П. А. Бохан, В. Б. Щеглов

 

 

ИССЛЕДОВАНИЕ   ИМПУЛЬСНОГО   ЛАЗЕРА   НА   ПАРАХ   МЕДИ   С   ПОПЕРЕЧНЫМ   ВОЗБУЖДЕНИЕМ

 

Исследовались зависимости энергосъема (удельной энергии импульса генерации) и КПД импульсного лазера на парах меди с поперечным возбуждением от параметров газового разряда. Обнаружено два оптимальных давления буферного газа в смеси Си — Ne. Получен максимальный энергосъем 55 мкДж*см³ и КПД 1 %. Определены оптимальные частоты следования импульсов генерации.

 

 

Введение

 

В настоящее время опубликовано большое количество работ, посвященных исследованию лазеров на парах меди с продольным разрядом. В то же время, насколько нам известно, имеется всего одна публикация о лазере на парах меди с поперечным возбуждением [1], из которой трудно определить перспективность лазеров такого типа. В данной работе разработана высокотемпературная лазерная ячейка с поперечным возбуждением и изучена зависимость энергосъема и КПД от параметров газового разряда: напряжения питания, давления и рода буферного газа, давления паров меди, частоты следования импульсов накачки. Кроме того, проведен сравнительный анализ КПД лазеров с продольным и поперечным возбуждением.

 

 

Аппаратура и методика измерений

 

Схема высокотемпературной лазерной ячейки изображена на рис. 1. Основой конструкции является алундовая трубка 5 длиной 280 мм с внутренним и внешним диаметрами 25 и 30 мм соответственно.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 1 Высокотемпературная газоразрядная ячейка:
1 — рубашка водяного охлаждения
2, 3 — кварцевые трубки
4 — теплоизолятор
5 — алундовая трубка
6 — анод
7 — пластины из Аl₂ O₃
8 — танталовая ванночка с медью
9 — конденсаторы КВИ-3
10 — катод
11 — молибденовые спирали
12 — термопара
13 — токовый шунт.

 

 

В трубке на расстоянии 8 мм друг от друга помещались анод 6 и катод из молибдена 10 длиной 60 мм и шириной 6 мм. Нагрев ячейки производился молибденовыми спиралями 11. Контроль температуры осуществлялся вольфрам-рениевой термопарой 12 , расположенной в зоне равномерного нагрева, длина которой составляла 100 мм.
Алундовая трубка центрировалась с помощью сильфонов в кварцевой трубке 3 с внутренним диаметром 52 мм и длиной 280 мм. Пространство между алундовой и кварцевой трубками, как и в работе [2], заполнялось теплоизолятором из двуокиси циркония 4. Полученное устройство помещалось в основную вакуум-плотную кварцевую трубку 2 и охлаждалось проточной водой. Такая конструкция в совокупности с конденсатором КВИ-3 9 обладала индуктивностью около 20 нГ и обеспечивала длительность импульса возбуждения по основанию 20—70 нс при изменении емкости конденсатора от 0,88 до 13,2 нФ. Потребляемая мощность при температуре 1500° С в вакууме составляла 650 Вт, а при заполнении ячейки гелием — 1,5—1,7 кВт. Давление остаточных газов при включенной откачке и температуре 1500° С было 10^-2 мм рт. ст. Повышение температуры приводило к ухудшению вакуума, причем при использовании керамики с примесью 1 % ТiО₂ наблюдалось более интенсивное газовыделение (по сравнению с керамикой, легированной 0,2 % MgO).
Длительное обезгаживание при температуре 1900° С не приводило к уменьшению давления при температурах 1500— 1600° С, что свидетельствует о диссоциации какой-либо из компонент, входящих в материал камеры. Вероятнее всего, происходит разложение компонент алундовой керамики, так как нами было установлено, что в присутствии двуокиси циркония, но в отсутствие алундовой керамики при температуре 1600° С достигается вакуум но крайней мере не хуже 10^-3 мм рт. ст.
Устойчивая генерация наблюдалась в процессе слабой прокачки, при которой еще сохранялась свободная диффузия атомов меди, о чем свидетельствовало равномерное накопление меди в холодных частях керамической трубки. С другой стороны, скорость прокачки была достаточной для того, чтобы не наблюдалась зависимость от нее энергии генерации.
Лазерная ячейка помещалась в оптический резонатор, состоявший из плоского зеркала с коэффициентом отражения в желто-зеленой части спектра более 98 % и плоскопараллельной кварцевой пластинки. Параметры генерации измерялись с помощью аппаратуры, обычно применяемой при исследовании лазеров на самоограничивающихся переходах. Для возбуждения ячейки использовалась симметричная схема с обостряющим конденсатором (рис. 2).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 2. Схема возбуждения лазера.

 

В большинстве случаев разряд обостряющей емкости через ячейку происходил после полной перезарядки емкостей С_н, поэтому в нашей работе оптимальным по КПД было соотношение С_Н = С_Р. В тех случаях, когда это не оговаривается, для удобства частота следования выбиралась кратной величине 1/V и составляла 360 Гц (V — объем лазерной ячейки).

 

 

Результаты эксперимента и их обсуждение

 

В качестве буферных газов в работе использовались гелий и неон высокой чистоты. Типичная зависимость энергосъема от давления гелия показана на рис. 3 (температура ячейки 1640° С).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 3. Зависимости энергосъема от давлений неона (1) и гелия (2).

 

 

Из рисунка следует, что оптимальное давление гелия составляет 14 мм рт. ст. Если же в качестве буферного газа используется неон, то в этом случае зависимость от давления резко отличается от аналогичной зависимости для гелия и имеет два оптимума: один в области низких давлений (10 мм рт. ст.), другой — в области высоких давлений неона (470 мм рт. ст.).
При низком оптимальном давлении предельное значение энергосъема достигало 46 - 48 мкДж/см³. Максимальный для всех случаев энергосъем, равный 55 мкДж/см³, получен нами при высоком давлении неона.
Можно предположить, что повышение энергосъема при увеличении давления буферного газа происходит вследствие лучшего согласования камеры с источником питания: если при малом давлении наблюдается 5 - 6 отражений импульса тока от нагрузки, то при высоком давлении они отсутствуют. В то же время сечение упругого столкновения электронов с атомами гелия и соответственно скорость потери ими энергии значительно выше, чем при столкновениях с атомами неона. Поэтому второй максимум в гелии не наблюдается.
Исследование зависимости энергосъема от давления паров меди при оптимальных давлениях буферного газа позволило установить, что оптимальная концентрация достигается при         температурах 1680—1710° С,    что соответствует давлению 2,1—2,5 мм рт. ст. (рис. 4).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 4. Зависимости энергосъема от температуры ячейки для p_Hе= 14 мм рт. ст. (1), p_Nе = 10 мм рт. ст. (2) и p_Nе = 470 мм рт. ст. (3).

 

 

Было замечено, что величина оптимального давления зависит от режима изменения температуры и сдвигается в область более высоких давлений при постепенном повышении температуры (по сравнению с режимом постоянного понижения температуры). По-видимому, это объясняется тем, что установление равновесного давления паров меди несколько отстает от установления равновесной температуры. В то же время в пределах ошибки измерений энергосъем не зависит от режима изменения температуры.
Зависимости энергосъема от напряжения на накопительном конденсаторе качественно различаются для разных давлений буферного газа. При малых оптимальных давлениях после достижения пороговых условий энергосъем растет линейно вплоть до напряжения 10 кВ, в то время как при большом оптимальном давлении неона происходит насыщение энергосъема при напряжении свыше 5 кВ (рис. 5).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 5. Зависимости энергосъема от напряжения на накопительном конденсаторе емкостью 13,2 нФ для p_Hе = 14 мм рт. ст., Т= 1710° С и p_Nе = 10 мм рт. ст., Т = 1690° С (1), p_Nе = 470 мм рт. ст., Т = 1680° С (2).

 

 

 

Амплитуда тока составляет 6—7 и 3— 4,5 кА при напряжениях 10 и 5 кВ, что соответствует плотностям тока 2 и 1 кА/см² (буферный газ —неон). Генерация при высоком давлении неона начинается при гораздо более низких напряжениях, чем при низком давлении, а ее срыв в этой области происходит вследствие того, что не происходит пробоя разрядного промежутка. Оптимизация величины накопительной емкости и приложенного напряжения позволила легко получить КПД 0,6—1 % при энергосъеме 30—40 мкДж/см³. В то же время КПД лазера при низком оптимальном давлении буферного газа значительно меньше и не превышает 0,1 %. Интересно отметить, что при оптимизации параметров возбуждения был получен режим, когда с рабочей емкостью 0,88 нФ при напряжении 6—7 кВ длительность импульса генерации по полувысоте (7 нc) была сравнима с длительностью импульса тока (10 нc), причем импульс генерации имел резко несимметричную форму с затянутым спадом.
В этом случае энергосъем составлял 26 мкДж/см³, КПД— 0,4 %, частота следования — 1000 Гц.
Оптимальная частота генерации определялась методом сдвоенных импульсов питания при оптимальных условиях генерации. Получено, что в смесях Сu— Не и Сu—Ne при малом оптимальном давлении буферных газов область оптимальных частот следования составляет 10—18 кГц, а в смеси Сu—Ne при большом давлении — 20—36 кГц.
Нижняя граница частот в обоих случаях соответствует незначительному (менее 5 %) изменению энергии второго импульса по сравнению с энергией первого, а верхняя граница относится к случаю, когда энергия второго импульса составляет 63 % от энергии первого (рис. 6).Область оптимальных частот не изменяется при увеличении энерговклада вплоть до предельного в нашем случае значения 250 мДж/см³.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 6. Зависимость энергосъема от времени задержки второго импульса относительно первого для p_Hе = 14 мм рт. ст., p_Nе = 10 мм рт. ст. (1) и p_Nе = 470 мм рт. ст. (2).

 

 

 

Исследование лазерной ячейки объемом 15 см³

 

Из-за сравнительно малого усиления, с одной стороны, и малого времени существования инверсии — с другой, в лазере с длиной активной части 6 см, по-видимому, не происходило полного снятия инверсии. Поэтому следовало ожидать повышения энергосъема и КПД при увеличении длины лазера. Для проверки данного предположения нами была построена ячейка с электродами длиной 150 мм и шириной 10 мм, объем рабочей полости составлял 15 см³. При высоком давлении неона и оптимизации параметров возбуждения был достигнут энергосъем 25 мкДж/см³ при КПД 0,64 % и частоте следования 67 Гц, что несколько хуже, чем в лазере малой длины.
Повышение частоты следования сопровождалось понижением энергосъема и при f >1 кГц происходил срыв генерации. Наблюдение за лазерным объемом показало, что в этом случае происходит локализация разряда на катоде сначала в нескольких точках, а затем, при повышении частоты следования, в одной точке. По-видимому, снижение энергосъема и КПД по сравнению с лазером малой длины при малых частотах следования также объясняется неполным заполнением разрядом лазерного объема.
Следовательно, для реализации больших средних мощностей при высоком КПД в лазерах с поперечным возбуждением необходимо применять специальные меры для предотвращения локализации разряда.

 

 

 

Сравнение КПД лазеров с продольным и поперечным возбуждением

 

 

Сравнение данных этой работы с результатами исследования лазеров с продольным разрядом указывает на ряд существенных различий лазеров с продольным и поперечным возбуждением. Прежде всего, генерация в поперечном разряде начинается при значительно более высоких напряженностях электрического поля. Кроме того, обнаружен оптимум в области высоких давлений неона, при которых КПД лазера значительно выше, чем при низком оптимальном давлении.
Природу этих явлений можно понять, если провести сравнительный анализ продольной и поперечной разрядных структур. Известно, что КПД лазера зависит как от свойств актив­ной среды и параметров импульса возбуждения, так и от геометрии газоразрядной камеры.
В последнем случае сильнейшее, влияние на КПД оказывает индуктивность лазерной ячейки, так как от соотношения ее волнового сопротивления ρ_i  и омического сопротивления плазмы R_i зависит КПД энерговклада. Под последним мы понимаем отношение энергии, вкладываемой в ячейку в течение первой четверти периода разрядного тока, к энергии, запасаемой в конденсаторе.
При анализе мы использовали геометрию разрядной камеры, описанную в данной работе (поперечный разряд), и коаксиальный вариант лазерной трубки, примененный в работе [3] (продольный разряд). Геометрические размеры в обоих случаях взяты одинаковыми (рис. 7, а, б, где г_в — радиус внутренней керамической трубки, r_н— радиус внешней токоведущей оболочки).

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Рис. 7. Схемы лазерных камер

 

 

 

Считаем, что электроды в камере с поперечным разрядом образуют две стороны квадрата, вписанного во внутреннюю керамическую трубку (рис. 7, а).
Волновое сопротивление нагрузки р_i = (L/C)^1/2 (L и С - индуктивность и емкость разрядного контура). При значительном превышении длиной разряда l₁ внешнего диаметра 2r_н индуктивность поперечной разрядной камеры

L₁= 4π10^-7 n² V,  (1)

где n— количество витков на единицу длины; V — объем контура. Так как объем конденсаторов много меньше объема камеры, то формулу (1) с учетом симметричности схемы приближенно можно записать в виде

L₁= 10^-7π² r_н² / l₁,

Введем величину ω_i;=R_i/р_i, тогда

         ω_i;² = C₁p²/ (10^-7 π² l₁ r_н² ),                       (2)

где С₁ — емкость конденсатора; р — удельное сопротивление плазмы, которое считаем одинаковым для продольного и поперечного разрядов.
Для коаксиального варианта продольного разряда имеем

L₂=2х10^-7 ln(r_н / r_в), тогда

         ω₂² = l₂C₂p²/ (2 π² 10^-7 r₁⁴ ln(r_н / r_в) ),      (3)

Из (2) и (3) следует, что если /₁ = /₂ = /, то

ω ₁² / ω₂² = 2C₁ r_н⁴ ln(r_н / r_в) /C₂ l² r_н²                   (4)

При одинаковом энерговкладе и равных напряженностях электрического поля получаем

C₁/C₂=l²/( π r²_в  )                                              (5)

Тогда из (4) и (5) следует

(ω ₁ / ω₂ )² = 2r²_в ln(r_н / r_в)/ π r²_н                      (6)

Нетрудно видеть, что в области решения уравнения (6) ω ₁ < ω ₂ . Учитывая, что для лазеров на самоограничивающихся переходах практически всегда R_i < р_i, получаем, что согласование ячейки с генератором в случае поперечного разряда хуже, чем в случае продольного разряда.
Если используется поперечный разряд прямоугольной формы с шириной h (рис. 7, б), то в этом случае

C₁/C₂=h l²/ π r³_в       

(ω ₁ / ω₂ )² = r³_в ln(r_н / r_в)/ h r²_н                      (7)

Решение  уравнения (7) при r_н/r_в= 2, что близко к соответствующему соотношению для данной работы, показывает, что ω ₁ / ω₂ = 1 при 2r_в/ h =10. Таким образом, КПД энерговклада в поперечный разряд увеличивается при переходе к разряду щелевого типа. Однако нетрудно видеть, что общий энергосъем с единицы длины в этом случае существенно ниже, чем при использовании продольного разряда.
Таким образом, плохое согласование лазерной ячейки с поперечным разрядом при низком давлении буферного газа приводит к необходимости существенного увеличения энергии, запасаемой в конденсаторе, чтобы на фронте импульса тока произвести достаточный вклад энергии в лазерный объем с целью достижения пороговых условий. Вследствие этого генерация происходит при напряженностях ноля, существенно превышающих последние для продольного разряда, что приводит к низкому КПД.
При повышении давления буферного газа сопротивление плазмы увеличивается, вследствие чего согласование генератора и нагрузки улучшается. Поэтому, несмотря на повышение концентрации атомов Ne, отношение E/N (где Е — действующее непосредственно в лазерной ячейке напряжение), остается достаточно высоким для поддержания электронной температуры на приемлемом уровне. Понятно также, что для азотного и других молекулярных лазеров, в которых плазма обладает значительно большим омическим сопротивлением, согласование генератора с нагрузкой осуществить значительно легче.

 

 

Выводы

 

 

В лазере на парах меди с поперечным возбуждением возможно получение значительно большей удельной энергии генерации, чем в лазере с продольным возбуждением при одинаковом КПД.
Высокий КПД и большой энергосъем осуществимы только при высоком давлении буферного газа.
Для получения больших средних мощностей генерации и высокого КПД в лазере с поперечным разрядом необходимо применять специальные меры по предотвращению локализации разряда.

 

 

 

 

1  И.С. Александров, Ю.А. Бабейко, А. А. Бабаев и др. «Квантовая электроника», 2,2077 (1975).

2  Th. S. Fahlеn. IEEE J. QE-12, 200 (1976).

3  П.А. Бохан, В.Д. Бурлаков, В.А. Герасимо в, В.И. Соломонов. «Квантовая электроника», 3, 1239 (1976).