Файл: Райзер Ю.П. Лазерная искра и распространение разрядов.pdf
ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 10.04.2024
Просмотров: 200
Скачиваний: 2
на, т. е. является обратной по отношению к смеси, исследованной в работе [31]. Добавление аргона к неону меняет действие возбуж дающих столкновений, переводя их из разряда «вредных» в разряд «полезных» для лавины. Это происходит потому, что потенциал возбуждения неона 16,6 эв чуть больше потенциала ионизации аргона 15,8 эв и возбужденный атом неона при столкновении с атомом аргона резонансным образом передает свою энергию по следнему, ионизуя его. Таким образом, акт возбуждения основного
|
|
|
|
Е, 6[СМ |
|
|
|
|
|
|
|
|
5 |
|
|
|
|
Рис. 2.19. |
Пробой чистого ар |
2 |
|
|
|
|
||
гона (1) |
и |
аргона |
с добавкой |
|
|
|
|
|
1% |
неона (2) |
[31] |
|
|
|
|
|
|
Л — 1,6-10 -3сл1 |
2 |
5 |
1Р* |
2 |
5 |
|||
|
|
|
|
|||||
|
|
|
|
|
|
|
|
р, тор |
газа в смеси Пеннинга сопровождается быстрой ионизацией при меси, т. е. размножением электронов, развитие лавины ускоряет ся и порог пробоя, следовательно, понижается.
Изложенные соображения, привлекаемые Смитом и Хотом и относящиеся к настоящей смеси Пеннинга, как нам кажется, ни как не могут объяснить эффекта, который они наблюдали в «об ратной» смеси аргона с примесью неона. В самом деле, эффектив ное сечение ионизации аргона электронным ударом значительно больше, чем сечение возбуждения неона (см. рис. 1 .8 ), а кроме того, в случае однопроцентной примеси концентрация аргона в 100 раз больше концентрации неона. Поэтому электрон, набрав ший под действием поля энергию выше 16,6 эв, с гораздо большей вероятностью просто ионизует аргон, чем возбудит неон. Следо вательно, двухступенчатый процесс — возбуждение неона с по следующей передачей возбуждения на ионизацию аргона — со вершенно не скажется на скорости ионизации и развитии лавины.
Безуспешность попыток найти адекватное объяснение резуль татам Смита и Хота привела к мысли воспроизвести их измерения и расширить программу экспериментов, что и было сделано в ра боте Б. Ф. Мульченко и автора [32]. Был исследован весь диапазон составов смеси аргона с неоном, от чистого аргона до чистого нео на, включая и настоящую смесь Пеннинга, а также рассмотрен пробой не только неодимовым, но и рубиновым лазером.
Условия опытов были выбраны близкими к тем, которые были у Смита и Хота, для того, чтобы облегчить сравнение с их резуль татами. Измерения порогов были сделаны при давлении смеси 6 •104 тор = 80 атм. Диффузионная длина в случае неодимового
73
E, W 6ВIсм |
|
|
|
|
Ar, % |
WO |
80 |
80 |
4 0 |
W |
0 |
Рис. 2.20. Пороги для смесей неона с аргоном [32]
р = 80 атм; а — неодимовый |
лазер, диаметр |
фокуса |
1 •10-2 см, |
Л. = 1 ,7 5 -1 0 см; |
б — рубиновый лазер, |
диаметр фокуса |
1,4-10~2 |
см, Л = |
2,6-10-8cjm |
лазера Л = 1,75-КГ3 см (диаметр фокуса 10~ 2 см), в случае ру бинового — Л = 2,6-10~ 3 см (диаметр 1,4-1(Г2 см). Методика приготовления смесей обеспечивала точность состава 0 ,1 %.
Результаты измерений представлены на рис. 2.20. Вывод Сми та и Хота о понижении порога аргона при добавлении малого ко личества неона в случае неодимового лазера полностью подтвер дился, но на длине волны рубинового лазера никакого подобного эффекта не наблюдалось: порог монотонно меняется от порога чистого аргона до порога чистого неона при изменении состава смеси.
Укажем сразу, что нам не удалось придумать удовлетворитель ного объяснения эффектам, возникающим при небольшой добавке
74 ‘
неона к аргону, и объяснить, |
почему на частоте неодимового ла |
зера порог снижается, а на |
частоте рубинового — нет. Един |
ственное, что можно сделать, |
ото не согласиться с рассуждениями |
Смита и Хота. Зато результаты измерений [32] в настоящей смеси Пеннинга (неон с малой добавкой аргона) позволяют сде лать некоторые существенные заключения о роли ионизации воз бужденных атомов под действием самого лазерного излучения. Опыты показали, что небольшая примесь аргона к неону сильно снижает порог на частоте неодимового лазера и не сказывается на величине порога в случае рубинового. Это можно интерпретиро вать как результат большой вероятности ионизации возбужден ных атомов неона под действием излучения рубинового лазера, кванты которого сравнительно велики, и малой вероятности фото ионизации излучением неодимового лазера, когда требуется боль шее количество квантов. В первом случае эффект Пеннинга не ускоряет и так быстро идущего процесса ионизации возбужден ных атомов неона, а во втором случае производит сильное воздей ствие.
Заметим, что эффект Пеннинга, приводящий к «использованию» возбужденных атомов неона при добавке атомов аргона, включает ся как раз при тех добавках аргона в несколько процентов, при которых наблюдалось снижение порога на частоте неодимового лазера (см. рис. 2.20). Очевидно, эффект будет действенным, если время жизни возбужденного неона по отношению к иониза ции аргона тI не больше, чем время размножения, т. е. постойная
времени лавины 0 ж |
10~9 сек. Известно, |
что сечение резонансной |
|
передачи возбуждения от Ne* |
к Аг о |
2,6-10“ 16 см3. Отсюда |
|
следует, что при давлении 80 атм х\ ^ |
0 при концентрации ар |
||
гона 2—3% |
оценки на |
основе |
экспериментальных дан |
Непосредственные |
ных также подтверждают предположение о том, что на рубине происходит фотоионизация возбужденных атомов неона, а на не одиме нет. В чистом неоне на частоте неодимового лазера и при пороговом поле Е = 4-106 в/см время нарастания энергии электро на до потенциалов возбуждения или ионизации по формуле (1.9) оказывается равным те ж 3,6* 10- 1 1 сек, причем упругие и диффу зионные потери малы (частоты столкновений при 80 атм для раз
ных энергий электронов 1013 — 1014 сек-1). |
Это время |
гораздо |
|
меньше, чем постоянная времени лавины 0 ж |
10~ 9 сек. |
Это озна |
|
чает, что электрон совершает, грубо говоря, 0 /т.е ~ |
36 актов воз |
||
буждения, прежде чем совершит акт ионизации. |
Вероятность |
«прорыва» через зону возбуждения мала, и «узким» местом, лими тирующим скорость размножения, являются неупругие потери. В случае рубинового лазера «узким» местом являются упругие
потери. Порогового поля Е = 1,5 -106 elсм едва |
хватает |
на то, |
|
чтобы |
преодолеть упругие потери: по формуле |
(1.58) |
етах ж |
ж 10 |
эв. Если бы оказывали влияние еще и неупругие потери, |
порог неминуемо должен был бы стать выше. То, что этого не про
75
исходит, свидетельствует о малой роли неупругих потерь, т. е. о быстроте фотоионизации возбужденных атомов.
Подчеркнем, что приведенные прямые оценки дали такой ре зультат потому, что порог на частоте рубинового лазера оказал ся значительно меньше, чем на частоте неодимового. При неболь ших давлениях соотношение порогов обратное и подобное рас суждение могло бы и не привести к такому результату (пересече ние пороговых кривых для рубинового и неодимового лазеров при изменении давления наблюдалось и в [23]).
Е, б/см
Рис. 2.21. Пороги пробоя па ров ртути (1) и смесей Ne— Hg
(2) и Не—Hg (3) при неизмен ном давлении инертного газа
400 тор [33]
8.2. Другие смеси. В работе Э. Гернитца, Р. М. Миникаевой, В. Е. Мицука и В. А. Черникова [33] измерялись пороги для про боя паров ртути (см. также [13, 34, 35]) и смесей инертных газов с парами ртути. Опыты были сделаны с неодимовым лазером, длительность импульса 65 нсек, расходимость 1,5-10_3, диаметр фокуса 3,8 -10~ 3 см. Давление паров ртути менялось в диапазоне от 1 до 800 тор. На рис. 2.21 приведены пороги для чистых па ров и смесей Не — Hg, Ne — Hg с постоянным содержанием инертного газа, 400 тор. Из рис. 2.21 видно, как при увеличении содержания паров ртути в смеси пороги монотонно приближают ся к порогам для чистых паров. Эффект Пеннинга здесь, по-ви димому, не проявляется. При малых добавках ртути слишком ма ла вероятность атом-атомных столкновений из-за того, что давле ния низкие. При больших содержаниях ртути в смеси, видимо, более вероятна непосредственная ионизация атомов ртути элект ронами.
Чайн и Айсенор [36] (см. также [37]) исследовали эффект добавки в аргон молекул фреона CG12F2, обладающих сродством к электрону. Они обнаружили, что при давлении 2500 тор порог повышается, видимо, вследствие прилипания электронов к моле кулам. При низком давлении (300 тор) порог, наоборот, стано вится меньше, по-видимому, из-за ионизации самих молекул. При
76
липание при столь низких давлениях происходит слишком мед ленно. Эффект добавок хлороформа в органические пары рас сматривал Адельман [38], добавки маленьких частиц в хлор — Хау [И].
9. Сверхкороткие (пикосекундные) импульсы
Особого внимания заслуживает явление пробоя плотных га зов сверхкороткими, но чрезвычайно мощными импульсами, которые удается создать на основе твердотельных лазеров путем применения метода самосинхронизации мод.
Длительности таких импульсов имеют порядок К)- 1 1 сек (их называют иногда пикосекундными в отличие от обычных гигант ских — наносекундных; 1 тек = 10-1 2 сек). Импульс может нести световую энергию порядка 0 , 1 дж и обладать огромной мощно стью порядка 1010 вт. При фокусировке такого импульса полу чаются световые потоки —1 0 14 вт/см2 и электрические поля в световой волне выше 1 0 8 в/см.
При воздействии на газы гигантских импульсов наносекундной длительности существует единственный способ выделить на опы те один из механизмов ионизации: варьировать давление газа. В сильно разреженных газах происходит многоквантовый фото эффект, в плотных развивается электронная лавина. Еще до поста новки первых опытов по пробою газов пикосекундными импульса ми Ф. В. Бункини А. М. Прохоров [39] указали на другой возмож ный путь экспериментального разделения основных механизмов ионизации — воздействовать на газ импульсами сильно различаю щейся длительности. Они показали, что в случае чрезвычайно ко ротких импульсов многоквантовый фотоэффект можно наблюдать
ив плотных газах.
Всамом деле, вероятность н-фотонной ионизации пропорцио нальна п-й степени светового потока: w — ASn, и если в объеме фокуса V находится = NaV атомов, то за время импульса t появится
= NaVASnt |
(2.1) |
электронов (конечно, при условии, что Ж г < Ж а). Обычно еще да леко не полную ионизацию регистрируют как «пробой», так что на пороге пробоя и в самом деле Лг 1<^;Жа. С другой стороны, скорость нарастания энергии электрона в поле пропорциональна S, время набора энергии, равной потенциалу ионизации, про порционально 1 /iS и в отсутствие потерь (а при очень больших по лях потери действительно несущественны) число поколений элект ронов, рождающихся в лавине за время импульса, пропорциональ но St. Ясно, что при больших п даже в случае плотного газа можно подобрать столь короткое время t, что, несмотря на большую ин тенсивность S, лавина не успеет развиться. Между тем фотоиони зация, которая пропорциональна высокой степени S, будет про
77
исходить достаточно эффективно, и именно ею будет определяться порог для пробоя (для появления определенного числа электро нов ^V\).
Последующие опыты подтвердили этот качественный вывод. Впервые лазерная искра в воздухе, образованная серией следую щих друг за другом пикосекундных импульсов, наблюдалась в опытах С. Д. Кайтмазова, А. А. Медведева и А. М. Прохорова [401 (см. также [41]). Пороги для пробоя воздуха, азота и аргона оди ночным импульсом были измерены в работе Алкока и Ричардсо на [42]. Генератор, в котором использовалось неодимовое стекло
давал |
импульсы длительностью примерно 1 0 ~псек ( 1 0 |
псек) с, |
|
расходимостью 2 •10~ 3 рад. Свет фокусировался |
линзой с / |
= 2 см . |
|
Порог |
для пробоя атмосферного воздуха |
оказался |
равным |
3 •1014 |
вт/см2. Это более чем в тысячу раз превышает порог для про |
боя воздуха обычными гигантскими импульсами наносекундной длительности. На рис. 2.22, а показаны результаты измерений поро гов в аргоне и азоте в области давлений 500—6000 тор, т. е. в области, типичной для лавинного пробоя. Видно, что здесь зави симость от давления имеет еще такой же характер, как и для наносекундных импульсов. Авторы отмечают, что эти данные не противоречат лавинной теории [24], согласно которой пороговая
интенсивность должна быть приближенно обратно пропорциональ ной длительности импульса.
78
В широком диапазоне давлений пробой исследовался в работе И. К. Красюка, П. П. Пашинина и А. М. Прохорова [43], и здесь было обнаружено существование двух характерных режимов про боя, различающихся зависимостью порога от давления. В этих опытах использовался рубиновый лазер, длительность выделен ного одиночного импульса была 50 нсек, площадь сечения фокуса 3 •10_6 см2. Пробой регистрировался при помощи фотоумножите ля по появлению вспышки. Пороги для пробоя азота при давле ниях от 2 до 104 тор показаны на рис. 2.22, б. Отчетливо виден излом кривой при давлении р 0ж 360 тор. Излом, очевидно, сви детельствует о смене механизмов пробоя. При низких давлениях р < ро» по-видимому, осуществляется механизм непосредственной фотоионизации молекул в поле сильной световой волны. В пред положении, что за время импульса 5 •10- 1 1 сек происходит полная ионизация всех молекул в области фокуса, экспериментальная ве роятность фотоионизации получается равной обратной величине, т. е. 2-1010 сек-1. Расчет по формуле Келдыша дает значение 4,6* •101 1 сек-1. Авторы отмечают, что параметр у (см. раздел 3) в столь сильном поле, какое было в опытах, близок к 1 , т. е. выры вание электронов из молекул должно иметь промежуточный ха рактер между многоквантовым фотоэффектом и туннельным эф фектом.
В следующей работе тех же авторов [44] были измерены пороги в аргоне и гелии в широком диапазоне давления. Пробой также регистрировался по появлению вспышки. Результаты показаны на рис. 2.22 б. Также при некоторых значениях давлений появляют ся характерные изломы в кривой пороговой интенсивности. Но здесь смена механизмов происходит при гораздо более высоких давлениях, чем в азоте: р0~ 5 -103 тор. Пороговые интенсивности в области фотоионизации значительно ниже, чем в азоте, в особен ности в случае аргона (более чем на порядок). Параметр у здесь больше 1 , так что ионизация имеет характер многоквантового фо тоэффекта. Измеренные пороги для гелия неплохо согласуются с вычислениями Бебба и Голда (об этих расчетах речь пойдет в гл. 5), для аргона согласие хуже. При давлениях выше точки излома по роговая интенсивность изменяется примерно как 1 / р, что харак терно для лавинного пробоя. Сопоставление с порогами для напосекундной длительности показывает, что пороговая интенсив ность, грубо говоря, обратпо пропорциональна длительности.
Обратим внимание па различие результатов работ [43, 44] и [42] (см. рис. 2.22). Для азота зависимости от давления согласуют ся (в работе (42) исследовались давления только «за изломом»). Но порог в работе [42] раз в 5 выше, чем в [43]. Вероятно, дело в том, что импульс в первом случае (10 псек) в 5 раз короче. Это соответствует лавинной теории. Менее ясно обстоит дело с арго ном. Здесь согласно [44] при давлениях ниже 5000 тор порог не зависит от давления и равен примерно 1 0 13 вт/смг, тогда как со гласно (42) порог продолжает быстро расти при уменьшении дав
79
ления до крайней исследованной точки 500 тор и в этой |
точке |
||
в 40 раз выше — 4-1014 вт/см2. Столь сильное |
расхождение труд |
||
но объяснить одной лишь разницей |
в длительностях импульса. |
||
Расхождение тем более разительно, |
что в работе [421 площадь |
||
фокуса была в 4 раза больше, чем в [44] (/ = 2 |
см, 0 = 2-10~3рад, |
||
диаметр фокуса 4-10~3 с.и, площадь |
1 2 -1 0 -6 |
см2, тогда |
как в |
[44] 3- 10~в см2). |
|
|
|
Особенно заметна независимость порога пробоя от давления газа при тех давлениях, которые соответствуют области действия многофотонной ионизации (см. рис. 2.22,6). Это обстоятельство ка жется весьма странным. Ведь при фотоэлектрической регистрации пробоя, как это было в опытах [43, 44], факт «пробоя», казалось бы, должен соответствовать появлению более или менее опреде ленного количества электронов, а не определенной степени иони зации газа.
Если это действительно так, то согласно формуле (2.1) пороговая интенсивность S должна зависеть от давления (плот ности) газа как S — рх>п и эта, пусть даже очень слабая, зависи мость должна была бы проявиться на опыте при исследовании столь широкого диапазона давлений, как в [43, 44].
Чрезвычайно слабо зависит от давления порог пробоя аргона и азота и на второй гармонике рубина, хотя в этом случае показа тель степени i/n вдвое больше. Измерения были сделаны И. К. Красюком и П. П. Пашининым [59]. Длительность импульса составляла 30—50 тек, площадь фокуса 1,4-10- 5 см2. Факт пробоя регистрировался визуально, по появлению вспышки. При изме нении давления от 400 до 4500 тор, т~ е. в 11 раз, порог для про боя аргона практически не изменился и был равным 5-1011 вт/см2, порог в азоте, по-видимому, немного снизился, от 3,5-10й до 2,8-Ю11 вт/см2. По сравнению с первой гармоникой порог стал ниже в 20 раз для аргона и в 300 раз для азота. В работе [43] отмечается, что причина слабой зависимости S (р), возможно, связана с тем, что происходит полная ионизация газа, но вопрос все же остается без должного ответа.
Дьюхарст, Перст и Рэмсден 160], работая с пикосекундными импульсами неодимового лазера, обнаружили излом на кривой зависимости порога в азоте, а в других газах не обнаружили. Дальнейшее исследование искры, образованной пикосекундными импульсами [45], показало, что при фокусировании излучения длиннофокусной линзой с / = 15 см в кружок с диаметром d =
= 2 -1 0 ~ 2 |
см порог для пробоя азота и воздуха при атмосферном |
давлении |
3,5-1012 вт/см2 значительно снизился по сравнению со |
случаем |
более острой фокусировки (/ = 2 см, d = 1 ,7-1 0 ~ 3 см), |
когда он составлял 1,5 -1014 вт/см2 [43].
Авторы связывают такую зависимость от диаметра с влиянием эффекта самофокусировки при пробое. Явление самофокусировки лазерного излучения привлекалось для объяснения эксперимен тальных данных по лазерной искре и в работах [46, 47]. Вопрос
80