Импульсно-периодический СО лазер Составитель В.И. Невмержицкий,

Импульсно-периодический СО2 лазер
Составитель В.И. Невмержицкий, Редактор Г.И. Карпова
(С) Московский физико-технический институт,2007
ВВЕДЕНИЕ
СО2-лазеры непрерывного и импульсного действия в настоящее время широко применяются в самых различных областях научных исследований и в ряде отраслей промышленности. В течение последних лет значительный интерес вызывают импульсно-периодические лазеры на основе СО2.
Отличительной особенностью лазеров этого типа является
сочетание средней выходной мощности, типичной для непрерывных лазеров (сотни Вт — единицы кВт) с пиковой мощностью, характерной для импульсных лазеров (единицы —
десятки МВт). Воздействие излучения импульснопериодических лазеров на вещество еще не исследовано в
полном объеме и является предметом работ, проводимых в
настоящее время рядом исследовательских центров как в нашей стране, так и за рубежом. В опытно-промышленных целях такие лазеры используются пока мало, преимущественно
для разделения изотопов и в лидарных устройствах.
Данная лабораторная работа посвящена знакомству с
устройством и некоторыми характеристиками импульснопериодического ИП лазера. В ходе выполнения экспериментов исследуется также воздействие излучения ИП-лазера на
твердую мишень и изучаются некоторые физические процессы, обуславливающие своеобразие ИП режима обработки
материалов.
I. ЭФФЕКТИВНОСТЬ ГАЗОВЬ1Х ЛАЗЕРОВ
Диапазон частот, в которых работают газовые лазеры,
очень широк — от субмиллиметровых волн до вакуумного
ультрафиолета.
Многие известные газовые лазеры на электронных переходах видимого диапазона имеют крайне малый КПД. Причина заключается в неселективном характере возбуждения и
очень малой величине квантового КПД. Дело в том, что в интервале энергий, где электрон связан с атомом, энергетические уровни распределены очень неравномерно. Как правило,
энергия первого возбужденного состояния составляет около
половины от энергии ионизации, а во второй половине расположено очень большое число уровней, сгущающихся к ионизационному пределу.
Так как лазерными бывают чаще всего какие-либо высоковозбужденные состояния, то оказывается, что разность их
энергий много меньше самой энергии, т. е. квантовый КПД
таких систем мал ΔЕ << Е. Кроме того, для возбуждения
нужного уровня из имеющегося обычно широкого энергетического спектра электронов (в газовом разряде), фотонов
(при некогерентном оптическом возбуждении) или какихлибо других частиц, может быть использован только узкий
участок спектра. Энергия же остальных частиц уходит на
возбуждение уровней, не участвующих в создании инверсной
населенности. Таким образом, эффективность использования
энергии для накачки нужного уровня также оказывается
весьма низкой. Эти же особенности электронного спектра
характерны и для молекул.
Иначе обстоит дело с колебательными энергетическими
уровнями молекул. Из-за большой массы ядер расстояния
между нижними колебательными уровнями молекул значительно меньше, чем энергия первого возбужденного элек-
тронного уровня, и в то же время она велика по сравнению с
тепловой энергией молекул при комнатной температуре. Благодаря этому, например, в электрическом разряде можно подобрать такие условия, что будет происходить интенсивное
возбуждение колебательных уровней молекул, в то время как
электронные уровни останутся практически невозбужденными и, так как kT << hω , то колебательная энергия может сохраняться достаточно долго, не переходя в энергию теплового движения. Нижние уровни энергии колебаний двухатомных молекул почти эквидистантны. У многоатомных
молекул существует некоторое число видов колебаний, определяемых структурой молекулы. Нижние уровни каждого
типа колебаний также эквидистантны. Eсли мы теперь будем
возбуждать какой-либо колебательный уровень молекулы, то
из-за эквидистантности уровней данного типа колебаний (или
данной моды) происходит быстрый обмен энергией между
молекулами с различным числом квантов этого типа. Таким
образом, спустя короткое время из-за обмена энергией при
столкновениях окажутся возбужденными и другие уровни,
что препятствует достижению инверсной заселенности уровней одного типа колебаний молекулы.
Однако можно подобрать, например, двухатомную и
многоатомную молекулы так, чтобы колебательный квант
двухатомной молекулы совпадал с колебательным квантом
одного из типов колебаний многоатомной молекулы. Тогда,
благодаря резонансному характеру обмена энергией, будет
происходить возбуждение только одного типа (который находится в резонансе) колебаний многоатомной молекулы.
Эффективность создания инверсии между уровнями энергии
колебаний разного типа может быть очень высокой.
С другой стороны, так как различие между квантами разных
типов колебаний сопоставимо с величиной самих квантов, то
квантовый КПД молекулярных газов может достигать 50 %.
Таким образом, высокая эффективность возбуждения
колебательного движения в целом, большая величина кван-
3
тового выхода и селективность резонансной передачи энергии являются теми факторами, которые позволяют достигать
КПД молекулярных лазеров до 20–50 %.
II. ОСНОВНЫЕ ПРИНЦИПЫ РАБОТЫ
СO2–ЛАЗЕРОВ
2.1. Схема нижних уровней молекулы СO2 и N2
Спектральный состав излучения молекулы СО2 определяется структурой ее энергетических состояний. В первом
приближении колебательные движения молекулы можно рассматривать как движение колебательной системы со многими
степенями свободы, совершающей малые колебания. В этом
приближении любое колебательное состояние молекулы является суперпозицией состояний единственного набора 3N-6
(3N-5 для линейных молекул) нормальных колебаний, являющихся гармоническими осцилляторами. Как известно,
энергия уровней квантового осциллятора выражается формулой
(1)
Екол = hω0 (v+1/2),
где v-колебательное квантовое число, принимающее значения
v = 0, 1, 2, ..., значение ϖ0 совпадает с классической частотой
малых упругих колебаний ϖ0 = (k/M)1/2 , где k — коэффициент упругости связи в молекуле, М — приведенная масса молекулы.
Квантование вращательного движения для линейных
молекул приводит к следующему выражению для энергии
вращательного движения:
(2)
Eвp = BJ(J + 1),
где J = 0, 1, 2, 3, ... — вращательное квантовое число,
B = h/2I, I — момент инерции молекулы. Кратность вырождения вращательного уровня составляет 2J + 1. При
не слишком больших значениях J
4
Евр << Екол.
Таким образом, молекула, находящаяся в определенном колебательно-вращательном состоянии, обладает энергией:
E = Eкол + BJ(J + l),
(3)
Схема основных энергетических уровней, связанных с
генерацией лазера на СО2, показана на рис.1.
Рис. 1. Схема уровней молекул СО2 и N2.
5
СО2 является линейной симметричной молекулой с нулевым дипольным моментом в основном состоянии и имеет
три частоты нормальных колебаний (см. рис. 2):
ω1 = 1345,3 см-1 — симметричное валентное колебание
(10°0),
ω2 = 667,3 см-1 — деформационное колебание (01°0),
ω3 =2349,3 см-1 — антисимметричное валентное колебание
(00°1).
Рис. 2. Типы колебаний молекулы СО2.
Соответствующие колебательные уровни обозначаются
комбинацией квантовых чисел (v1, v21, v3). Дополнительное
квантовое число l над v обусловлено двукратным вырождением деформационного колебания и принимает значения
l = v2; v2 – 2; 0 для четных и l = v2; v2 – 2; …, 1 для нечетных
v2. Из-за случайного совпадения энергии и симметрии состояний (10°0) и (02°0) состояние молекулы СО2 с колебательной энергией ω1 = 1345,3 см–1 следует рассматривать как
суперпозицию двух состояний (10°0) и (02°0). При этом происходит расщепление этого уровня из-за резонанса Ферми, в
6
результате чего появляется два уровня с разными энергиями
(10°0-02°0)I и (10°0–02°0)II. Для простоты более высокий
уровень этой суперпозиции с энергией ω = 1388,3 см–1 называют (10°0), а более низкий с энергией ω = 1385,5 см–1 —
(02°0).
Согласно правилам отбора для молекулярных систем в
дипольном приближении разрешены переходы между колебательными уровнями, принадлежащими к состояниям различной четности с изменением одного из колебательных чисел на 1.
Генерация
происходит
между
колебательновращательными уровнями основного электронного состояния
(00°1) Æ (10°0) — полоса в диапазоне 10,4 мкм и
(00°1) Æ (02°0) — полоса в диапазоне 9,4 мкм.
Так как волновая функция колебательно-вращательного
движения должна быть симметричной [6] (она равна в первом
приближении произведению колебательной и вращательной
волновых функций), то в молекуле СО2 существуют вращательные состояния с четными вращательными числами J для
нижнего и нечетными J для верхнего лазерных уровней, так
как волновая функция симметричного колебательного движения — симметрична, а антисимметричного, соответственно, — антисимметрична; волновая же функция вращательного движения симметрична для четных J и антисимметрична
для нечетных J.
В общем случае для дипольных переходов между колебательно-вращательными уровнями справедливо правило
отбора:
ΔJ = -1, 0, + 1.
В силу симметрии молекулы СО2 переходы с ΔJ = 0 запрещены. Таким образом, в спектре излучения наблюдаются
для полос 9,4 и 10,4 мкм Р- и R-ветви, соответствующие из-
7
менению вращательного квантового числа: J Æ (J + 1) — Рветвь, J Æ (J – 1) — R-ветвь, Q-ветвь с ΔJ = 0 в спектре генерации СО2 лазера отсутствует.
В общем случае энергия кванта света, излучаемого при
переходе с одного вращательно-колебательного уровня на
другой, имеет вид:
Еhω = Е'кол – Е''кол + BJ'(J' + 1) – B''J''(J'' + 1).
(4)
С учетом правила отбора частоты переходов в Р- и Rветвях определяются соотношениями:
(5)
hω = hω1 – 2BJ для Р-ветви,
hω = hω1 + 2BJ для Q-ветви.
(6)
Здесь учтено, что В' ~ В" ~ В.
Учитывая, как указано выше, что для верхнего лазерного
уровня существуют только чётные J, а для нижнего — только
нечетные, из (5), (6) получим, что расстояние между соседними линиями колебательно-вращательных переходов равно
4В. Качественный вид спектра генерации СО2 лазера показан
на рис. 3. Так как 4B << kT, то молекулы СО2 легко передают
вращательную энергию друг другу и, следовательно, больцмановское равновесие по вращательным подуровням устанавливается очень быстро (за время порядка времени между
столкновениями).
8
Рис. 3. Спектр генерации СО2 лазера.
Тогда населенность вращательного подуровня будет определяться выражением:
Nj ~ (2J + l) exp(-BJ(J + 1)/kT).
(7)
В (7) предэкспоненциальный множитель (2J+1) учитывает стат. вес J-го вращательного подуровня, равный кратности
его вырождения. Дифференцируя (7) по J, найдем, что наиболее населенным является вращательное состояние с вращательным квантовым числом:
Jmax – (kT/2B)1/2 – 1/2 ~ (kT/2B)1/2
(8)
Молекула N2 является гомоядерной двухатомной молекулой и, следовательно, в основном состоянии не имеет дипольного момента. Таким образом, излучательные колебательно-вращательные переходы в молекуле N2 запрещены. В
связи с этим, а также, поскольку самый нижний колебательный уровень (v = 1) лежит выше основного более чем на 10
kT, (при комнатной температуре) возбужденные колебательные состояния азота являются долгоживущими и могут существовать в течение многих миллисекунд.
Нижний возбуждённый колебательный уровень молекулы N2 (v = 1) всего на 18,6 см-1 ниже верхнего лазерного
уровня СО2 (00°1). Поэтому время обмена энергией этих состояний достаточно мало (~ 10-6 сек). Энергия более высоких
уровней моды ω3 молекулы СО2 и соответствующих колебательных уровней N2 также примерно совпадают.
2.2. Создание инверсии в газоразрядных СО2 –лазерах
Из многочисленных способов накачки СО2 -лазеров наиболее простым и эффективным является электрический разряд, в котором удается создать отрыв электронной и колебательной температур от поступательной температуры газа.
9
Высокая эффективность этого метода в применении к данной
смеси связана с конкретными и очень благоприятными особенностями взаимодействия составляющих ее молекул с
электронами, энергия которых находится в интервале 1,5–
4 эВ. Такие электроны составляют подавляющее большинство в тлеющих разрядах низкого давления и в диффузных, без
образования искровых каналов, разрядах высокого давления.
Оказывается, что такие электроны с очень большой вероятностью прилипают к молекулам N2 и СО2, образуя нестабильные отрицательные ионы N2, и СО2. После распада
ионов значительная часть молекул оказывается в возбужденном колебательном состоянии. Причем оказалось, что взаимодействие электронов с молекулами по этой схеме носит
резонансный характер. На рис.4 представлен пример результатов расчета баланса энергии в плазме газового разряда для
смеси СО2 : N2 : He = 1 : 8 : 1. Здесь 1 — упругие плюс вращательные потери; 2 — возбуждение уровня (00°1) СО2; 3 —
возбуждение уровней (m, n, 0) СО2, 4 — возбуждение уровней азота N2 (v = 1–8); 5 — потери на возбуждение электронных уровней; 6 — потери на прямую ионизацию; 7 — сумма
кривых 2 и 4; масштаб по оси абсцисс 10-16 В⋅см2.
Рис.4. Результаты расчета баланса энергии в плазме газового разряда для смеси СО2 : N2 : He = 1 : 8 : 1.
10
Как видно из рисунка, доля выделяемой в разряде электрической энергии, затрачиваемая на возбуждение верхнего
лазерного уровня, может достичь ~ 80 %.
Излучение лазерного кванта переводит молекулу СО2 из
состояния (00°1) в (10°0). Квант симметричного колебания
довольно велик, и энергия из этого типа колебаний непосредственно в тепло переходит довольно медленно. Наиболее быстро релаксация энергии колебаний уровня (10°0) в тепловую
происходит по схеме (10°0) Æ (02°0) Æ 2(01°0) Æ 2(00°0) +
тепло (рис. 2). Самым медленным звеном в этой цепочке является процесс (01°0) Æ (00°0).
Для работы лазера в непрерывном режиме необходимо,
чтобы скорость потери энергии в состоянии (01°0) была
больше, чем в состоянии (00°1). Оказывается, что в смеси
СО2 + N2 это условие не выполняется. В такой смеси возможно получение инверсии только в импульсном режиме до тех
пор, пока энергия антисимметричного колебания не успеет
перейти в энергию деформационных колебаний. Для достижения возможности работы в непрерывном режиме в смесь
добавляют молекулы или атомы таких газов, столкновения с
которыми ускоряют потери энергии в состоянии (01°0) и мало влияют на потери в состоянии (00°1). Такими газами являются Не, Н2О, СО, Н2 и др.
Гелий добавляют в смесь в большом количестве, молярная концентрация его, как правило, превышает 50 %. Добавление гелия приводит не только к ускорению релаксации
нижнего лазерного уровня, но и снижает значение E/N, а
также, благодаря его высокой теплопроводности, ускоряет
теплоотвод на стенки разрядной трубки. Благодаря этому при
добавлении гелия температура смеси понижается, что очень
важно для работы лазера, так как при этом значительно снижается равновесная заселенность нижних уровней молекул
СО2.
11
2.3. Импульсная генерация
Получение высоких удельных и абсолютных значений
энергии излучения в импульсных СО2-лазерах связано в первую очередь с возможностью осуществления объемного электрического разряда при высоких давлениях смеси газов
(Р ~ 1 атм).
Наличие большого числа процессов, определяющих протекание тока в тлеющем заряде, приводит к образованию обратных связей, делающих процесс неустойчивым. Существующие способы создания объемного заряда основываются
на ограничении длительности разряда (tp < tну) tp — длительность разряда, tну — время развития неустойчивости), или
плотности разрядного тока, а также на создание предварительной ионизации среды.
Самым существенным шагом на пути создания мощных
газовых лазеров стало применение для возбуждения лазерной
среды поперечного разряда, т. е. разряда, в котором ток направлен не вдоль наибольшего размера, как в разрядных
трубках, а поперек. О создании таких лазеров было сообщено
в конце 1966 года французскими и в начале 1970 года канадскими исследователями. Газовые лазеры с таким способом
организации разряда получили название ТЕА-лазеры
(Transversely Excited Atmospheric Pressure Laser).
Лазерные системы с поперечным разрядом в настоящее
время получили широкое распространение. В зависимости от
способа возбуждения активной среды импульсные СО2лазеры можно условно разделить на две группы:
1. Электроразрядные — с предварительной ионизацией газа вспомогательным разрядом (лазеры с двойным разрядом) и без предварительной ионизации.
2. Электронноионизационные или с комбинированным возбуждением — с ионизацией рабочей зоны внешним
источником ионизации (например электронным пучком), в
12
котором разряд имеет несамостоятельный характер, то есть
концентрация электронов определяется не током разряда, а
внешним источником ионизации. Разумеется, возможны все
промежуточные варианты с различным уровнем предварительной ионизации и, следовательно, с различным коэффициентом размножения электронов.
В работе используется получившая широкое распространение электроразрядная схема с УФ-предионизацией,
схематически показанная на рис. 5.
Рис. 5. Схема электроразрядного СО2-лазера с УФ-предионизацией.
Схема, изображенная на рисунке, является схемой с общим питанием основного и вспомогательного разрядов. После запуска разрядника возникают вспомогательные дуговые
разряды, которые являются источниками УФ-излучения, подсвечивающего межэлектродный промежуток и создающего
предионизацию газа в нем. По мере зарядки вспомогательных
емкостей разность потенциалов между основными электродами растет, и одновременно нарастает концентрация элек-
13
тронов между ними за счет фотоионизации газа УФизлучением. При достижении определенного значения разности потенциалов между электродами происходит пробой межэлектродного промежутка. Начальную концентрацию электронов, необходимую для однородного пробоя газового промежутка при однородном поле, можно оценить из
следующих соображений. При начальной концентрации
электронов в объеме nео среднее расстояние между ними
−1 / 3
r ~ neo
. Для того, чтобы лавины, стартовавшие от катода,
перекрывались в объеме, необходимо, чтобы за время
τЕ ~ d/vдр, (d — характерный размер порядка межэлектронного расстояния, vдp — дрейфовая скорость электронов) диффузионный размер rD = (D*tE)1/2 (D — коэффициент поперечной
диффузии электронов) стал равным r. Отсюда получается
оценка:
nео-1/3 < (εk*d/eE)1/2
(9)
где εk — характеристическая энергия, вычисляемая по формуле eD/m = εk, е — заряд электрона; m — подвижность электронов. Оценка nео по приведенной формуле дает значение
nео ~ 104 – 106 см–3 в зависимости от состава газовой смеси и
давления.
III. ОПИСАНИЕ УСТАНОВКИ
Устройство импульсно-периодического CO2 лазера
Схематический разрез и принципиальная электрическая
схема лазера представлены на рис. 6. Импульсный разряд
возбуждается между основными электродами жестко укрепленными на корпусе разрядной камеры, изготовленной из
стеклотекстолита. Электроды имеют водяное охлаждение,
14
6
3
4
50 кВ, 2 А
5
11
2
1
12
12
3
10
7
8
С1
0 - 50 кВ
Т
ЭМЗ
откачка
напуск
С2
С2
L0
накал, 6,3 В, 100 А
поджиг
Рис.6. Схема импульсно-периодического СО2-лазера.
15
позволяющее уменьшить влияние горячего погранслоя на
характеристики разряда при высоких частотах повторения
импульсов. Длина электродов 600 мм, ширина плоской части
до 40 мм, межэлектродный зазор — до 30 мм. Для ультрафиолетовой предварительной ионизации разрядной области
используется искровой разряд между вспомогательными
штыревыми электродами (2), расположенными вниз по потоку относительно основных электродов. Энергия УФ предыонизации определяется емкостью вспомогательных конденсаторов (2), (3) и составляет 5 % от энергии, вложенной в плазму основного разряда. Энергия для создания основного
разряда запасается в малоиндуктивной (L ≈ 2 нГн) накопительной емкости C1 = 0,1 мкф (4), рассчитанной на предельное напряжение 50 кВ. Коммутация разрядной цепи производится тиратроном Т типа ТГИ-1-2500/50 (5). Для обеспечения
надежного закрывания тиратрона в конце импульса, параллельно разряду подключена индуктивность L = 16 мкГн (6).
Для заземления высоковольтной части электрической схемы
служит маслонаполненный электромеханический землитель
ЭМЗ.
Для обеспечения прокачки газа через разрядную область,
разрядная камера помещена в газовый контур (7). Контур
снабжен теплообменником (8) с водяным охлаждением, обеспечивающим постоянство температуры смеси на входе в разрядную область вплоть до частот повторения импульсов 1
кГц. Продувка смеси осуществляется вентилятором (9), приводимым во вращение электродвигателем (10). Давление в
газовом тракте контролируется по вакуумметру (11). Для подавления акустических колебаний в газовом конуре, отрицательно влияющих на устойчивость разряда, на входе и выходе из разрядной области установлены акустические глушители (12).
Предельные характеристики исследуемого лазера приведены в таблице 1.
16
Таблица 1.
Энергия в отдельном импульсе, Дж
Характерный энерговклад, Дж/(л ⋅атм)
Частота следования импульсов, Гц
3
300
до 600
Максимальная средняя мощность излучения, кВт
1,5
Расходимость излучения, рад
10–3
Диапазон перестройки по длинам волн излучения, мкм
9,2–10,8
Предельное давление рабочей смеси в контуре,
атм
0,8
Резонатор лазера образован вогнутым медным зеркалом
с радиусом кривизны 15 м и дифракционной решеткой 100
штр/мм, работающей в режиме автоколлимации с выводом
излучения через нулевой порядок.
IV. ИЗМЕРЕНИЕ ЭНЕРГИИ И ФОРМЫ ИМПУЛЬСА,
СРЕДНЕЙ МОЩНОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ
В ИП-РЕЖИМЕ.
Для проведения требуемых измерений выходное излучение лазера с помощью линзы или зеркала фокусируется на
соответствующий приемник излучения: калориметр для энергетических измерений, детектор на основе увлечения носителей фотонами — для измерения формы сигнала. В cлучае измерения средней мощности излучения, на приемник фокусируется не все выходное излучение, а его некоторая доля,
отраженная от грани оптического клина.
Коротко остановимся на эффекте увлечения носителей
заряда света в полупроводнике. Этот эффект широко используется для изготовления быстродействующих ( с характер-
17
ным временем отклика ≤ 1 нс) приемников излучения на
спектральную область 3–20 мкм. Потребность в таких приемниках для нужд импульсной лазерной техники велика, поскольку классические "быстрые" приемники, основанные на
внешнем фотоэффекте (фотоэлектронный умножители, коаксиальные фотоэлементы и др.) не могут работать в дальней
инфракрасной области — так как не существует материалов
со столь низкой работой выхода. Фотодиоды и фотосопротивления, чувствительные к длинноволновому ИКизлучению, требуют охлаждения до температур жидкого азота, что не всегда удобно.
Рассмотрим качественно эффект увлечения носителей
светом (см. Р. Смит, Полупроводники, М., Мир, 1982, стр.
396). Пусть через стержень из германия, параллельно его оси,
проходит излучение СO2 лазера с интенсивностью W. Тогда
через единицу площади за единицу времени проходит W/ h ω
фотонов. При поглощении одного фотона передается импульс h k, и, следовательно, полная величина переданного
импульса равна W/c на единицу площади. Поглощение обусловлено свободными носителями, так что импульс передается электронам и дыркам. Для простоты рассмотрим случай
германия n-типа, где дырок пренебрежимо мало. Поглощая
излучение, электроны стремятся двигаться вдоль луча, и если
концы стержня разомкнуты и установился стационарный режим, в кристалле должно возникнуть электрическое поле E,
направленное по оси стержня и такое, что αW = neE в каждой
точке стержня. Здесь α — коэффициент поглощения. Из-за
наличия поглощения W = W(x) = W0e-αx интегрирование по
длине стержня дает величину фото-э.д.с V = -W0/cen . Однако
в реальном кристалле ситуация заметно сложнее и фото-э.д.с.
линейно зависит от интенсивности излучения в ограниченном диапазоне интенсивностей. Учет структуры зон и процессов рассеяния носителей приводит к тому, что коэффициент пропорциональности между интенсивностью и фотоэ.д.с. оказывается сложной (в некоторых случаях — знакопе-
18
ременной) функцией температуры и длины волны лазерного
излучения.
Результаты измерений мощности и энергии считываются
с соответствующего стрелочного прибора. Форма импульса
излучения регистрируется на экране запоминающего осциллографа.
При измерении энергетических характеристик строится
график зависимости энергии одиночного выходного импульса излучения от напряжения зарядки накопительного конденсатора. С помощью этого графика определяется максимальная для данного лазера величина К.П.Д. При проведении измерений средней мощности лазерного излучения в отчет
включается график зависимости полной выходной мощности
ИП-излучения от частоты следования импульсов. Форма импульса излучения регистрируется цифровым осциллографом
с дальнейшей распечаткой на принтере. С учетом измерений
энергии импульса легко пересчитать абсолютные величины
мгновенной мощности лазерного излучения. Включаемая в
отчет осциллограмма должна иметь ось ординат, прокалиброванную в МВт. Из сравнения пиковой мощности лазерного
импульса и амплитуды регистрируемого осциллографом импульса напряжения определяется чувствительность (В/Вт)
фотоприемника на основе увлечения носителей фотонами.
19
V. ОБРАЗОВАНИE ПЛАЗМЫ ПОВЕРХНОСТНОГО
ПРОБОЯ.
Характерной особенностью процесса взаимодействия
импульсов СО2-дазера с твердыми образцами в газовой атмосфере является наличие так называемого низкопорогового
приповерхностного пробоя газа.
Обычный оптический пробой газа с помощью сфокусированного лазерного излучения ("лазерная искра") давно и
хорошо известен. Суть этого эффекта в том, что имеющиеся
в газе затравочные электроны могут набирать энергию в поле
волны, и при достаточно высокой напряженности электрического поля волны становится возможным развитие электронных лавин, и в результате создается чаще всего полностью
ионизованная плазма.
Среднеквадратичная напряженность электрического поля в световой волне пропорциональна корню из плотности
мощности лазерного излучения (полезно для оценок помнить, что E [В/см] = 19 W [Вт/см2]), поэтому пороговое поле прежде всего достигается в фокусе, где и начинается развитие плазмы оптического пробоя. Дальнейшая эволюция
этой плазмы зависит от изменения мощности лазерного импульса в времени, длины волны излучения лазера, свойств
газа.
Довольно распространенным и представляющим особый
интерес для рассматриваемых ниже задач является случай
эволюции плазмы пробоя в виде распространяющейся навстречу лазерному лучу светодетонационной волны (СДВ).
Рассмотрим этот случай подробнее. Известно, что в газе могут существовать распространяющиеся скачкообразные изменения плотности — ударные волны. Газ за фронтом волны
оказывается нагретым по сравнению с исходный газом. Если
ударная волна распространяется по горячей газовой смеси,
причем скачок температуры при прохождении ударного
20
фронта достаточен для воспламенения газа, то оказывается
возможным существование равномерно распространяющегося возмущения, поддерживаемого энергией, выделяющейся
за счет химической реакции в узкой зоне, непосредственно
прилегающей к фронту ударной волны. Такая волна называется детонационной. Ее свойства хорошо изучены и имеется
детальная количественная модель этой волны.
Образовавшаяся при инициировании лазерного пробоя
плазма имеет ту же плотность, что и окружающий ее газ, но
температура в ней составляет как минимум единицы электрон-вольт. Это означает, что давление в ней в десятки, а то и
сотни раз выше, чем в окружающем газе. Расширение этой
плазмы порождает в окружающем газе ударную волну, причем эта волна может быть весьма интенсивна, так что газ за
ее фронтом столь нагрет, что степень его равновесной термической ионизации обеспечивает заметное поглощение лазерного излучения. Таким образом возникает процесс, очень
сходный с обычной детонацией, только в данном случае источником энергии, поддерживающим волну, оказывается лазерное излучение, поглощаемое в узком слое за фронтом.
В режиме СДВ газ сжимается и нагревается ударной
волной, затем уже ионизованный газ поглощает излучение и,
получая при этом дополнительную энергию расширяется,
достигая к моменту окончания энерговыделения таких параметров, что скорость газа относительно разрыва в точности
равна местной скорости звука (V1 =
γ p1 ρ1 ).
Теперь можно пояснить, чем низкопороговый приповерхностный пробой отличается от обычного оптического
пробоя. Механизм оптического пробоя газа в отсутствие мишени заключается в лавинообразном размножении числа
электронов и быстром нарастании степени ионизации газа,
которые происходят благодаря тормозному поглощению лазерного излучения электронами и их соударениями с ней-
21
тральными атомами. При этом оказывается, что наиболее высокая пороговая плотность мощности излучения характеризует стадию развития пробоя, т. е. стадию образования лавины за счет всегда имеющихся в газе затравочных электронов.
Для чистого воздуха на длине волны СО2-лазера порог пробоя составляет 2–3 ГВт/см2. При наличии твердой мишени
начальная стадия развития пробоя оказывается существенно
более низкопороговой. В качестве примера рассмотрим случай, когда на поверхности образца имеется поглощающий
слой, например, получившийся в результате химической адсорбции. Если на такой слой с плотностью ρ, толщиной d и
коэффициентом поглощения α падает излучение с интенсивностью W, то (при αd << 1) условие достижения порога испарения за время t можно оценить как
W (1− exp[ − α d ])t ≥ ρ q d
(10)
W ≥ Wисп, где q — теплота испарения единицы массы адсорбированного слоя. Заметим, что от толщины слоя полученное
выражение не зависит. При типичных для окисных или состоящих из органических веществ пленок значениях
ρq ∼ 103–104 Дж/см3, α ≥ 103 см–1, t ≈ 10–6–10–7 с, W ∼ 106–108
Вт/см2.
Рассмотренный случай поглощающей пленки не является единственно возможным. В снижении порога пробоя могут играть роль микродефекты поверхности образца (чешуйки, "усы" и др.), имеющие плохой тепловой контакт с массой
образца. Эти микродефекты могут быстро перегреваться до
температуры выше точки кипения материала. Можно (и полезно) самостоятельно оценить, при каких размерах микродефектов их испарение произойдет при интенсивностях
∼ 107 Вт/см2 за десятки нс. Образовавшиеся горячие пары
имеют такую степень равновесной термической ионизации,
что в них уже становится заметным поглощение лазерного
излучения.
22
Таким образом, можно сказать, что низкопороговый поверхностный пробой газа характерен своей первой стадией. В
ней, в отличие от развития лавин на затравочных электронах,
происходит поглощение излучения в ионизованных горячих
парах, что приводит к снижению порога пробоя в среднем на
2 порядка. Отметим в заключение, что этот механизм проявляется только в далекой ИК-области, а в видимом диапазоне
эффект низкопорогового приповерхностного пробоя отсутствует.
Обсудим один из основных механизмов поглощения излучения электронами в плазме — так называемое обратное
тормозное поглощение. Процесс является обратным по отношению к тормозному излучению электронов в плазме.
В физике плазмы термин “тормозное излучение“, как
правило, применяется при свободно-свободных переходах, то
есть, когда одна частица сталкивается с другой и редко меняет направление движения. В плазме возможно столкновение
и с ионами, и с нейтралами. При торможении электронов в
электрическом поле иона происходит выделение энергии в
виде электромагнитного излучения. В нашем случае ионизация плазмы близка к единице и взаимодействием электронов
с нейтралами можно пренебречь. Процесс поглощения электроном энергии электромагнитной волны при взаимодействии с ионом и последующим ускорением электрона по исторически сложившейся традиции стал называться обратным
тормозным поглощением.
23
VI. ИССЛЕДОВАНИЕ ПРОЦЕССА СВЕРЛЕНИЯ
ОТВЕРСТИЙ В ИМПУЛЬСНОМ РЕЖИМЕ.
Применение лазеров для размерной обработки (резки,
сверления, скрайбирования) имеет уже многолетнюю историю. Однако режим такой обработки микросекундными импульсами, характерными для СО2-лазеров, имеет существенные особенности, недостаточно пока изученные. Дополнительные особенности возникают в случае использования
импульсно-периодических лазеров с высокой средней мощностью излучения. Для простейших оценок необходимо
сравнить значения удельного выноса массы при сверлении (в
мкг/Дж) с удельными затратами энергии, необходимыми для
нагрева, расплавления и испарения 1 мкг обрабатываемого
материала:
пл
Q
тео р
Q
где
пл
Q
тео р
исп
тео р
и
= C1
пл
(T − T ) + q
пл
= Qтео р + C 2
исп
Q
тео р
0
(T
кип
(11)
пл
)
− T пл + q исп
(12)
— соответственно удельные энергии, необ-
ходимые для плавления и испарения вещества, первоначально находящегося при температуре T0; Tпл и Ткип — температуры плавления и испарения; С1 и С2 — средние теплоемкости
металла и его расплава, qпл и qисп — удельные энергии плавления и испарения.
Необходимо также провести простые оценки глубины
проплава исходя из уравнения теплопроводности. Рассмотрение процесса выноса расплава требует указания механизма,
ответственного за вынос расплава, т. е. механизма ускорения
расплава. Построение качественной модели процесса предлагается провести самостоятельно.
24
В эксперименте измеряется объем каверн, образованных
при облучении в различных условиях, в частности, при различных давлениях газа атмосферного состава, окружающего
образец. С помощью оптического микроскопа ММР-4 (или
Биолам–М) производится измерение диаметра каверны на
различных глубинах. После этого объем каверны вычисляется как сумма объемов усеченных конусов.
В отчет о работе включаются результаты измерений каверн и теоретические оценки, сопровождающие предлагаемую качественную модель процесса сверления. В отчёт
включается также измеренная зависимость величины удельной массы материала, выносимого при сверлении, от давления в камере взаимодействия.
VII. ЗАДАНИЕ
1. Изучить руководство к лабораторной работе. Ознакомиться с лабораторной установкой и уяснить себе назначение
всех ее частей.
2. Включить импульсно-периодический СО2–лазер. Получить генерацию лазера.
3. Измерить энергию излучения лазера калориметром
ИТК-1М и снять ее зависимость от напряжения зарядки рабочей емкости лазера.
4. Используя полученные экспериментальные данные,
построить зависимость КПД лазера от вкладываемой в разряд
энергии.
5. Измерить форму импульса излучения лазера; оценить
пиковую интенсивность лазера, сравнить со средней мощностью лазера.
25
6. Установить исследуемую мишень в камеру взаимодействия. Съюстировать оптическую схему обработки мишени лазерным излучением.
7. Включить откачку камеры взаимодействия. Последовательно уменьшая давление в камере, получить в результате
лазерной обработки 6 каверн (при давлениях 1, 1/2, 1/4, 1/8, 1/16
атм и вакууме).
8. Измерить объёмы каверн, построить зависимости
удельной вынесенной массы от давления.
9. Привести необходимые объяснения полученным результатам.
10. Оформить отчет о проделанной работе.
ТЕХНИКА БЕЗОПАСНОСТИ
1. К выполнению работы допускаются только студенты,
прошедшие инструктаж.
2. В установке используется высокое напряжение до 30
кв. Поэтому работа на этих установках требует повышенного
внимания.
3. Прежде чем включить высокое напряжение, внимательно изучите электрическую схему установки и уясните
наиболее опасные места на установке.
4. В случае обнаружения неисправности в установке немедленно прекратите работу и сообщите преподавателю.
5. Категорически запрещается смотреть в направлении
вывода излучения при включенном высоком напряжении и
прикасаться к элементам установки, находящимся под напряжением.
ЛИТЕРАТУРА
26
1. Карлов Н.В., Конев Ю.Б. Мощные молекулярные лазеры. — М.: Знание, 1976. — 153 с.
2. Зайдель А.Н., Островская Г.В., Островский Ю.И. Техника и практика спектроскопии. — М.: Наука, 1976. — 250с.
3. Карлов Н.В. Лекции по квантовой электронике, М.: —
Наука.: 1988. — 355 с.
4. Звелто О. Принципы лазеров/Пер. с англ. — М.: Мир,
1990. — 558 с.
5. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Квантовая Механика. —
М.: Наука, 1989. — 767 с.
27