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

(см. раздел 27), также наблюдается медленное горение. Плаз­ менный фронт бежит навстречу лучу с типичной для этого режима

скоростью порядка 10 м/сек.

Не исключено, что в некоторых экспериментах, где лазерная искра получается в результате пробоя газа гигантскими импуль­ сами и наблюдается световая детонация, в самом конце импульса, когда мощность сильно падает и фронт замедляется, происходит переход от детонационного режима к медленному горению. Воз­ можно, так происходит при пробое гигантскими импульсами ла­ зера на углекислом газе, которые имеют сравнительно большую длительность; в опытах 166, 67] наблюдалось нечто похожее. Возможно, волна горения возникает и в опытах, где под действием лазерного импульса происходит испарение вещества с поверх­ ности твердой мишени. Если температура паров достаточно высока и пары заметно ионизованы, может произойти поджигание волны оптического разряда в парах или даже окружающей атмосфере.

23.2. «Сжигание» светового луча. Еще недавно подобное вы­ ражение показалось бы нелепым и вызвало улыбку. Между тем все предыдущее изложение показывает, что в нем не содержится ничего парадоксального и оно образно, но верно передает сущ­ ность возможного физического процесса. Действительно, свето­ вой луч может гореть, как бикфордов шнур, и несомая им энер­ гия будет превращаться в тепло. Представим себе, что в нашем распоряжении имеется очень мощный оптический генератор, который работает в непрерывном режиме и дает длинный стабиль­ ный цилиндрический световой пучок. Допустим, луч «подожгли» далеко от генератора, перекрыв его искусственным образом соз­ данной плазмой. От места поджигания к генератору побежит волна оптического разряда. Поглощая свет и перекрывая луч, волна будет оставлять за собой постепенно остывающий плаз­ менный столб («продукты горения»). Тепло от плазмы будет рас­ сасываться в окружающей среде. Так будет продолжаться, пока луч полностью не «сгорит», т. е. пока волна не добежит до гене­

ратора.

В принципе можно сжечь сколь угодно длинный световой «шнур», лишь бы хватило мощности генератора на то, чтобы обес­ печить достаточную плотность потока на дальнем конце светового пучка с учетом его неизбежной расходимости 1 и генератор рабо­ тал бы, не переставая, все время, пока «пламя» не добежит до него. В описанной картине нет ничего фантастичного, предыду­ щее изложение показало, что все это уже наблюдалось на опыте, но, конечно, в очень маленьких масштабах — и пространственных, и временных. Увеличение масштабов — это вопрос создания достаточно мощных и достаточно долго действующих генераторов света.

1 Как известно, вследствие всегда существующей дифракции даже строго параллельный вначале луч приобретает расходимость порядка отношения длины волны к начальному диаметру.

184

Как ясно из предыдущего, луч может гореть и медленно и быстро. Это зависит от мощности или величины светового потока, от того, достаточно ли будет их для поддержания детонационного режима или хватит только на медленное горение. Здесь обращает на себя внимание одно обстоятельство. Если сопоставить предель­ ные режимы, отвечающие минимальным энергетическим за­ тратам, которые еще обеспечивают распространение волны, то обнаруживается некое кажущееся несоответствие. В самом деле, в подразделах 20.4 и 23.1 говорилось примерно об одинаковых условиях: луче неодимового лазера радиусом R порядка 1 мм, который распространяется в атмосферном воздухе. Но светоде­ тонационная волна при пороговой интенсивности ~ 100 Мвт/см2 должна двигаться со скоростью ~ 10 км/сек, тогда как волна светового горения при пороговой интенсивности ~ 10 Мвт/см?, которая всего лишь на порядок меньше, распространяется (по веществу) со скоростью ~ 1 м/сек, на целых четыре порядка меньше детонационной. И это получается при том, что газ в обоих слу­ чаях нагревается до температур одного порядка, 10 000—20 000°, т. е. приобретает одного порядка энергию.

Причина такого несоответствия кроется в энергетической не­ выгодности режима медленного горения в данном случае. В сверх­ звуковом режиме распространения свет поглощается в газе боль­ шой плотности, выше атмосферной, и поглощается полностью в сравнительно тонком слое, с толщиной порядка радиуса луча (на пороге реяшма). При дозвуковом же распространении свет поглощается в разреженной среде, плотность которой в десятки раз меньше атмосферной, и потому поток может поглотиться пол­ ностью только на очень большом расстоянии, во много раз пре­ вышающем радиус.

Между тем ясно, что на продвижение волны разряда расхо­ дуется только та часть энергии, которая выделяется в слое поряд­ ка радиуса луча около поверхности фронта и которая в процессе теплопередачи поступает в холодный газ перед фронтом. Энер­ гия, которая поглощается на более далеких расстояниях, прак­ тически полностью вытекает через относительно близко распо­ ложенную боковую поверхность за пределы светового канала, не доходя до далеко лежащего фронта, т. е. пропадает «бесполезно». Так, например, в опытах [9] при R — 0,15 см и коэффициенте поглощения света в плазме 7-10-3 1/см, т. е. длине пробега света 1Шда 140 см, на продвижение волны расходовалась лишь

Лучший способ повысить коэффициент использования света и обеспечить возможность медленного горения при меньших мощ­ ностях генератора — это использовать более длинноволновое излучение, которое лучше поглощается в плазме (в оптическом диапазоне коэффициент поглощения, грубо говоря, как и в сверх­

185

высокочастотном, пропорционален 1/ю*2) х. Кроме того, твердо­ тельные лазеры (неодимовый, рубиновый) работают только в импульсном режиме и дают импульсы, не превышающие по дли­ тельности примерно 1—2 мсек. За столь малое время волна горе­ ния много пройти не успевает. И здесь, благодаря счастливому стечению обстоятельств, из всех лазеров, которые могут давать длительную, непрерывную генерацию, наиболее мощным является газовый лазер на углекислом газе, который дает излучение, на порядок более длинноволновое, чем излучение твердотельных ла­ зеров.

Таким образом, если ставить задачу «сжигать» длинный луч, следует возлагать надежды именно на этот лазер. Пороговая мощ­ ность для поддержания медленного горения луча лазера на угле­ кислом газе на два порядка меньше, чем в случае неодимового. Если для неодимового, как показали опыты [9] и расчеты [88, 89], это сотни киловатт, почти 1 Мет, то для тонкого (миллимет­ рового) луча лазера на углекислом газе, по тем же расчетам, это несколько киловатт. Такие мощности являются доступными уже сейчас. По тем же причинам лазер на углекислом газе является единственным подходящим и для создания непрерывно горящего оптического разряда (непрерывного поддержания стабильной плаз­ мы световым лучом) и оптического плазмотрона (см. раздел 27).

24. Равновесный теплопроводностный режим типа медленного горения 2

24.1. Общая постановка задачи. Задачи о различных равновес­ ных теплопроводностных режимах, например в полях разных частотных диапазонов, имеют очень много общего. Поэтому сей­ час на примере одной из них мы более подробно остановимся на самой постановке задачи, лежащих в ее основе допущениях и ука­ жем пути упрощений с тем, чтобы в дальнейшем по возможности не повторяться.

Теория волны должна дать ответ на три главных вопроса: какова скорость ее распространения, каковы параметры состоя­ ния вещества (температура) за фронтом и каковы пределы суще­ ствования режима. Надо сказать, что рассмотрение теплопроводностной волны как гидродинамического разрыва не дает ответа на эти вопросы. Даже в том простейшем случае, когда весь падаю­ щий поток энергии затрачивается на нагревание газа, т. е. от­ сутствуют потери, законы сохранения на разрыве приводят лишь к связи двух неизвестных (скорости и температуры) типа (6.4).

хМожео, конечно, работать и при высоких начальных давлениях; именно так было сделано в работе [90].

2 Содержание этого раздела основано на работах автора [8, 88, 89, 11,

12] .

186

В действительности1 же потери энергии чаще всего играют су­ щественную роль, так как при дозвуковом распространении вол­ ны плазма имеет низкую плотность и поглощает излучения слабо (см. подраздел 23.2). При этом в уравнение баланса энергии, обобщающее (6.4), входит еще одна неизвестная величина, ха­ рактеризующая роль потерь. Поэтому без рассмотрения внутрен­ ней структуры волны здесь обойтись нельзя вообще1.

Итак, представим себе для определенности, что через газ проходит параллельный световой луч радиуса R и где-то на его пути была создана поглощающая свет плазма. Пусть интенсив­ ность света недостаточна для возникновения световой детонации. Тогда, даже если при поджигании образуется ударная волна, она скоро уйдет далеко от области плазмы и давление выравняется. Тепло, которое выделяется в плазме внутри светового канала, медленно растекается во все стороны благодаря теплопроводности, нагревающийся газ медленно расширяется, все скорости — доз­ вуковые, и движение происходит при почти постоянном давлении р, близком к давлению невозмущенного газа.

Рассмотрим установившийся процесс, при котором теплопроводностная волна, распространяясь вдоль канала навстречу по­ току электромагнитной энергии вследствие непрекращающегося тепловыделения, не затухает. В дальнейшем условимся называть волной только тот слой плазмы, примыкающий к переднему фрон­ ту нагрева, который в основном влияет на скорость фронта и ответствен за поддержание режима. Ширина волны (в этом смысле) никогда не превышает величины порядка радиуса канала R. Ес­ ли длина поглощения электромагнитного потока в плазме 1а го­ раздо меньше R, то ширина волны, которая в этом случае поряд­ ка L, столь же мала. Если плазма сильно прозрачна и 1а больше R, тепло, которое выделяется на расстояниях, превышающих R , практически не доходит до фронта, так что ширина волны поряд­ ка R (см. подраздел 23.2).

Допустим, что величина светового потока мало изменяется за время, в течение которого волна проходит расстояние порядка своей ширины. Тогда сформировавшаяся волна движется вдоль осевой координаты х как «целое», почти без искажения темпера­ турного профиля. Если направить ось х против движения волны

величина скорости распространения волны относительно холод­ ного газа. Иными словами, в системе координат, движущейся

1 Аналогичная ситуация возникает и при рассмотрении детонационного режима с учетом потерь, т. е. вблизи пределов детонации (см. подраздел 20.4). Но если говорить совсем точно, то строгое решение вопроса о ско­ рости детонации даже без учета потерь требует анализа внутренней струк­ туры волны, ибо только такое рассмотрение в свое время позволило исчер­ пывающим образом обосновать условие Жуге, которым дополнялись зако­ ны сохранения. Это было сделано Я. Б. Зельдовичем в 1940 г. [4].

187