
В отсутствие генерации заселенность верхнего лазерного уровня также пропорциональна
jE.
Поэтому если время столкновительной релаксации
не зависит от температуры газа и N
001
~
Т
г
,
учёт возрастания
с ростом Т
г
лишь ослабит зависимость
N
001
(
Т
г
) (
пунктирная линия). Заселённость нижнего лазерного уровня находится в равновесии с основным и описывается законом Больцмана
N
100
~
.
В связи с этим при достижении некоторой критической температуры Т
max
инверсная заселённость лазерной смеси исчезает. Максимальная
инверсия достигается при оптимальных температурах смеси Т
ор
t
.
Для смеси с
c
г
»
1,5*10
-1
Вт
/(
м*К), Т
стенки
»
300
К зависимость населённости лазерных уровней от температуры показана на рис. 8.
Типичные значения Т
opt
~
400...500
К, Т
мах
~
700...800
К.
Под действием электронных ударов и в результате столкновений возбуждённых молекул в тлеющем разряде в СО 2 - лазерах происходит частичная диссоциация углекислого газа СО 2 ® СО + О. Отношение концентраций СО к СО 2 может достигать ~ 12%, содержание О 2 – 0,8%. Из-за этого при сохраняющемся энерговкладе возрастают потери на диссоциацию, возбуждение электронных состояний и возбуждение колебаний СО и О 2 . Поэтому населённость верхнего рабочего уровня СО 2 падает и коэффициент усиления уменьшается. Поскольку ресурс работы СО 2 - лазера, определенный требованиями экономичности установки, оценивается несколькими сотнями часов, а существенный рост доли СО и О 2 определяется минутами, необходимо включение в контур регенератора, в котором частично восстанавливается рабочая смесь. В диффузионном СО 2 - лазере целесообразно применение цеолита ( SiO 4 +AlO 4 ) в количестве 20мг, насыщенного парами H 2 O.
Резонатор является оптической системой, позволяющей сформировать стоячую электромагнитную волну и получить высокую интенсивность излучения, необходимую для эффективного протекания процессов вынужденного излучения возбуждённых частиц рабочего тела лазера, а следовательно, когерентного усиления генерируемой волны. Оптические резонаторы в квантовой электронике не только увеличивают время жизни кванта в системе и вероятность вынужденных переходов, но и так же, как резонансные контуры и волноводы определяют спектральные характеристики излучения.
В длинноволновом диапазоне классической электроники длина волны излучения существенно больше размеров контура и его спектральные характеристики определяются сосредоточенными параметрами электрической цепи. Длинные радиоволны при этом излучаются в пространство практически изотропно. При сокращении длины волны и переход в СВЧ-диапазону для формирования электромагнитной волны используются пустотелые объёмные резонаторы с размерами, сравнимыми с длиной волны. При этом появляется возможность формирования направленных (анизотропных) распределений излучения в пространстве с помощью внешних антенн. В ИК и видимом диапазоне длина волны излучения много меньше размеров резонатора. В этом случае оптический резонатор определяет не только частоту, но и пространственные характеристики излучения.
Простейшим типом резонатора является резонатор Фабри-Перо, состоящий из двух параллельных зеркал, расположенных друг от друга на расстоянии L p . В технологических лазерах резонатор Фабри-Перо используется крайне редко из-за больших дифракционных потерь. Чаще используются резонаторы с одной или двумя сферическими отражающими поверхностями. Свойства этих резонаторов зависят от знака и величины радиуса их кривизны R, а также от L p и определяются стабильностью существования в нём электромагнитной волны.
В так называемом устойчивом (стабильном) резонаторе распределение поля воспроизводится идентично при многократных проходах излучения между зеркалами и имеет стационарный характер. В результате попеременного отражения электромагнитных волн от зеркал волна формируется таким образом, что в приближении геометрической оптики не выходит за пределы зеркал в поперечном направлении и выводится из устойчивого резонатора только благодаря частичному пропусканию самих отражающих элементов. В случае отсутствия потерь, излучение могло бы существовать в устойчивом резонаторе бесконечно долго. В неустойчивом (нестабильном) резонаторе световые пучки (или описывающие их электромагнитные волны) в результате последовательных отражений от зеркал перемещаются в поперечном оси резонатора направлении к периферии и покидают его.
Свойства резонаторов и характеристики создаваемых ими пучков можно описывать и в волновом, и в геометрическом приближении. В качестве критерия применимости этих приближений удобно использовать так называемое число Френеля
,
где
a, L –
характерные размеры задачи поперёк пучка и вдоль направления его распространения. Условие
N
F
>>1
соответствует применимости геометрического приближения. При
N
F
£
1
необходимо учитывать
также волновые свойства электромагнитного излучения.
В геометрическом приближении условие устойчивости резонатора имеет вид
:
.
Расстояние между зеркалами
L
p
в этом выражении всегда положительно, а
R
1
и
R
2
положительны только для вогнутых т.е. фокусирующих зеркал и отрицательны для зеркал с выпуклой поверхностью. Для устойчивых резонаторов существует стационарное распределение интенсивности электромагнитного поля. В общем случае интенсивность излучения в устойчивых резонаторах распределена не равномерно по всему объёму резонатора, а сосредоточена внутри области, называемой
каустикой
(
рис.9). Радиусы
w
1
,
w
2
,
этой области на зеркалах а также её минимальный радиус
w
0
в месте перетяжки определяются длиной волны и параметрами резонатора (
R
1
, R
2
, Lp).
Для основного типа колебаний их можно рассчитать с помощью соотношений
:
Расстояния
L
1
L
2
от места положения перетяжки до зеркал составляют
:
.
Наибольшее распространение получил среди устойчивых резонаторов полуконфокальный резонатор, у которого одно зеркало плоское ( R 2 = ¥ ) а второе имеет радиус R 1 =2L P т.е. его фокус лежит на плоском зеркале. Основное удобство полуконфокального резонатора, определяющее его широкую распространённость, заключается в возможности использования для вывода излучения плоских окон из частично прозрачных материалов а также в параллельности выходящего пучка. В случае использования металлических зеркал излучение можно выводить через одно из них или систему отверстий.
Устойчивый резонатор сравнительно прост в эксплуатации. Он легко юстируется, достаточно устойчив по отношению в разъюстировке. Его сферические зеркала сравнительно просто поддаются изготовлению и контролю радиуса кривизны. Поэтому они находят широкое применение в лазерной технике, особенно в технике маломощных ( £ 1 кВт) лазеров. К числу недостатков устойчивых резонаторов следует отнести несовпадение объёма каустики с объёмом активной среды, что приводит к уменьшению КПД и увеличению размеров лазера, а также повышенные значения плотности мощности при перетяжке, что в случае её малых размеров может привести к оптическому пробою. Однако самым серьёзным недостатком устойчивых резонаторов является невысокая лучевая стойкость используемых в качестве выходных окон диэлектрических оптических материалов. Именно это обстоятельство ограничивает использование устойчивых резонаторов при больших плотностях излучения.
В лазерах повышенной мощности в последнее время широкое распространение получили неустойчивые резонаторы со сферическими металлическими зеркалами. Наиболее часто в лазерной технике используется телескопический конфокальный неустойчивый резонатор, дающий на выходе параллельный пучок. Одно из его зеркал выпуклое, а другое вогнутое. Генерация возникает в приосевой зоне. Покидающее эту зону излучение усиливается при многократных проходах между зеркалами, смещаясь к периферии резонатора. Относительная величина смещения положения луча на выпуклом зеркале за один проход называется
коэффициентом увеличения резонатора
.
В отличие от устойчивого резонатора прозрачность неустойчивого резонатора определяется не пропусканием излучения выходным зеркалом, а геометрическими размерами системы. Из-за геометрического расширения излучения его интенсивность падает на одном проходе в М
2
раз. Однако в стационарных условиях при малых внутрирезонансных потерях усиление излучения на одном проходе также составит М
2
.
Таким образом, весь неустойчивый резонатор заполнен излучением с практически равной интенсивностью, что в отличие от устойчивых резонаторов обеспечивает полное и равномерное использование всей активной среды. Если добавить к этому высокую лучевую стойкость металлических зеркал, то преимущество неустойчивых резонаторов для мощных
лазерных систем становится очевидным.
где
n
м
–
частота электронных столкновений. При Е
А
/
р
~
10
В
/(
см*торр), что характерно для неравновесной слабоионизированной плазмы молекулярных газов и промышленной частоты, амплитуда дрейфовых колебаний А
»
0,1
см. Она сравнительно мала по сравнению с типичными для экспериментов длинами разрядных промежутков вдоль поля
L
~
0,5-10
см. Дрейфовые скорости и амплитуды колебаний ионов в
~
10
2
раз меньше, так что колебательное движение ионов во многих случаях можно вообще не принимать во внимание. Даже при весьма низкой плотности электронов
n
e
=10
8
см
-3
и характерной для столкновительной плазмы электронной температуры Т
е
=1
эВ дебаевский радиус
d
D
»
0,05
см
<< L.
Поэтому в большей части разрядного промежутка плазма электронейтральна. Однако около границ плоского промежутка электронный газ, совершая качания относительно
“
неподвижных
”
ионов, периодически обнажает положительные заряды. Это является первопричиной появления
приэлектродных слоёв
пространственного разряда.
неподвижны и однородно распределены по длине промежутка, а диффузионное движение электронов отсутствует. На
самом деле диффузия размывает границы между плазмой и ионными слоями. На рис. 11 построены соответствующие рис.10 распределения поля и потенциала в те же моменты времени через каждые четверть периода. Поле Е в однородной электронейтральной части промежутка постоянно по его длине. Потенциал для определённости отсчитывается от левого электрода. Можно себе представить, что он заземлён, а переменное напряжение подаётся на правый. Значение и направление электрического тока, можно считать, характеризуется напряженностью поля Е в плазме, так как чаще всего в самой плазме ток проводимости преобладает над током смещения.
промежутке близок к диаметру пятна на электродах, светится средняя часть промежутка. Около электродов, в слоях пространственного заряда интенсивность излучения уменьшается. Это типичный слаботочный
a
-
разряд с непроводящими приэлектродными слоями. Распределение интенсивности свечения по длине промежутка показано на рисунке 12. При покрытии электродов диэлектриком всё останется точно так же. При наращивании тока в этой стадии, разряд расширяется в поперечном направлении, заполняя площадь электрода. Плотность тока на электроде при этом остаётся неизменной. Когда электрод полностью заполняется током и диаметр разряда вырастает до диаметра электродов, для дальнейшего увеличения тока требуется большее напряжение, как в аномальном тлеющем разряде, хотя здесь слои по-прежнему тёмные и непроводящие.
Толщины их в нормальном режиме
d
»
0,2-0,6
см. С точностью до небольшого тока насыщения ток замыкается на электрод током смещения. При достижении на электродах достаточно большого напряжения происходит резкая перестройка
a
-
разряда, превращение его в сильноточную
g
-
форму. На ВАХ ему соответствует скачок или излом (рис. 13). ВАХ построена при давлении 20 торр, частоте возбуждения 13,6 МГц. Излом говорит о “вторичном” зажигании разряда, перераспределяется свечение в промежутке, около каждого электрода появляются слои, похожие на слои тлеющего разряда. Постоянный потенциал пространства
U
0
в сильноточном режиме составляет
~
150-250
В, толщина приэлектродного слоя пространственного заряда становится меньше на порядок.
критического (
pL)
кр
.
Это зависит от электродов и свойства газа. При
pL
»
(pL)
кр
слаботочный разряд становится неустойчивым и либо переходит в сильноточную форму либо гаснет. При
pL>(pL)
кр
зажечь его вообще не удаётся и реализуется только сильноточный режим. При
pL<(pL)
кр
возможно существование и того и другого режима. Примерная зависимость предельных параметров существования слаботочного режима горения показана на рис.14.
.
Согласно этой формуле для получения приемлемой с точки зрения возбуждения рабочей среды СО
2
-
лазера, концентрации электронов в плазменном столбе слаботочного ВЧЕ-разряда, частота
f
должна быть выбрана достаточно высокой. Обычно при накачке СО
2
-
лазеров с диффузионным охлаждением пренебрегают промышленной частотой и выбирают
f
в диапазоне 30
ё
200
МГц. Получено, как того и следовало ожидать в соответствии с представлениями об особенностях структуры слаботочного ВЧЕР, что наиболее приемлемые частоты возбуждения находятся в интервале 80
ё
150
МГц. В этих случаях в активную следу СО
2
-
лазера можно вложить удельную электрическую мощность
»
100
Вт
/
см
3
и более при межэлектродных зазорах 1,5
ё
3
мм. Немаловажное значение, требующее перехода в высоким частотам возбуждения, имеет и тот факт, что толщина приэлектродных слоёв
d
сл
(f)
с увеличением частоты уменьшается с зависимостью
d
сл
»
V
др
/(2*
p
*f),
где
V
др
–
скорость дрейфа электронов в плазменном столбе, граничащим с приэлектродным слоем.