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

горения. В разрядах энерговыделение тем больше, чем выше ин­ тенсивность внешнего поля, которую мы вольны менять в широ­ ких пределах. Переменными оказываются и зависящие от поля параметры плазмы (скажем, ее температура), и скорость распро­ странения. Уменьшая поле, можно постепенно замедлить распро­ странение разряда вплоть до полной остановки, что неосуществи­ мо при горении. Последнее связано с тем, что стационарный ста­ тический разряд, к которому можно прийти путем такого пре­ дельного перехода, вообще не имеет аналога в горении. Данная масса горючего вещества может прореагировать только один раз, далее горение либо перейдет к соседним слоям (с конечной ско­ ростью!), либо прекратится вовсе. Между тем данная масса плаз­ мы при соответствующем теплоотводе может воспринимать энер­ гию поля в любом количестве и сколь угодно долго.

Г л а в а 6

ОСНОВНЫЕ РЕЖИМЫ РАСПРОСТРАНЕНИЯ И ИХ РЕАЛИЗАЦИЯ В ПОЛЯХ ЛАЗЕРНЫХ ЧАСТОТ

5 Мет. При мощности, превышающей пороговую для пробоя, плазма поглощала примерно 60% энергии импульса, что составля­ ло 0,2 дж. В опытах регистрировалось лазерное излучение, рас­ сеянное плазмой под прямым углом к оси падающего луча. Рас­ сеянный луч собирался линзой и фокусировался на щель спектро­ графа. Изменение интенсивности рассеянного излучения во вре­ мени измерялось фотоэлектрическим и фотографическим мето­ дами. Рассеянный свет появлялся только при наличии пробоя, что исключало возможность наблюдения рассеяния от невозму­ щенного воздуха. Рассеянный свет представлял собой узкую мо­ нохроматическую линию с длиной волны, сдвинутой по отношению к лазерной до 3 А в сторону коротких волн. Это смещение естест­ венно было интерпретировать как допплеровский сдвиг, связан­ ный с движением рассеивающей плазмы навстречу лазерному лучу

(см. рис. 6.1).

Максимальный сдвиг 3 А соответствует скорости движения границы плазмы примерно 100 км/сек. Этот вывод подтверждается и результатом фотографирования области фокуса сбоку с разверт­

155

кой во времени. На фоторазвертке (см. рис. 6.2) хорошо видно, как граница свечения движется навстречу лучу, причем, судя по наклону линии фронта, начальная скорость его равна тем же 100 км/сек. С течением времени наклон, т. е. скорость, умень­ шается, соответственно уменьшается и допплеровский сдвиг рассеянной линии. Иногда наблюдалась слабая линия, сдвину­ тая в сторону длинных волн. Это, видимо, связано с рассеянием от заднего фронта плазмы, который расширяется по лучу (см. рис. 6.1). Хотя плазма и непрозрачна для лазерного излучения, все же некоторую долю его, порядка 10%, она пропускает. Абсо­ лютные измерения интенсивности рассеянного света при извест­ ной геометрии позволили оценить плотность электронов в плазме, которая оказалась равной примерно 5-1019 11см3. Это соответст­ вует полной однократной ионизации атомов воздуха при нор­ мальной плотности.

Чтобы оценить скорость плазменного фронта, Рэмсден и Савич [2] воспользовались известной формулой для скорости детона­ ции [4] D = [2(уй — 1) q]1'*, где q — теплотворная способность горючего в эрг/г, а у — показатель адиабаты продуктов реакции. В данном случае под «теплотворной способностью» следует пони­ мать количество энергии, которое выделяется в единице массы газа вследствие поглощения светового луча. Положив q ss S0/pD, где S0 — плотность потока (интенсивность) лазерного излучения,

В работе С. Л. Мандельштама, П. П. Пашинина, А. М. Про­ хорова, Ю. П. Райзера и Н. К. Суходрев [13] также было заре­ гистрировано движение плазменного фронта навстречу лучу, но, самое главное, была непосредственным образом определена элект­ ронная температура плазмы во время движения фронта. Это было сделано путем измерения интенсивности мягкого рентгеновского излучения с длиной волны % ^ 10 А, испускаемого плазмой в об­ ласти фокуса. Опыты были сделаны в воздухе с помощью рубино­ вого лазера при энергии в импульсе 2,5 дж и длительности 40 нсек, радиусе фокусировки 10-2 см. При этих параметрах интенсивность излучения в фокусе составляла S0 л; 2-1018 эрг/см2 сек. Эта вели­ чина в 2,5 раза превышает порог для пробоя воздуха в указан­ ных условиях, так что пробой происходил еще на ранней стадии лазерного импульса. Электронная температура плазмы оказалась

в далекой виновской области спектра, где испускание пропорцио­ нально ехр (—На/kT), причем На/кТ х 130. При столь больших значениях показателя величина экспоненты чрезвычайно чувстви­ тельна к температуре. Это обеспечивает хорошую точность экспе­ риментального определения температуры таким методом, несмотря

166

на известную неопределенность в необходимых для вычисления температуры сведениях об излучающем объеме, длительности ис­ пускания и других величинах. Во всяком случае, температуры 45 и 75 эв вместо 60 эв оказываются совершенно несовместимыми с из­ меренной интенсивностью ни при каких разумных значениях па­ раметров.

Скорость плазменного фронта, определенная, как и в [1], по допплеровскому смещению рассеянной лазерной линии (но в не­ сколько иной экспериментальной установке), оказалась равной 110 км!сек. Между прочим, убедительным доказательством доп­ плеровской природы сдвига послужил тот факт, что при наблю­ дении рассеяния назад к линзе, т. е. под углом около 180°, смеще­ ние длины волны света удваивалось по сравнению со сдвигом, наблюдаемым под углом 90°. При изменении интенсивности све­ тового потока в фокусе S0 в довольно широком диапазоне значе­ ний максимальная измеренная скорость границы плазмы менялась

П. П. Пашинин и Рэмсден [14] зафиксировали еще более высокие температуры в лазерной искре. В воздухе при давлении 400 тор температура достигала 180 эв ^ 2 - 10во, в неоне при 500—600 тор 90 эв ж 10во. Температура также измерялась по рентгеновскому излучению, но другим способом: регистрировалось отношение потоков рентгеновского излучения в широком спектре, прошед­ шего через бериллиевые фольги двух разных толщин. В опытах М. П. Ванюкова, В. А. Венчикова, В. И. Исаенко, П. П. Пашинина и А. М. Прохорова [15] при мощности лазера 6 Гвт в смеси воздуха и дейтерия была измерена температура 300 эв, т. е. более

3 млн. град.

20.2. Ударная адиабата волны поглощения света. Вычисления показывают, что при тех температурах в сотни тысяч градусов, которые достигаются в плазме, образующейся в результате погло­ щения лазерного излучения, излучение это поглощается в доволь­ но тонком слое. Во всяком случае, толщина слоя не больше, чем поперечные размеры плазменного фронта, которые порядка диа­ метра светового канала. Действительно, при таких температурах небольшие по сравнению с кТ лазерные кванты поглощаются в ос­ новном свободными электронами при столкновениях их с ионами. Эффективный коэффициент такого («тормозного») поглощения, исправленный на вынужденное испускание, равен (см., например

157

Здесь Ne, N+, N — числа электронов, ионов и исходных ато­ мов в 1 см3] Z — средний заряд ионов; атомы предполагаются ионизованными многократно, так что N+ = N, Ne ~ ZN+] g — так называемый фактор Гаунта1. Например, в воздухе при атмосферной плотности в предположении равновесной ионизации получаются следующие значения Z и длины пробегов /ш — 1/рш квантов рубинового лазера:

Видно, что 1Ы— 10_3—10~2 см, тогда как самый малый диаметр светового канала (в фокусе) d ж 10~2 см.

Поскольку ширина слоя, в котором поглощается падающий поток энергии, меньше его поперечных размеров, слой с каким-то приближением можно считать плоским. Кроме того, за время At, в течение которого граница слоя сдвигается на расстояние по­ рядка его ширины Ах, поток лазерного излучения и зависящая

At — 10~9 сек, тогда как характерное время лазерного импульса

— 10~8 сек. Следовательно, распространение плазменного фронта, поддерживаемого лазерным излучением, можно рассматривать как движение некоей плоской волны, стационарной в системе координат, движущейся вместе с ним.

Если не интересоваться внутренней структурой волны, ее можно трактовать как гидродинамический разрыв. Протекая через разрыв, холодный газ в результате поглощения светового потока превращается в плазму. Применение к разрыву законов сохранения массы, импульса и энергии дает возможность связать равновесные параметры плазмы за фронтом волны с термодина­ мическими параметрами холодного газа перед фронтом и ско­ ростью движения фронта и получить существенную информацию о некоторых особенностях поведения волн распространения раз­ рядов. Эти представления были развиты в работе [16], где был дан общий анализ сверхзвуковых режимов распространения «волны

При k Т тормозное поглощение света в сущности имеет классически й характер. С точностью до коэффициента порядка единицы формулу (6.1) можно получить и из уже знакомой нам классической формулы (1.18) для поглощения электромагнитной волны в ионизованном газе. Для этого в

(1.18) следует положить со2 ^>v^, а под vm подразумевать частоту столк­ новений электронов не с атомами, как при слабой ионизации, а с ионами: vm = N+vee кул, где кулоновское сечение есть акул = лг2кул, причем ха­

рактерный радиус кулоновского взаимодействия электронов и ионов оп­ ределяется равенством Ze2/rKyn « 3 кТ/2.

158