Н. Г. Басов, А. Н. Брунин, В. А. Данилычев, В. А. Долгих, О. М. Керимов, А. Н. Лобанов, С. И. Сагитов, А. Ф. Сучков
УЛЬТРАФИОЛЕТОВЫЙ ЛАЗЕР ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ НА СМЕСИ Аr + N2
Исследованы спектральные и энергетические характеристики лазерного и спонтанного излучения смеси Аr + N2, возбуждаемой электронным пучком. Максимальная удельная мощность генерации (~70 кВт/см3) получена при давлении смеси Ar:N2 = 10:1 около 8 атм. Эффективность преобразования энергии электронного пучка в энергию лазерного излучения на длине волны λ = 357,7 нм достигала ~ 3 %.
В настоящее время сверхизлучение на второй положительной системе азота С3Пи→В3 Пg (λ = 337,1 нм) получено как при возбуждении N2 коротким импульсом разрядного тока [1], так и пучком быстрых электронов от ускорителя [2, 3]. Однако достигнутые КПД и удельные мощности излучения малы (~ 0,6 %, ~ 1 кВт/см3 [1]; ~ 0,15 %, ~ 12 кВт/см3 [3]).
Для улучшения энергетических характеристик лазера было предложено использовать для заселения верхнего лазерного уровня азота (С3Пи) передачу энергии с возбужденных в разряде 3Р состояний аргона [4] (рис. 1).
Рис. 1. Потенциальные кривые молекулы азота (а — межядерное расстояние).
Однако генерация на смеси Аr + N2 не была получена. Недавние эксперименты по возбуждению Хе, Кr и Аr мощным электронным пучком показали высокую эффективность накачки (~ 20 %) уровней 3Р инертных газов [5,6].
В работах [7-9] сообщалось о получении генерации на смеси Аr + N2, накачиваемой электронным пучком. В настоящей работе приведены результаты исследований спектральных и энергетических характеристик лазерного и спонтанного излучения смеси Аr + N2.
Электронный пучок от ускорителя с холодным катодом (Е ≈ 600 кэВ, j ≈ 100 А/см2, t ≈ 10-8 с) [10] вводился в камеру с рабочей смесью через титановую фольгу толщиной 50 мкм. Конструкция кюветы лазера на смеси Аг + N2 показана на рис. 2.
Рис. 2. Лазерная камера.
Рабочая камера крепилась непосредственно на выходном фланце ускорителя. Лазерная камера состоит из следующих элементов:
1 — корпус камеры из латуни;
2, 3—зеркала (или окошки из кварца «КУ» при измерении характеристик спонтанного излучения);
4 — катод ускорителя (вольфрамовые трубки);
5— титановая фольга толщиной 50 мкм, разделяющая объем камеры и объем ускорителя;
6 — анод ускорителя (три вольфрамовые проволочки с расстоянием между ними — 3 мм);
7 — отверстие для напуска газа в камеру.
Титановая фольга 5 металлическим стаканом прижималась к вкладышу из нержавеющей стали толщиной 3 мм с отверстиями диаметром 5 мм. Прозрачность вкладыша для пучка быстрых электронов составляла ~ 60 %. Такая система позволяет поднимать давление газа в рабочей камере вплоть до 50 атм.
Резонатор лазера был образован сферическим глухим (R = 0,5 - 5 м) и плоским полупрозрачным (Т = 0,5—35 %) интерференционными зеркалами. Диаметр используемых зеркал составлял 1 см. Для получения интерференционных покрытий с минимальным поглощением в области λ =337,7 нм из небольшой группы применяемых веществ были выбраны фтористый свинец PbF2 и криолит Na3AlF6. Длина активной области лазера составляла 4 см, а расстояние между зеркалами — 6 см.
Энергия лазерного излучения измерялась калориметром, мощность — скоростным вакуумным фотоэлементом (разрешение не хуже 10-9 с). Спектры спонтанного и лазерного излучения с помощью монохроматора BМ -1 (дисперсия 18 Ǻ/мм) фотографировались, на пленку РФ-3. Исследовалась зависимость спектральных и энергетических характеристик лазера и спонтанного излучения от состава смеси Аr + N2 при давлениях 0—20 атм.
Направленность лазерного излучения, регистрировалась с помощью фотографирования люминесцентного экрана, который располагался па различных расстояниях от выходного зеркала. В спектрах спонтанного излучения чистого азота и смесей Аr + N2 линия перехода С3П' uv=0 →B3 П'''gv=1 (λ = 357,7 нм) обладает наибольшей интенсивностью. Мощность спонтанного излучения возрастает примерно на порядок при добавлении аргона к азоту. Это свидетельствует о том, что прямое возбуждение уровня С3П u мало по сравнению с заселением аргоном. На рис. 3 представлена зависимость мощности спонтанного излучения для смеси Аг : N2= 4:1 от давления.
Рис. 3. Зависимость удельной мощности W спонтанного излучения от давления р смеси Ar + N2 состава 4:1.
Видно, что при давлении смеси, меньшем 5 атм, наблюдается линейное увеличение мощности спонтанного излучения с ростом давления, соответствующее линейному увеличению мощности накачки. При давлениях, больших 8 атм, мощность спонтанного излучения возрастает незначительно. В этой же области давлений заметно уменьшается мощность и энергия лазерного излучения (рис. 4, 5).
Рис. 4. Зависимость удельной мощности W генерации от давления р смеси Аr + N2 состава 4:1 при пропускании полупрозрачного зеркала Т= 12,5 %.
Рис. 5. Зависимость удельной энергии Е генерации от давления р при пропускании полупрозрачного зеркала Т= 0,5 (а), 12,5 (б), 35 % (в) и составе смеси Аr + N2 = 1:1 (▲), 2:1 (□), 4:1 (●), 10:1 (О), 20:1 (∆), 40:1 (■)
Генерация получена на длине волны λ = 357,7 нм С3П' uv=0 →B3 П'''gv=1 в смеси при составах Аr : N2 от 1:1 до 100:1. Длительность импульса лазерного излучения при давлении, большем 0,7 атм, для всех исследуемых смесей составляла ~10-8с и приблизительно совпадала с длительностью импульса накачки. При давлениях лазерной смеси, меньших 0,7 атм, наблюдалось увеличение длительности импульса генерации.
Максимальная удельная мощность и энергия генерации достигали соответственно 70 кВт/см3 и 0,7 мДж/см3 при давлении смеси Аr : N2 = 10:1 около 8 атм и коэффициенте пропускания полупрозрачного зеркала Т = 35 %. Наибольшая эффективность преобразования энергии электронного пучка в энергию лазерного излучения на длине волны λ = 357,7 нм составляла ~ 3 %. Эти значения удельной мощности и КПД существенно превосходят полученные ранее [1-3].Микрофотограмма спектров спонтанного (а) и лазерного (б) излучения при давлении смеси Аr : N2 = 3,5:1, равном 14 атм, приведены на рис. 6.
Рис. 6. Микрофотограмма спектров спонтанного (1) и лазерного (2) излучения (D — почернение пленки).
Ширина линии генерации (~2 Ǻ) определяется разрешением монохроматора.
Интенсивность спектра (б) уменьшена по сравнению с интенсивностью спектра (а) примерно в 500 раз. Измерения расходимости излучения лазера показали, что она определяется параметрами используемого резонатора и составляет ~15 мрад, когда резонатор лазера образован сферическим глухим (R = 5 м) и плоским полупрозрачным зеркалами.
Можно предположить, что образование инверсии и генерация в смеси Ar+N2 происходит по следующей схеме:
Аr + е → Аr ++ е (1)
Аr + е → Аr*+ е (2)
Механизм исчезновения атомных ионов аргона в результате столкновений трех тел описывается реакцией
Аr++2Аr → Аr2 ++ Аr (3).
Константа скорости этой реакции, измеренная в работе [11], к3* ≈ 2,5 х 10-31см6/с.
Константа скорости реакции
Аr2 + + e → Аr*+ Аr, (4)
приводящей к образованию атомов Аr в состоянии 3Р, измерена в работе [12] и равняется к4* ≈ 7 х 10-7 см3/с.
Время жизни метастабильных уровней 3Р аргона ~1с [13].
В результате столкновений второго рода
Ar(3Р) + N2(X'Σ +gi=0 ) → Аr (1S0) + N2(C3П ' uv=0) (5)
образуются возбужденные молекулы N2(C3Пu) преимущественно в состоянии с v' = 0.
Эффективное сечение передачи возбуждения σ5 ≈ 3,4 х 10—16см2 [14].
Возбужденная в состояние С3 П ' uv=0 молекула азота высвечивает квант света:
N2(C3 П ' uv=0) → t21 N2(B3 П ''uv=1 ) + hv. (6)
При высоких давлениях процессом, конкурирующим с (5), является процесс образования возбужденных молекул Аr*2, излучающих в вакуумной ультрафиолетовой области спектра:
Аr(3Р) + 2Ar(1S0) → Аr2 ++ Аr. (7)
Константа скорости образования молекул Аr*2 в тройном соударении к7* ≈ 6 х 10-33 см6/с [15].
Стационарное решение скоростных уравнений, описывающих реакции (4) — (7), показывает, что населенность уровня С3 П ' uv=0 на пороге генерации
n2 =А Nt21k5x(1 —х) j/[khx + k7N (1—х)2], (8)
где т21— время жизни уровня относительно реакции (6)
kh— константа скорости передачи энергии от Аr(3Р) к N2(x' Σ +g)
j — плотность тока ускорителя
N — число частиц в см3
х — доля N2 в смеси
А — нормировочная константа.
Нижний лазерный уровень в соответствии с принципом Франка — Кондона заселяется пренебрежимо мало, n1 = 0. В связи со столкновительным тушением уровня С3 П ' uv=0 время t21 убывает с ростом давления N2 [16]:
1/ t21 = 1/ t021 + 3,3 х 107 px, (9)
где t021 = 4 х 10 -8с — время жизни при р = 0; р — давление смеси в атм.
Зависимости (8) и (9) качественно объясняют полученные в настоящей работе экспериментальные результаты. Уменьшение коэффициента усиления и выходной мощности при высоких давлениях, по-видимому, связано со столкновительным тушением, возрастанием скорости процесса (7), а также с увеличением ширины линии перехода.
В многокаскадной схеме с задающим генератором рассмотренная лазерная среда является перспективной для получения мощных субнаносекундных импульсов с высоким контрастом и КПД ~ 2—3 %.
1 D.A.Leonard. Appl. Phys. Letts, 7, 4 (1965).
2 R. W. Dreyfus, R.Т. H о d s о n. Appl. Phys. Letts, 20, 195 (1972).
3 E.L.Peterson,J.B.Gerardo, A.W.Johnson. Appl. Phys. Letts,21.293 (1972).
4 А.В.Елецкий, В.М.Смирнов. Газовые лазеры. М., Атомиздат, 1971, с. 34.
5 J.В.Gerardo, A.W.Johnson. IEEE J. Quantum Electronics, QE-9, 748 (1973). H. А. Коehler et al. Appl. Phys. Letts, 21, 1 (1972).
6 H.Г.Басов, В.А.Данилычев, В.А.Долгих, О.М.Керимов, А.Н.Лобанов, А.С.Подсосонный, А.Ф.Сучков. «Квантовая электроника», 2. 28 (1975).
7 Н.Г.Басов, В.А.Данилычев, В.А.Долгих, О.М.Керимов, А.Н.Лобанов, А.Ф.Сучков. «Письма в ЖЭТФ», 20, 124 (1974).
8 S. К.S е а г l е s, G. А. Н а г t. Appl. Phys. Letts, 25, 79 (1974).
9 Е.R.Ault, M.L.Вhaumik, N.Olson. IEEE J. Quantum Electronics, QE-10, 624 (1974).
10 В. А. Д а н и л ы ч e в, Д. Д. X о д к е в и ч. ПТЭ, № 3, 157 (1971).
11 E. W. Mc Daniel et al. Ion-Molecular Reactions, Wilev-Interscience, N.-Y., 1970, p. 338.
12 J. N. В a r d s le у, М. A. В i о n d i. Advances in Atomic and Molecular Physics., Acad. Press. N.-Y.. 1970. Ch. 1.
13 Van Dick, С.E.Johnson, H.A.Shugar.t. Phys. Rev., A5, 991 (1972).
14 О. П. Бычкова, H.В.Чернышева, Ю.А.Толмачев. «Оптика и спектроскопия», 36, 36 (1974).
15 J. Le Calve, M.Bourence. J.Chem. Phys., 58, 1446 (1973).
16 J. М. Сalo, R. C. A x t m a n. J. Chem. Phys., 54, 1332 (1971).
|