Файл: Райзер Ю.П. Лазерная искра и распространение разрядов.pdf

S, 6mI см 2

p, атм

нимума по давлению соответствует условию приближенного ра­ венства круговой частоты света и частоты столкновений. Для ксе­ нона, например, эффективная частота столкновений vm » 9 x хЮ 12 Ратм сек-1 и равенству © — 1,18А0Ырад/сек = vm соответ­ ствует давление 20 атм. Опытное значение лежит где-то в районе

15 атм.

Для того чтобы газ действительно пробивался импульсами из­ лучения лазера на углекислом газе, необходимо было принимать специальные меры, облегчающие появление затравочных электро­ нов. В противном случае пробоя не было. Это и понятно, ведь кванты лазера на углекислом газе (Й© = 0,124 эв) столь малы, что ни о каком многоквантовом фотоэффекте, который служит источни­ ком появления первых электронов в случае рубинового лазера, здесь не может быть и речи. Вместе с тем импульсы слишком крат­ ковременны, для того чтобы с заметной вероятностью в области фокуса появились случайные электроны естественного происхож­ дения (см. раздел 6). Пробой излучением лазера на углекислом га­ зе изучался и в работах [19, 20] (см. подразделы 7.2, 7.3). И. И. Аб­ рикосова и О. М. Бочкова [55] изучали пробой газообразного

62

и жидкого гелия, пройдя очень большой диапазон плотностей,

лов [21] измеряли пороги для пробоя атмосферного воздуха на пер­ вой и второй гармониках неодимового лазера. На второй гармони­ ке порог по потоку оказался выше, чем на первой, в 1,6—1,7 раза, правда, длительность импульса на второй гармонике была несколь­

ко меньше.

Детальная картина частотной зависимости представлена в ра­ боте Башера, Томлинсона и Дамона [22], которые измеряли по­ роги в инертных газах на первых и вторых гармониках рубино­ вого и неодимового лазеров. Длительности импульсов и размеры

Примечание. X, мк — длина волны; Ц, нсек — длительность импульса; гf, см — ра­ диус фокуса,

пороги для пробоя пяти инертных газов. Показательно сопостав­ ление порогов с потенциалами ионизации газов и упругими сече­ ниями. Видно, как для одной частоты пороги возрастают при уве­ личении потенциала. Исключение составляют только неон и гелий, но здесь, по-видимому, дело объясняется тем, что сечение упру­ гих столкновений электронов с атомами, которому пропорцио­ нальна скорость нарастания энергии электрона в поле, у гелия

выше, чем у неона.

Частотную зависимость порогов особенно явственно иллюстри­ рует рис. 2.9. Прежде всего обращает на себя внимание ее немо­ нотонный характер, в особенности резкое снижение порога на второй гармонике рубина. В рамках элементарной теории этого объяснить нельзя. Действительно, скорость нарастания энер­ гии электрона в поле обратно пропорциональна квадрату часто­ ты, и, вообще говоря, можно было бы ожидать частотной зависи­ мости порогового потока S ~ Е2 ~ о 2 (см. подраздел 6.3), ко­

63

степени. О немонотонном характере частотной зависимости поро­ гов пробоя свидетельствуют и^другие измерения [56, 57].

Интересно сопоставить пороги для пробоя излучением руби­ нового и неодимового лазеров_с порогом для лазера на углекислом газе, так как здесь|имеется сильное различие частот излучения. Это было сделано в работе^Смита [19]. Добротность лазера моду­ лировалась вращающимся зеркалом. Импульсы имели пиковую мощность 100 кет, длительность 200 нсек по уровню половинной интенсивности, расходимость 3,5-10~3 рад. Излучение фокусиро­ валось линзами, сделанными из германия или иртрана II (эти вещества, как и поваренная^соль, прозрачны для излучения

64

Сравнение с порогами для X = 1,06 мк показывает, что законо­ мерность S ~ со2 ~ Х~2 выполняется по порядку величины, хотя детального согласия ги’’ нет. Обращает на себя внимание обрат­ ный порядок следования порогов при переходе к более высоким потенциалам ионизации, но, во-первых, точность измерений для лазера на углекислом газе невелика, а во-вторых, прямого срав­ нения с величинами порогов для твердотельных лазеров прово­ дить нельзя. Слишком различаются длительности импульсов; если в случае твердотельных лазеров критерий пробоя — «нестационар­ ный», то в случае лазера на углекислом газе — явно «стацио­ нарный» .

7.3. Размеры фокуса. Уже самые первые измерения [1, 2] показали, что пороги пробоя в одних и тех же газах при одина­ ковых давлениях у разных авторов сильно различаются. В то вре­ мя, по-видимому, еще не обратили внимания на тот факт, что раз­ меры фокуса в этих работах были существенно разными, но вско­ ре зависимость порога от размеров подверглась специальному ис­ следованию. Подробные данные представлены в работе Хота, Мейерэнда и Смита [23]. В этих опытах использовались рубино­ вый и неодимовый лазеры, дающие импульсы треугольной формы с полуширинами 20 и 50 нсек и расходимостями 0 = 4,5 -10- 3 и 3* 10“3 рад соответственно. Пробой регистрировался по появле­ нию вспышки и путем вытягивания зарядов ( ~ 1 0 13 пар ионов), как и в опытах [1]. Для изменения размеров фокуса применялись линзы с различными фокусными расстояниями / от 3 до 15 см. По­ скольку целью работы являлось выяснение зависимости порога от размеров фокуса, т. е. диффузионных потерь, в качестве пара­ метра, характеризующего размеры, использовался не диаметр кружка фокусировки, а диффузионная длина Л (см. подраз­ дел 6 .1 ). Считалось, что область фокуса, т. е. область каустики лин­

луча, падающего на линзу. Диффузионная длина Л определялась через d и L по формуле, приведенной в подразделе 6.2.

Измерения показали, что пороговое поле заметным образом уменьшается при увеличении диффузионной длины, примерно как

и гелии при давлении 8,15 атм на частоте неодимового лазера. При изменении размеров фокуса несколько изменяется и зависи­ мость порога от давления, в частности смещается положение ми­ нимума по давлению. Так, оказалось, что при больших размерах фокуса минимум располагается при гораздо меньших давлениях, чем в случае острой фокусировки. Это иллюстрируется рис. 2.13. Любопытно, что при высоких давлениях порог в аргоне на частоте рубинового лазера становится меньше, чем для неодимового, по­ роговые кривые пересекаются (рис. 2.14).

66