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

давления над ионным газом, ибо электроны и ионы жестко свя­ заны между собой кулоновскими силами. Это также способствует выравниванию температур.

Быть может, в условиях опытов [84J при большой интенсив­ ности излучения и большой скорости распространения обмен про­ исходит не столь быстро и температуры не успевают выравнивать­ ся, что и является причиной большей эффективности волны про­ боя. Быть может, здесь действуют оба механизма.

Механизм волны пробоя обсуждался в работах [24, 59], в частности в [24] принято во внимание, что первичные электроны образуются в сечении, отстоящем от плазменного фронта, под действием излучения плазмы искры. Вероятно, он фигурирует и

вопытах [21, 22], сделанных с лазерами большой, гигаваттной, мощности. Можно было бы ожидать появления волны пробоя и

вопытах Н. Г. Басова, В. А. Бойко, О. Н. Крохина и Г. В. Склизкова [85], в которых была получена так называемая «длинная искра». В этих опытах лазерный импульс гигаваттной мощности слегка фокусировался линзой с чрезвычайно большим фокусным расстоянием — 2,5 м. Пробой возникал вначале в фокусе, а потом

дение луча при фокусировке? На этот вопрос, конечно, следует ответить утвердительно, и, вероятно, анализ позволит обнаружить подобные эффекты в процессах пробоя, встречающихся в экспе­ риментах или технике. Волны пробоя могут возникать в проби­ вающих полях любых частот (включая постоянное поле) с нерав­ номерным пространственным распределением интенсивности.

179

23.Принудительное поджигание лазерной искры

и«световое горение»

23.1.Эксперименты и их интерпретация. Вычисление пределов световой детонации позволило утверждать, что бегущую лазер­ ную искру вполне возможно возбудить и при интенсивностях света, недостаточных для пробоя газа [17]. Для этого следует искус­ ственно создать на пути светового луча поглощающую плазму.

Рис. 6.12. Схема опыта [9] и конфигурация плазмы

Э — электроды для поджигания. Плазма заштрихована

Принудительное поджигание лазерной искры было осущест­ влено в опытах Ф. В. Бункина, В. И. Ионова, А. М. Прохорова и В. Б. Федорова [9]. Луч лазера на неодимовом стекле, работаю­ щего в режиме свободной генерации и дающего большую энергию (около 1000 дж), слабо фокусировался в воздухе линзой с фоку­ сным расстоянием 50 см. Импульс длился 2 мсек, пиковая мощ­ ность составляла приблизительно 1 Мет. Диаметр фокусного

импульсом, требуется гораздо более острая фокусировка, которая обеспечивала бы поток энергии порядка 1000 Мет!см2 (см. подраздел 7.4). Вблизи фокуса помещалась пара тонких иголь­ чатых электродов, присоединенных к конденсаторной батарее (рис. 6.12). Световой луч «задевал» электрод, с поверхности ис­ парялось небольшое количество металла, и это инициировало пробой разрядного промежутка.

Разрядная искра возникала еще в самом начале лазерного им­ пульса и длилась всего 0,1 мсек. В этой плазме частично погло­ щалось лазерное излучение и начинался оптический разряд. Фронт лазерной искры распространялся вдоль светового канала, причем в обе стороны от фокуса одинаково, так как плазма была весьма прозрачной. Но в отличие от опытов с гигантскими ла­ зерными импульсами плазменный фронт двигался сравнительно медленно, со средней скоростью примерно 40 м/сек. Движение постепенно замедлялось, и примерно через 1,5 мсек, т. е. еще до

180

полного окончания лазерного импульса, фронт, пройдя вдоль луча в обе стороны по 4 см, останавливался. Эффект имел яв­ ный порог по мощности; при энергии в импульсе менее 730 дж, т. е. мощности ниже Pt 0,9 Мет (интенсивности в фокусе ме­ нее St т 10 Мет!см2), лазерная искра не возникала, хотя раз­ рядный промежуток пробивался.

Обнаруженное медленное распространение плазменного фронта было интерпретировано [9] как процесс, аналогичный медленному горению. Механизмом распространения разряда при этом слу­ жит обычная теплопроводность: холодный газ перед фронтом плазмы нагревается и ионизуется за счет теплопроводностной передачи тепла от плазмы и приобретает способность поглощать энергию излучения. И действительно, световые потоки в этих опытах, S х . 10 Мвт/см2, были слишком малы для возбуждения световой детонации, для чего понадобилось бы как минимум

100 Мвт1см2.

Чтобы оценить скорость фронта, авторы воспользовались из­ вестной формулой Зельдовича для скорости распространения пламени

(6.23)

о

где р0 — плотность исходного газа, wK— удельная энтальпия продуктов горения за фронтом пламени, соответствующая конеч­ ной температуре Тк, F+ эрг/см3 сек — скорость тепловыделения в ходе химической реакции (ее следует рассматривать как функцию температуры), К — коэффициент теплопроводности, вообще го­ воря также зависящий от температуры.

В случае «светового» горения скорость энерговыделения выра­ жается через поток энергии и коэффициент поглощения света 1

коэффициенту поглощения при помощи формулы Унзольда — Крамерса (6.15), Тк ~ 1 эв ж 104°.

Вычисленная таким образом скорость и получается порядка 10—100 см/сек, что характерно для медленного теплопроводностного процесса, но она оказывается в десятки раз меньше, чем наблюдаемая. Причину такого расхождения авторы [9] объяс­ нили, заметив, что при световом горении происходит то же, что и при распространении пламени от закрытого конца трубы [3, 87]. Дело в том, что формула (6.23) определяет скорость распростра-

1 Вспомним, как Рэмсден и Савич [2] перешли от скорости обычной дето­ нации к скорости световой детонации, выразив теплотворную способность ВВ через эквивалентное энерговыделение за счет поглощения света (раз­ дел 20).

181

нения пламени по веществу. Между тем нагревающийся при энер­ говыделении газ расширяется во все стороны, в том числе и в сторону распространения фронта. Действуя как поршень, он при­ водит в движение холодный газ перед фронтом. Поэтому фронт распространяется не по покоящемуся, а по движущемуся в ту же сторону газу, причем движущемуся с большой скоростью, во много раз превышающей скорость распространения и.

Таким образом, в данных условиях фактически наблюдается именно эта скорость расширения плазмы. Она превышает скорость распространения и (как мы всегда будем называть скорость дви­ жения фронта по веществу) примерно в р0/рк раз, где рк — плот­ ность нагретого газа за фронтом. Это станет ясно из дальнейше­ го. В силу дозвукового характера движения давления но обе сто­ роны фронта почти одинаковы, так чтор0/ркл; Тк/Тпач, где 7'нач — температура холодного газа. Например, при Тк гк 104° и Таал~ ж 300°К наблюдаемая скорость должна быть раз в 30 больше, чем и; с учетом этого обстоятельства оценка скорости плазменного фронта по формулам теории горения дает согласие с опытом.

Как и при детонации, предел горения связан с потерями энер­ гии, в данном случае — теплопроводностным вытеканием тепла из зоны волны за пределы светового канала [88, 89].

В работе [90] лазерная искра при интенсивностях света, не­ достаточных для пробоя, поджигалась путем пробоя, создаваемо­ го импульсом другого лазера. Изучался «подхват» плазмы излу­ чением основного лазера, питающего бегущий оптический раз­ ряд. Для поддержания горения служил рубиновый лазер, кото­ рый работал в квазинепрерывном беспичковом режиме1 и давал гладкий импульс с энергией до 50 дж и длительностью 1,5 мсек . Излучение фокусировалось линзой с / = 2,5 см в аргон при дав­ лениях от 16 до 80 атм (радиус фокусного пятна — 2,1 -10“ 2 см). Луч поджигающего лазера (работающего в пичковом режиме свободной генерации), фокусировался в ту же точку и подавался под прямым углом к лучу питающего. Это был значительно более короткий импульс (0,3 мсек) с небольшой энергией 2 дж, кото­ рый создавал маленький и короткоживущий очаг плазмы 2. Ско­ рости распространения плазменного фронта навстречу лучу пи­ тающего лазера измерялись по фоторазверткам процесса (рис. 6.13). Скорости были порядка нескольких десятков метров в се-

1 Обычный лазерный импульс, получаемый в режиме свободной генерации (как в [9]), состоит из множества отдельных пичков с длительностями около 1 мксек, следующих друг за другом через каждые несколько микросекунд. При такой прерывистой генерации плазма искры оказывается крайне неоднородной, тогда как при гладкой беспичковой генерации она обладает большой однородностью, что очень ценно для плазменных измерений.

2 Средняя по времени мощность лазера, дающего пичковую генерацию, была значительно меньше, чем у беспичкового. Тем не менее пичковый импульс легко пробивал газ, а беспичковый был далеко не достаточным для пробоя. Это объясняется тем, что при пичковом режиме случайно по­ падаются отдельные очень мощные пички, которые и создают пробой.

182