Газоразрядные импульсные лампы для накачки твердотельных лазеров.

Оптическая накачка твердотельных лазеров требует применения источников оптического излучения, способных создать свет нужного спектрального состава и доста­точно высокой интенсивности. Наилучшим образом для этих целей подходят газораз­рядные лампы, наполненные ксеноном или криптоном или их смесью при достаточно высоком давлении газа. Лазерная система накачки кроме лампы (или ламп) включает также осветитель, в котором размещаются как лампы, так и активный стержень. Мощные твердотельные лазеры работают в импульсном или частотно-импульсном режимах. Система накачки должна функционировать в таких же режимах, поэтому применяют импульсные газоразрядные лампы.

Классическое определение импульсной лампы: это газоразрядный прибор с двумя основными токоведущими электродами и газовым промежутком между ними, рассчитанный на возникновение в газовом промежутке в необходимые моменты вре­мени мощных импульсных (искровых) разрядов с интенсивным световым излу­чением. В мощных твердотельных лазе­рах, как правило, применяются прямоли­нейные трубчатые лампы, их устройство показано на упрощенной схеме рис. 3.2. При внешней простоте технология изготовления таких ламп представляет серь­езные трудности. Оболочка лампы (1) изготавливается из кварцевого стекла высокого качества. Поэтому выходящее наружу излучение разряда содержит заметную составляющую в области ультрафиолета, начиная примерно от 220 нм. Кроме хорошего пропускания излучения в диапазоне от 220 нм до примерно 1 мкм, кварцевое стекло способно выдерживать повышенные термические нагрузки. Но при этом обрабаты­вать кварц обычными газовыми горелками, с помощью которых производят пайку си­ликатного стекла, невозможно, приходится пользоваться кислородными горелками, температура пламени которых не ниже примерно 2000^оС. Торцы кварцевой трубки за­крываются металлическими колпачками (4). Колпачки скрепляются с кварцевым стек­лом специальным герметичным цементом. Коэффициент теплового расширения ме­талла колпачков и цемента должен совпадать с коэффициентом теплового расшире­ния кварцевого стекла, в противном случае во время горения лампы произойдет ее разгерметизация. После вакуумной обработки, внутренняя полость лампы заполняется рабочим газом через откачной штенгель (2) до давлений порядка нескольких сотен тор, после чего штен­гель запаивается пламенем кислородной го­релки.

Особые требования предъявляются к элек­тродам (3). Материал, из которого они изго­тавли­ваются, должен быть тугоплавким, но вме­сте с тем иметь высокую эмиссионную способ­ность. Первоначально электроды делались из ториро­ванного вольфрама, но у этого материала эмис­сионная способность была недостаточной. Поэтому происходило постепенное распыление электродов, затемнение оболочки и, соответст­венно, снижение светового потока лампы. К на­стоящему времени разработаны специальные сплавы, позволившие заметно улучшить работу электродов в лампе. Тем не менее, срок службы импульсной лампы в основном определяется ра­ботоспособностью электродов.

В процессе световой вспышки импульсной лампы выделяют три стадии. Вначале осуществляется пробой разрядного промежутка и инициирование разряда. Вторая стадия характеризуется расширением разрядного канала вплоть до заполнения им всего поперечного сечения трубки. Обычно длительность первых двух этапов не превышает 10 мкс. Наступающую после этого стадию назвали квазистационарной, она продолжается несколько миллисекунд. Именно третья стадия создает интенсивный поток светового излучения, используемый для накачки стержней. В прямых им­пульсных лампах, применяемых для оптической накачки, расстояние между электро­дами составляет несколько десятков сантиметров, а давление газа близко к атмо­сферному. В таких условиях прямой пробой разрядного промежутка невозможен. Инициирование разряда осуществляется ионизацией межэлектродного промежутка вспомогательным маломощным источником высокого напряжения (в том числе при­меняется и ВЧ источник). Для создания инициирующего разряда используется внеш­ний или внутренний вспомогательный электрод. Обычно электродом служит тонкий оголенный провод, прижатый к наружной поверхности оболочки лампы. Механизм инициирования разряда основан на взаимодействии вспомогательного электриче­ского импульса со статическими зарядами на стенке лампы. Межэлектродный проме­жуток электрически разделяется на несколько коротких эквивалентных промежутков, последовательно пробиваемых один за другим. Для пробоя короткого промежутка вполне хватает напряжения вспомогательного источника. Сказанное наглядно иллю­стрируется графиком рис. 3.3, пробивное напряжение при использовании вспомога­тельного электрода (кривая 2) существенно ниже напряжения прямого пробоя (кри­вая 1). Инициируемый описанным способом разряд возникает в виде узкого искрового канала, прижатого к стенке, у которой располо­жен вспомогательный электрод. Через этот канал начинает протекать ток основного разряда. Это уже вторая стадия разряда и она характеризуется быстрым нарастанием разрядного тока, что сопровождается бурными газодинамическими процессами. Появляются ударные волны, заметная тур­булентность возникающей плазмы, и почти вся вкладываемая в разряд энергия расходуется на эти процессы, а не на излучение. К концу второй стадии разрядный канал расширяется и заполняет все внутреннее сечение трубки. На этой стадии газ быстро нагревается и терма­лизуется, а после заполнения плазмой всего сечения трубки газодинамические процессы затухают, и наступает третья стадия развития. На всем ее протяжении геометрия канала практически не меняется, в плазме достигается состояние локального термодинамического равновесия (ЛТР). Под ЛТР понимается та­кое состояние плазмы, при котором в каждом не слишком маленьком объеме, существенно превышающем сферу дебаевского радиуса, это состояние полностью харак­теризуется двумя термодинамическими параметрами. Например, температурой и давлением газа или температурой и плотностью частиц газа. Оба параметра меняются от одного элементарного объема до другого и от одного момента времени к дру­гому, но в каждой точке области разряда в каждый момент времени все свойства плазмы определяются локальными мгновенными значениями этих параметров. Такое состояние существенно облегчает возможность расчета электрических и излучательных свойств разряда. В силу таких обстоятельств эту стадию разряда назвали квази­стационарной.

Энергетический баланс на квазистационарной стадии разряда. Введем два предположения: во-первых, так как продолжительность квазистационарной стадии на несколько порядков превышает длительность двух предшествовавших стадий, то полагаем, что энергетический баланс этой стадии практически совпадает с энергетиче­ским балансом всего импульсного разряда; во-вторых, опираясь на данные экспери­ментов, будем считать, что тепловые потери намного меньше излучательных потерь. Прямые измерения показывают, что тепловые потери не превышают примерно 15% от вводимой в разряд электрической энергии. Вся остальная энергия преобразуется в излучение. Поэтому с хорошим приближением учет тепловых потерь можно произво­дить введением небольшой поправки в расчетные формулы.

Приходную часть энергетического баланса составляет джоулева энергия, выделяющаяся в разряде главным образом на протяжении квазистационарной стадии. Обозначим через j плотность разрядного тока, а через Е – напряженность электриче­ского поля. При импульсном разряде обе эти величины являются функциями вре­мени. Но в каждый момент времени выделяется энергия, равная:

W = j×E

Расходная часть баланса, согласно второму допущению, определяется излучательными потерями. Удельная вольтамперная характеристика лампы в каждый момент времени равна:

j = s×E (3.1)

Удельная электропроводность s в общем случае определяется родом газа, температурой Т, частотой электрон-атомных n_еа и электрон-ионных n_еi столкновений. На квазистационарной стадии импульсного разряда преобладают кулоновские взаимо­действия, то есть n_ei >> n_ea. В этом случае электропроводность идеальной плазмы определяется соотношением:

s = 1,55×10^–4×Т^3/2/ Z² lnL, (3.2)

причем L = 1,24×10⁴ T^3/2 / Z× (2.26)

где Z – заряд иона. Но идеальна ли плазма импульсного разряда? Если нет, то пользоваться соотношением (3.2) нельзя.

Условие идеальности нам известно (2.13): число частиц в сфере дебаевского радиуса n_D должно быть много больше единицы. В импульсных лампах температура плазмы близка к 1эВ (11000К), а концентрация электронов порядка 10¹⁷ см^{– 3}. Исходя из таких параметров, получаем из условия (2.13), что в дебаевской сфере плазмы импульсных ламп число частиц меньше единицы. Это не означает, что частицы можно делить, просто в такой плазме одна частица приходится на объем, превышающий объем дебаевской сферы. В качестве меры неидеальности используют без­размерный фактор:

g = = (3.3)

где d – среднее расстояние между ионами. Здесь Т – в К, n_e – в см ^{– 3}. Чем больше значение фактора неидеальности, тем дальше плазма от идеального состояния. На основе экспериментальных данных фактор g в зависимости от режима разряда лежит в пределах от 0,1 до 0,15. Это считается не очень сильным отклоне­нием от идеаль­ности, и такую плазму называют слабонеидеальной недебаевской плазмой. Тер­мин недебаевская означает, что условие силь­ного превышения числа частиц в дебаевской сфере над единицей здесь не выполняется. К та­кой плазме соотношение (3.2) неприменимо.

Сказанное подтверждается данными экспериментов, приводимыми на графике рис. 3.4 [10]. Пунктирная линия 1 – расчет электро­проводности плазмы типичной импульсной лампы для накачки, выполненный по формуле (3.2). Сплошная линия 2 – экспери­ментальные данные для той же лампы. Расхо­ждение между расчетом и экспериментом зна­чи­тельное, в среднем около 2-х раз. На основа­нии экспериментальных данных о температурных зависимостях электропроводности, полученных для разрядов в ксеноне, криптоне и аргоне, вы­ведены полуэмпирические соотноше­ния, хорошо описывающие такие зависимости [11]:

s = (3.4)

где U_i – потенциал ионизации соответствующего газа. Подставив (3.4) в (3.1) получаем аналити­ческое выражение для удельной вольтамперной характеристики импульсного разряда:

(3.5)

Излучение плазмы, прежде всего, характе­ризуется спектральными распределениями ин­тенсивности и коэффициента поглощения, а также суммарным потоком лучистой энергии. Спектральный состав излучения складывается из линейчатого (связано-свя­занные переходы) и непрерывного (свободно-связанные и свободно-свободные пере­ходы) излучений. Разряды в инертных газах при давлениях порядка атмосферного и при от­носительно больших плотностях разрядного тока существенную часть энергии излу­чают в непрерывном спектре, называемом континуумом. Так, лампа с ксеноно­вым наполнением излучает спектр, очень близкий к солнечному. В диапазоне длин волн от ~300 до ~800 нм подавляющая часть лучистой энергии приходится на непре­рыв­ный спектр с максимумом в районе ~500 нм. На этом мощном фоне выделяется со­всем небольшое число спектральных линий. Но в области от 820 до примерно 1100 нм располагаются очень мощные ИК-линии, значительно превышающие континуум. Поэтому ксеноновые лампы используются не только как мощные источники видимого света, но и как источники инфракрасного излучения.

Для расчетов осветителей, используемых в системах оптической накачки, необ­ходимо знать поглощательные свойства плазмы, через которую отраженный освети­телем свет направля­ется к активному стержню. Коэффи-циент погло­щения в плазме на данной длине волны экспо­ненциально растет с ростом температуры. Он также в целом растет с ростом длины волны. При рассмотрении соответ-ствующих зависимо­стей удобнее пользоваться другой характери­стикой поглощательных свойств плазмы, а именно, эффективным сечением поглощения, выражаемым отношением коэффи­циента поглощения c_l на длине волны l к концентрации нейтральных атомов в плазме n_a.

На рис.3.5 представлены зависимости эффективного сечения поглощения, полученные экспериментально для трех инертных газов на длине волны l = 500 нм, от значений обратной температуры. У этих зависимостей явно обнаруживается экспоненциальный характер. В случае относительно "горячей" плазмы эффективность от­ражателя снижается из-за возросшего поглощения отраженного излучения в лампе.

Для суммарного потока лучистой энергии лампы получено полуэмпирическое соотношение [12]:

q_изл = 3,7×10⁹×p×exp (3.6)

где давление р – в МПа, Т – в К, q_изл – в Вт/см³.

Учитывая, что на квазистационарной стадии импульсного разряда подавляющая часть вводимой электрической энергии преобразуется в излучение, уравнение энергетического баланса представим в несколько упрощенной форме:

s×Е² = q_изл или j² = q_изл×s (3.7)

Подставив в (3.7) значение s из (3.4), находим связь температуры Т в разряде с плотностью разрядного тока j (или с напряженностью электрического поля Е) [12]:

(3.8)

или

(3.9)

К этим соотношениям добавляется еще одно, а именно, эмпирическая связь концентрации электронов в разряде от плотности тока:

(3.10)

Приведенные в этом разделе соотношения позволяют рассчитать параметры и электрические режимы лампы, обеспечивающие задаваемую интенсивность накачки активного элемента твердотельного лазера. Для более детального знакомства с импульсными лампами рекомендуется [14].

Дата добавления: 2015-10-16