Интересные факты от Минск.Инфо

Содержание

1. Введение ..
2. Квантовое описание лазера
3. Получение инверсной заселённости, состав активной среды, температурный режим, регенератор
4. Резонатор .
5. Характеристика газового разряда, ВАХ, потенциальная диаграмма
6. Заключение
7. Список используемой литературы

1. Введение

   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.

2. Квантовое описание 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. 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.

3. Получение инверсной заселённости, состав активной среды, температурный режим, регенератор

   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 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.

4. Резонатор

   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.

5. Характеристика газового разряда, ВАХ, потенциальная диаграмма

В высокочастотных разрядах ёмкостного типа (ВЧЕР) высокочастотное (ВЧ) напряжение подаётся на электроды, которые могут быть изолированы от разряда твёрдым диэлектриком или соприкасаться с разрядом. В этом смысле можно условно называть ВЧЕ-разряды электродными или безэлектродными . Для диффузионного СО ₂ — лазера ориентировочное давление рабочей среды ~ 20-40 торр, частота возбуждения ~ 10-120 МГц (основная промышленная частота f ~ 13,6 МГц). Плазма таких разрядов, как правило, слабо ионизована, неравновесна и подобна плазме тлеющего разряда. При давлении ~ 20 торр частота столкновений n _м примерно в 10 ³ раз превышает частоту колебаний w =2 p f, поэтому в осциллирующем поле типа Е=Е _а sin w t электроны совершают дрейфовые колебания с амплитудой и скоростью смещений 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 Е _опт , не может сформироваться т.к. по условию эксперимента х < l _ф (l _ф – длина фарадеева пространства). Основной недостаток рассмотренной схемы заключается в её очень малом КПД, поскольку практически всё приложенное к электродам напряжение падает на катодном слое, в котором из-за малых n _e и больших величин Е накачка активной среды не происходит, за исключением тонкого слоя вблизи тлеющего свечения со стороны катода. Аналогичная ситуация имеется и в сильноточном ВЧЕР. Однако благодаря существованию в определённых условиях слаботочного режима горения ВЧЕР , когда приэлектродные слои не пробиты и потери в них невелики, появляется возможность использовать для накачки рабочей среды лазера поперечный разряд с малым межэлектродным зазором но высоким КПД. Именно в этом заключается основное преимущество ВЧЕР по сравнению с поперечным разрядом постоянного тока. Но эксперименты показывают, что слаботочный разряд может гореть только при значениях pL, меньших некоторого 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 pL50 МГц.

• Толщина приэлектродных слоёв пространственного заряда d _сл в диапазоне частот f>50 МГц составляет доли мм, что позволяет заполнить плазмой малые межэлектродные зазоры d @ 1,5 ё 3 мм.

1. Заключение

   Представленные в работе данные о диффузионном СО ₂ — лазере с высокочастотным возбуждением показывают многие преимущества такого типа возбуждения активной среды по сравнению с возбуждением разрядами постоянного и переменного тока. ВЧЕ-разряд устойчивее разряда постоянного тока, в нём достижим существенно больший энерговклад. Балластным сопротивлениям, которые всегда оказывают благотворное действие на стабильность разряда, можно придать ёмкостный (реактивный) характер, что избавляет от бесполезных потерь энергии, которые о обычных омических балластниках составляют примерно 30% подводимой электрической мощности. Существенное преимущество ВЧЕР — это возможность избавиться от катодных слоёв, свойственных разрядам и постоянного и переменного тока. В катодных слоях бесполезно теряется часть энергии, кроме того, в них обычно рождаются возмущения, от которых развивается неустойчивости. Эти преимущества обеспечивает только слаботочная форма ВЧЕ-разряда. Поэтому для СО ₂ — лазера необходим именно слаботочный режим, в котором получены рекордные мощности излучения : ~ 0,83 Вт / см. Недостаток этого режима – ограничение на плотность тока, длину промежутка и давление. Над улучшением данных характеристик ведётся работа. Также большим преимуществом является удобство работы с длинными трубками, низкие рабочие напряжения, высокая устойчивость и однородность. Дальнейший прогресс в области диффузионных СО ₂ — лазеров с ВЧ-накачкой связан с исследованием условий протекания тока на границах плазмы ВЧ-разряда с электродами, а также решением проблем, связанных с волноводным режимом работы резонатора, увеличение скорости теплоотвода на стенки разрядной трубки.

2. Список литературы

1. В.С. Голубев, Ф.В. Лебедев “ Физические основы создания технологических лазеров ”
2. В.С. Голубев, Ф.В. Лебедев “ Инженерные основы создания технологических лазеров”
3. Ю.П. Райзер “Физика газового разряда”
4. А.А. Веденов “Физика электроразрядных СО ₂ — лазеров”
5. Н.А. Яценко “Газовые лазеры с высокочастотным возбуждением”
6. Н.А. Яценко “Влияние частоты накачки на параметры газовых лазеров с высокочастотным возбуждением”
7. Ю.С. Протасов, С.Н. Чувашев “Физическая электроника газоразрядных устройств”
8. В. Виттеман “СО ₂ — лазер”