В.В. Вайнер, С.П. Зинченко, И.Г. Иванов, М.Ф. Сэм

ИМПУЛЬСНЫЕ   ИОННЫЕ   ЛАЗЕРЫ   НА   ПАРАХ  МЕТАЛЛОВ   С   ПОЛЫМ   КАТОДОМ

Приведены сравнительные значения параметров видимого излучения наиболее эффективных импульсных лазеров с полым катодом на парах кадмия, цинка, ртути и таллия — импульсной и средней мощности излучения, ненасыщенного коэффициента усиления и оптимальных условий разряда, давлений буферных газов и пикового значения тока разряда. Для лазера на парах ртути с длиной волны 615 нм, обладающего наилучшими параметрами излучения, приводятся зависимости мощности излучения и КПД от тока разряда, длительности возбуждающего импульса в трубках с катодами различных диаметров (6—20 мм), что позволяет получить максимальные мощность излучения и КПД. Полученные результаты обсуждаются на основе известных механизмов формирования функции распределения электронов по энергиям в отрицательном свечении разряда с полым катодом.

Введение

Известно, что ионные лазеры, в частности ионные лазеры на парах металлов, обладают большим набором длин волн излучения [1], перекрывая спектр от УФ до ИК диапазона, могут работать как в импульсном, так и в непрерывном режимах и достаточно экономичны, что определяет все возрастающее число их применений. Одним из вариантов возбуждения активной среды таких лазеров, обычно представляющей собой смесь инертного газа и паров металла, является использование отрицательного свечения разряда с полым катодом (РПК), что снижает требуемое для работы лазера напряжение источника питания, а также позволяет использовать экономичный способ введения паров металла в разряд за счет катодного распыления [2]. Кроме того, как было установлено ранее [3], для ионных переходов металлов, заселяемых перезарядкой атомов металла на ионах буферного газа и пеннинговской ионизацией атомов металла метастабильными атомами буферного газа, эффективность возбуждения рабочих переходов в плазме лазеров с полым катодом (ЛПК) оказывается выше, чем в широко используемом для возбуждения положительном столбе тлеющего разряда.
Интенсивно проводимые в последние годы исследования ЛПК в режиме непрерывной генерации [4—9 ] по ряду чисто технических трудностей (неравномерного горения разряда по длине катода, ограничения вводимой в разряд мощности накачки) не дают возможности работать в оптимальных условиях возбуждения, и поэтому достигнутая сейчас мощность излучения в этом режиме далека от расчетных значений [10].
Выяснить значения предельных параметров излучения ЛПК, избежав указанных технических трудностей, можно, по нашему мнению, при импульсном возбуждении ЛПК. Кроме этого, импульсные ЛПК, обладая большим, чем непрерывные, коэффициентом усиления и импульсной мощностью излучения, при высоких частотах повторения импульсов могут быть эффективно использованы в ряде приложений.
К настоящему времени генерация оптического излучения в ЛПК наблюдалась более чем на 100 ионных переходах 13 металлов: меди [4—6], серебра [7, 8], золота [9], алюминия [11, 12], цинка [13], кадмия [13], ртути [14, 15], таллия [16], селена и мышьяка [17, 26], йода [18], магния [25 ] и бериллия [27]. Пары металлов возбуждались в смеси с инертным газом, причем при работе с первыми четырьмя металлами из-за низкой их летучести для ввода паров использовалось катодное распыление. В настоящей работе мы исследовали ЛПК на парах перечисленных металлов с возбуждением микросекундными импульсами тока при генерации в видимом диапазоне длин волн.

Энергетические  характеристики

Предварительные эксперименты показали, что ЛПК на парах Сu, Ag, Be, Al, Mg, Se, As, Au и J уступают остальным как по мощности излучения и КПД в видимой области спектра, так и по коэффициенту усиления. Это может быть связано как с малой скоростью накачки их ионных переходов в плазме ЛПК из-за малого сечения перезарядки ионов буферного газа на парах этих металлов, так и с малыми давлениями паров Сu, Ag, Au, Be и Al из-за низкой их летучести и с сильной химической активностью Mg, Se, As и J в плазме по отношению к материалу электродов.
В то же время пары цинка, кадмия, ртути и таллия имеют небольшое число уровней, заселяемых перезарядкой и пеннинг-процессом, достаточно большие сечения этих реакций [10, 15, 16, 20] и малую химическую активность, что должно обеспечивать при использовании паров этих веществ в ЛПК наибольшие мощность излучения и коэффициент усиления.
Из известных двух способов ввода паров в зону разряда ЛПК — термического нагрева металла и катодного распыления — первый способ, который использовался нами в данной работе, несколько снижая (по сравнению со вторым) КПД активного элемента из-за применения дополнительных нагревателей, имеет в лабораторных условиях важное преимущество — возможность изменения в широких пределах давления паров металла независимо от других параметров разряда: вкладываемой мощности, давления буферного газа и пр., что особенно важно при определении предельных характеристик.
В экспериментах нами использовались разрядные трубки, показанные на рис. 1, а.

Рис. 1. Конструкция разрядных трубок:
1— катод
2 — анод
3 — металл
4 — вакуумная оболочка

Трубки включали молибденовый цилиндрический щелевой полый катод внутренним диаметром 6 мм и длиной 40 см, ось которого совпадала с осью резонатора. Ширина щели составляла 2 мм. Анод выполнялся в виде полого цилиндра диаметром 20 мм и располагался коаксиально с катодом. Кусочки металла раскладывались вдоль анода на его внутренней поверхности. Оболочкой трубки служила керамическая либо кварцевая труба, что позволяло осуществлять нагрев центральной ее части, содержащей электроды, до 1100 °С. Концевые участки трубки оканчивались окошками, ориентированными под углом Брюстера. Измерения энергетических характеристик различных активных сред ЛПК выполнялись при длительности импульса тока, по форме близкого к прямоугольному, 1 мкс, поскольку, как следует из результатов второй части работы, при такой длительности коэффициент усиления, импульсная мощность и КПД максимальны. Импульс тока формировался путем частичного разряда накопительной емкости через разрядный промежуток, в качестве коммутатора использовался лучевой тетрод ГМИ-26. Использовались металлы и инертные газы естественного изотопного состава.
Измерения ненасыщенного коэффициента усиления лазерного перехода производились методом внесения в резонатор калиброванных потерь — стандартных фильтров или плоскопараллельных стеклянных пластинок. При измерениях максимального значения мощности излучение выводилось из резонатора также с помощью плоскопараллельной пластинки. Резонатор длиной L = 1 м состоял из двух оптически плотных для данной линии излучения зеркал.
Среднее значение выводимой мощности лазерного излучения измерялось прибором ИМО-2, величина импульсной мощности вычислялась исходя из длительности импульса генерации и частоты следования, измерявшихся с помощью осциллографа С1-15.
Эксперименты показали, что при частоте следования импульсов тока вплоть до 10 кГц при оптимальном импульсном значении тока величина импульсной мощности для всех исследованных линий не менялась, что подтверждает результаты экспериментов со сдвоенными импульсами тока [19]. Поэтому величина средней мощности излучения в ЛПК приводится ниже для частоты следования импульсов 1 кГц и может быть легко пересчитана для других частот следования в диапазоне 0—10 кГц.
В таблице приведены оптимальные условия возбуждения 24 ионных лазерных линий цинка, кадмия, ртути и таллия, измеренные при оптимальном давлении паров металла, что соответствует температурам стенки трубки для ЛПК с парами Zn, Cd, Hg и Тl 450, 330, 110 и 720 °С соответственно. Для девяти наиболее интенсивных линий и групп линий даны значения удельных импульсной и средней мощности излучения для частоты следования 1 кГц.

Из трех наблюдавшихся лазерных линий, возбуждение которых происходит путем пеннинговской ионизации атомов металла при столкновениях с возбужденными атомами гелия (441,6 нм Cdll, 589,4 и 747,8 им Znll), наибольшей удельной мощностью излучения обладает линия 441,6 нм CdII. Импульс генерации этих линий имеет колоколообразную форму и длительность по полувысоте около 1,5 мкс.
Накачка всех остальных приведенных в таблице линий происходит, как известно, путем экзотермической перезарядки атомов металлов на ионах буферных газов [10, 15, 16]. Наилучшими характеристиками обладают линии 615 нм Hgll и 595 нм Tlll, удельная импульсная мощность излучения которых составляет около 0,5 Вт/см³. Полная средняя мощность излучения этих линий при частоте следования импульсов 4 кГц составила соответственно 28 и 32 мВт. Увеличение объема активной среды ЛПК на парах ртути (полости катода) до 25 см³ позволило при частоте следования импульсов 8 кГц получить мощность излучения 120 мВт на линии 615 нм.
Более высокие, чем у других исследованных переходов, коэффициент усиления и мощность излучения на линиях иона ртути в ЛПК обусловлены большими парциальными сечениями перезарядки на верхние уровни (линий 615 и 794,5 нм 7²P_3/2 и 7²Р_1/2 соответственно) — 2,6*10^-15 и 0,3*10^-15 см² [20], что определяется большим полным сечением перезарядки Не⁺—Hg— 1,2*10^-14 см² и сравнительно малым числом уровней Hgll, заселяемых этим процессом.
В ЛПК на смеси неон — таллий высокая эффективность генерации, несмотря на сравнительно малое полное сечение перезарядки 3*10^-15см² [16], определяется малым числом уровней, заселяемых перезарядкой, т. е. большим парциальным сечением (около 10^-15 см²), и, кроме того, малой вероятностью интеркомбинационных переходов с верхнего лазерного уровня 7³Р в основное состояние иона Тl 6¹S, шунтирующих лазерный переход 7³Р — 7³S, роль которых в спектре Hgll велика.
Следует отметить, что ряд наиболее интенсивных лазерных линий оказывается расщепленным на несколько компонент, что обусловлено для линий 441,6 нм CdII, 589,4 и 747 нм Znll, 615 нм Hgll изотопическим расщеплением уровней [21,14], а для линий 595, 695 и 707 нм Тl II — изотопическим и сверхтонким расщеплением. Следовательно, применение четных изотопов цинка, кадмия, ртути, как отмечалось нами ранее [21], позволит увеличить как коэффициент усиления переходов (примерно в 3 раза), так и мощность излучения.
Таким образом, выше показано, что ряд активных сред для ЛПК обладает достаточно высокими мощностью излучения и коэффициентом усиления. Наиболее эффективными из них являются ЛПК на парах таллия (линия 595 нм) и ртути (615 нм), причем ЛПК на парах ртути обладает низкими рабочими температурами, простотой конструкции и поэтому перспективен для использования на практике.

Характеристики  ЛПК  на  парах  ртути

Способом повышения мощности излучения исследуемых ЛПК является оптимизация не только давлений компонент смеси и пикового значения тока разряда, но и параметров возбуждающих импульсов (длительности, частоты следования) и геометрии катода трубки. Ниже приводятся результаты оптимизации длительности импульса возбуждения, величины тока, диаметра полого катода для линии 615 нм Hgll ЛПК на парах ртути. Качественная сторона полученных результатов будет справедлива, по нашему мнению, и для других активных сред, заселение рабочего перехода которых происходит, как и в ЛПК на парах ртути, путем перезарядки.
Измерения выполнялись для разрядных трубок (рис. 1, б) с молибденовыми катодами длиной 13,5 см. Трубка целиком помещалась в термостат с температурой 130 °С. Давление паров ртути в трубке (и в полости катода) определялось температурой испарителя с ртутью. Форма импульса тока разряда, формируемого ламповым модулятором, по-прежнему была прямоугольной, длительность импульса t могла изменяться от 0,3 до 4 мкс. При t < 1,5 мкс генерация начиналась с задержкой около 0,3 мкс относительно начала импульса тока и заканчивалась в послесвечении плазмы. При больших длительностях задержка существенно не изменялась, но генерация происходила во время протекания тока через трубку и в послесвечении плазмы отсутствовала (рис. 2).

Рис. 2. Осциллограммы импульсов тока (а) и генерации (б)

Следует отметить, что подобным образом ведет себя и интенсивность спонтанного излучения линии 615 нм, характеризующая населенность верхнего уровня лазерного перехода.
При измерениях коэффициента усиления и удельной мощности излучения ЛПК с катодами различных диаметров — 6, 9, 14, 20 мм (с целью повышения точности измерений) разрядные трубки помещались в оптический резонатор попарно, при этом их оси совпадали с оптической осью резонатора и измерения параметров каждой трубки выполнялись при поочередном подключении ее к импульсному источнику тока.
На рис. 3, б показаны зависимости коэффициента усиления на оси катода от длительности импульса тока в трубках различных диаметров.

Рис. 3. Зависимости длительности импульса генерации (а), усиления (б), удельной импульсной мощности (в) и удельной средней мощности (г) от длительности импульса тока накачки для катодов диаметром 6 (1), 9 (2), 14 (5) и 20 мм (4) при давлении гелия 8 мм рт. ст.

На рис. 3, в, г приведены аналогичные зависимости удельных импульсной w_и и средней w_ср мощностей излучения (при частоте следования 1 кГц). Измерения выполнялись при оптимальных для средней мощности генерации температуре испарителя со ртутью и пиковом значении тока разряда /_opt, величина которого, как видно из рис. 4, а, уменьшалась с ростом длительности импульса тока.

Рис. 4. Зависимости оптимального тока накачки (а), импульсной мощности (б), средней мощности (в) и коэффициента полезного действия (г) от длительности импульса тока накачки для катодов диаметром 6 (1), 9 (2), 14 (3) и 20 мм (4) при давлении гелия 8 мм рт. ст.

Оптимальная величина тока при фиксированной длительности оказалась пропорциональной диаметру катода, другими словами, оптимальная поверхностная плотность тока для катодов различного диаметра неизменна. На рис. 4, б, в приведены значения полной импульсной W^и_п и средней мощности излучения W_cp связанной с удельной мощностью как W_cр = w V, где V — объем полости катода.
КПД активного элемента η(t, d) вычислялся по формуле

η(t, d) = W^и_п t_г/UI_oпт t, где t_г — длительность импульса генерации по полувысоте.

Рис. 5. Радиальное распределение (х — расстояние от стенки катода) удельной импульсной мощности (а) и усиления (б)     для катода диаметром 20 мм при токе накачки 15 (1), 30 (2), 40 (3), 70 (4) и 80 А (5)

Из рис. 5, б видно, что при всех значениях тока усиление максимально на оси катода, имеет распределение по радиусу, близкое к колоколообразному, и растет с ростом тока во всем объеме катода. Удельная мощность излучения W_и при токах меньше оптимального имеет распределение по радиусу, подобное усилению.
При токах больше оптимального (/ > 40 А) удельная мощность на оси катода резко уменьшается, ее распределение по радиусу приближается к равномерному (однако полная мощность излучения трубки при этом несколько снижается).
Следует отметить, что колоколообразный характер изменения по радиусу имеют интенсивности всех линий атомарного и ионного спектров гелия и ртути.

Обсуждение  результатов

Дадим качественное объяснение полученных экспериментальных результатов. Выше отмечалось, что возбуждение активной  среды ЛПК на парах металлов происходит в зоне отрицательного свечения разряда.При стационарном разряде электроны, эмиттированные холодным катодом под действием так называемых гамма-процессов, приобретают в катодном темном пространстве энергию, равную его потенциалу eU_ктп. В виде монокинетического пучка эти электроны достигают зоны отрицательного свечения, где в результате их взаимодействия с газом и происходит формирование функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ). По мере продвижения к центру зоны отрицательного свечения число электронов возрастает за счет появления вторичных и тепловых электронов, энергия которых распределена по области 0 — eU_ктп эВ с максимумом электронной плотности eU_max в области нескольких электронвольт. Количество «быстрых» электронов с энергиями eU_max - eU_ктп в плазме полого катода превышает их число, даваемое распределением Максвелла [28].
Наличие избытка быстрых электронов определяет большую скорость возбуждения уровней. Кроме того, как показывают наши расчеты [22], снижение скорости возбуждения при увеличении давления паров металла происходит в РПК на 1—2 порядка медленнее, чем в положительном столбе, что и определяет на 1—2 порядка большие оптимальные давления паров металла. Большие скорости накачки определяют больший коэффициент усиления и более высокую удельную мощность излучения.
Наблюдаемое при росте тока разряда насыщение и последующий спад мощности излучения, т. е. факт существования /_opt, определяются как непрерывным ростом скорости накачки верхнего лазерного уровня и перезарядкой, так и начинающимся при / ≤ /_opt ростом частоты девозбуждающих столкновений электронов плазмы с ионами ртути на указанных уровнях. Не зависящие от диаметра катода оптимальная поверхностная плотность тока и оптимальное давление гелия как раз и определяют одинаковую оптимальную плотность электронов и их энергию, даваемую ФРЭЭ.
Механизм формирования ФРЭЭ в зоне отрицательного свечения позволяет объяснить характер изменения интенсивностей линий и коэффициента усиления по радиусу катода. В самом деле, вблизи стенок катода преобладают электроны с энергиями сотни электронвольт, а в области таких энергий, как известно [23], сечения возбуждения атомов и ионов малы, число электронов на периферии отрицательного свечения также мало, поэтому скорость возбуждения и интенсивность линий в центре катода больше, чем на краях.
При питании РПК короткими импульсами тока картина несколько усложняется. Как показывают эксперименты, в течение первых одной— двух микросекунд приложенное к трубке напряжение значительно превышает стационарное и составляет около 1,5 кВ. Большая часть этого напряжения падает па катодном пространстве, но и в зоне отрицательного свечения действует электрическое поле с напряженностью до 100 В/см, вызванное, видимо, недостатком носителей заряда, что, как показали наши предварительные эксперименты, вызывает катафорез паров металла от оси катода к его стенкам, уменьшая плотность паров на оси и увеличивая неупругие потери энергии электронов в прикатодной зоне. Явление катафореза, так же как и явление электронного девозбуждения верхнего лазерного уровня при столкновениях с медленными электронами [24], может определять обрыв импульса генерации через несколько микросекунд после его начала (см. рис. 2, в). Парциальный вклад этих процессов пока не ясен.
Изменения удельной мощности излучения во всех случаях, кроме случая больших токов, происходят в соответствии с изменениями коэффициента усиления рабочего перехода. Полная мощность излучения растет с ростом как длительности импульса тока, так и диаметра катода, что определяется увеличением энергии импульса излучения и увеличением объема активной среды соответственно. Наблюдаемое уменьшение удельной мощности в приосевых частях разряда при тех токах, когда усиление еще растет, вызвано увеличением штарковской составляющей однородной ширины линии 615 нм с ростом тока (концентрации электронов), что приводит к «прореживанию» продольных мод резонатора из-за их конкуренции. Этот эффект присущ переходам с достаточно большой однородной шириной линии и должен иметь место для всех представленных в таблице линий, исключая 441,6 нм Cdll, 747,8 и 589,4 нм Znll. Если при любом значении тока межмодовый интервал резонатора больше однородной ширины линии, зависимости мощности и усиления от тока должны вести себя одинаково. Последнее было подтверждено нами при работе с короткими трубкой и резонатором с L = 25 см (Δv_p = 600 МГц).

Заключение

Таким образом, в результате проведенных исследований определены предельные значения коэффициента усиления и пиковой мощности излучения для активных сред, наиболее перспективных с точки зрения использования в ЛПК на парах металлов; установлены причины, ограничивающие рост мощности и коэффициента усиления. Показано, что в оптимальных условиях импульсные ЛПК с этими активными средами могут обеспечить в видимом диапазоне генерацию со значениями средней мощности, приемлемыми для ряда практических применений. В частности, высокий коэффициент усиления, а также рост полной мощности излучения с ростом диаметра катода позволяют использовать большие поперечные размеры активной среды при малой ее протяженности (с отношением диаметра катода к его длине, достигающим 0,5 и более), что делает импульсные ЛПК на парах металлов единственным классом лазеров видимого диапазона со столь большой апертурой пучка излучения.
Из проведенных экспериментов также вытекает, что в непрерывном режиме следует ожидать меньших значений коэффициента усиления и соответственно меньшей мощности излучения на исследованных переходах.
Об этом свидетельствует наблюдавшееся уменьшение мощности генерации и коэффициента усиления при удлинении возбуждающего импульса.
Исследование ЛПК на парах ртути показало, что большему диаметру катода соответствует меньший коэффициент усиления лазерного перехода с длиной волны 615 нм Hgll, меньшее значение удельной мощности излучения, но большая полная мощность излучения (за счет большего объема активной среды). КПД активного элемента максимален для трубки с катодом наибольшего диаметра при минимальной длительности импульса накачки.
Поскольку преимущества ЛПК по сравнению с лазерами других типов определяются в основном специфическим характером формирования функции распределения электронов по энергиям в плазме, то качественная сторона этих результатов будет справедлива и для других ЛПК на ионных переходах паров металлов.

1. М.Ф. Сэм. Изв. Сев.-Кавк. научного центра высшей школы. Сер.  Естеств. науки, № 2, 66 (1973).

2. Э.К. Карабут, В.С. Михалевский и др. ЖТФ, 39, 1923 (1969).

3. М.Ф. Сэм. Автореферат канд. дис , РГУ, Ростов-на-Дону, 1968.

4. L. Сsillag et al. Phys. Letts, 50A, 13 (1974).

5. J.R. McNeil et al. Appl. Phys. Letts, 27, 595 (1975).

6. J.R. McNeil et al. Appl. Phys. Letts, 28, 207 (1976).

7. W.L. Johnson et al. Appl. Phys. Letts, 29, 101 (1976).

8. J.R. McNeil et al. Appl. Phys. Letts, 29, 172 (1976).

9. R.D. Reid, J.R. McNeil, G.J. Collins. Appl. Phys. Letts, 29, 666 (1976).

10. G.J. Collins. J. Appl. Phys., 44, 4633 (1973).

11. D.C. Gerstenbergeretal. Appl. Phys. Letts, 30/466 (1977).

12. W.K. Shuebel. Appl. Phys. Letts, 30, 516 (1977).

13. M.Ф. Сэм, В.С. Михалевский. ЖПС, 6, 668 (1967).

14. R.L. Byeretal. J . Opt. Soc. Amer., 55, 1598 (1965).

15. В.С. Алейников, В.В. Ушаков. Оптика и спектроскопия, 33, 214   (1972).

16. И.Г. Иванов, М.Ф. Сэм. Электронная техника. Сер. 4.  Электровакуумные и газоразрядные приборы, № 2, 12 (1974).

17. J.A. Piper, С.Е. Webb. J . Phys. D., 6, 400 (1973).

18. J.А. Рiрег. J . Phys. D., 7, 323 (1974).

19. Э.К. Карабут и др. Электронная техника. Сер. 1. Электроника  СВЧ, № 9, 103 (1969).

20. И.Г. Иванов, М.Ф. Сэм. Электронная техника. Сер. 4.  Электровакуумные и газоразрядные приборы, № 10 42 (1974).

21. В.Ф. Папакин, М.Ф. Сэм. Изв. вузов СССР. Сер. Физика, № 2, 117  (1970).

22. В.В. Вайнер, И.Г. Иванов, М.Ф. Сэм. ЖТФ, 49, 1604 (1979).

23. Ю.А. Друкарев. Столкновения электронов с атомами и  молекулами. — М.: Наука, 1978.

24. Е.Л. Латуш и др. Оптика и спектроскопия, 34, 214 (1973).

25. D.Т. Hoghes. Appl. Phys. Letts, 18, 454 (1971).

26. В.Ф. Кейдан, М.Ф. Сэм, В.С. Михалевский. ЖПС, 14, 331 (1971).

27. В.В. Жуков, и др. Квантовая электроника, 2, 1409 (1975).

28. В.С. Бородин и др. ЖТФ, 36, 1198 (1966).