CC BY
65
УДК 535.374:621.375.8
ИССЛЕДОВАНИЕ КОМБИНИРОВАННОГО РАЗРЯДА В ТРУБКЕ С МЕТАЛЛИЧЕСКИМИ СЕГМЕНТАМИ КАК АКТИВНОЙ СРЕДЫ ГАЗОРАЗРЯДНЫХ ЛАЗЕРОВ
Г.Д. Чеботарев, Е.Л. Латуш, А.А. Фесенко
Южный федеральный университет, г. Ростов-на-Дону E-mail: latush@phys.rsu.ru, fesenko_a@pochta.ru
Предложен и исследован комбинированный разряд в трубке с металлическими сегментами как способ возбуждения активных сред, сочетающий свойства продольного разряда и разряда с полым катодом. При возбуждении в комбинированном разряде получена и исследована импульсная генерация на Х=585,3 нм NeI, импульсная трехволновая генерация на переходах KrII (Х=469,4; 458,3 и 431,8 нм), импульсная и квазинепрерывная трехволновая генерация на переходах CdII (Х=441,6; 533,7 и 537,8 нм), а также непрерывная генерация на Х=441,6 нм CdII. Достигнуты высокие коэффициенты усиления, существенно превышающие усиление в продольном разряде.
Ключевые слова:
Сегментированная разрядная трубка, разряд с полым катодом, рекомбинационный лазер, удары второго рода.
1. Введение
Активные среды рекомбинационных лазеров и лазеров с накачкой ударами второго рода, возбуждаемые в продольном разряде, имеют высокую однородность, допускают возможность больших энерговкладов, активные элементы имеют простую конструкцию [1-4]. В лазерах на парах металлов высокая однородность может быть обеспечена за счет катафорезного ввода паров как в непрерывном [1-4], так и в импульсно-периодическом режиме [5, 6]. Однако, некоторые из указанных лазеров с продольным разрядом не свободны от недостатков. В частности, лазеры с накачкой ударами второго рода (перезарядка, реакция Пеннинга, резонансная передача возбуждения и т. п.) имеют относительно невысокие выходные характеристики, а генерация осуществляется на ограниченном числе переходов [1, 2]. Это является следствием того, что при близкой к максвелловской функции распределения электронов по энергиям (ФРЭЭ), формирование которой происходит при ускорении тепловых электронов, образовавшихся в результате ионизации атомов рабочей смеси, в продольном разряде преимущественно возбуждается и ионизируется компонента смеси с низким потенциалом ионизации. Поэтому ее оптимальное парциальное давление, при котором скорость возбуждения и ионизации буферного газа максимальна, является невысоким (~1 Па), и как следствие скорость накачки также невысока [1, 2].
Отмеченный недостаток может быть преодолен при возбуждении активных сред в разрядах, имеющих «жесткую» составляющую ФРЭЭ. Одним из таких разрядов является разряд с полым катодом (РПК), где избыток быстрых электронов обусловлен формированием ФРЭЭ «со стороны» высоких энергий в условиях пространственного разделения зоны, где электроны набирают энергию от поля (тонкий слой катодного темного пространства, в котором сосредоточено практически все падение потенциала катодной области) и зоны, где электроны возбуждают и ионизируют атомы смеси
(область отрицательного свечения) [1-3]. Быстрые электроны преимущественно осуществляют возбуждение и ионизацию буферного газа, поэтому оптимальная концентрация низкопотенциальной компоненты в РПК при накачке ударами второго рода оказывается на 1-2 порядка больше, чем в продольном разряде. Соответственно, скорость накачки и усиление в РПК существенно выше. Поэтому в РПК реализуются более высокие выходные характеристики и расширяется набор линий генерации, на многих из которых возможна непрерывная генерация [1-3].
В рекомбинационных же лазерах в большинстве активных сред максимальная эффективность накачки достигается при возбуждении в продольном разряде, где обеспечивается эффективная ионизация низкопотенциальных атомов рабочего вещества, а атомы и ионы буферного газа выполняют функцию охлаждения электронов [1-4]. Исключение составляют рекомбинационные лазеры со столкновительной пеннинговской очисткой нижнего уровня [7]. В них рабочими атомами являются атомы неона или гелия, а очистка нижнего уровня осуществляется при пеннинговской ионизации низкопотенциальной компоненты смеси (водорода, аргона). При возбуждении в продольном разряде для ионизации рабочих атомов требуются достаточно большие энерговклады. Повысить эффективность ионизации можно при использовании разрядов с жесткой составляющей ФРЭЭ, в частности, РПК [7-9].
Но лазерам с РПК также свойственны недостатки, присущие большинству поперечных типов разряда - у них довольно сложные конструкции, они склонны к дугообразованию и продольным нео-днородностям горения разряда, в связи с чем энерговклад в разряд ограничен [1-3]. Одним из путей повышения устойчивости и однородности РПК является сегментирование разряда (рис. 1, а).
Что касается лазеров с продольным разрядом, то наряду с традиционными конструкциями активных элементов в виде разрядных трубок из диэлек-
трических материалов нашли применение составные (сегментированные) металлодиэлектрические трубки. Такие трубки позволяют интенсифицировать теплоотвод и повысить срок службы активных элементов при больших токовых нагрузках [10-12]. Обычно такие трубки используются для возбуждения активных сред с накачкой в ионизационном режиме (ионный аргоновый лазер [10], лазер на парах меди [11], С02 лазер [12]). При этом обычно выбирается небольшая длина сегментов (до ~5 см), когда они еще не шунтируют разрядный ток.
(б)
Рис. 1. Характер горения разрядов в сегментированных трубках: а) разряд с полым катодом продольно-поперечного типа, б) комбинированный разряд
Из условия равенства ионного и электронного тока на изолированный металлический сегмент, находящийся под «плавающим» отрицательным потенциалом по отношению к невозмущенной плазме, в [10] получено выражение для максимальной длины сегмента при установившемся продольном разряде
=
кТ ( 2т
е\Х
п - т„
(1)
где X- осевой градиент потенциала, т+ и те - масса иона и электрона, соответственно.
В случае, если сегмент слишком длинный, часть его будет находиться уже под положительным потенциалом по отношению к плазме. Тогда часть тока будет течь через сегмент и будет возникать разряд между соседними сегментами. Такой режим разряда, когда возникает значительный шунтирующий ток, является нежелательным для возбуждения лазеров с накачкой в ионизационном режиме [10-12].
Представляется возможным при определенных условиях реализовать в продольной трубке с металлическими сегментами разряд (назовем его комбинированным), при котором каждый из внутренних металлических сегментов будет выполнять функцию анода для предыдущего и функцию полого катода для последующего сегмента (рис. 1, б). Такая функция будет выполняться ими автоматически, без каких-либо электрических соединений, при прохождении тока через трубку в продольном направлении. При этом некоторые участки металлических сегментов будут работать в режиме РПК, а в
промежутках между сегментами будет гореть продольный разряд. Характер горения разряда внутри металлических сегментов будет иметь сходство с РПК с цилиндрическим полым катодом продольно-поперечного типа (рис. 1, а), и при определенных значениях произведения давления р на внутренний диаметр й (параметра рй) в сегментах будет иметь место эффект полого катода (для разряда в гелии - при рНей<(6,65...13,3) 102 Па-см), заключающийся в том, что внутри катодной полости за счет многократного наложения зон отрицательного свечения и более эффективной ионизации имеет место минимум напряжения при фиксированном токе [1, 2, 13-16].
Разделив металлические сегменты кольцевыми диэлектрическими вставками, чтобы сформировался разрядный канал, мы можем получить лазерную трубку с комбинированным продольно-поперечным разрядом, обладающую положительными свойствами как продольного разряда, так и РПК. В частности, такая трубка имеет простую конструкцию, наличие аксиального поля как между сегментами, так и внутри сегментов позволит осуществить введение паров рабочего вещества в разрядный канал за счет катафореза и тем самым обеспечить достаточно однородное распределение паров вдоль трубки. Кроме того, комбинированный разряд допускает возможность больших энерговкладов при сохранении устойчивости разряда. В то же время наличие жесткой составляющей ФРЭЭ на значительной части активной длины позволит существенно повысить по сравнению с продольным разрядом эффективность накачки активных сред ударами второго рода, а также рекомбинационной накачки в лазерах с пеннинговской очисткой нижнего уровня.
Целью настоящей работы является исследование комбинированного разряда в трубке с металлическими сегментами как активной среды №-Н2, Не-Кг+, Не-Сё+ лазеров.
2. Глубина проникновения разряда
в катодную полость металлических сегментов
Поскольку эффективное возбуждение активных сред комбинированным разрядом возможно лишь при достаточно большой глубине проникновения разряда в полость сегментов, проведем анализ зависимости этой глубины от различных факторов. Также проанализируем условия реализации комбинированного разряда.
Рассмотрим отдельный металлический сегмент длиной I, помещенный между анодом и катодом (рис. 2, а). На длине сегмента падение потенциала в продольном разряде при напряженности аксиального электрического поля Е0 составит и=Е01.
Обозначим нормальное катодное падение потенциала ик0. При и< ик0 катодное падение не будет сформировано и внутри сегмента будет гореть продольный разряд, не шунтируемый сегментом. Ра-
спределение потенциала в этом случае показано на рис. 2, а. В противном случае (и> йа) будет возможно горение разряда на металлический сегмент [12], который будет выполнять функцию полого катода по отношению к аноду и функцию анода по отношению к катоду. При этом внутри сегмента на участке длиной х (рис. 2, б) сформируется область отрицательного свечения, окруженная слоем катодного темного пространства. По остальной части сегмента будет течь шунтирующий ток. Падение потенциала на длине сегмента в этом случае составит и=иы+Ех, где Е - градиент потенциала на участке х.
I =
к
О С
I) СП
(а)
(б)
Р 22пгСх,
(2)
где (¡/р2)х - приведенная плотность разрядного тока в текущей точке сегмента. При этом плотность тока будет распределена вдоль длины сегмента неравномерно. В точке сегмента, соответствующей максимальной глубине проникновения разряда х (рис. 2, б) при нормальном катодном падении потенциала иш плотность тока будет соответствовать нормальной приведенной плотности тока ¡/р2. По мере приближения к анодному концу сегмента катодное падение потенциала будет расти и соответственно будет возрастать приведенная плотность тока (т. е. будет иметь место аномальный разряд) [12, 13]. Кроме того, при снижении параметра рй по мере перекрытия областей отрицательного свечения от противоположных участков вогнутой поверхности сегмента и развития осциллирующих движений электронов в поперечном сечении полости сегмента плотность тока будет резко возрастать по всей длине вследствие возникающего эффекта полого катода [13, 14]. В общем случае характер распределения тока и параметров плазмы по длине сегментов в комбинированном разряде, как и в РПК с цилиндрическим полым катодом, будет сложной функцией конфигурации и геометрических размеров разрядной трубки, состава и давления рабочей смеси, электрических параметров разряда [17].
Для оценок глубины проникновения разряда сделаем ряд упрощающих предположений. Во-первых, будем считать зависимость приведенной плотности тока от катодного падения линейной ((j/P1)x-jн/P1)~(U-Uu)=Ex (согласно [18] для пары гелий - железо это справедливо в диапазоне Ц=150...300 В). Во-вторых, будем считать, что приращение приведенной плотности тока Д(¡/p2)x в условиях эффекта полого катода определяется только параметром pd (аппроксимация экспериментальных данных [14] дает для этого приращения зависимость Д(¡/p2)x~1/(pd)3).
С учетом вышесказанного полный ток (2) может быть выражен в следующем виде
Рис. 2. Распределение потенциала в разрядном канале с металлическим сегментом при: а) продольном и б) комбинированном разрядах
Очевидно, что условие существования комбинированного разряда может быть выражено соотношением />/Щп, где /шin=&ги/E0 - минимальная длина сегмента, когда возможен комбинированный разряд. В качестве оценочного для /шш также может быть использовано значение йшах, даваемое выражением (1).
Полный ток с поверхности цилиндрического металлического сегмента можно выразить в следующем виде [12]:
I = П 2л- + аЕх + 0 { Р2 (рС)3
р2пС • Сх,
где а и Ь - эмпирические коэффициенты.
После интегрирования получим выражение для глубины проникновения разряда
/ -, (3)
х с
А. + а (и - и ) + —ь—
Р2 + 2(и ио) + (рС)3
(рё )2п
из которого видно, что отношение глубины х к диаметру й для конкретной пары газ - материал сегмента определяется тремя параметрами: произведением рй, током разряда I и падением потенциала на длине сегмента и.
рс1, Торсм
рс!, Торсм
рс1, Торсм
Рис. 3. Глубина проникновения разряда в полость катода при 6=0,6 см, ¡=100 мА (а); 6=0,4 см, ¡=90 мА (б); 6=0,7 см, ¡=50 мА (в). Сплошные кривые - расчет по (3), штриховые кривые - экспериментальные данные: [14, 15] (а), [15]) (б), [17] (в)
Эксперименты, использующие РПК с цилиндрическим полым катодом продольно-поперечного типа, показали, что глубина проникновения плазмы в полость катода имеет колоколообразную зависимость от давления [14-17]. На рис. 3 показаны экспериментальные зависимости отношения глубины проникновения к диаметру х/й от параметра рй для разрядных трубок разного диаметра и различных конструкций [14, 15, 17], а также рассчитанные нами с использованием (3) зависимости. При расчетах были использованы соответствующие условиям экспериментов типичные значения входящих
в (3) параметров: (^НД.Ю10 А/(смПа)2 [18, 19], ^=160 В [12], а=3,2.1011 А/(см2.Па2.В) [12], /=1,1А.см.Па[14], Ц=210 В при /=90...100 мА и Ц=180 В при /=50 мА [14-16].
Из рис. 3 видно, что выражение (3) качественно верно отражает зависимость х/й от рй и дает правильный порядок величины для глубины проникновения плазмы. Кроме того, даваемая (3) линейная зависимость х/й от тока / с приемлемой точностью соответствует экспериментам [12, 14, 15]. Расчет, проведенный для условий сегментированной трубки [12] (й=2 см, рНе=~800 Па, /=100 мА, Ц=225 В, Ц^о=160 В), когда эффект полого катода отсутствует, в пренебрежении третьим слагаемым в знаменателе (3) дал для глубины проникновения плазмы значение х=21,4 см, близкое к экспериментально полученному х=23 см.
Анализ экспериментальных данных [14, 16] и результатов расчетов (рис. 3) показывает, что максимум глубины х проникновения разряда примерно соответствует условиям начала проявления эффекта полого катода, а уменьшение глубины, происходящее при снижении рй, обусловлено резким нарастанием приведенной плотности тока и соответствующим снижением покрываемой разрядом площади сегмента, вызванным усиливающимся эффектом полого катода (определяемым третьим слагаемым в знаменателе (3)). Заметим, что в РПК оптимальные условия для накачки активных сред ударами второго рода обычно реализуются при давлениях, несколько превышающих давления, соответствующие максимальному проявлению эффекта полого катода [1, 2, 14, 15]. При этом реализуется достаточно однородное радиальное распределение параметров плазмы, а в РПК продольно-поперечного типа - близкая к максимальной активная длина.
В импульсном режиме возбуждения РПК величина катодного падения в несколько раз превышает стационарное значение и составляет и~1...2 кВ [1, 2]. Поэтому при оценках глубины проникновения плазмы в этом случае необходимо учитывать нелинейную зависимость приведенной плотности тока от катодного падения.
Также необходимо учитывать, что в активных средах на смесях гелия с парами металлов наблюдается повышение катодного падения с ростом давления паров, что необходимо для поддержания эмиссии катода в условиях происходящего замещения легких ионов буферного газа на тяжелые ионы металла, коэффициент эмиссии электронов из катода для которых ниже по сравнению с «чистым» газом [1, 2]. Кроме того, в смеси с парами происходит увеличение глубины проникновения плазмы до 2 раз [15].
3. Спектрально-временные характеристики
комбинированного разряда
При разработке сегментированной разрядной трубки нами учитывалось, что длина сегмента I
должна быть соизмерима с типичной глубиной проникновения плазмы, составляющей ~(15...20)с? (рис. 3). Для экспериментов нами была разработана и изготовлена разрядная трубка, конструкция которой приведена на рис. 4. Она представляет собой кварцевую трубку с помещенными в нее чередующимися металлическими (нержавеющая сталь) и диэлектрическими (BeO-керамика) сегментами. Диаметр разрядного канала составлял ¿=0,3 см, общая активная длина составляла 4=65 см. При неизменной активной длине трубки длина металлических сегментов варьировалась и составляла /=2,5; 5 и 7,5 см. Длина керамических сегментов составляла 0,5...1,5 см. Первоначально в сегментированной трубке исследовались активные среды на газовых смесях Ш-&), а затем исследовалась Ш-
Cd смесь после загрузки кадмия в резервуар вблизи анода (рис. 4). Ввод паров кадмия осуществлялся за счет катафореза из резервуара, который нагревался небольшой внешней печью.
На первом этапе исследование комбинированного разряда было направлено на поиск условий и режимов возбуждения, при которых в нем реализуются свойства РПК. При этом проводился сравни-
тельный анализ спектрально-временных характеристик спонтанного излучения в комбинированном и продольном разрядах при аналогичных условиях возбуждения (в экспериментах использовалась кварцевая продольная разрядная трубка длиной 50 см и диаметром 4 мм). В частности, для индикации наличия жесткой составляющей ФРЭЭ анализировалась эффективность двукратной ионизации атомов гелия в чистом газе, а также эффективность ионизации гелия в присутствии большого количества легкоионизируемой примеси, в качестве которой использовался водород.
Рис. 4. Конструкция сегментированной разрядной трубки: 1) нержавеющая сталь, 2) ВеО-керамика, 3) кварцевая трубка, 4) печь, 5) кадмий
Как известно, индикатором группы быстрых электронов в РПК может служить интенсивное свечение ионных линий гелия, имеющих высокий порог возбуждения [1, 2]. Нами исследовалось ре-комбинационное послесвечение на линии
Рис. 5. Глубина проникновения плазмы в He-Cd смеси в непрерывном комбинированном разряде при 1=7,5 см, d=0,3 см, i=100 мА, T(Cd)~300 °C (а; б - кривая 1) и в РПК[15] при d=0,4 см, i=90 мА, T(Cd)=320 °C (б - кривая 2); зависимость интенсивности рекомбинационного всплеска на Х=468,6 нм Hell от давления гелия в импульсном комбинированном (в - кривая 1) и продольном (в - кривая 2) разрядах; зависимость интенсивности рекомбинационного всплеска на Х=587,6 нм Hel от давления примеси водорода в импульсном комбинированном (г - кривая 1) и продольном (г - кривая 2) разрядах
¿=468,6 нм Hell, отражающее эффективность создания в импульсном разряде двукратных ионов He++, имеющих энергию ~79 эВ. На рис. 5, в, представлены результаты измерений интенсивности послесвечения на ¿=468,6 нм Hell в комбинированном и продольном разрядах в широком диапазоне давлений гелия. В качестве репера для сравнения интенсивностей в разных трубках использовалась интенсивность линий HeI при низких давлениях (pHe~1,33.103 Па). Наблюдаемый начальный рост интенсивности при увеличении давления обусловлен ростом скорости рекомбинации вследствие повышения скорости охлаждения электронного газа за счет упругих соударений с атомами и ионами гелия. При этом относительная интенсивность линии ¿=468,6 нм Hell при низких давлениях вдвое выше в комбинированном разряде по сравнению с продольным разрядом. В продольном разряде после достижения максимума интенсивность быстро падает в области высоких давлений вследствие снижения Te в импульсе возбуждения и соответствующего снижения скорости двукратной ионизации гелия, в то время как в комбинированном разряде интенсивность остается высокой вплоть до pHe~1,33.104 Па.
На рис. 5, г, показаны результаты измерений зависимости интенсивности рекомбинационного послесвечения на ¿=587,6 нм HeI от давления примеси водорода в обоих типах разряда (при pHe=1,33.103 Па). Видно, что в продольном разряде небольшой рост интенсивности, обусловленный улучшением охлаждения электронов в послесвечении при малых добавках водорода, сменяется ее падением при больших добавках вследствие снижения скорости ионизации гелия. В комбинированном же разряде интенсивность возрастает и при достаточно больших добавках легкоионизируемой примеси.
Полученные экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что в комбинированном разряде имеется избыток быстрых электронов (как и в РПК) по сравнению с продольным разрядом.
Нами также исследовалась глубина проникновения плазмы в полость сегментов в непрерывном комбинированном разряде в смеси He-Cd при температуре резервуара с кадмием T(Cd)~300 °C. Для этого использовались металлические сегменты длиной /=7,5 см с двумя небольшими боковыми отверстиями, отстоящими от начала сегментов на 2,5 и 5 см. В эксперименте фиксировались условия, при которых глубина достигала значений x=2,5 см и x=5 см. Наблюдения показали, что глубина возрастает с ростом тока разряда и имеет выраженный максимум при вариациях давления. На рис. 5, а, б, показаны результаты измерений при токе /=100 мА, из которых видно, что максимальная глубина соизмерима с длиной сегмента, а характер зависимости x/d от pd такой же, как у РПК с d=0,4 см [15] (рис. 5, б). При этом максимальная величина x/d занимает промежуточное положение между
значениями в РПК для чистого гелия (рис. 3, б) и для смеси Не-Сё при Г(Сё)=320 °С (рис. 5, б) и с учетом имеющейся зависимости глубины от давления паров металла [15] соответствует прогнозируемому соотношением (3) порядку величины.
Исходя из результатов измерений глубины проникновения плазмы с учетом проведенного в предыдущем разделе анализа можно заключить, что в комбинированном разряде имеет место эффект полого катода, наибольшая степень проявления которого соответствует растущей ветви зависимости х от р (т. е. диапазону давленийрНе~(1,33...6,65).103 Па).
4. Исследование активных сред He-Krt, He-Cdt
лазеров с возбуждением в комбинированном разряде
Нами были проведены эксперименты по исследованию генерации на переходах №1 (¿=585,3 нм), КгП (¿=469,4; 458,3 и 431,8 нм) и СШ (¿=441,6; 533,7 и 537,8 нм) при возбуждении активных сред в комбинированном разряде.
Импульсная генерация на желтой линии неона ¿=585,3 нм №1 при возбуждении в комбинированном разряде была получена и исследована в №-Н2 смеси. Механизмами генерации на ¿=585,3 нм №1 при газоразрядном возбуждении являются накачка верхнего уровня тройной ударно-радиационной рекомбинацией ионов неона и столкновительная очистка нижнего (резонансного) уровня за счет реакции Пеннинга на водороде [7-9].
Диапазон оптимальных давлений смеси составлял ~(1,33...4).103 Па. Оптимальным было соотношение компонентов смеси №:Н2=1:1,5. Генерация осуществлялась в раннем послесвечении при оптимальных токах разряда ~50... 100 А. Длительность импульсов генерации составляла ~1 мкс. Типичные осциллограммы спонтанного излучения и генерации на ¿=585,3 нм №1 приведены на рис. 6, а, б.
Достигнутый коэффициент усиления, измеренный методом максимальных калиброванных потерь, составил 12 дБ/м, что превышает усиление в продольном разряде 10 дБ/м и в РПК 5,2 дБ/м [8, 9] и свидетельствует об эффективной ионизации неона в комбинированном разряде при значительных добавках водорода.
Особенностями комбинированного разряда как активной среды №-Н2 лазера является то, что, высокий коэффициент усиления на ¿=585,3 нм №1 достигается при меньших напряжениях и удельных энерговкладах по сравнению с продольным разрядом, при этом устойчивость и однородность горения разряда позволяют достигать больших по сравнению с РПК плотностей тока и усиления на участках сегментов, функционирующих в режиме полого катода.
Поскольку ток разряда протекает по сегментам последовательно, то при соизмеримых плотностях тока в катодной полости потребляемый сегментированной трубкой ток в несколько раз меньше, чем
трубкой с РПК. При этом сопротивление плазмы в комбинированном разряде выше, чем в РПК, что облегчает согласование сегментированной трубки со схемой импульсного возбуждения и позволяет (также как в продольном разряде) использовать меньшие накопительные емкости, обеспечивающие малую длительность и короткий задний фронт возбуждающих импульсов (рис. 6, а), что повышает эффективность рекомбинационной накачки уровней N01.
Рис. 6. Типичные осциллограммы импульсов тока (штриховые линии), спонтанного излучения (а, в, д) и генерации (б, г, е) на переходах №1 (А=585,3 нм (а, б)), Кг11 (А=469,4; 458,3 и 431,8 нм (в, г)), СёИ (А=441,6 нм (д, е - кривые 1), А=533,7 и 537,8 нм (д, е - кривые 2)) в комбинированном разряде при возбуждении короткими импульсами тока
Импульсная трехволновая генерация в синей области спектра на ионных переходах криптона с А=469,4; 458,3 и 431,8 нм КгП при возбуждении в комбинированном разряде была получена и исследована в Не-Кг смеси. Генерация обусловлена селективной накачкой верхних уровней за счет резонансной передачи возбуждения ионам криптона от метастабилей гелия Не(2^) [3].
Диапазон оптимальных давлений смеси составлял ~(2...6,6).103 Па при парциальных давлениях криптона ~(1,33...6,65).102 Па. Генерация осуществлялась в послесвечении с небольшой задержкой относительно окончания импульса тока при оптимальных токах разряда ~40...80 А. Длительность импульсов генерации составляла ~10...25 мкс. Типичные осциллограммы спонтанного излучения и генерации на линиях Кг11 приведены на рис. 6, в, г. В спонтанном излучении длительное послесвечение обусловлено накачкой за счет резонансной передачи возбуждения, а кратковременный всплеск интенсивности в раннем послесвечении - реком-бинационной накачкой.
Наиболее интенсивной в генерации была линия А=469,4 нм КгП, коэффициент усиления на которой достигал 3 дБ/м, что существенно превышает измеренное нами усиление в продольном разряде ~1 дБ/м (при оптимальных рНе~1,33.103 Па, рКг~1,33 Па). Достигнутое усиление свидетельствует об эффективной накачке уровней КгП в комбинированном разряде. При этом генерация осуществляется при меньших напряжениях и удельных энерговкладах по сравнению с продольным разрядом.
Для возбуждения активной среды Не-Сё+ лазера в комбинированном разряде использовался импульсный, квазинепрерывный и непрерывный режимы. В результате экспериментов была получена и исследована трехволновая генерация на синей (А=441,6 нм СаН) и зеленых (А=533,7 и 537,8 нм СёП) линиях иона кадмия в импульсном и квазинепрерывном режиме, а также непрерывная генерация на А=441,6 нм СШ при катафорезном вводе паров.
Основным механизмом накачки для синей линии А=441,6 нм СёП является реакция Пеннинга с участием атомов кадмия и метастабилей гелия. Зеленые линии А=533,7 и 537,8 нм СёП возбуждаются путем радиационных и столкновительных (за счет электронного девозбуждения) переходов с вышележащих уровней СёП, заселяемых перезарядкой ионов гелия на атомах кадмия [1-3].
При возбуждении разряда короткими (~1 мкс) импульсами тока была получена генерация на синей и зеленых линиях СёП в импульсно-периоди-ческом режиме (при частотах следования импульсов ~(2...5)-103 Гц). Генерация осуществлялась во время импульсов тока (с небольшой задержкой относительно начала тока) при оптимальных токах разряда ~10...20 А. Типичные осциллограммы спонтанного излучения и генерации на линиях
СёП приведены на рис. 6, д, е. В спонтанном излучении длительное послесвечение обусловлено накачкой ударами второго рода, а кратковременный всплеск интенсивности в раннем послесвечении на зеленых линиях - рекомбинационной накачкой.
По условиям возбуждения и характеристикам генерации на линиях СёП комбинированный разряд существенно отличается от продольного разряда и близок к разряду с полым катодом. В частности, в продольном импульсном разряде генерация на синей линии происходит в ближнем послесвечении, а генерация на зеленых линиях - в более дальнем послесвечении, при этом оптимальные токи для синей линии значительно ниже, чем для зеленых, и одновременная двухцветная генерация не достигается [1, 2]. В комбинированном же разряде оптимальные условия для трех линий СёП близки и наблюдается одновременная трехволновая сине-зеленая генерация во время импульса тока, как и в РПК.
При возбуждении разряда длинными импульсами тока (до ~30 мкс) была получена квазинепрерывная трехволновая сине-зеленая генерация на переходах СёП при оптимальных токах разряда ~1 А. Длительность импульсов генерации достигала ~10...20 мкс.
Область давлений гелия, при которых наблюдалась импульсная и квазинепрерывная генерация на синей линии (А=441,6 нм СШ) составляла рИе~(6,6...200).102 Па, а область давлений для зеленых линий (А=533,7 и 537,8 нм СШ) составляла ^Не~(33...2 00). 102 Па. Диапазон давлений рИе~(6,6...13,3).103 Па являлся оптимальным для одновременной трехволновой генерации. Оптимальное давление кадмия составляло ри~1,33.102 Па, что типично для РПК [1-3]. Достигнутые коэффициенты усиления составили 4 дБ/м для А=441,6 нм СёП и 2 дБ/м для А=533,7 и 537,8 нм СШ. Эти значения превышают усиление в импульсном продольном разряде (~3 и ~1 дБ/м [1-3]), что свидетельствует об эффективной накачке уровней СШ в комбинированном разряде.
В комбинированном разряде была также получена непрерывная генерация на А=441,6 нм СШ. При увеличении тока разряда наблюдался монотонный рост мощности вплоть до токов ~300 мА, затем наступал перегрев трубки. По этой причине оптимальные токи, которые составляют ~1 А, в не-
прерывном режиме не достигались. Коэффициент усиления составлял 2 дБ/м при /=100 мА.
При вариациях длины металлических сегментов I наблюдалась тенденция к повышению оптимального давления рабочих смесей при увеличении I. Это обусловлено тем, что максимум усиления и интенсивности генерации достигается в условиях максимума активной длины, т. е. при соизмеримости глубины проникновения плазмы с длиной металлических сегментов. Увеличение длины сегментов влечет повышение давления (в пределах растущей ветви зависимости х от р), при котором достигаются максимальная глубина и активная длина.
Полученные результаты свидетельствуют о перспективности использования комбинированного разряда для возбуждения активных сред ре-комбинационных лазеров с пеннинговской очисткой нижнего уровня, а также многоволновых лазеров с накачкой ударами второго рода. Набор одновременно генерирующих длин волн может быть расширен, как и в РПК, путем совмещении активных сред. В частности, могут быть перспективными активные среды на многокомпонентных смесях: Ие-Сё-Ив, Ие-Кг-Щ и др. [3].
5. Заключение
Предложен и исследован новый способ возбуждения активных сред - комбинированный разряд в трубке с металлическими сегментами, сочетающий свойства продольного разряда (устойчивость и однородность разряда, простота конструкции разрядной трубки, возможность катафорезного ввода паров металлов) и разряда с полым катодом (наличие «жесткой» составляющей функции распределения электронов по энергиям на значительной части активной длины). При возбуждении в комбинированном разряде получена и исследована импульсная генерация на А=585,3 нм №1, импульсная трехволновая генерация на переходах КгП (А=469,4; 458,3 и 431,8 нм), импульсная и квазинепрерывная трехволновая генерация на переходах СёП (А=441,6; 533,7 и 537,8 нм), а также непрерывная генерация на А=441,6 нм СёИ. Достигнуты высокие коэффициенты усиления, существенно превышающие усиление в продольном разряде.
Авторы выражают благодарность С.В. Гумбергу за помощь в проведении экспериментов.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Иванов И.Г., Латуш Е.Л., Сэм М.Ф. Ионные лазеры на парах металлов. - М.: Энергоатомиздат, 1990. - 256 с.
2. Ivanov I.G., Latush E.L., Sem M.F. Metal Vapour Ion Lasers: Kinetic Processes and Gas Discharges. - Chichester, N.Y.: John Wil-ley & Sons, 1996. - 285 p.
3. Энциклопедия низкотемпературной плазмы. Т. XI-4. Газовые и плазменные лазеры. - М.: Физматлит, 2005. - 822 с.
4. Little C.E. Metal Vapour Lasers: Physics, Engineering and Applications. - Chichester, N.Y.: John Willey & Sons, 1999. - 619 p.
5. Латуш Е.Л., Чеботарев Г.Д., Васильченко А.В. Импульсные ка-тафорезные лазеры на парах кадмия и стронция // Оптика атмосферы и океана. - 1998. - Т. 11. - № 2-3. - С. 171-175.
6. Чеботарев Г.Д., Пруцаков О.О., Латуш Е.Л. Критерии пространственной однородности активных сред катафорезных импульсно-периодических лазеров на парах металлов // Квантовая электроника. - 2005. - Т. 35. - № 7. - С. 598-604.
7. Держиев В.И., Тарасенко В.Ф., Яковленко С.И., Янчари-на А.М. Пеннинговские плазменных лазеры на переходах гелия и неона // Труды ИОФАН. - 1989. - Т. 21. - С. 5-43.
8. Бункин Ф.В., Держиев В.И., Латуш Е.Л., Муравьев И.И., Сэм М.Ф., Чеботарев Г.Д., Яковленко С.И., Янчарина А.М. Инверсия и генерация на переходе NeI А=585,3 нм в разрядах с жесткой составляющей // Квантовая электроника. - 1986. -Т. 13. - № 12. - С. 2531-2533.
9. Латуш Е.Л., Сэм М.Ф., Чеботарев Г.Д. Механизмы генерации газоразрядного неон-водородного лазера на А=585,3 нм // Квантовая электроника. - 1990. - Т. 17. - № 11. -С. 1418-1423.
10. Maitland A. Theory of segmented metal discharge tubes for argon lasers // J. Phys. D: Appl. Phys. - 1971. - V. 4. - P. 907-915.
11. Clark G.L., Maitland A. A copper vapour laser with the discharge confined by long metal tubes // J. Modern Optics. - 1988. - V. 35.
- P. 615-621.
12. Smith A.L.S., Brooks M. Gas laser discharges in continuous metal tubes // J. Phys. D: Appl. Phys. - 1974. - V. 7. - P. 2455-2463.
13. Москалев Б.И. Разряд с полым катодом. - М.: Энергия, 1969.
- 184 с.
14. Mcintosh A.I., Dunn M.H., Belal I.K. Helium singlet and triplet metastable number densities in hollow-cathode/metal vapour lasers // J. Phys. D: Appl. Phys. - 1978. - V. 11. - P. 301-311.
15. Grace J.R., Mcintosh A.I. Design and performance of an improved hollow cathode He-Cd+ laser // J. Phys. D: Appl. Phys. - 1979. -V. 12. - P. 2043-2051.
16. Кириченко В.И., Ткаченко В.М., Тютюнник В.Б. Влияние геометрических размеров, материала катода и рода газа на область оптимальных давлений тлеющего разряда с цилиндрическим полым катодом // Журнал технической физики. - 1976. - Т. 46. - № 9. - С. 1857-1867.
17. Острицкий И.В., Ткаченко В.М. Исследование глубины проникновения плазмы в катодную полость тлеющего разряда с цилиндрическим полым катодом // Известия вузов. Радиофизика. - 1990. - № 2. - С. 258-260.
18. Энгель А., Штеенбек М. Физика и техника электрического разряда в газах. Т. 2. - М., Л.: ОНТИ, 1936. - 382 с.
19. Райзер Ю.П. Физика газового разряда. - М.: Наука, 1987. -592 с.
Поступила 03.10.2008 г.
УДК 519.624.2
ИССЛЕДОВАНИЕ ФУНКЦИЙ ДЛЯ УПРАВЛЯЮЩЕГО ПАРАМЕТРА КРАЕВОЙ ЗАДАЧИ ДИФФУЗИИ ПЛОТНОСТИ ПЛАЗМЫ
В.П. Зимин
Томский политехнический университет E-mail: zimin@ido.tpu.ru
Исследован алгоритм поиска решений нелинейной краевой задачи диффузии плотности плазмы в термоэмиссионном преобразователе энергии. Используя представление области возможных решений задачи на фазовой плоскости (плотность плазмыi -ионный ток) показано, что область сходимости к физически адекватному решению существенным образом зависит от структуры: функции для управляющего параметра краевой задачи. Даныi практические рекомендации выбора этой функции и предложен алгоритм численного решения задачи. Проанализированыi численные решения краевой задачи для характерных параметров преобразователя.
Ключевые слова:
Краевая задача, метод пристрелки, управляющий параметр, уравнение диффузии, низкотемпературная плазма, термоэмиссионный преобразователь энергии (ТЭП).
Введение
При анализе стационарных плазменных процессов в межэлектродном зазоре (МЭЗ) термоэмиссионного преобразователя энергии (ТЭП) необходимо решать краевую задачу, граничные условия которой задаются у электродов в виде уравнений баланса потоков частиц и энергии [1, 2]. Нахождение численного решения краевой задачи затруднено и объясняется наличием особых точек и особого поведения решений уравнения диффузии плотности плазмы в МЭЗ [3]. В [3] было предложено анализировать возможные решения стационарного уравнения диффузии на фазовой плоскости плотность плазмы - ионный ток. Для линейного случая, когда коэффициент ионизации функции генерации заряженных частиц в объеме
плазмы не зависит от плотности плазмы, распределение плотности плазмы в МЭЗ слабо зависит от температуры электронов, которая находится из трансцендентного уравнения [2, 3]. При сравнительно малой плотности плазмы на ионизацию оказывает существенное влияние излучение возбужденных атомов, которое ухудшает условия ио-нообразования. Функция генерации становится нелинейной относительно плотности плазмы [4]. В работе [5] приближенное решение нелинейной краевой задачи сводилось к решению модифицированного трансцендентного уравнения.
Точное решение данной краевой задачи может быть получено с помощью численных методов. В этом случае краевая задача редуцируется к множеству задач Коши и применяется достаточно эффек-
