Як правило, далі при сильному порушенні рівноважного розподілу населенностей коливальних рівнів в системі обертальних підрівнів дуже швидко встановлюється рівноважний розподіл (15.17).
Мал. 15.3. Схема P-, Q- і R-переходів коливальної смуги V' → V' - 1
Це обумовлено тим, що обертальне розщеплювання набагато менше kТ і тому в процесі газокінетичних ударів молекули легко передають обертальну енергію один одному. Іншими словами, час обертальної релаксації не перевищує часу між газокінетичними зіткненнями|сутичка|.
Багатоатомна молекула в першому приблияїении розглядається|розглядується| як сукупність гармонійних осциляторів. Іншими словами, в наближенні малих коливань коливальна енергія молекули
(15.19)
де r — число коливальних мір свободи, Vi — коливальне квантове число г-го осцилятора, а частота кожного з цих осциляторів νі називається частотою нормального коливання.
Поняття нормальних коливань молекул дуже істотно|суттєво| для інтерпретації молекулярних спектрів і з'ясування структури молекул. Як відомо з|із| теорії коливань, нормальні коливання — це гармонійні власні коливання, які могли б існувати в лінійних коливальних системах з|із| багатьма мірами свободи, якби в них не відбувалася|походити| дисипація енергії. У кожному нормальному коливанні всі точки системи коливаються|вагатися| з|із| однією частотою. Число нормальних коливань рівне числу коливальних мір свободи системи. Всі нормальні коливання незалежні в тому сенсі, що, в принципі, можна порушити|збудити| тільки|лише| одне зі всіх можливих нормальних коливань. Набір частот нормальних коливанні визначається набором власних резонансних частот коливальної системи. Аналогія з|із| модами відкритих|відчинених| резонаторів очевидна. По суті поняття нормальних коливань в молекулах і мод у відкритих|відчинених| резонаторах тождественны. Останніми роками термін «мода» все частіше застосовується для опису молекулярних коливань.
У молекулах разом з|поряд з,поряд із| можливістю|спроможність| коливань всіх атомів часто виникають переважні коливання її окремих частин|частка|, коливання, при яких змінюються довжини певних зв'язків і (або) кути|ріг,куток| між ними. Знання форми нормальних коливань (коливальних мод) молекули дозволяє характеризувати рух окремих частин|частка| молекули щодо|відносно| один одного і розрізняти коливання по їх локалізації. Для наглядности розділяють нормальні коливання молекул па валентні, при яких змінюються довжини зв'язків, і деформаційні, при яких змінюються кути|ріг,куток| між зв'язками.
Природно, що будь-який допустимий коливальний стан молекули є|з'являтися,являтися| суперпозицією станів єдиного набору|бор| 3N—6 (або 3N — 5) подібних нормальних осциляторів. Типи симетрії коливань задаються точковою групою симетрії, до якої відноситься молекула.
Слідує|прямувати|, проте|однак|, пам'ятати, що характеристична нормальних коливань в багатоатомній молекулі падає із|із| зростанням|зріст| коливального квантового числа V. Проте|тим не менше| коливальний стан молекули характеризується набором коливальних квантових чисел Vi по всіх її нормальним коливанням або, як говорять інакше, по всіх її коливальних модах, загальне|спільний| число яких, як ми знаємо, рівно числу коливальних мір свободи молекули.
Моди молекули зазвичай|звично| позначаються|значаться| символами ν1, ν2, ν2 і т.д. до νr (де r = 3N — 6 або 3N — 5). Ангармонізм, обумовлений дисоціацією молекули, приводить|призводити,наводити| до порушення правила відбору ΔV = ±1 і відповідно до появи в тому, що коливає спектрі молекули обертонів (гармонік|гармошка|) основних частот. Відповідні стани позначаються|значаться| 2v1, 3v2, 2v3 і т.д. Радіаційні переходи між основним станом і другим, третім і т.д. збудженим станом тієї або іншої моди відбуваються|походити| па подвоєною, потрійною і т.д. частоті при відповідній зміні коливального квантового числа ΔV1 = 2, ΔV2 = 3, до. ΔV3=2 і т.д. Крім того, в багатоатомних молекулах ангармонізм робить|чинити| можливою появу в коливальному спектрі так званих складених|складовий| частот, що виникають при одночасній зміні два або більш коливальних чисел, тобто при переходах на так звані складені|складовий| коливання. Наприклад, переходу з|із| основного стану в складене|складовий| коливання v1 + v2 відповідають одночасно ΔV1 = l і ΔV2 = 1, а в стан 2v2 — v1 — значення ΔV1 = —1 і ΔV2= +2. Іншими словами, ангармонізм руйнує незалежність нормальних коливань, зв'язуючи відповідні майже гармонійні осцилятори. Відзначимо тут, що оскільки|тому що| міцність молекули по різних зв'язках різна, то моди, що відрізняються, мають різні енергії дисоціації п відповідно різні константи внутрішньомодового ангармонізма.
Можливість|спроможність| коливальних переходів визначається симетрією станів. Якщо при якомусь певному коливанні молекули її дипольний момент не змінюється, то в дипольному наближенні відповідний перехід заборонено. Прикладом|зразок| можуть служити симетричні валентні коливання молекул, активних в спектрах комбінаційного розсіяння і неактивних в ІЧ спектрі поглинання. До їх числа відносяться всі гомоядерні двоатомні молекули типу симетричної гантелі, такі як 02, N2, Н2 і т.п. Коливання такого вигляду|вид| можливі і у|в,біля| багатоатомних молекул.
Наявність декількох коливальних мод у|в,біля| багатоатомних молекул, відмінність в їх частотах і локалізації забезпечує існування різних каналів релаксації енергії збудження; при цьому релаксація відбувається|походити| з|із| різною швидкістю по різних каналах, що дозволяє вибором тиску|тиснення| і складу газової суміші полегшувати умови створення|створіння| і утримання інверсії населеності. Крім того, багатомодовість коливального спектру дозволяє розділити канали збудження і генерації, що також полегшує отримання|здобуття| лазерної генерації.
Прикладом|зразок| того, як в молекулярних лазерах реалізуються вимоги до робочої речовини могутніх газових лазерів з|із| високим до. п. д., є|з'являтися,являтися| С02-лазер.
С02-лазер, тобто лазер, випромінюючою|випромінюючий| складовою активного середовища|середа| якого є|з'являтися,являтися| вуглекислий газ С02, займає|позичати,посідати| особливе місце серед всього різноманіття існуючих лазерів. Цей унікальний лазер відрізняється перш за все|передусім| тим, що для нього характерні|вдача| і велике енергознімання|наймання|, і високий до. п. д. У безперервному режимі отримані|одержані| величезні потужності — в декілька десятків кіловат, імпульсна потужність досягла рівня в декілька гігават, енергія в імпульсі вимірюється в кілоджоулях. До. і. д. С02-лазера (близько 30%) перевершує до. п. д. всіх лазерів. Частота проходження|дотримання| в імпульсний-періодичному режимі може скласти декілька кілогерц. Довжини хвиль випромінювання С02-лазера знаходяться|перебувати| в діапазоні 9—10 мкм (середній ІЧ діапазон) і потрапляють|попадати| у вікно прозорості атмосфери. Тому випромінювання С02-лазера зручно для інтенсивної дії на речовину, наприклад в технологічних цілях. Крім того, в діапазон довжин випромінювання С02-лазера потрапляють|попадати| резонансні частоти поглинання багатьох молекул, що робить|чинити| можливою інтенсивну резонансну дію лазерного випромінювання па речовина. При цьому слід мати на увазі можливість|спроможність| як дискретною, так і плавною відносно широкодіапазонної перебудови частоти генерації цього лазера, що значно розширює його можливості|спроможність|. Додамо|добавимо| до цього, що С02-лазер легко може бути одночастотним.
Таким чином, інтерес до С02-лазерам зрозумілий.
Молекула С02 має три нормальні коливання — симетричне валентне ν1 i, диформаційне ν2 і несиметричне валентне ν3. Деформаційне коливання двічі вироджено. Відповідно, заповнення коливальних рівнів молекули С02, зокрема не тільки|не лише,не те що| нормальних частот ν1, ν2, ν3, але і їх обертонів і складених|складовий| коливань, визначає той набір коливальних квантових чисел V1, V2, V3, який описує коливальний стан молекули. Позначаються|значаться| рівні комбінацією квантових чисел: V1, V2l, V3. Індекс l вводиться|запроваджується| із-за звироднілості|звиродніння,виродження| деформаційного коливання ν2.
Мал. і 5.4. Схема нижніх коливальних рівнів молекул С02 і N2 в основному електронному стані: прямих похилі стрілки — генераційні переходи, пряма стрілка вгору|угору| — збудження азоту, хвиляста горизонтальна стрілка — передача енергії збудження від азоту до CО2, решта хвилястих стрілок — релаксація. спустошення нижніх лазерних рівнів.
Нам важливі|поважний| нижні коливальні рівні основного електронного стану, показані на мал. 15.4 разом з умовним представленням форми коливань молекули С02. Випадковий збіг частот коливань ν1 і 2v2 через резонанс Фермі змішує ці рівні, і вони в кінетичних процесах часто виступають|вирушати| як один стан. Остання обставина є|з'являтися,являтися| дуже важливою|поважний|. Нижній лазерний рівень 10°0 генераційного переходу 00°1 → 10°0 має малий час релаксації через сильний зв'язок з|із| деформаційним коливанням 02°0 і тим самим з|із| коливанням O11O. Усередині однієї коливальної моди зіткнювальний обмін енергією через трохи|крихта,малість| дефіциту енергії відбувається|походити| дуже швидко, практично за одне газокінетичне зіткнення|сутичка|. Коливання O11O, як і всяке|усякий| деформаційне коливання, має великий перетин зіткнювальної дезактивації. З простих геометричних міркувань очевидно, що перетин непружнього зіткнення|сутичка| для валентного коливання, що локалізується уздовж|вздовж,уподовж| осі молекули, багато менше, ніж для деформаційного коливання, яке може бути збуджене (девозбуждено) частинкою|частка,часточка|, що налітає на молекулу практично під будь-яким кутом|ріг,куток| до це|сей| осі.
Якщо ще врахувати випадковий збіг енергії першого коливання молекули N2 (ΔЕ = 18 см-1 << kТ) з|із| рівнем 00°1 молекули С02, то ми приходимо до висновку, що молекула С02 добре відповідає вимогам до ідеального газорозрядного лазера, викладених на початку цієї лекції. Симетричні гомоядернi молекули азоту володіють великим власним часом життя в коливає збудженому стані, легко збуджуються електронним ударом і охоче віддають енергію збудження С02.
У тліючому електричному розряді з|із| приведеною напруженістю електричного поля в плазмі розряду Е/р = 5 В/(см • Topp) ігри енергії електронів 2—3 еВ (резонасное збудження коливань молекули N2 в діапазоні V = 1—8) і при щільності електронів (0,5—5) • 1010 см-3 від 40% до 80% молекул азоту збуджено. Перетин збудження азоту складає 3 • 10-16 см2. Спорість зіткнювальної передачі енергії збудження від азота до С02 складає (1—2) • 104 с-1-Topp-1. Ця передача енергії йде ефективно між гармоніками|гармошка| 00°n молекул С02 нr N2 аж до коливання V|в,біля| = 4—5 молекули N2. Таким чином, в С02-лазере відбувається|походити| заселення верхнього лазерного рівня.
Що ж до спустошення нижнього лазерного рівня, то виявилось, що перший збуджений рівень деформаційної моди v2 O11O ефективно релаксирует при зіткненнях|сутичка| з|із| атомами Не. Гелій спустошує рівень O11O C02 із швидкістю 4 • 103 с-1 • Topp-1. При цьому рівень 00°1 моди v3 гелієм практично не зачіпається.
В підсумку ми можемо сказати, що цикл лазерного накачування С02-.лазеpa в стаціонарних умовах виглядає таким чином. Електрони плазми тліючого розряду порушують|збуджувати| молекули азоту, які передають енергію збудження несиметричному валентному коливанню молекул С02, що володіє великим часом життя і що є|з'являтися,являтися| верхнім лазерним рівнем. Нижнім лазерним рівнем зазвичай|звично| є|з'являтися,являтися| перший збуджений рівень симетричного валентного коливання, сильно зв'язаний резонансом Фермі з|із| деформаційним коливанням і тому швидко релаксують разом з цим коливанням в зіткненнях|сутичка| з|із| гелієм. Очевидно, що цей же канал релаксації ефективний у разі, коли нижнім лазерним рівнем є|з'являтися,являтися| другий збуджений рівень деформаційної моди. Таким чином, С02-лазер — це лазер на суміші вуглекислого газу, азоту і гелію, де С02 забезпечує випромінювання, N2 — пакачку верхнього рівня, а не — спустошення нижнього рівня.
На мал. 15.5 схематично представлений|уявлений| лазерний цикл накачування для конкретного СО2-лазера. Діаметр розрядної трубки|люлька| 15 мм струм|тік| розряду 40 мА, приведена напруженість електричного поля 5 В/(см • Topp), температура газу на осі трубки|люлька| 450 К, загальний|спільний| тиск|тиснення| газової суміші 15 Topp, суміш С02: N2: Не відносно 1:1:8. У умовах, близьких до показаних па мал. 15.5, коефіцієнт посилення слабкого|слабий| сигналу складає 3—4 дБ/м, щільність потоку насичення 30—60 Вт/см2, вихідна потужність на одиницю довжини при оптимальному зв'язку 50—100 Вт/м.
Мал. 15.5. Цикл накачування С02-лазера низького тиску при подовжньому розряді і повільною подовжньому прокачуванню
|качання|При довжині лазера 200 см (звичайний|звичний| лабораторний пристрій|устрій|) оптимальна прози рачность вихідного дзеркала складає Топт = 04
Підкреслимо, що роль гелію не зводиться лише до спустошенню нижнього лазерного рівня. На додаток до цього гелій полегшує виникнення і підтримка тліючого розряду. У багатих гелієм сумішах газів розряд розвивається практично так само, як і в чистому гелії, який є|з'являтися,являтися| класичним об'єктом плазмових досліджень. Крім того, гелій володіє високою теплопровідністю, що важливе|поважний| для охолоджування С02 в зоні розряду. Запобігання розігріванню С02 необхідне для того, щоб уникнути термічного заселення низько розташованого|схильний| рівня О11О (див. мал. 15.4). До цього слід додати|добавити|, що велика кількість гелію в розряді перешкоджає дисоціації С02 електронами розряду.
С02-лазеры середньої потужності (десятки — сотні ватів) конструюються|сконструйовуються| у вигляді відносних довгих труб з|із| подовжнім розрядом і подовжнім прокачуванням газу. Типова конструкція такого лазера показана на мал. 15.6. Подовжній розряд найбільш простий в реалізації. Необхідно тільки|лише| включити послідовно з|із| розрядом чималий опір, з|із| тим, щоб обмежити струм|тік| розряду і компенсувати вплив падаючої ділянки вольт-амперної характеристики розрядного проміжку. Подовжнє прокачування служить для видалення|віддалення| продуктів дисоціації газової суміші в розряді. Охолоджування робочого газу в таких системах відбувається|походити| за рахунок дифузії на охолоджувану зовні|ззовні|
Мал. 15.6. Схема конструкції С02-лазера з|із| подовжнім розрядом і прокачуванням. Охолоджуюча вода проходить через катод.
стінку розрядної трубки|люлька|. Істотною|суттєвий| є|з'являтися,являтися| теплопровідність матеріалу стінки. З цієї точки зору доцільне застосування|вживання| труб з|із| корундової (А1203) або берилієвої (ВеО) керамік.
При подовжній конфігурації розряду і прокачуванні максимальна потужність на одиницю довжини (50—100 Вт/м) не залежить від діаметру газорозрядної трубки|люлька|. Дійсно, при значному перевищенні над порогом самозбудження лазера випромінювана потужність визначається твором|добуток| швидкості накачування Λ на об'єм|обсяг| активного середовища|середа| V:
(15.20)
У циліндровій геометрії V = πD2l/4, де l — довжина розряду, D — діаметр трубки|люлька|. Швидкість накачування Λ = dN(00°1)/dt визначається твором|добуток| щільності молекул в основному стані N0 на щільність електронів Ne, перетин збудження електронним ударом σ і середню відносну швидкість u:
(15.21)
Бо произведение |добуток| Neσu має сенс щільності струму|тік| розряду J; отже, Λ — N0J. произведение |добуток| JπD2/4 дасть значення повного|цілковитий| струму|тік| розряду I, і ми отримуємо|одержувати| -
(15.22)
Оскільки|тому що| щільність N0 пропорційна|пропорціональний| повному|цілковитий| тиску|тиснення| газової суміші ρ, то
(15.23)
Як ми знаємо, твір|добуток| струму|тік| на тиск|тиснення| є|з'являтися,являтися| важливою|поважний| характеристикою плазмових процесів в довгих трубках|люлька|. У стаціонарній плазмі тліючого розряду умови визначаються твором|добуток|. pD. Постійність|незмінність| pD забезпечує постійності-плазмових умов (див. лекцію тринадцяту). Якщо для якогось діаметру фіксований оптимальний тиск|тиснення|, то оптимум зберігається при збереженні|зберігання| значення твору|добуток| pD. Отже, p = const/D, а оскільки|тому що| 
той произведение 
|добуток|
З другої сторони, для СО2-лазера дуже важливий|поважний| тепловий режим. Тепловиділення в одиничному|поодинокий| об'ємі|обсяг| пропорційно щільність струму|тік| J. Тепловід в циліндровій геометрії з|із| центральної частини|частка| розрядного каналу на периферію пропорційний|пропорціональний| 1/D. Збереження|зберігання| постійним деякого оптимального теплового режиму вимагає постійність|незмінність| произведение |добуток| JD. Отже, произведение |добуток| Ір є|з'являтися,являтися| константою, і ми приходимо до того важливого|поважний| висновку, що в оптимальних умовах вихідна потужність С02-лазера з|із| подовжнім прокачуванням і розрядом пропорційна|пропорціональний| тільки|лише| довжині лазера: '
(15.24)
Нагадаємо, що при проведеному вище аналізі ми виключили з|із| розгляду наявність нерезонансних втрат по відомій формулі І=(α/β)Іs (див. (6.44)), що обмежує максимальну вихідну потужність лазера. Зокрема, саме тому найбільша вихідна потужність, досягнута в подовжній конфігурації, трохи перевищує 1 кВт (сумарна довжина розряду ≈ 20 м) \
Оскільки|тому що| прокачування газової суміші через розрядну трубку|люлька| обумовлене необхідністю зміни газу для видалення|віддалення| продуктів дисоціації С02, те додавання|добавка| в робочу суміш яких-небудь складових, сприяючих окисленню З|із| в плазмі тліючого розряду до С02, дозволяє створювати відпаяні С02-лазсры. Такою регенеруючою добавкою зазвичай|звично| служать молекули води H20 при концентрації менше 1%. Відпаяні лазери дуже зручні в лабораторному застосуванні|вживання|, але|та| отримані|одержані| з|із| їх допомогою потужності не перевищують декількох десятків ватів.
Лекція шістнадцята. С02-ЛАЗЕРЫ (продовження)
Спектральні властивості Со-глазеров. Обертальна структура. Смуги 00°1—10°0 до. 00°1 — 02°0. Обертальна конкуренція.. Перебудова частоти випромінювання. Плавна перебудова. Імпульсний розряд. TEA CO2-лазери. Самостійний і несамостійний розряди. Газодинамічні лазери.
Звернемося|обернемося| тепер до спектральних властивостей С02-лазсров. При малих давлепиях ширина лінії лазерного переходу визначається доплеровским розширенням і складає 50—60 Мгц. Цьому відповідає температура газу 400—450 До (див. лекцію другу). Розширення за рахунок зіткнень|сутичка| при зміні тиску|тиснення| на 1 Topp залежно від складу газової суміші складає 4.5—6 МГц/Topp. Тільки|лише| при тиску|тиснення|, 25— 20, що перевищують, Topp, можна вважати|лічити| лінію однорідно розширеною. При характерних|вдача| для С02-лазеров з|із| подовжнім прокачуванням тиску|тиснення| в декілька торр лінія випромінювання залишається такою|настільки| вузькою, що т;и p автоматично працює на одній подовжній моді.
Обертальна структура коливальних рівнів істотно|суттєво| розширює діапазон можливих частот генерації при коливальній інверсії. У одній коливальній смузі спостерігаються Р- і R-гілки генерації. Відповідні лінії генерації позначаються|значаться| як P(J) і RIJ), де / — номер обертального підрівня шгашего лазерного рівня. У Р-гілці переходи здійснюються із|із| стану з|із| меншим J у стан з|із| великим J, яке відповідно до розподілу (15.17), як правило, менш населене. Тому посилення на переходах в Р-гілці декілька перевищує посилення на переходах в R-гілці. Відстань між окремими обертальними Лініями складає величину, декілька меншу 2 см-1. Швидкість встановлення рівноваги в системі обертальних підрівнів велика (близько 107 с-1-Торр-1). Тому в стаціонарних умовах генерація, виникнувши на якійсь одній обертальній лінії, для якої найкращим чином виконані умови самозбудження, продовжується|тривати| па частоті цієї лінії, а її потужність визначається по|качання| всіх обертальних підрівнях несиметричного коливання 00°1. Інтенсивна обертальна релаксація живить|почувати| енергією той підрівень, який спустошується випромінюванням. Енергія, нагромаджувана всіма підрівнями, випромінюється одним підрівнем. У цьому полягає так званий ефект обертальної конкуренції, багато в чому відповідальний за високу ефективність С02-лазеров.
У неселективному резонаторі випромінюється та обертальна лини до, стартовий підрівень якої в коливальному стані 00°1 найбільш населений. Звичайно|звично| це лінії P (20) або P (22) смуги 00°1—10°0 на частотах 944,2 і 942,4 см-1 (довжини хвиль 10,59 і 10,61 мкм). У R-гілці цієї смуги найбільшим підсиленням володіють лінії R (18) і R (20) з|із| частотами 974,6 і 975,9 см-1 (10,26 н 10,25 мкм). Звертаючись|обертаючись| до мал. 15.4, ми бачимо, що» генерація може відбуватися|походити| не тільки|не лише| на переходах смуги 00°1—10°0, але і па переходах смуги 00°1—02°0 R-гілка — 9,3 мкм, Р- гілка — 9,6 мкм). Проте|однак| переходи смуги 00°1 —10°0 мають велике посилення, а оскільки|тому що| обидві ці смуги мають загальний|спільний| верхній рівень, то в неселективному резонаторі генерація зазвичай|звично| відбувається|походити| на одній з обертальних ліній Р-гілки саме цієї смуги (10,6 мкм).
Багата обертальна структура, наявність двох коливальних смуг з|із| інверсією населеності, обертальна конкуренція дозволяють, використовуючи перебудовуваний селективний резонатор з|із| високою ефективністю отримувати|одержувати| лазерне випромінювання практично на будь-якій з ліній Р- і R- гілок смуг 00°1—10°0 і 00° 1—02°0. Відповідні частотні діапазони показані на мал. 16.1. При малому тиску|тиснення| можлива тільки|лише| дискретна
Мал. 16.1. а) Частотні діапазони дискретної перебудови лазерів на молекулах С02 різного ізотопічного складу, б) Області плавної перебудови СО2-лазера (заштриховані).
перебудова (перебудова по лініях) з|із| кроком, відповідним відстані між лініями. Ця відстань різна в різних гілках різних смуг і міняється від 0,8 до 1,5 см-1 в R-гілках і від 1,5 до 2,2 см-1 в Р-гілках. При малому тиску|тиснення| лінії багато вже відстані між ними (нагадаємо, що 100 Мгц еквівалентні 0,003 см-1). Існує, проте|однак|, можливість|спроможність| їх значного розширення шляхом різкого збільшення тиску|тиснення| робочої суміші газів. Дійсно, обертальні лінії зіллються в безперервний спектр, коли їх зіткнювальні уширення буде порівнянне з|із| відстанню між ними.
Приймаючи значення спектрального інтервалу 2 см-1чому еквівалентні 60 Ггц, і столкновительного розширення 6 МГц/Topp, ми знаходимо|находити|, що обертальні лінії пере-кроются в межах однієї гілки однієї коливальної смуги при тиску|тиснення| 104 Topp ≈ 14 атм. При такому тиску|тиснення| досягається повне|цілковитий|, практично однорідне перекриття ліній посилення. Насправді застосування|вживання| достатнє добротного селективного резонатора дозволяє не вимагати такого|настільки| повного|цілковитий| перекриття, і С02-лазеры високого тиску|тиснення| забезпечують достатньо|досить| широкі області плавної перебудови частоти випромінювання в Р- і R- гілках смугах 00°1—10°0 і 00°1—02°0 при тиску|тиснення| 6—7 атм (див. мал. 16.1).
Тут виникає серйозна проблема забезпечення тліючого плі подібного до нього розряду при такому|настільки| високому тиску|тиснення|. Подовжній розряд в довгих трубах не реалізовується при цьому тиску|тиснення|. У стаціонарній плазмі умови горіння розряду зберігаються, як ми це вже неодноразово обговорювали, при постійності|незмінність| твору|добуток| pD. У звичайних|звичний| сумішах для С02-лазера оптимальні умови відповідають значенню pD ≈ 25 см • Topp. При 104 Topp це приводить|призводити,наводити| до діаметру 25 мкм, що нереально. Оскільки|тому що| високий тиск|тиснення| цікавий не тільки|не лише| можливістю|спроможність| плавної перебудови, але і перспективою високого питомого енергознімання|наймання| за рахунок збільшення щільності випромінюючих|випромінюючий| частинок|частка,часточка| в активному середовищі|середа|, то вирішенню|розв'язання,вирішення,розв'язування| проблеми створення|створіння| однорідної плазми u сумішах С02-лазера великого об'єму|обсяг| і тиску|тиснення| було надано велике значення.
Не вдаючись до питань фізики плазми, відзначимо, що процесом, що обмежує можливості|спроможність| отримання|здобуття| рівномірного розряду в газах високого тиску|тиснення| і не в капілярній геометрії при статичній пробійнім напрузі|напруження| і вище, є|з'являтися,являтися| утворення іскрового каналу. Тліючий розряд, що має місце при низькому тиску|тиснення|, перетвориться в дугу, що зриває генерацію лазера. Проте|однак| час розвитку дуги (або дуг) при самостійному розряді звичайно. Тому однорідний розряд в принципі може бути отриманий|одержаний| в будь-якому газі між двома електродами, якщо забезпечити трохи|крихта,малість| часу розряду в порівнянні з часом утворення дуги. Так ми приходимо до імпульсного розряду і тим самим до імпульсних лазерів.
У традиційній схемі газового лазера з використанням довгих газорозрядних труб, електричний розряд і перебіг саза в яких здійснюється уздовж|вздовж,уподовж| осі труби, співпадаючої з|із| оптичною віссю резонатора, неможливо значно підвищити тиск|тиснення| газу, оскільки|тому що| при цьому різко зростає пробивна напруга|напруження| і потрібні багатомегавольтні джерела імпульсної напруги|напруження|. Крім того, індуктивність довгого розрядного контура велика, і розряд в нім не може бути зроблений достатньо|досить| короткочасним. Збільшення діаметру газорозрядних труб не допомагає, оскільки|тому що| при цьому полегшується шнурування розряду.
Рішення|розв'язання,вирішення,розв'язування| було знайдене переходом до систем з|із| поперечним розрядом. Суть справи тут досить проста. Якщо електроди газового розряду витягнути уздовж|вздовж,уподовж| оптичної осі лазера (мал. 16.2), то напруга|напруження| живлення|харчування| розряду виявиться прикладеною під прямим кутом до оптичної осі. Пробійна напруга|напруження| різко знижується в порівнянні з подовжньою конфігурацією. Крім того, з'являється|появлятися| можливість|спроможність| значного збільшення робочого|робітник| об’єму за рахунок розвитку електродів в напрямі|направлення|, перпендикулярному як струму|тік| розряду, так і оптичній осі системи. У цьому ж напрямі|направлення| полегшуються умови прокачування газу для його форсованого охолоджування у разі|в разі| імпульсної роботи з|із| високою частотою повторення (поперечне прокачування). У системах з|із| поперечним розрядом і прокачуванням повністю розв'язані і зроблені незалежними три основні напрями|направлення| лазерній конструкції —
Мал. 16.2. Схема поперечного розряду з|із| предиопизацией УФ випромінюванням іскрового розряду
Дата добавления: 2015-11-04; просмотров: 23 | Нарушение авторских прав
| <== предыдущая лекция | | | следующая лекция ==> |