CC BY
25
УДК 621.375.826
ОСОБЕННОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРА НА ПАРАХ МЕДИ, ВОЗБУЖДАЕМОГО ИМПУЛЬСНО-ПЕРИОДИЧЕСКИМ
ВЧ-РАЗРЯДОМ
В.М. Батенин1, В. Т. Карпухин1, М.М. Маликов1, В. Я. Менделеев1, М.А. Казарян2, Р. А. Захарян3, Н.А. Лябин4
Представлены результаты численных исследований импульсного излучения индукционного лазера на парах меди. Лазер возбуждается цугами высокочастотных (1070 МГц) колебаний электрического тока. Цуги следуют, друг за другом с частотой в 2-17 кГц. Обсуждаются особенности и разнообразие получаемых форм импульсов лазерного излучения и возможность применения их для диагностических целей и других практических задач.
Ключевые слова: ВЧ-разряд, лазер на парах меди, лазерная кинетика, импульсы излучения, форма, пиковая мощность.
Введение. Лазеры на парах меди (ЛПМ) [1-3] широко применяются в промышленности, медицине, науке, в частности, для мониторинга внутренних поверхностей разрядных камер [3-4] в условиях сильной фоновой засветки от плазмы. Большой интерес представляют ЛПМ с высокой импульсной мощностью для оптических диагностик, основанных на рассеянии света кластерами, наночастицами и на комбинационном рассеянии света молекулами [3, 5]. В различных приложениях к параметрам и качеству лазерного излучения предъявляются свои определённые требования. В данной работе обсуждаются результаты исследований параметров излучения безэлектродного индукционного лазера на парах меди (ИЛПМ), возбуждаемого импульсно-периодическим ВЧ-разрядом. Исследовалось влияние частоты ВЧ-колебаний тока ftr в цуге, частоты следования цугов накачки f и других задаваемых параметров на форму импульсов излучения и на их энергетические характеристики. Экспериментально динамика излу-
1 ОИВТ РАН, 125412 Россия, Москва, ул. Ижорская, д. 13, стр. 2; e-mail: mmalikov@oivtran.ru.
2 ФИАН, 119991 Россия, Москва, Ленинский пр-т, 53.
3 Тарусский филиал Института общей физики РАН, 249100 Россия, Таруса, ул. Энгельса, 6.
4 НПП "ИСТОК", Россия, Московская обл., Фрязино, ул. Вокзальная, 2а.
чения и лазерная кинетика ЛПМ при возбуждении ВЧ-разрядом не изучались. Поэтому численные исследования, дающие информацию о потенциальных параметрах излучения ИЛПМ, позволяют оценить перспективу их практического применения в различных технологиях и в диагностических целях.
Схема лазера и численный эксперимент. Схема ИЛПМ с кольцевым разрядным объёмом приведена на рис. 1. Индуктор, расположенный поверх теплоизоляции, состоит из нескольких витков. Импульсное магнитное поле, создаваемое индуктором при разряде накопительной ёмкости С, приводит к появлению в кольцевом объёме вихревого тока 1, возбуждающего рабочую смесь (Ке+Си). Число витков N, размеры индуктора и разрядного объёма определяют индуктивности индуктора, плазменного "витка" и взаимную индуктивность. Частота высокочастотных колебаний тока в цуге и время затухания их энергии зависят от всех индуктивностей, величины накопительной ёмкости С, электрического сопротивления плазмы Кр(1) и коммутирующего элемента. Детальное описание физической модели такого лазера, описывающих её уравнений, и результаты численных расчётов всех электрических величин, кинетических параметров плазмы и выходных характеристик излучения представлены в наших работах [6, 7]. В данной работе приняты следующие геометрические размеры: радиус индуктора - 6 см, радиусы стенок кольцевой разрядной камеры 3.5 и 2.5 см, длина 90 см. Объём камеры составлял 1.7 литра. Оптический резонатор лазера состоял из двух плоских зеркал, расположенных на торцах разрядной камеры. Коэффициенты отражения составляли
Рис. 1: Схема ИЛПМ. 1 - индуктор, 2 - теплоизоляция, 3- керамическая вставка, 4 - плазма разряда.
типичные значения: для глухого зеркала 0.97, для выходного зеркала 0.07. Расстояние между зеркалами равнялось 130 см.
В исходном варианте расчётов принимались следующие задаваемые параметры: N =1 (индуктор с одним сплошным по всей длине камеры витком), давление неона 250 Торр, концентрация атомов меди 1.53• 1015 см-3, накопительная ёмкость С = 1.5 нф и начальное напряжение на ней и(0) = 35 кВ, частота следования импульсов накачки (цугов) f = 10 кГц. На рис. 2 представлены рассчитанные величины: импульс тока /р\, сопротивление плазменного витка Яр\(£) и мощность джоулева тепловыделения в плазме ^р\(£) = </р\(£) • Яр\(£). Частота колебаний тока в цуге в этом варианте составила ~30 МГц.
Рис. 2: Параметры импульса возбуждения ИЛПМ: 1 - Jpl, 2 - Rpl, 3 - Wpl.
Видно, что мощность Wpi пульсирует с частотой 2ftr ^ 60 МГц. В каждой пульсации Wpi достигается высокая скорость ввода энергии в плазму. Отметим, что на начальном временном интервале ~0-60 нс выделяется до ~70% электрической энергии, вложенной в плазму. Всё это способствует возникновению инверсной заселённости и повышению эффективности лазера.
При этих параметрах средняя по частоте следования цугов (по полному времени) мощность излучения ИЛПМ Wav равнялась 165 Вт и была близка к максимальной величине (см. в [8]). Физический КПД составлял nph ~ 3.5%. Здесь КПД nph определён как
отношение энергии импульса генерации к электрической энергии, вложенной в плазму к моменту окончания этой генерации.
Изменение частоты следования цугов f и напряжения на ёмкости и(0) существенно влияло на параметры плазмы, на форму импульсов излучения, на их пиковую мощность, среднюю мощность Wav и на физический КПД г/Ръ. На рис. 3 представлены импульсы Ж1а8, Wpl и температуры электронов Те при низких и высоких частотах f следования цугов тока накачки. При этом, остальные параметры оставались неизменными. Здесь и ниже приводятся величины ^1а8, пРь, Wav суммарные по двум линиям генерации 0.51 и 0.578 мкм.
Рис. 3: Импульсы - 1, Те - 2, Wpl - 3; ^г = 30 МГц; (а): f = 2.5 кГц, (б): 15 кГц.
Видно, что пульсирующий характер мощности джоулева тепловыделения Wpl приводит к заметным пульсациям электронной температуры Те(). В работе [8] показано, что колебания Те не препятствуют возникновению и поддержанию инверсной заселённости на самоограниченных переходах лазерных уровней атомов меди. На больших временах (см. рис. 3(а),(б)) средний уровень температуры Те падает ниже 2 эВ и константа возбуждения верхнего лазерного уровня электронным ударом становится меньше соответствующей константы для нижнего лазерного уровня. Вследствие этого генерация излучения лазера прекращается. При низких частотах f = 2.5 кГц (рис. 3(а)) наблюдается пульсирующий импульс лазерного излучения Wlas большой длительности (до 70-90 нс), содержащий 4 пика. Частота следования этих пиков излучения составляла
~60 МГц. С увеличением f происходит более быстрый спад Те, сокращается длительность Ж\а8 и количество пиков. Детальное описание этого эффекта, временные зависимости заселённости уровней и кинетических коэффициентов приводятся в [8]. При больших значениях f > 12 кГц получается гладкий одиночный импульс излучения лазера Ж\а8 с малой длительностью по полувысоте ~5-10 нс и с пиковой мощностью свыше 1 МВт (рис. 3(б)). Аналогично влияет на картину импульсов излучения и величина напряжения на ёмкости. Увеличение и(0) тоже приводит к уменьшению длительности импульса генерации и числа пиков.
Отметим, что для варианта на рис. 3(а) выходная мощность лазера и КПД пРь составляли 60 Вт и 4.8%, а для варианта на рис. 3(б) соответственно 120 Вт и 2.0%. С ростом частоты следования f значения пРь существенно снижаются.
Весьма интересным является влияние частоты ВЧ-колебаний в цуге на характеристики излучения ИЛПМ. Частоту можно варьировать, задавая различные значения С и N. На рис. 4 показан временной ход Ж\а8(£), Жр\(£) и Те(£) при трёх значениях Дг и двух значениях и(0). Отметим, что на рис. 4((б), (д)) частота Дг ~ 30 МГц, что соответствует значениям С = 1.5 нф и N = 1 исходного варианта расчётов. На рис. 4((а), (г)) частота Дг увеличена за счёт уменьшения ёмкости (С = 0.25 нф, N = 1), а на рис. 4((в), (е)) Дг снижена за счёт увеличения числа витков индуктора (С = 1.5 нф и N =3). Частота следования цугов накачки f = 10 кГц и остальные параметры соответствовали исходному варианту и оставались неизменными.
Из рис. 4(а) видно, что при больших значениях Дг ~ 70 МГц пульсации Те малы и импульс генерации Ж\а8 имеет почти гладкую форму. С уменьшением частоты Дг до 30 Мгц пульсации Те увеличиваются, импульс генерации Ж\а8 достигает максимальной величины и становится двугорбым (рис. 4(б)). При дальнейшем снижении частоты Дг до 9.8 Мгц (рис. 4(в)) импульс генерации распадается на два отдельных импульса с меньшими пиковыми мощностями, чем на рис. 4(б). Отметим, что со снижением Дг падает и величина пРь. Уменьшение пиковых мощностей лазерного излучения Ж\а8 (на рис. 4(а) и рис. 4(в)) и происходит из-за снижения уровня мощности Жр\ и температуры Те. Распад Ж\а8 на два импульса связан с тем, что увеличивается провал между двумя соседними пиками Те(£) и возрастает временной интервал между ними (рис. 4(в)). В свою очередь, снижение Жр\ (по сравнению с исходным вариантом) объясняется тем, что с уменьшением ёмкости С или с увеличением числа витков индуктора N возрастает реактивное сопротивление цепи, вследствие чего падает ток и греющее вихревое поле при неизменном начальном напряжении и(0). Влияние напряжения на параметры
Рис. 4: Импульсы W]as - 1,Те - 2; f = 10 кГц; и(0): (а), (б), (в) - 35 кВ; (г), (д), (е) 45; Лг: (а), (г) - 70 МГц; (б), (г) - 30; (в), (е) - 9.8.
импульсов излучения можно проследить по результатам расчёта на рис. 4((а), (б), (в)) (и(0) = 35 кВ) и рис. 4((г), (д), (е)) (и(0) = 45 кВ).
Сравнение рис. 4(а) и рис. 4(г) показывает, что при высокой частоте ^г ~ 70 МГц с увеличением напряжения и(0) пиковое значение Ж\а8 растёт, приближаясь к аналогичной величине исходного варианта. Импульс излучения остаётся гладким. Примечательно, что с ростом напряжения величина прь изменяется незначительно (от 5.8 до 5.5%), оставаясь на высоком уровне, а значение увеличивается с 50 до 100 Вт.
При средних частотах, Дг ^ 30 МГц, с увеличением и(0) левый основной пик импульса излучения Ж\а8 на рис. 4(б) растёт, а правый уменьшается до полного исчезновения - рис. 4(д). Импульс излучения становится гладким. Значение практически не изменяется, оставаясь на уровне 165-168 Вт, а величина прь существенно снижается от 3.5% до 2.3%.
При малых частотах, ~ 9.8 МГц, наблюдается аналогичная зависимость. С ростом напряжения и(0) левый импульс Ж\а8 на рис. 4(в) растёт, а правый импульс Ж\а8 падает и становится меньше левого импульса (рис. 4(е)). Распад Ж\а8 на два отдельных импульса сохраняется. При этом расстояние между двумя импульсами увеличивается. Средняя мощность Ж\а8 слегка возрастает с 50 до 60 Вт, величина прь снижается от 2.1% до 1.0%.
Обсуждение результатов. Увеличение длительности импульса генерации (рис. 3) с уменьшением частоты следования f и приложенного к трубке напряжения происходят и в обычном (электродном) ЛПМ с апериодическим разрядом (см. обзор в [9]). Однако такие большие регулярные (с частотой десятки мегагерц) пульсации интенсивности Ж\а8 не наблюдаются. Возможность генерации в ИЛПМ импульса излучения большой длительности может оказаться полезной при создании лазерного монитора и визуализации удалённых объектов [3, 4, 9]. Кроме того, пульсирующий характер Ж\а8, вероятно, привлечёт внимание исследователей, разрабатывающих диагностические методики с высоким временным разрешением. Гладкие импульсы излучения ИЛПМ с малой длительностью ~5-10 нс, с высокой пиковой мощностью свыше 1 МВт и с частотой следования 10-15 кГц могут найти применение в диагностических методиках, основанных на рассеянии света, например, для исследований многофазных газовых потоков и пламен [10, 11].
Численное исследование влияния частоты ВЧ-колебаний Дг в цугах накачки, следующих с частотой f = 10 кГц, показывает, что при высоких значениях Дг пульсации электронной температуры Те и интенсивности импульса излучения Ж\а8 практически
сглаживаются. При этом в широком диапазоне значений и(0) = 30-45 кВ достигаются максимальные значения КПД пРь ~ 5-6%.
Из приведенных выше данных в целом следует, что КПД лазера растёт с увеличением и уменьшается с увеличением напряжения на ёмкости. В работе [9] проводится анализ физических причин и дается объяснение такому поведению параметров ИЛПМ.
Для практического применения представляет интерес обнаруженный эффект расщепления импульса излучения Wlas на два отдельных импульса при частоте < 10 МГц. Результаты на рис. 4((в), (е)) демонстрируют возможность осуществления оперативного управления соотношением пиковых мощностей двух расщеплённых импульсов излучения и задержкой между ними за счёт изменения напряжения на накопительной ёмкости. В данных численных экспериментах длительность расщеплённых импульсов составляла ~10-20 нс, а задержка между ними ~15-30 нс.
Заключение. Исследование параметров излучения ИЛПМ, в котором реализуется ВЧ-разряд затухающих колебаний тока, показал сложное и своеобразное поведение кинетических параметров плазмы и большое разнообразие форм импульсов излучения, в отличие от обычного электродного ЛПМ. Обнаружен ряд эффектов. Например, при малых частотах следования цугов, выявлена возможность генерации лазерного излучения, пульсирующего с частотой ВЧ-колебаний мощности джоулева тепловыделения Wp1(~60 МГц) в цуге накачки. При более низких частотах ВЧ-колебаний тока (9.8 МГц) обнаружен эффект расщепления импульса излучения Wlas на два отдельных импульса с возможностью оперативного управления параметрами этих импульсов. Оба эффекта и энергетические характеристики импульсов излучения могут представлять практический интерес, в частности для диагностических целей.
Исследование выполнено при финансовой поддержке РФФИ в рамках научного проекта № 17-08-00410 а.
ЛИТЕРАТУРА
[1] В. М. Батенин, П. А. Бохан, В. В. Бучанов и др., Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов. Т. 2, под ред. В. М. Батенина (М., Физматлит, 2011), с. 610.
[2] А. Г. Григорьянц, М. А. Казарян, Н. А. Лябин, Лазеры на парах меди: конструкция, характеристики и применения (М., Физматлит, 2005), с. 312.
[3] Г. С. Евтушенко, М. A. Казарян, С. H. Торгаев и др., Скоростные усилители яркости на индуцированных переходах в парах металлов (Серия "Излучение. Пучки. Плазма.", вып. 1) (Томск, STT, 2016).
[4] O. I. Buzhinskij, N. N. Vasiliev, A. I. Moshkunov, et al., Fusion Engineering and Design 60, 141 (2002).
[5] В. Д. Бурлаков, В. В. Зуев, Г. С. Евтушенко и др., Оптика атмосферы и океана 6(3), 326 (1993).
[6] V. M. Batenin, M. A. Kazaryan, V. T. Karpukhin, et al., Plasma Physics Reports 42(11), 1057 (2016).
[7] В. М. Батенин, М. A. Казарян, В. Т. Карпухин, М. М. Маликов, Оптика атмосферы и океана 29(2), 112 (2016). DOI: 10.15372/A0020160205.
[8] V. M. Batenin, M. A. Kazaryan, V. T. Karpukhin, and M. M. Malikov, High Temperature 55(5), 678 (2017).
[9] Ф. А. Губарев, В. Ф. Федоров, К. В. Федоров и др., Квантовая электроника 46(1), 57 (2016).
[10] А. Ю. Вараксин, Теплофизика высоких температур 54(3), 430 (2016).
[11] А. Ю. Вараксин, М. Э. Ромаш, В. Н. Копейцев, ДАН 456(2), 159 (2014).
Поступила в редакцию 2 апреля 2018 г.
