Автор: Близнюк В.В. Гвоздев СМ.
Теги: электроэнергетика электротехника светотехника квантовая оптика
ISBN: 5-89366-023-4
Год: 2006
Текст
В.В.БЛИЗНЮК, С.М.ГВ03ДЕВ
КВАНТОВЫЕ ИСТОЧНИКИ
ИЗЛУЧЕНИЯ
Книга посвящена 100 - летию со дня рождения академика
В А. Фабриканта
Основные понятия, характеристики, терминология, принцип
работы широкого круга источников излучений, особенности
применения и методы инженерных расчетов
Москва 2006
ББК 31.294.9
Б 691
к.т.н. Близнюк В.В., к.т.н. Гвоздев СМ.
Б 691 Квантовые источники излучения.-М: «ВИГМА», 2006.-400 с: ил.
ISBN 5-89366-023-4
Книга «Квантовые источники излучения» включает широкий спектр
оптических и светотехнических понятий, кратко описывает историю развитая
искусственных источников излучения, в ней приведены характеристики
источников естественного и искусственного излучения, начиная с угольной лампы
и заканчивая современными лазерами, уделено внимание физическим процессам,
протекающим в квантовых источниках излучения, как некогерентных, так и
когерентных. Книга основана на одноименном лекционном курсе, читаемым
кафедрами «Светотехники» и «Физики им. В.А.Фабриканта» МЭИ и может
служить пособием для студентов и инженеров оптического и светотехнического
направлений, а также предназначена для широкого круга читателей,
интересующихся устройствами и свойствами излучений.
Под научной редакцией
к.т.н. Мартынова В.Н.,
к.т.н. Толкачева А.В.
ББК 31.294.9
О Близнюк В.В., Гвоздев СМ., 2006
О «ВИГМА», макет, оформление, 2006
ISBN 5-89366-023-4
Близнюк Владимир Васильевич,
Гвоздев Сергей Михайлович
Квантовые источники излучения
Научные редакторы Мартынов В.Н., Толкачев А.В.
ВИГМА. Лицензия ИД №05643
Отпечатано в ГУП МО «Загорская типография»
141300, МО, г. Сергиев Посад, пр-кт Красной Армии, д.212, кор. Б
Бумага офсетная. Усл. печ. л. 24,5
Тираж 500 экз. Заказ if09
3
О Валентине Александровиче Фабриканте
В.А. Фабрикант родился 9 октября 1907 г. в Москве в семье
видного ученого-биолога.
В 1925 году он стал студентом физико-математического
факультета МГУ. В студенческие годы В.А.Фабрикант с увлечением
занимался научной деятельностью и поражал окружающих глубокой
эрудицией во всех разделах физики. Его учителями были
Л.И.Мандельштам и С.И.Вавилов. Под руководством последнего
В.А.Фабрикант проводил эксперименты по определению квантового
выхода флуоресценции. В дальнейшем, работая уже самостоятельно
и возглавляя одну из лабораторий Всесоюзного
электротехнического института, основное внимание он уделял
вопросам оптики газового разряда и тщательному анализу
элементарных процессов, связанных с возникновением и
разрушением возбужденных атомов в разряде. Им была установлена
связь между элементарными процессами в разряде и его
макроскопическими оптическими параметрами, что послужило
основой для построения количественной теории столба разряда
низкого давления.
В 1938 году Валентин Александрович предложил метод
прямого экспериментального доказательства существования
вынужденного излучения. Идея о возможности такого
доказательства была развита в заявке на изобретение нового метода
усиления света, поданной в 1951 году В.А.Фабрикантом совместно с
М.М.Вудынским и Ф.А.Бутаевой. Было показано, что прохождение
света сквозь среду с инверсией населенностей уровней энергии
приводит к экспоненциальному возрастанию его интенсивности.
Однако авторское свидетельство по этой заявке было выдано только
в 1959 г., а диплом об открытии № 12 с приоритетом от 1951 г. «на
способ усиления электромагнитного излучения (ультрафиолетового,
видимого, инфракрасного и радио диапазонов волн), основанный на
использовании явления индуцированного испускания» - в 1964 г.
Открытие явления усиления электромагнитных волн и
изобретенный способ их усиления лежат в основе действия всех
мазеров и лазеров и являются основой квантовой электроники.
Огромны заслуги В.А,Фабриканта в создании отечественных
люминесцентных источников света. Заслуживает особого
упоминания выполненное совместно с Л.М. Биберманом и
4
Н.Г.Сушкиным экспериментальное исследование дифракции
поочередно летящих электронов, результатом которого явилось
прямое доказательство наличия волновых свойств микрочастиц.
Педагогическая деятельность В.А. Фабриканта с 1930 г. была
связана с Московским энергетическим институтом, где он с 1944 по
1977 гг. заведовал кафедрой Физики, а позже, до конца жизни был
профессором-консультантом. В 1968 г. В.А. Фабрикант был избран
действительным членом Академии педагогических наук СССР.
Многие годы он был членом Президиума всесоюзного общества
«Знание», членом редколлегий журналов «Квант» и «Физика в
школе».
В.А.Фабрикант скончался в ночь со 2-го на 3-е марта 1991 г.
Все, кому посчастливилось близко знать В. А .Фабриканта,
помнят его как блестящего ученого, виртуозного педагога и
прекрасной души человека, умевшего находить общий язык с
людьми разного возраста и звания.
5
Предисловие
В данной книге представлены материалы лекций, которые
читаются авторами по курсу «Квантовые источники излучения» для
студентов Московского энергетического института, обучающихся
по специальности «Квантовая и оптическая электроника» на
кафедрах Светотехники и Физики им. В.А.Фабриканта.
В книге сделана попытка систематизировать и в достаточно
краткой форме одновременно осветить исторические аспекты и
современное состояние развития как некогерентных, так и
когерентных квантовых источников излучения. При этом уделено
внимание терминологии, которая приведена в соответствие с
требованиями Международной комиссии по освещению (МКО) и
государственных стандартов.
Цель книги - дать инженерам и будущим специалистам в
области применения источников излучений, как некогерентных, так
и когерентных, минимум начальных сведений о физических основах
и параметрах таких источников.
Первая часть книги посвящена краткому изложению основных
параметров, которыми характеризуются источники излучений,
описанию конструкций и основных технических данных, которыми
определяются искусственные источники излучения, применяемые
для освещения и создания излучения оптического диапазона.
Приведены основные характеристики естественных источников
излучений. Кратко описаны параметры и аналитические
зависимости, необходимые для инженерных расчетов тепловых,
люминесцентных, полупроводниковых и безэлектродных
излучателей. Приведены сравнительные параметры, необходимые
для выбора того или иного типа излучателя при использовании его в
оптических и светотехнических устройствах.
Вторая часть книги посвящена изложению методов создания
активной среды и описанию основных элементов конструкций
приборов квантовой электроники. Наряду с наиболее известными
рубиновым, неодимовым, гелий-неоновым, аргоновым, медным,
ССЬ-лазерами рассмотрены газодинамические, химические,
эксимерные и полупроводниковые лазеры. При описании последних
особое внимание уделено лазерам на квантоворазмерных структурах
(КРС). С целью обеспечения максимальной наглядности
излагаемого материала даны развернутые схематические
6
изображения уровней энергии лазерных веществ и основных
процессов, обеспечивающих инверсию населенности лазерных
уровней. С той же целью основные параметры лазеров представлены
в виде таблиц.
Главы 1, 4 - 14 написаны СМ. Гвоздевым, главы 15-20
В.В.Близнюком, главы 2 и 3 - написаны авторами совместно.
Авторы благодарны научным редакторам - В.Н.Мартынову и
А.В.Толкачеву - за ряд конструктивных замечаний, которые с
признательностью приняты и учтены при окончательной подготовке
рукописи книги.
Авторы благодарны Н.Д.Садовниковой, А.Б.Карабину и
И.В.Корецкой за большую помощь в оформлении и подготовке
рукописи.
Авторы благодарны заведующему кафедрой «Светотехники»
А.А.Григорьеву, фирме «Юнисвет» и сотрудникам кафедр
«Светотехники» и «Физики им. В.А.Фабриканта» МЭИ за
поддержку и помощь в издании книги.
Авторы с признательностью примут все замечания и отзывы
по адресу: г. Москва, ул. Красноказарменная, дом 14, МЭИ, кафедра
«Светотехники» или кафедра «Физики им. В.А.Фабриканта».
Список условных обозначений
А - площадь поверхности
а - коэффициент внутренних потерь в резонаторе
В - вращательная постоянная молекулы
в - длина нити лампы накаливания
с - скорость света в вакууме
d- диаметр нити лампы накаливания
d0 - внутренний диаметр газоразрядной трубки
<4ш - минимальная толщина активного слоя
Eet Ey - энергетическая освещенность (облученность), освещенность
E(x,y,z) и ?0 - распределение и максимальное значение напряженности
электрического поля в резонаторе
Е, - энергия 1-го уровня энергии
?юл и Ец - энергия колебательного и вращательного движения молекулы
Eg - ширина запрещенной зоны полупроводника
FvnFc- квазиуровень Ферми в валентной зоне и зоне проводимости
G - геометрический фактор
G п2 - оптический фактор
gt - параметр конфигурации резонатора
Я„ Я^- энергетическая и световая экспозиция
h и й = й/Bя) - постоянная Планка
'г» W*- энергетическая и световая сила излучения в направлении а
/- интенсивность электромагнитной волны
/, - интенсивность насыщения усиления
/о - собственный момент инерции молекулы
/„op - пороговый ток накачки полупроводникового лазера
/Р - ток разряда
J- вращательное квантовое число
Уа - плотность тока разряда
/Гф(Х) - спектральная чувствительность приемника
К(Цмх - максимальная спектральная световая эффективность излучения
1&0) - ненасыщенный коэффициент усиления
кХу ку - волновое число
L - длина резонатора
^еа » ^Ка~энФгетичеа^исаеТ1С^
I - длина активной среды
М3] - скорость накачки
Ме, Му- энергетическая и световая светимость излучающей поверхности
теХ - спектральная плотность энергетической светимости излучения
теи те - масса и эффективная масса электрона
Ni - населенность /-го уровня энергии
8
ANfr - разность населенностей
п и пср - показатель преломления среды
wa.c. - показатель преломления активной среды
Лш - мощность излучения
/>„«, - мощность накачки
Люр - пороговое значение мощности накачки
р - давление газа
Q»Qv~ энергия излучения, энергия света
Q9 - добротность резонатора
q - полное число фотонов в резонаторе
Ra - индекс цветопередачи
Яби - балластное сопротивление
R, - энергетический коэффициент отражения /-го зеркала
R - радиус кривизны сферического зеркала
S - коэффициент стабилизации
5С - область пространственной когерентности
5у(т) - относительная нестабильность частоты за время наблюдения т
Г0 - характеристическая температура
Те - электронная температура
Тц - цветовая температура
Г, - энергетический коэффициент пропускания /-го зеркала
U*k ~ напряжение на газоразрядной трубке
V(K) - относительная спектральная световая эффективность излучения
Уы - объем моды резонатора в активной среде
и - колебательное квантовое число
vv0 - радиус лазерного пучка в плоскости перетяжки
X, Y,Z - координаты цвета
x(k),y(\),z(\) - удельные ординаты кривых сложения
ае - коэффициент поглощения излучения
Р«хэ - коэффициент яркости излучения
у - полные потери за проход
8,/- расходимость лазерного пучка
аезд и ж ^ - насыщенный и ненасыщенный показатель усиления активной среды
X - длина волны монохроматического излучения
Хт - коэффициент теплопроводности вещества
v - частота монохроматического излучения
v«H ч - частота генерации лазера
Ур«ч - частота 4-ой продольной моды
Лул и AvA - лоренцева и доплеровская ширина линии
AvB03M - интервал частот, в котором возможна генерация лазера
9
Дурез?,?+1в ~ разность частот (q +1) -ой и q-oVi мод резонатора
Дч,одн и ^нсод - ширина однородно и неоднородно уширенной линии
П - коэффициент оптического ограничения
рг - коэффициент отражения излучения
р; - амплитудный коэффициент отражения от /-го зеркала
pv - объемная плотность энергии излучения
о - сечение перехода
av - воспроизводимость частоты
т - срок службы лампы
тг - коэффициент пропускания излучения
хит/- время жизни /-го уровня энергии
Хф - время жизни фотона в резонаторе
г] - световая отдача
Фх - спектральная плотность потока излучения
Фпр - угол при вершине призмы
Фб - угол Брюстера
Фе, Фу- энергетический и световой поток излучения
Фив. Фун - световой поток в верхнюю и нижнюю полусферы
X - коэффициент превышения
ш - телесный угол распространения излучения
Список принятых сокращений
БП - блок питания
БКЛЛ - безэлектродная компактная люминесцентная лампа
БЛЛ - безэлектродная люминесцентная лампа
ВАХ - вольт-амперная характеристика
ВД - высокое давление
ВЧ - высокая частота
ГДЛ - газодинамический лазер
ГКЛ - гелий-кадмиевый лазер
ГНЛ - гелий-неоновый лазер
ГФЭ - газофазовая эпитаксия
ДВИ - дуга высокой интенсивности
ДГС - двойная гетероструктура
ДРЛ - дуговая ртутная лампа ВД с люминофором
ИЗУ - импульсное зажигающее устройство
ИК - инфракрасный
ИС - источник света
КСС - кривая силы света
10
КПД - коэффициент полезного действия
КРС - квантоворазмерная структура
КЛЛ - компактная люминесцентная лампа
ЛН - лампа накаливания
ЛЛ - люминесцентная лампа
НД - низкое давление
МГЛ - металлогалогенная лампа
МПЭ - молекулярно-пучковая эпитаксия
НЛВД - натриевая лампа высокого давления
НЛНД - натриевая лампа низкого давления
НХ - нагрузочная характеристика
ППЛ - полупроводниковый лазер
Пр - призма
ПРА - пускорегулирующий аппарат
СВД - сверхвысокое давление
СИД - светоизлучающий диод
ТБ - тепло-белый
ТКР - температурный коэффициент расширения
ТЕ - поперечное возбуждение
ТЕМ,,,*, - поперечная электромагнитная мода
ТЕМоо^ - фундаментальная, основная мода
TEA - поперечное возбуждение при атмосферном давлении
YAG- иттрий-алюминиевый гранат
УПЛ - узкополосные люминофоры
УФ - ультрафиолетовый
ХЛ - химический лазер
ЧТ - черное тело
ЭЛТ - электронно-лучевая трубка
ЭПРА - электронный ПРА
11
1. Введение
Непременным условием жизни является излучение (свет), а
знание законов излучения позволяет сохранить и улучшить эти
условия. Наши знания и мировоззрение всегда связаны с теми
достижениями науки, которые мы в настоящий момент считаем
достоверными. Прежде, чем перейти к изучению источников
излучения, определим основные представления физических теорий,
представив их в виде куба (рис. 1.1) [1]. На одной оси указана
константа Планка Л, которая показывает, в какой степени в
исследуемой области природы существенны волновые свойства
материи. В квантовой механике с движущейся частицей связана волна,
длина которой \ = h/p, где p = mV- импульс частицы. В
классической физике волновые свойства материи не учитываются в
силу малости длины волны и соответственно полагают h —»0,
поэтому классическая механика определена кружком в начале
координат. На второй оси показана гравитационная константа G, она
входит в закон тяготения Ньютона F = G(m}m2/r ). Для
элементарных частиц гравитационная сила мала, из-за малости их масс
и малости константы G, поэтому в современной физике частиц
гравитацию не учитывают. На третьей оси показана величина с~ , где
с - скорость света. Классическая механика соответствует пределу
с' = 0, это значит, что сигнал распространяется мгновенно, а тела
движутся со скоростью, малой по сравнению со скоростью света.
На рис. 1.1 завершенные теории показаны черными кружками.
Классическая механика полностью завершена и находится в
великолепном соответствии с экспериментом, описывая широкий
круг явлений. Квантовая механика прекрасно описывает волновые
свойства материи. Специальная теория относительности описывает
быстрые движения и задает геометрию 4-мерного пространства -
времени. Современная естественная наука пытается исследовать
области, которые обозначены на рис, 1.1 частично штрихованными
кружками, т.е. здесь мы можем описать достаточно широкий круг
задач, но далеко не все. На максимальном удалении от начала
системы координат находится Теория Великого Объединения всех
сил природы, которая призвана дать полную картину микромира. В
этой теории отличны от нуля А и G и исследуется релятивистское
12
движение со скоростью, большей с. В настоящее время намечены
лишь контуры этой теории. Элементарными сущностями в ней
выступают струны и мембраны, а не частицы. Как показывает
теоретический анализ, они могут существовать только в
пространстве десяти измерений (или более). Теория Великого
Объединения всех сил природы должна дать понять происхождение
и механизм фиксации мировых констант - скорости света,
постоянной Планка и констант взаимодействия, которые
определяют лицо нашего мира и возможность существования жизни
в нем. Несмотря на большой круг неизвестных явлений, но
используя современную теорию и экспериментально проверенные
данные, мы можем достаточно глубоко определить свойства
квантовых источников излучений.
НКГ
ОТО
кв.мех.
Рис. 1.1. Классификация физических теорий. Оси: G - гравитационная константа,
h - константа Планка, с - скорость света, кл.мех. - классическая механика, кв.мех.
- квантовая механика, СТО - специальная теория относительности, КТП -
квантовая теория поля, кл.грав. - классическая теория гравитации, НКГ-
нерелятивистская кв.теория гравитации, ОТО- общая теория относительности,
ТВО - теория великого объединения всех взаимодействий.
Микромир и макромир существуют по единым
закономерностям. Для познания самого себя как частицы мироздания,
человек должен определить двойные свойства окружающего мира.
Свет и Бог всегда отождествлялись в религии. Следует помнить, что
для творцов основных направлений в физической науке, например, для
И. Ньютона за природой стоял абсолютный Бог, а для А. Эйнштейна
13
это было космическое создание. «В Новом Завете мы находим
"странные" слова, которые повторяются неоднократно и которые
совершенно не соответствуют всем до того бывшим представлениям о
Боге. Звучат они очень кратко и ясно: "Бог есть любовь" A Ин.4,8). Что
за определение? Любовь это же чувство» а Бог - существо. Но существо
и чувство в наших человеческих понятиях столь же, по-видимому,
несоизмеримы и несовместимы, как, скажем, волна и частица...
Возникает вопрос: как возможно это целостное познание Бога? Все
строится на принципе: подобное познается подобным, где Подобное
именуется Любовью» [2]. Изучение естественных законов природы
всегда связано с развитием самосознания. Преподобный Максим
Исповедник отвечал так: «Подобно тому, как мы, примеряясь к
неразвитому состоянию наших детей, даем им игрушки, чтобы они,
разбирая и собирая их, пришли к познанию чего-то более высокого и
глубокого, так Бог дает нам этот мир как игрушку. И мы, как маленькие
дети, играем, разбираем, собираем, ломаем ее для того, чтобы прийти к
пониманию сущности явлений, чтобы обратить свой взор в себя,
возрасти самим, а потом уже снова посмотреть на мир. Таким образом
идет процесс познания. Дальше наше знание о мире пойдет по пути
изменения самого человека» [3]. Изучая свойства излучения, человек
познает себя и свое место в этом мире.
Понятие света всегда для человека было связано с жизнью его
самого и всей окружающей природы. Экологически правильное
использование естественных и искусственных источников
излучения во многом определяет современную жизнь. Изучая
физические законы излучения, мы можем достаточно глубоко
определить свойства как частиц, так и волн и оценить их связь и
технические возможности применения излучающих приборов. В
этой книге мы сделаем попытку определить общие, известные на
сегодняшний день, характеристики квантовых источников
излучения, которые определяют излучающие свойства естественных
и искусственных материалов и тел, характерные особенности
приборов, создающих излучение, а также определим основы
терминологии и инженерных расчетов для проектирования
приборов излучения.
14
2. Краткая историческая справка
Использование естественных источников излучения, например,
Солнца, Луны, звездного неба, а затем тепловых источников: костра,
лучины, свечи, газовой горелки и т.п., всегда требовалось человеку для
освещения и обогрева пространства или помещения. Создание
искусственного света и особенно электрического освещения стало
неотъемлемой частью нашей цивилизации.
Начальный период научных открытий с 1800 по 1880 годы
определил создание электрических ламп с угольным телом накала.
Начиная с 1802 г., т.е. с открытия электрической дуги академиком
В.В.Петровым, появилась возможность использовать электрические
источники света. Первый этап разработки электрических источников
света был определен открытиями и изобретениями Деви, Вольта,
Петрова, Мольена, Габела, Адамса, Шпренгеля, Ладыгина, Яблочкова,
Чиколева, Дедриксона и др. В первых лампах электрическая дуга горела
между угольными электродами, раскаленными до температуры 3700 -
4100К, световая отдача составляла 4-10 лм/Вт, продолжительность
горения была в пределах 5-20 часов. Переход от гальванических батарей
к динамомашинам, позволяющим перейти к необходимой электрической
мощности, создал условия серийного применения угольных ламп A865 -
1875 годы). Созданием дифференциального регулятора угольных
стержней В.Н.Чиколева, угольной нити А.НЛодыгина и параллельных
изолированных электродов свечи ПЛЛблочкова началось
триумфальное шествие по городам Европы и мира «русского света». С
1876 по 1882 годы «свеча Яблочкова» широко использовалась в качестве
источника света (рис.2.1) [4,5,6].
Усовершенствование ТА.Эдисоном конструкции лампы с
угольным телом накала в 1879 г. и демонстрация ее на Парижской
выставке в 1881 г. снизили интерес к свече Яблочкова. Лампа
накаливания с угольной нитью Эдисона, принципиальные элементы
конторой сохранились до настоящего времени, нашла широкое
применение и постепенно вытеснила предшествующие ей керосиновые
и газокалильные лампы. Разработка конструкций с работой
электрической дуги в пространстве с ограниченным доступом воздуха
A880-1890) годы позволила уменьшить скорость сгорания углей и
таким образом увеличить продолжительность горения в 10 раз и
более при некотором снижении светоотдачи B-3,5 лм/Вт).
15
Низкая световая отдача ламп накаливания с угольной нитью
вызвала попытки создания металлизированной угольной нити, и
только с 1898 года после применения осмиевой нити, начался
период изготовления ламп с металлическим телом накала. В 1902 г.
разработаны лампы с танталовой, а в 1903 г. с вольфрамовой нитью
накаливания. В 1906-1909 годах опробована технология получения
вольфрамовых нитей путем протяжки через калиброванные
отверстия. В 1913 г. появились газополные лампы с вольфрамовым
спиральным телом накала, а в 1934 г. газополные с биспиральным
телом накала и в 1936 г. биспиральные вольфрамовые лампы с
криптоновым наполнением. В 1959 г. появились первые галогенные
лампы накаливания с добавлением йода.
Рис. 2.1. Электрическая «свеча Яблочкова»
Несмотря на бурное развитие в конце 19 и в начале 20 веков
ламп накаливания, ставших источниками наиболее массового
применения, работа по созданию газоразрядных ламп занимала видное
место в научных исследованиях. Изучение законов теплового
излучения указало на ограниченные возможности ламп накаливания и
для получения более эффективных источников света следовало искать
другие пути. Исследования процессов, происходящих при
прохождении электрического тока через газы и пары металлов,
открытие явления фотолюминесценции позволили создать новые
источники света массового применения - люминесцентные лампы, а
также другие газоразрядные источники излучения.
16
Исследования «пламенных» дуг для освещения A893-1904)
позволили делать угольные электроды в виде трубки из более
плотного графита и менее плотной угольной набивки «фитиля».
Затем введение солей различных элементов позволило получать
излучение различного цвета, окрашивающего дугу, например, соли
стронция дают красный цвет, кальция - оранжевый, бария - синий и
т.д. Световая отдача электродов с добавками из редкоземельных
металлов достигала 20-30 лм/Вт. В 1904 г. Штейнмец предложил
дуги с металлическими электродами (катод в виде железной трубки,
набитой смесью РегОз+ТЮг, а анод сплошной - медный). В 1912-
1913 годах появились закрытые пламенные дуговые фонари с
углями, содержащими соли редкоземельных металлов, имеющими
световую отдачу 25-40 лм/Вт и сроком службы 100-120 час. В 1910
г. Г.Беком открыл эффект высокой интенсивности, определяемый
повышением плотности тока в 10 раз и более, что определило
развитие угольных дуг до 1950-1960 годов, до того, как их начали
вытеснять лампы закрытого типа. Дуги высокой интенсивности
(ДВИ) были первыми мощными источниками света высокой яркости
и малых размеров, что дало возможность создания прожекторов
дальнего действия с узким пучком света, а также применения их в
кинопроекции и для киносъемок. Во время Первой и особенно в
период Второй мировой войны прожекторы дальнего действия
широко применялись для обнаружения самолетов войсками ПВО и
ВМФ и использовались для других целей. ДВИ с углями,
содержащими 50-60% фтористого церия, давали яркий свет с Тш -
6000К с яркостью сгораемого кратера до 900 Мкд/м2 и световой
отдачей более 70 лм/Вт. Очевидные недостатки дуговых ламп,
работающих в среде атмосферного воздуха и с расходуемыми
электродами, потребовали проведения исследований для перехода к
источникам света закрытого типа.
Первые образцы закрытых дуговых ламп предложены И.Регтьевым
в 1879 г., через 20 лет в 1901 г. Купер-Хьитом разработана ртутная
дуговая лампа с жидкими ртутными электродами. Производство
ртутных ламп низкого давления в СССР было освоено на МЭЛЗе в 1927
году. Эта лампы были применены для светокопирования. Размягчение
стекла при высоких температурах не давало возможности расширения
технологии производства, т.к. не позволяло увеличить плотность тока,
давление паров металла и газов, поэтому создание тугоплавких стекол в
A900-1914) годах позволило преодолеть эту проблему. Применение
17
кварцевого стекла, которое может работать десятки тысяч часов при
температуре 800 - 850°С. имея температуру размягчения 1700 - 1900 С,
еще более расширило возможности производства ламп высокого (ВД) и
сверхвысокого давления (СВД). Первая лампа из кварцевого стекла с
ртутными электродами изготовлена Ретчинским в 1904 г. Вакуумно-
плотные вводы в кварцевое стекло, первые разработки которых были
созданы к 1912-1913 годах., позволили работать при больших силах тока.
Дальнейшие исследования привели к использованию впаев из
молибденовой фольги A930-1940 гг.) и применению их в лампах ВД и
СВД с парами металлов. Прорыв развития дуговых источников света
определился заменой ртутных электродов твердотельными. Первые
успешные попытки использования твердотельного катода в дуговой
лампе закрытого типа осуществлены в 1912-1915 годах. На базе
твердотельных катодов в период с 1927 по 1932 тт. были разработаны
неоновые дуговые лампы, ртутные лампы ВД и натривые лампы.
Электрические разряды в газах при низком давлении были известны
практически с того времени, как были изобретены методы удаления
воздуха из сосуда (в 1750 г. Ф.Хэксби впервые получил тлеющий разряд, а
в 18S0 г. Г.Гейслер открыл, что разряд в газе при низком давлении дает
излучение со спектром, характерным для данного газа). Первые сведения о
свечении разряда в парах Na относятся к 1911 г. Однако исследования и
практическое использование разряда в парах Na стало возможным лишь
после разработки в 1919-20 гг. боратаых стекол, устойчивых к
воздействию паров Na.
Исследования физических процессов в разрядах низкого
давления и введение понятия газоразрядной плазмы проведены
И.Ленгмюром в 1923-1927 г.г. В начале 30-х годов определены
характеристики дугового разряда низкого давления в зависимости от
давления, диаметра разрядной трубки и тока в неоне, парах натрия и
других металлов, но наиболее широко исследовались разряды в
парах ртути, которые после создания ртутных люминесцентных
ламп низкого давления имели большое практическое значение. В
1920 г. было открыто, что разряд в смеси паров ртути и инертного
газа при определенном давлении является чрезвычайно
эффективным для преобразования электрической энергии в
ультрафиолетовое излучение, а в 1930-1940 годах люминесцентные
лампы стали серийно выпускаться [4, 7].
К началу 20-х годов было накоплено большое количество
экспериментальных данных по люминесценции. С.И.Вавилов в 1924 г.
18
экспериментально установил закономерности преобразования
возбуждающего излучения в люминесцентное излучение видимой
области спектра. В СССР работы по применению люминофоров для
улучшения цветности и повышения светоотдачи ртутных ламп были
начаты на МЭЛЗе в 1935 г. при участии ФИАН и лично С.И.Вавилова.
Затем основная часть работ была передана в МЭИ на кафедру
профессора А.П.Иванова и в 1936 г. была закончена разработкой
образца люминесцентной лампы низкого давления с аргоновортутным
наполнением. В 1938 г. фирма General Electric (GE)
продемонстрировала люминесцентную лампу низкого давления,
работающую непосредственно от напряжения промышленной сети
220/127В, обеспечивающую спектральный состав излучения по
цветовому ощущению, близкий к белому, и со световой отдачей, в
несколько раз большей, чем у лампы накаливания. В 1940 г.
лаборатория В.А.Фабриканта разработала первые образцы
отечественных люминесцентных ламп (ЛЛ) современного типа, но
серийный выпуск был налажен только после Великой отечественной
войны в 1948 году. Совершенствование конструкции узлов ЛЛ,
технологии производства и люминофора в СССР с 1954 по 1981 годы
привело к тому, что световой поток стандартных ЛЛ типа ЛБ40 возрос
с 1900 до 3200 лм, а срок службы с 3000 до 12000 час.
Развитие технологии ЛЛ и применение узкополосных
люминофоров позволило избавиться от главного недостатка ЛЛ - их
формы в виде длинных трубок стандартных длин - и перейти к узким
трубкам до 10 мм и меньше. В начале 80 годов начали выпускаться
компактные ЛЛ (КЛЛ) разнообразных форм со световой отдачей от 40
до 80 лм/Вт и сроком службы 10000 - 15000 час. В период 1994-1996
гг. были сделаны технологические изменения, повысившие
стабильность светового потока обеспечившие у ЛЛ и увеличение их
светоотдачи до 114 лм/Вт при средней продолжительности горения
16000 час. В последующие годы выпуск КЛЛ постоянно увеличивался,
и они с успехом стали заменять ЛН.
При низких давлениях и небольших плотностях тока
продольный градиент потенциала невелик, свечение почти
равномерно заполняет сечение разрядной трубки, яркость которого
невелика. Дальнейшим этапом улучшения характеристик
газоразрядных источников явилось повышение давления и тока,
приводящее к увеличению градиента потенциала и яркости
свечения, вследствие чего произошло стягивание газового разряда в
19
яркий светящийся шнур по оси разрядной трубки. Классические
работы по теории столба термических ртутных дуг ВД,
стабилизированных стенками трубчатой колбы, были опубликованы
В.Эленбаасом в 1934-1951 гг. В это же время проводились
исследования коротких ртутных дуг СВД. Таким образом,
сформировались два основных вида источников света ВД в
кварцевых колбах трубчатой формы с длинными дугами и СВД в
кварцевых колбах шарообразной или эллипсоидной формы с
короткими дугами. В 1940 г. были выпущены ртутно-накальные или
ртутно-вольфрамовые лампы, а в конце 50-х начале 60-х годов стали
широко применяться ксеноновые лампы ВД трубчатой формы и
короткодуговые лампы СВД шарообразной формы. Массовое
применение дуговых ртутных ламп ВД с люминофором (ДРЛ) было
использовано для городского и архитектурного освещения, а также
внутреннего освещения.
В начале 60-х годов технология введения галоидных соединений и
использование керамических материалов, устойчивых к парам
щелочных и редкоземельных металлов в лампах ВД и СВД расширили
возможности получения излучения различного спектрального состава.
На этой базе были разработаны натриевые лампы ВД (НЛВД) со
световыми отдачами до ISO лм/Вт и сроком службы более 20000 час.
Использование новых технологий определило появление
металлогалогенных ламп (МГЛ), НЛВД и др. Начиная с 70-х годов в
наружном освещении лампы ДРЛ постепенно вытесняются НЛВД а
МГЛ стали применяться для освещения телевизионных студий, при кино
и телевизионных съемках, а также при внутреннем освещении.
Дальнейшее совершенствование технологии позволило,
например, в 2001 г. фирме Philips наладить выпуск газоразрядных
ламп, полностью исключающих содержание ртути, экологически
чистых НЛВД со сроком службы 32000 час и светоотдачей от 88 до
150 лм/Вт. Разработка источников света без содержания ртути,
таких как натрий-ксеноновые лампы ВД в этот же период позволило
достичь высокого индекса цветопередачи (>80%). Широкое
применение электронной пускорегулирующей аппаратуры также
создало новые возможности.
По мере развития газоразрядных источников света
предпринимались попытки отказаться от электродов,
ограничивающих срок службы ламп. Возбуждение безэлектродного
разряда можно получить высокочастотным и сверхвысокочастотным
20
электромагнитным полем. Первые опыты в этом направлении
проведены в 1940-41 гг., но только в последнее время, благодаря
развитию микроэлектроники, стало возможным создание
безэлектродных КЛЛ. В 1991-93 гг. фирмой Philips были выпущены
безэлектродные КЛЛ со светоотдачей около 70 лм/Вт и сроком
службы 60000 час, а в 1997 г. фирма OSRAM наладила выпуск
подобных ламп большей мощности. В этот же период времени были
проведены исследования и получены источники света,
возбуждаемые микроволновым излучением. Микроволновые
безэлектродные серные лампы ВД, первые образцы которых были
сделаны в 1991-1996 гг., достигли светоотдачи 155 лм/Вт.
К концу 20-го века твердотельные источники света, или
светодиоды, прочно начали занимать своё место в секторе
монохромного освещения, найдя применение в световых
индикаторах, автомобильных тормозных фонарях, светофорах,
дорожных знаках, вывесках и указателях. Последние достижения
базовой полупроводниковой технологии позволяют предполагать,
что светодиоды в скором времени составят серьёзную конкуренцию
существующим источникам белого света. Долговечность и низкое
энергопотребление являются их главными преимуществами,
небольшие размеры делают спектр их применения необычайно
широким. Как источники света для наружного и декоративного
освещения, они обладают рядом уникальных достоинств, среди
которых точная направленность света и возможность управления
цветом и интенсивностью излучения.
Первые светодиоды появились в 1962 году, а в 1968 - первая
светодиодная лампочка для индикатора Monsanto и первый дисплей
от Hewlett - Packard. Световой поток их был слабым, всего 0.001 лм
и цвет - только красный. К 1976 году были получены оранжевые,
жёлтые и жёлто - зелёные светодиоды, яркие настолько, что их
можно было разглядеть и при солнечном свете. До 1985 года они
использовались исключительно в качестве индикаторов со световым
потоком, составляющим лишь 0,1 лм. Совершенствование
технологии полупроводников позволило с 1985 года увеличить
световой поток светодиодов до 100 лм, и они уже стали применяться
в качестве отдельных световых элементов, таких, например, как
лампы в автомобилях. К 1990 году светоотдача полупроводниковых
источников света достигла уже 10 лм/Вт, что позволило им стать
адекватной заменой лампам накаливания.
21
Разработка и изготовление светодиодов со всё большей
световой эффективностью, становится возможным за счёт поиска и
использования новых материалов с большей светоотдачей и
цветовым спектром. Появление светодиодов (GaAIInP) с
разнообразием спектрального диапазона излучения, цветами от
красного до жёлто - зелёного и светоотдачей 20 лм/Вт, расширило
круг их применения. В 1993 году японская корпорация Nichia
объявила об открытии высокоэффективного материала голубого
света - нитрида галлия (GaN). Это означало, что теперь светодиоды
освоили практически весь видимый цветовой спектр. Это
существенно расширяло области их применения и сделало
возможным создание полупроводникового источника белого света
путём комбинирования красных, зелёных и голубых светодиодов в
одном приборе. Продолжение работ в этом направлении
осуществляется нарастающими темпами, и можно надеяться, что
светоотдача полупроводниковых источников света вырастет ещё в
несколько раз и через пару десятилетий превысит светоотдачу
люминесцентных ламп более чем в 2 раза. Такой оптимистический
прогноз базируется на примере красных светодиодов, чья
эффективность ещё в конце 80-х была лишь 5 лм/Вт, а сегодня -
почти 75 лм/Вт. К примеру, фирма Enlux в 2005 г. начала серийный
выпуск светодиодных ламп местного освещения мощностью 15 Вт,
сроком службы 50000 час и световым потоком 320 лм, т.е.
светоотдача такой лампы вдвое выше, чем у ЛН, но пока ниже, чем у
ЛЛ.
«Описание большинства научных открытий могло бы
начинаться фразой о том, что в то или иное время в научном
журнале появилась статья, о существовании которой было известно
только небольшому кругу специалистов. Часто можно было бы
добавить, что статья получила слабый отклик, и что значение
открытия некоторое время недооценивалось. Ничего подобного не
произошло с открытием возможности генерации когерентного света.
Вместо обычного ознакомления с обстоятельными теоретическими
выводами ученые узнали о создании лазера из ежедневных газет».
Так начинается предисловие к одной из первых монографий,
посвященных лазерам, - книге Б.Лендьела «Лазеры», увидевшей
свет в 1962 г. и изданной на русском языке в 1964 г.
На самом деле развитие квантовой электроники, начало
которой было положено в 60-х годах, основывалось на
22
исследованиях и достижениях по созданию источников света
различного назначения. «Лазерной лихорадке», спровоцированной
прессой, предшествовали годы научных поисков.
На церемонии вручения Нобелевской премии за создание лазера
в 1964 г. академик A.M. Прохоров сказал: «Квантовая электроника
возникла в конце 1954 и начале 19SS года. Фундаментом квантовой
элеюроники следует считать явление индуцированного излучения,
предсказанное А. Эйнштейном в 1917 г.»
Предтечей квантовой электроники по праву можно считать
явление усиления света в разряде паров ртути, наблюдавшееся
В.А.Фабрикантом и его сотрудниками в МЭИ. В авторском
свидетельстве СССР № 123209 от 18.06.51 г., выданном
В .А.Фабриканту и его сотрудникам, дана следующая формулировка
сути изобретения: «Способ усиления электромагнитных излучений
(ультрафиолетового, видимого, инфракрасного и радио диапазонов
волн), отличающийся тем, что усиливаемое излучение пропускают
через среду, в которой с помощью вспомогательного излучения или
другим путем создают избыточную по сравнению с равновесной
концентрацию атомов других частиц или их систем на верхних
энергетических уровнях, соответствующих возбужденным
состояниям». Приведенная формулировка представляет собой
термин «квантовое усиление» в самом развернутом виде.
Идея об использовании вынужденного излучения для усиления в
микроволновом диапазоне электромагнитных волн была независимо
выдвинута в период 1953-1954 гг. Дж. Вебером в Мэрилендском
университете, Ч. Таунсом и его студентами в Колумбийском
университете, Н.Г. Басовым и A.M. Прохоровым в Физическом
институте АН СССР им. П.Н. Лебедева в Москве.
Первый молекулярный генератор, работающий в
микроволновом диапазоне, (мазер) был разработан в 1954 г. в
ФИАНе Н.Г. Басовым и A.M. Прохоровым и одновременно и
независимо Ч. Таунсом, Д. Гордоном и X. Цайгером в
Колумбийском университете в Нью-Йорке. Название «мазер»
происходит от первых букв английского названия - микроволновый
усилитель, в котором используется вынужденное излучение
(Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation). Co
слов Ю.М. Попова - редактора перевода книги Б. Лендьела
«Лазеры» - некоторыми американскими физиками слово maser
расшифровывается как «Money Acquisition Scheme for Expensive
23
Research», т.е. «схема приобретения денег для дорогостоящего
исследования»...
В 1956 г. Н.Бломберген разработал теорию парамагнитного
твердотельного усилителя с использованием схемы трех уровней.
Годом позже Г.Сковил реализовал такого рода усилитель,
работающий в СВЧ-диапазоне радиоволн. Несмотря на
значительные успехи в создании мазеров еще некоторое время
существовали сомнения относительно возможности переноса
принципов квантовой электроники в оптический диапазон
электромагнитных волн.
Однако в 1958 г. Ч. Таунс, А. Шавлов, Н.Г. Басов и A.M.
Прохоров показали возможность использования вынужденного
усиления в оптическом диапазоне. Насколько важными для науки были
работы этих ученых, говорит тот факт, что в 1964 г. Н.Г. Басов, A.M.
Прохоров и Ч. Таунс стали лауреатами Нобелевской премии по физике
за фундаментальные труды в области квантовой электроники.
Таким образом, в середине прошлого века был создан
принципиально новый класс квантовых источников излучения -
лазеров. В отличие от классических квантовых источников
излучения лазеры способны предельно концентрировать энергию
оптического излучения в пространстве и спектральном диапазоне, а
при импульсном режиме работы - и во времени. Другими словами,
лазеры способны генерировать остронаправленное
монохроматическое излучение, а в импульсном режиме работы - и
мощные короткие световые импульсы. Эта способность обусловлена
тем, что генерация лазеров обеспечивается за счет вынужденного
излучения, особенности которого определяют высокую степень
пространственной и временной когерентности лазерного излучения.
Первым оптическим квантовым генератором был лазер на
рубиновом стержне, созданный Т. Мейманом в 1960 г.
Фундаментальность разработки Меймана подтверждается тем, что в
основе всех современных лазеров лежат элементы его лазера.
«Лазер» (laser) - это аббревиатура слов (Light Amplification by
Stimulated Emission of Radiation), т.е. усиление света с помощью
вынужденного излучения.
В конце того же 1960 г. увенчались успехом усилия
А.Джавана по созданию первого газового лазера, работающего на
смеси неона и гелия, в котором когерентное излучение на длине
волны 1,15 мкм испускали атомы неона.
24
После обеспечения генерации гелий-неонового лазера в
видимой области на длине волны 0,6328 мкм когерентное излучение
было получено более чем на 500 различных переходах между
уровнями нейтральных атомов.
Несколько позже, в 1964 г. Б.Гордоном был создан первый
ионный лазер на аргоне, генерирующий в сине-зеленой части
видимого диапазона.
В 1962 г. Р.Холл разработал первый полупроводниковый
инжекционный лазер на арсениде галлия. Этой разработке
предшествовали теоретические исследования ряда
полупроводниковых монокристаллов, проведенные Н.Г. Басовым,
Б.М. Вулом и Ю.М. Поповым.
Первый газоразрядный лазер на С02 был создан Р. Пателем в
1964 г. На длине волны 10,6 мкм была достигнута мощность около
10 Вт при КПД примерно 10 %.
В 1966 г. были созданы жидкостные лазеры (лазеры на
красителях) и лазеры на центрах окраски.
Революционным было создание A.M. Прохоровым и В.К.
Конюховым в 1968 г. газодинамического лазера на С02, который, по
существу, является тепловой машиной непосредственно
преобразующей тепловую энергию в энергию когерентного
электромагнитного излучения на длине волны 10,6 мкм.
Линию молекулярных лазеров продолжили СО- и Ыг-лазеры,
эксимерные и химические лазеры.
В 1977 г. был запущен первый лазер на свободных электронах.
Он генерировал на длине волны 3,4 мкм и запитывался с помощью
линейного сверхпроводящего ускорителя Стэнфордского
университета.
В настоящее время научные исследования по разработке
новых типов квантовых источников излучения и их развитие, как
для освещения, так и для специального назначения, идут по пути
технических усовершенствований, направленных главном образом
на увеличение световой отдачи (КПД излучения), мощности,
расширения спектрального диапазона, компактности, срока службы,
экономичности.
25
3. Основные положения [8,9]
Благодаря исследованиям многих ученых в середине 19 века
было окончательно определено единство природы излучений, а в
дальнейшем произошло объединение общих физических законов для
всего спектра электромагнитных излучений. Электромагнитное
излучение представляет собой поток квантовых частиц - фотонов.
Фотоном называется элементарная частица излучения, энергия которой
равна произведению постоянной Планка -Ли частоты - v
электромагнитного излучения. Фотон обладает энергией, массой,
скоростью, присущими материальным частицам, но он обладает и
волновыми свойствами, которые можно охарактеризовать частотой v0
или длиной волны Хф. Свойства электромагнитных волн теоретически
определены Дж.Максвеллом и впервые подтверждены Г.Герцем.
Фотон, как частица впервые определена М.Планком. Теория Планка
основана на предположении, что в каждом весомом теле содержится
громадное число электромагнитных вибраторов, или, как он их называл
«резонаторов», каждый из которых обладает собственным периодом.
Планк допустил, что поглощение и отдача энергии резонаторами
происходит не непрерывно, а сколь угодно малыми порциями малой
величины [4]. Планк показал, что энергия кванта Q = hv-hc/X9 где
h - постоянная величина, равная 6,626 10'34 Дж с. Масса же покоя
фотона равна нулю, т.е. в покое он перестает существовать.
Скорость движения фотона равна скорости света в вакууме
о
с«3 -10" м/с. Согласно теории относительности А.Эйнштейна
масса фотона m-Qlc1 = hv/c2, т = т0/-\]\-(У/сJ , где V и с-
скорость элементарной частицы и скорость света в вакууме, атит0
- массы движущейся и неподвижной частиц. Фотон проявляет себя
как частица материи и обладает волновыми свойствами, т.е. для
фотона характерен дуализм физических явлений.
Изучение световых явлений на основе корпускулярно-
волнового дуализма позволяет познать универсальные свойства
любых материальных объектов и понять многие процессы,
происходящие с человеком и определить его связь с природой. В
соответствии с определением Луи де Бройля, любая частица
обладает как корпускулярными, так и волновыми свойствами, т.е.
если частица характеризуется массой, скоростью, определена
26
координатами, импульсом и энергией, то подобно фотону
характеризуется определенной частотой и длиной волны Х-hi р.
Российские физики В.А.Фабрикант, Л.М.Биберман, Н.Г.Сушкин
обнаружили, что электроны дифрагируют (каждый независимо от
других) и ведут себя подобно отдельным фотонам, и таким образом
подтвердили, что дуализм присущ всем физическим телам.
Корпускулярно-волновой пуализм частиц (физических тел)
означает, что корпускулярные и волновые свойства неразделимы.
Координата частицы характеризует ее корпускулярные свойства,
длина волны и связанный с ней импульс характеризует ее волновые
свойства. Точное определение координаты «у» означает
предпочтение корпускулярным свойствам, а точное определение
импульса «р» свидетельствует о приоритете волновых свойств.
Соотношение неопределенностей Гейзенберга Ay bpy ? h
объясняет, что нельзя независимо рассматривать корпускулярные и
волновые характеристики частиц, они взаимосвязаны.
Можно отметить, что при распространении
электромагнитного излучения (света) проявляются его волновые
свойства. При испускании и поглощении света проявляются его
корпускулярные свойства. Свет, как и любое электромагнитное
излучение, испускается и поглощается определенными порциями -
квантами. Как и любая движущаяся частица, фотон обладает
импульсом p = mc = h/X = hvfc. Вектор импульса фотона
направлен по световому лучу. Энергия частицы и ее импульс
связаны соотношением: Q2 =0q +(pcJ, где Q0 =ш0с2- энергия
покоя частицы.
Водной называют колебания, распространяющиеся в пространстве с
течением времени. При распространении волны наблюдается
периодичность колебаний во времени и пространстве, при этом
происходит перемещение определенного состояния колеблющейся среды,
но не происходит перенос вещества. Волны распространяются с конечной
скоростью. Электромагнитные волны являются поперечными (в
поперечной волне колебания совершаются в направлении,
перпендикулярном распространению волн). Важнейшим свойством всех
волн независимо от их природы является перенос энергии, поступающей
от источника колебаний.
Поверхности, на которых совершаются колебания в
одинаковых фазах, называются волновыми поверхностями. Линия,
27
перпендикулярная волновой поверхности, называется лучом. Луч
указывает направление распространения волны, т.е. направление, в
котором волна переносит энергию.
Если волновая поверхность - сфера, то волна называется
сферической. На больших расстояниях от источника колебаний
сферическую волну можно считать плоской. Рассмотрим плоскую
волну, распространяющуюся вдоль оси - х:
S(x, t)=A cos(v(t - x/V)) - A cosfcot -be), C.1)
где S - отклонение частиц в волне, V -скорость волны, со = 2nv-
круговая частота, А - амплитуда колебаний, х - расстояние,
пройденное волной от источника колебаний. Фаза колебаний
определяется членом со/ - шх/V = со/ - 2тх/У = со/ - 2юс/к - со/ - кх,
где к = 2яЛ. Плоская электромагнитная волна описывается
уравнениями:
E(x9t) = E0cos(<Qt~kx + yQ), ?(*,/) = 50cos(co/-*x + (p0), C.2)
где векторы Е и В - силовые характеристики электрического и
магнитного полей волны, в любой момент времени они
перпендикулярны друг другу и направлению распространения волны.
В ряде явлений можно наблюдать наложение нескольких волн.
При этом выполняется принцип суперпозиции: результирующее
колебание представляет собой сумму колебаний, вызванных каждой
волной в отдельности. Уменьшение или увеличение амплитуды
колебаний излучения при наложении когерентных волн называется
интерференцией.
При рассмотрении вопроса о когерентности
электромагнитных роли необходимо определить два независимых
понятия когерентности - пространственную и временную.
Рассмотрим две точки В| и В2, такие, что в момент времени
/ = /0 через них проходит волновой фронт электромагнитной волны.
Пусть E{(t) и E2(t) - соответствующие электрические поля в этих
точках. Понятно, что в момент времени / = /0 разность фаз
электрических полей в рассматриваемых точках равна нулю. В том
случае, когда разность фаз остается равной нулю в любой момент
времени / > /0, говорят, что между двумя точками имеется полная
когерентность. При выполнении такого условия для любых,
произвольно выбранных точек волнового фронта, имеет место
полная пространственная когерентность данной электромагнитной
28
волны. При достаточной корреляции фаз практически для любой
точки В] точка В2 должна располагаться внутри некоторой конечной
области, включающей точку Bj. В этом случае волна
характеризуется частичной пространственной когерентностью, и для
любой точки В можно определить область когерентности Sc (в).
Теперь рассмотрим электрическое поле волны в какой-либо
точке В в моменты времени / и / + х. Если для данного интервала
времени х разность фаз колебаний поля в моменты времени / и
/ + т остается постоянной в любой момент времени г, то имеет
место временная когерентность на интервале времени т. При
выполнении такого условия для любого значения х волна
характеризуется полной временной когерентностью. Если же это
условие выполняется только для определенного интервала времени
х, такого, что f<x<f + x0 то имеет место частичная временная
когерентность с временем когерентности х0. Наглядный пример
электромагнитной волны с временем когерентности х0 представлен
на рис.3.1. Скачкообразное изменение фазы происходит через
интервалы времени х0. Очевидно, что представленная на рисунке
электромагнитная волна с временем когерентности х0, имеет
спектральную ширину Av «1/т0. Таким образом, для стационарного
пучка представление о временной когерентности непосредственно
связано с монохроматичностью электромагнитного излучения.
Рис. 3.1. Пример электромагнитной волны с временем когерентности порядка т0
Монохроматическое излучение характеризуется одним
значением частоты, а в более широком смысле - это излучение
очень узкой области частот или длин волн, которое может быть
охарактеризовано одним значением частоты или длины волны.
29
Излучение - это основное понятие, одинаково применимое к
различным областям электромагнитных полей. Излучение - это
испускание или распространение электромагнитных волн (фотонов).
В терминологии мы будем в основном пользоваться
определениями, установленными международной комиссией по
освещению (МКО) [8], согласованными на английском, немецком,
французском и русском языках.
Электромагнитное излучение делится на следующие основные
диапазоны:
1. Оптическое излучение - электромагнитное излучение с
длинами волн, расположенными в диапазоне между переходной
областью рентгеновских лучей (~~ 1нм) и переходной областью
радиоизлучений (~ 1мм). Излучение оптической области спектра
создается в результате электронного возбуждения атомов,
колебательного и вращательного движения молекул.
2. Рентгеновское излучение (Х-лучи)- с длинами волн ог0,01 до5нм.
3. Гамма лучи - с длинами волн от 0,001 до 0,1 нм.
4. Космические лучи - с длинами волн < 0,001 нм.
5. Радиоволны - с длинами волн > 1 мм до 10 км.
В данной книге мы будем рассматривать оптическое
излучение. Оптическая область спектра делится на три основные
части: инфракрасную, видимую и ультрафиолетовую:
• Инфракрасное излучение (ИК) соответствует длинам волн
монохроматических составляющих, которые больше длин волн
видимого излучения и меньше 1 мм. МКО различает ИК-Л от 780 до
1400 нм (ближняя ИК - область); ИК-2? от 1,4 до 3 мкм (средняя ИК -
область); ИК-С от 3 мкм до 1 мм (дальняя ИК - область).
• Видимое излучение - свет. Излучение, которое может
непосредственно вызывать зрительное ощущение. Нижняя граница
считается обычно лежащей между 380 и 400 нм, а верхняя - между
760 и 780 нм.
• Ультрафиолетовое излучение (УФ) соответствует длинам волн
монохроматических составляющих, которые меньше длин волн
видимого излучения и больше примерно 1нм. В спектральной
области между 100 и 400 нм МКО различает: УФ-Л от 315 до 400 нм
(ближняя УФ-область); УФ-Я от 280 до 315 нм (средняя УФ-
область); УФ-С от 100 до 280 нм (дальняя УФ-область).
ИК - излучение производит в основном тепловое действие.
Все воспринимаемые человеком цветовые ощущения, образуются
30
видимым диапазоном, что позволяет человеку получать большой
объем информации. УФ - лучи оказывают сильное биологическое
воздействие. Дальняя УФ область используется для
обеззараживания и стерилизации (уничтожения бактерий), а
ближняя и средняя области в строго дозированном виде для
получения лечебного или оздоровительного эффекта.
Электромагнитное излучение источников,
распространяющееся в пространстве, вступает во взаимодействие со
средой, через которую оно проходит, и с объектами, на которые оно
падает, вследствие чего спектральный состав, поток излучения и
другие характеристики излучения могут изменяться. Для
определения характеристик излучения, прошедшего через
различные среды, отраженного от объектов или
взаимодействовавшего с ним, вводятся понятия отражения,
пропускания, поглощения, рассеяния и преломления.
Отражением называется возвращение излучения объектом без
изменения частот составляющих его монохроматических излучений.
Пропускание - это прохождение излучения сквозь среду без изменения
частот составляющих его монохроматических излучений. Поглощение - это
превращение энергии излучения в другую форму энергии в результате
взаимодействия с веществом. Изменение пространственного распределения
пучка лучей, отклоняемых во множестве направлений поверхностью или
средой без изменения частот составляющих его монохроматических
излучений, называется рассеяние^. Преломлением является изменение
направления распространения излучения вследствие изменения скорости
его распространения в оптически неоднородной среде или при переходе из
одной среды в другую.
Для характеристики некогерентного источника излучения вводятся
понятия точечного и равномерного источника Точечным называется
источник излучения, размеры которого настолько малы по сравнению с
расстоянием до приемника, что ими можно пренебречь в вычислениях.
Равномерный точечный источник - это источник, равномерно излучающий
во всех направлениях.
Для характеристики источников когерентного излучения
(лазерного) следует использовать ряд специфических понятий,
кратко рассмотренных ниже. Лазерами называют генераторы
когерентного электромагнитного излучения в оптическом
диапазоне, основанные на использовании индуцированных
переходов
31
ffroK-схема лазера представлена на рис. 3.2. Она содержит три
обязательных элемента: активную средут усиливающую проходящее через
нее излучение; оптический резонатор, обеспечивающий положительную
обратную связь требуемого уровня; блок питания (систему накачки),
поддерживающий лазерное вещество в активном состоянии.
Блок
питания
Активная среда
Зеркала резонатора
Рис. 3.2. Блок-схема лазера
Активной срепой называется совокупность квантовых частиц,
в которой имеет место инверсия населенностей, т.е. хотя бы для
двух уровней энергии частиц выполняется условие - населенность
верхнего уровня больше населенности нижнего. В общем случае
населенность уровня энергии - это отношение числа частиц в
единице объема на данном уровне энергии к его статистическому
весу. В случае отсутствия вырождения - число частиц в единице
объема на данном уровне энергии.
Как и в любой системе квантовых частиц, в активной среде
протекают три оптических процесса: спонтанное излучение,
поглощение и вынужденное излучение. Схематически эти процессы
представлены на рис. 3.3.
Спонтанное излучение самопроизвольно, оно некогерентно по
отношению к внешнему электромагнитному полю и играет в лазере
роль «белого» шума.
Спонтанно излученные фотоны распространяются во всех
возможных направлениях. Поглощение и вынужденное излучение
возникают вследствие индуцированных внешним электромагнитным
полем переходов.
Необходимо особо отметить, что кванты электромагнитного
поля, излученные при индуцированных переходах, полностью
тождественны квантам поля, вызывающего эти переходы. Поэтому
32
внешнее электромагнитное поле и поле, созданное при
индуцированных переходах неразличимы, так как имеют одинаковые
частоту, фазу, поляризацию и направление распространения.
N2 . Ег N2
М 1 ?, Nx -^-l Ех
а
б
2
N2 , Е
в
Рис. 33. Оптические процессы: а - спонтанное излучение; б - вынужденное
. ... шын.юл ... погл „ „
излучение; в- поглощение.^» Wlx , Wn - вероятности процессов, ЕхнЕь
N\ и #2 -энергии и населенности первого и второго уровней (Ei-E^hv)
Наряду с оптическими переходами в системах квантовых
частиц имеют место и безызлучательные релаксационные переходы.
Спонтанное излучение вместе с безызлучательными
релаксационными переходами играет важнейшую роль при
получении и удержании термодинамически неравновесного
излучающего состояния квантовой системы.
В отсутствие внешних воздействий время жизни состояния
определяется только спонтанным излучением. В этом случае говорят
о естественной ширине линии излучения Дул, которая определяется
вероятностью спонтанного перехода в единицу времени А2\ ¦
Дул=Л21/2я. C.3)
Контур линии спонтанного излучения имеет так называемую
лоренцеву форму с шириной Дул = Д?/й = 1 /Bлт0). C.4)
Лоренцова форма линии имеет вид резонансной кривой с
максимумом на частоте v = v0 - центральной частоте перехода:
2tc(v-v0J + Дул/4
33
л 2тс
Ширина линии <рл определяется на уровне половины от
максимальной величины интенсивности линии. Принимая во внимание
возможность спонтанного распада не только верхнего, но и нижнего уровня
энергии, когда нижний уровень не является основным, под величиной Avn,
входящей в C.4), будем понимать величину, определяемую суммой
скоростей спонтанного распада этих уровней 1 / т01 и 1 / т02:
- + — . C.6)
Естественная ширина линии очень мала. В видимом диапазоне
ширина такой линии составляет десятки килогерц, в диапазоне
сантиметровых волн - доли герца. Так как естественная ширина не
связана ни с какими внешними воздействиями, то ее уменьшение
искусственным путем невозможно.
Интенсивность спонтанного излучения частотно зависима.
Взаимодействие частицы с окружающей ее средой,
характеризуемое релаксационными безызлучательными переходами,
приводит к уменьшению времени жизни частицы в возбужденном
состоянии, что эквивалентно уширению линии излучения.
Практически ширина спектральной линии значительно превышает
естественную ширину линии.
Уширение линии, обусловленное именно конечным временем жизни
состояний, связанных рассматриваемым переходом, называется
однородным. Оно характерно для твердых тел. При однородном уширении
вне зависимости от природы уширения спектральная зависимость <p(v)-
эгго единая спектральная характеристика как одной частицы, так и всего
ансамбля квантовых частиц. Крайне важно, что изменение этой
характеристики при том или ином воздействии на ансамбль частиц
осуществляется одновременно и одинаково для всего ансамбля частиц. В
качестве примеров однородного уширения можно привести естественную
ширину линии и столкновительное уширение в газах.
Неоднородное уширение спектральной линии, излучаемой
ансамблем частиц, наблюдается в том случае, когда каждая частица
излучает (или поглощает) не в пределах всей экспериментально
наблюдаемой линии.
Одним из примеров неоднородного уширения является
доплеровское уширение, характерное для газов при малых
34
давлениях и отчетливо наблюдаемое при высоких частотах
электромагнитного излучения.
Форма доплеровски уширенной линии определяется
следующим образом:
/ ч 2>/1п2
<pD[v)=-= expi
>/*Д
Vd
-4in2
( л2
\
Av
D
C.7)
где AvD - ширина линии на уровне половины максимальной
C.8)
величины Avq ~2v0.
'2*7
1п2,
тс
где т - масса излучающей частицы, Г - температура газа, к -
постоянная Больцмана.
Таким образом, форма доплеровски уширенной линии
описывается функцией Гаусса и симметрична относительно
центральной частоты перехода v0.
Количественной мерой усиления излучения с частотой v,
проходящего через активную среду, служит показатель усиления
среды ae(v), который связан с разностью населенностей лазерных
уровней энергии следующим соотношением:
8\
с J 2X 2X с J
C.9)
где ?21 - коэффициент Эйнштейна для вынужденного излучения;
N2 и #i - населенности верхнего и нижнего лазерных уровней; g2
и gx -статистические веса верхнего и нижнего лазерных уровней;
/jv-энергия кванта вынужденного излучения; с - скорость света в
вакууме; ф(у)-функция, описывающая частотный контур линии
00
спонтанного излучения; номировочный коэффициент*/ = j<p(v)dv.
о
В случае однородного уширения <p(v) = (Pj,(v), и показатель
усиления активной среды в случае однородного уширения линии
спонтанного излучения аводн(у) определяется соотношением
/fV
*однМ=-в2,ДЛГ21— ф».
с
C.10)
35
Показатель усиления активной среды в случае неоднородного
уширения линии спонтанного излучения «неоднМ определяется
соотношением:
«неодн(*/)=^21^21 <pD(v). C.11)
С
Из (ЗЛО) и C.11) следует, что контуры линий усиления с
точностью до постоянных коэффициентов совпадают с контурами
линий спонтанного излучения, определяющими спектральную
зависимость инверсии населенностей лазерных уровней.
Соотношения C.10) и C.11) получены для случая ненасыщенного
усиления, когда инверсия населенностей лазерных уровней не зависит от
интенсивности излучения, проходящего через активную среду. В
реальности зга ситуация воспроизводится на начальной стадии усиления
излучения, когда его интенсивность незначительна.
Практический интерес представляет знание амплитудной
характеристики показателя усиления - зависимость показателя
усиления от интенсивности проходящего излучения.
а) ах б) ^ае
А
vo v vre„ v0 v
Рис. 3.4. Проявление насыщения в случае: а) однородно уширенной линии /] ж 0;
h > /ь h > h\ б) неоднородно уширенной линии 1Х = 0; /2 > Д; /3 > /2) где / -
поверхностная плотность мощности (интенсивность) лазерного излучения
В случае однородного насыщения показатель усиления снижается
равномерно по всему контуру спонтанной линии, соответствующей
лазерному переходу (рисЗАд). В случае же неоднородного насыщения
показатель усиления снижается только в непосредственной близости от
частоты проходящего квазимонохроматического излучения с частотой v№
(рисЗ.4,6), имеет место также снижение показателя усиления вблизи частоты
v = v0 + |vreH -v0| (обратная волна), это снижение на рисунке не показано.
36
4. Физические величины, характеризующие излучение в
энергетических и световых единицах [5, б, 8,9,10]
Физические величины, характеризующие излучение оптического
диапазона, имеют одно и тоже основное буквенное обозначение; их
различают, добавляя индекс «е» (энергетический) для физических
величин и индекс «v» (видимый) для фотометрических величин. Для
фотометрических (световых) величин индекс часто опускается. Итак,
существуют понятая энергетических и световых величин. Сначала
рассмотрим энергетические величины, характеризующие излучение.
Энергия иялучения Qt - это энергия, переносимая излучением. В
системе единиц СИ измеряется в джоулях (Дж).
Поток излучения (лучистый шуток) Фе. Для характеристики
источников излучения принято пользоваться мощностью излучения,
которая называется потоком излучения. Единицей измерения потока
излучения служит ватт (Вт). Если источник энергии излучения за время
dt излучает энергию dQt, то мгновенное значение потока излучения
этого источника Фе будет равно: Фе =—-. Часто пользуются
dt
понятием среднего значения потока излучения Феср за конечный
а
интервал времени /: Феср = —*-, где Qe - энергия, излучаемая
источником за время / [6,8,9].
Поток излучения характеризуется распределением по времени.
спектру и в пространстве. В большинстве случаев, когда говорят о
распределении потока излучения по времени, не учитывают квантовый
характер возникновения излучения, а понимают под этим функцию,
дающую изменение во времени мгновенных значений потока излучения
Ф^. Это допустимо, поскольку число фотонов, излучаемых источником
в единицу времени, очень велико. Например, лампа накаливания
мощностью 100 Вт в секунду излучает около 51020 фотонов. При
рассмотрении же процесса испускания (генерирования) и поглощения
потока излучения, его квантовую природу приходится учитывать[6].
По распределению потока излучения по спектру источники
излучения можно разбить на источники с линейчатым спектром и
сложным излучением. Под спектром излучения понимается
37
распределение в пространстве сложного излучения в результате его
разложения на монохроматические составляющие разных частот.
У источников с линейчатым спектром излучение определяется в
пределах узких участков спектра - спектральных линий (рис.4.1).
\\ А-2 А-з X
Рис.4.1. Линейчатый спектр потока излучения
Принято поток излучения на одной длине волны считать
монохроматическим. Спектральной линией называют изображение
(обычно щели), образованное монохроматическим излучением в
дисперсионном спектральном приборе. Термин употребляется для
обозначения монохроматического излучения, испускаемого или
поглощаемого при переходе с одного атомного или молекулярного
уровня энергии на другой. В дальнейшем под монохроматическим
потоком энергетического излучения будем понимать поток,
излучаемый в пределах очень узкого участка длин волн, который
можно характеризовать одним значением длины волны или частоты.
Поток излучения источника с линейчатым спектром складывается из
монохроматических потоков отдельных линий:
Фе = Фе,х, +Ф«,х2 +", + **Ая ' где ф* " поток излучения источника
с линейчатым спектром; Ф^х,. Фе,х2> — ®е,\„ -монохроматические
потоки излучения отдельных линий. Линейчатый спектр имеют
газоразрядные источники излучения, у которых разряд происходит в
атмосфере инертного газа или паров металла.
К сложным спектрам можно отнести слияние близко
расположенных друг к другу спектральных линий. У таких источников
излучение происходит в пределах достаточно широких участков спектра
- полос, отделенных одна от другой неизлучающими промежутками,
38
такие спектры можно назвал» полосовыми. Источники теплового
излучения и излучения люминесценции жидких и твердых тел имеют
непрерывные спектры. Сплошной спектр можно представить в виде
отдельных монохроматических потоков, примыкающих
непосредственно друг к другу (рис.4.2).
Рис. 4.2. Спектральная плотность потока излучения источника со
сплошным спектром при различных температурах излучателя
Для характеристики спектрального распределения потока
излучения источников со сложным излучением пользуются величиной,
называемой спектральной плотностью потока излучения (^ Это
отношение энергетической величины с!Фе, взятой в бесконечно малом
спектральном интервале dk, содержащем данную длину волны, к ширине
этого интервала: q>x =dQ>ekJdkt где dQ>ex- поток излучения узкого
участка спектра шириной dL Единица спектральной плотности потока
излучения - Вт/мкм. Обычно имеют дело с относительным
спектральным распределением, т.е. спектральной плотностью
измеряемой энергетической величины, выраженной относительно
некоторого произвольного значения-обозначается S(k).
На рис.4.2 даны кривые зависимости спектральной плотности
потока излучения от длины волны для трех тепловых источников,
имеющих различные температуры G) > 7> > 7}).
Зная функцию фь легко определить поток излучения любого
участка спектра (Х2 ~^i); Фе = w(X)dk. Если аналитического
39
выражения для фхнет или интегрирование этой функции затруднительно,
то интеграл заменяют суммой произведений <рх АХ : Фв = ? Фх^ -
.Энергетическая сила излучения источника - это отношение потока
излучения, исходящего от источника и распространяющегося внутри
элементарного телесного угла, содержащего заданное направление, к
этому элементарному телесному углу (пространственная плотность
потока излучения в пределах элементарного телесного угла <&>):
</Ф
1еа- —*-, где 1е а - сила излучения в направлении a; dQ>e - поток
dm
излучения, распространяющийся в пределах элементарного телесного
угла ско (рис.4.3). За единицу энергетической силы излучения принята
сила излучения такого источника, у которого в пределах телесного угла в
1ср равномерно распространяется поток излучения в 1 Вт, (Вт/ср).
Рис.4.3. Сила излучения точечного источника
Энергетическая яркость Le - это отношение потока излучения
d Фе к произведению телесного угла da , в котором он
распространяется, площади dA и косинуса угла 6:
Le=d Q>efd<udAco$Q> если d Фе составляет элемент поверхности
dA, содержащий точку Л/, и распространяется в направлениях,
определяемых элементарным телесным углом dec, содержащим
направление / и составляющим угол 6 с нормалью к dA. Единица
измерения Le - Вт ср м . Вторым определением энергетической
яркости можно считать силу излучения участка поверхности в
данном направлении к площади его проекции на плоскость,
перпендикулярную этому направлению (направлению излучения):
40
Lea = dIea/dAC0Sa, Leaycp = '«t'aa» (Вт/ср M2), где Ga = Л COS a
(рис.4.4). Величину d2G = d®dAcosQ называют геометрическим
фактором, где dA- площадь сечения пучка, da) - телесный угол,
который им заполняется, 8- угол между нормалью к dA и
направлением /. Из геометрической оптики известно, что если
рассеяние отсутствует, то оптический фактор (произведение
геометрического фактора элементарного пучка и квадрата
показателя преломления среды, в которой он распространяется)
инвариантен на всем пути пучка, каковы бы ни были преломления и
отражения, которые пучок претерпевает (d2G • п2 = const).
Вследствие этого, приведенная энергетическая яркость, т.е.
отношение энергетической яркости к квадрату показателя
преломления, т&кже инвариантна на всем протяжении
элементарного пучка, если потери на поглощение или отражение
принимаются равными нулю Len~ -const [8].
>
Рис. 4.4. Яркость источника излучения
Излучение большинства применяемых на практике излучателей,
как тепловых, так и люминесцентных, близки по своим характеристикам
к равнояркому излучению по различным направлениям а,р в
пространстве. Для таких излучателей энергетическая яркость может
быть определена как: Le = , где /еар~ сила излучения в
направлении a, P; Лар - площадь проекции излучающей поверхности на
плоскость, перпендикулярную направлению а, Р. Для равнояркой
поверхности конечных размеров площадью А энергетический поток
излучения можно определить как: Ф = п LeA [9].
41
Энергетической светимостью Ме называют отношение потока
излучения d<X>e, исходящего от элемента поверхности, который
содержит заданную точку, к площади этого элемента поверхности
источника излучения dA: М€ = <1Фе IdA- \Le cosGcfo, единица
измерения Вт/м2, где Le- энергетическая яркость. Термин
собственная энергетическая светимость Мез уточняет, что
рассматриваемый поток не включает отраженного или
пропущенного потока. Выражение тепловая энергетическая
светимость MeJh уточняет, что рассматриваемый поток имеет в
основе тепловое излучение. В случае излучения черного тела
энергетическая яркость одинакова во всех направлениях. Поэтому,
если телесный угол выражен в стерадианах, числовое значение
энергетической светимости Ме=я-Ь€ [8].
Отношение спектральной плотности потока излучения к
площади А излучающей поверхности источника называется
спектральной плотностью энергетической светимости излучения
теь=<рх/А9 единица - (Вт /мкм -м2). Спектральную плотность
можно записать для любой энергетической характеристики
излучения, например силы излучения iek = или яркости
dk
Поверхностная плотность энергии падающего излучения, т.е.
принимаемая, оценивается энергетической экспозицией:
Не - dQe IdA- \Eedt (Дж/м2). Эквивалентное определение:
произведение энергетической освещенности на длительность
облучения [8].
Энергетическая освещенность или облученность (в точке
поверхности) это отношение потока излучения d<be9 падающего на
элемент поверхности, содержащий рассматриваемую точку, к площади
этого элемента dA: Ee= d<&e IdA, единица измерения Вт м-2. Среднее
значение облученности можно определить, как Ееср~Фе/А9 а при
наличии в поле нескольких источников излучения может определяться
отношением суммы потоков излучения от каждого источника к общей
42
площади поверхности облучаемого объекта. Расчет энергетической
освещенности, создаваемой точечным излучателем с заданным
распределением силы излучения, может производиться по закону
квадрата расстояний: Ее = -**— = -*f-cos 6, где L п - сила
е dAQ I2 '
излучения по направлению к элементу освещаемой поверхности, C-
угол падения луча на облучаемый элемент поверхности, / - расстояние
от точки расположения точечного источника излучения до
освещаемого элемента поверхности dAQ [8,9].
Излучение распространяется в средах и таким образом изменяет
свои характеристики. Оценка этого изменения может быть осуществлена
с помощью коэффициентов. Коэффициентами поглощения ас
отражения рс и пропускания гс называются отношения поглощенного,
отраженного и прошедшего потока излучения к потоку излучения,
упавшему на тело: <*в=Феа/Фе, Ре=Фер/Фв, т, =ФЯ/Ф,, при
этом выполняется закон сохранения энергии, т.е.: а, +ре +т, =1.
Аналогично и для спектральных коэффициентов:
х2 х?
[ср(Х)а(>0<Л |ф(Х)р(Х)Л
Ф 1 Ф 1
ag= = f ptf=
\<№)dk * ]q>(X)dk
Xi х,
*2
faX)T(X)dk
\е = —— = ~4 . Таким образом, из формул ввдно, что
Фе Ч
h
коэффициенты <хе, реУ те зависят не только от характеристик
самого тела, но и от спектрального состава падающего излучения.
№ приведенных уравнений можно видеть, что коэффициенты
поглощения, отражения и пропускания определяют только
соотношение потоков излучения, не определяя их распределения в
пространстве. В зависимости от свойств поверхности освещаемых
объектов и внутренней его структуры распределение поглощенного,
43
отраженного и прошедшего потоков излучения может значительно
отличаться. Если поверхность гладкая и размеры ее неровностей
значительно меньше длины волны падающего излучения, то
наблюдается направленное (зеркальное^ отражение, для которого
имеется равенство углов падения и отражения и лежащих в плоскости,
перпендикулярной поверхности: Zea(Jp = Imp ре, где Zeapp и Lea$ -
энергетические яркости отраженного и падающего на зеркало
излучения, ре - коэффициент отражения.
Различие яркости отраженного пучка лучей по различным
направлениям уменьшается при увеличении размеров неровностей
отражающей поверхности (увеличение ее шероховатости). Пределом
увеличения рассеивающей способности отражающей поверхности
является также отражение от поверхности, при которой ее яркость в
отраженном свете одинакова во всех направлениях пространства и не
зависит от угла падения на нее пучка лучей. При таком отражении
яркость отраженного пучка лучей является постоянной по всем
направлениям пространства и называется равномерно-диффузным.
Яркость такой отражающей поверхности определяется облученностью
Е -р
Ее и коэффициентом отражения ре: Le = g * [8,9].
я
При направленно-рассеянном отражении ось отраженного
излучения направлена в соответствии с законом зеркального отражения,
но телесный угол, в пределах которого отражается поток, больше
телесного угла, в пределах которого излучение падает на поверхность.
Яркость при таком отражении неодинакова по различным направлениям:
^еар = Ее •~?^, где Р^р - коэффициент яркости, представляющий
я
собой отношение яркости в данном направлении к яркости одинаково
освещенной с ней равномерно-диффузной отражающей поверхности с
коэффициентом отражения, равным единице.
Для упрощения светотехнических расчетов, а также для
облегчения количественной оценки процесса преобразования энергии
излучения, условились рассматривать эффективную мощность как
эффективный поток излучения. Следовательно, эффективный поток
излучения эквивалентен мощности излучения, оцененной по уровню
реакции приемника. Эффективные величины вводятся для подсчета
полезной мощности, используемой приемником излучения.
Поглощенный поток излучения, преобразованный приемником в
44
полезную мощность одного из видов энергии, принято называть
эффективным потоком. Приемники излучения делятся на два больших
класса: физические (фотоэлемент, фотопленка, люминофор и т.п.) и
биологические (орган зрения человека, зеленый лист растений, кожа
человека и животных и др.).
Каждый приемник энергии излучения характеризуется
спектральной и интегральной эффективностью или чувствительностью.
Эффективность излучения это отношение эффективно преобразованного
приемником потока к соответствующему потоку излучения: для
сложного излучения К = Ф э / Фе, для монохроматического излучения с
длиной волны Я спектральная эффективность излучения
К(к) = ФэХ /Фед. У большинства приемников спектральная
чувствительность зависит от длины волны падающего на приемник
монохроматического излучения. Такие приемники называются
избирательными (селективными). Примером избирательного
приемника может служить орган зрения человека. К
неизбирательным можно отнести тепловые приемники широкого
спектра чувствительности (термопара).
Зная спектральное распределение падающего потока
излучения ф(Х) и функцию спектральной чувствительности приемника
Кпр (Я), можно определить эффективный поток излучения:
К
Фэ = fo(X)K(X)dk , где Х\ - Хл границы участка спектра.
Под относительной спектральной эффективностью V(X)
понимают отношение спектральной эффективности К(Х) к
максимальному значению спектральной эффективности А"(Х)тах.
Таким образом, зная абсолютное значение К(Я)тйХ и функции
V(k), <р(Х), легко определить эффективный поток:
К
Фэ=ВДтах j<f>(kW(X)dk.
h
Определяя эффективный поток по уровню реакции
образцового приемника, можно построить систему эффективных
величин и единиц [б, 8,9].
45
Требования, предъявляемые к образцовому приемнику: 1)
приемник должен реагировать на любое однородное излучение в той
части спектра, в которой располагаются кривые спектральной
чувствительности всех приемников данной группы; 2) мера реакции
приемника при облучении его потоком излучения должна подвергаться
непосредственному или косвенному измерению с достаточной
точностью; 3) эффективные величины системы, построенной на основе
выбранного образцового приемника, должны обладать свойством
аддитивности.
В настоящее время широко распространены три системы
эффективных величин и единиц: световая, у которой образцовым
приемником является человеческий глаз с усредненными
характеристиками; бактерицидная,, у которой образцовым приемником
являются бактерии (обычно кишечная палочка), а эффективность
определяется летальным исходом при воздействии на них излучения;
эригемная. у которой образцовым приемником является кожа человека
(покраснение, образование загара).
Рис. 4.5. Относительная спектральная световая эффективность (относительная
видность) для дневного зрения К(Я) и ночного зрения V (Я).
Наиболее распространенными являются световые величины.
Световой поток - это эффективный поток в системе, где спектральная
характеристика образцового приемника определяется, относительной
спектральной чувствительностью органа зрения человека
нормализованной функцией относительной спектральной световой
эффективности излучения, обозначаемой V(X) для яркости адаптации
L > 10 кд/м2 (дневное зрение) и К1 (А,) для I < 0,01 кд/м2 (ночное
зрение) - показанные на рис.4.5. Световой поток определяется как
46
величина, образующаяся от потока излучения при оценке его действия
на селективный приемник, спектральная чувствительность которого
определяется нормализованной функцией относительной спектральной
световой эффективности излучения. За единицу светового потока
принят люмен (лм) - световой поток, излучаемый в единичном
телесном угле (стерадиан) равномерным точечным источником с силой
света 1 кандела Значение максимальной спектральной световой
эффективности К(Х)тах соответствует длине волны 555 нм для
стандартного фотометрического наблюдателя МКО при дневном
зрении и равно 683 лм/Вт.
Для перехода от монохроматического потока излучения к
монохроматическому световому потоку с той же длиной волны пользуются
соотношением Фх = 683ФГ?1К(А,) •
Световой поток источника с линейчатым спектром:
Фу = 683? Фех, VQ^i), где Фек. - поток излучения линии в Вт.
Световой поток источника со сплошным спектром:
Х=780нм
Фк=683 J<p(X)K(X)<&.
Х=380нм
Рис.4.6. Световой поток в верхнюю полусферу Ф УВ и нижнюю полусферу Ф у^
Световой поток является важнейшей светотехнической
характеристикой источников света, имеющих в основном неравномерное
распределение излучения в пространстве. Для расчета светового потока,
различают верхний ФУВ (нижний Фуи) полусферический световой
47
поток, излучаемый выше (ниже) горизонтальной плоскости, проходящей
через источник (рис.4.6).
Для примера, световой поток некоторых источников света: лампа
накаливания 40 Вт, 220 В - 415 лм; люминесцентная лампа типа ЛБ 40 Вт,
220 В - 3000 лм; трубчатая ксеноновая лампа 100 кВт, 380 В - 5 • 106 лм.
Сила света - это отношение светового потока, исходящего от
источника и распространяющегося внутри элементарного телесного
угла, содержащего заданное направление, к этому элементарному
телесному углу: IVa=dOy /с/со. За единицу силы света принята
кандела - сила света, излучаемая в перпендикулярном направлении с
1/600000 м2 поверхности черного тела при температуре затвердевания
платины и давлении 101325 Па A кд = 1 лм/ср).
Несмотря на то, что все реальные источники излучения имеют
конечные размеры, очень часто пользуются понятием точечного
источника излучения. Для точечного источника с заданной точностью
соблюдается закон квадратов расстояний. Для равнояркого источника
излучения (равномерно излучающего во всех направлениях) отношение
расстояния от источника до приемника «А» к наибольшему размеру
источника «о» может служить критерием, по которому оценивается
«гочечность» источника. Если это отношение Ь/а = 1, то при
использовании закона квадратов расстояний погрешность составляет
100%, при Ь/а = 5 составляет 4% (рис.4.3).
Геометрическое место концов отрезков, выходящих из одной
точки (светового центра источника), длина каждого из которых
пропорциональна силе света источника в соответствующем
направлении, образует фотометрическую поверхность
распределение силы света источника, которое полностью
характеризует распределение светового потока данного источника в
пространстве (рис.4.7).
По характеру распределения силы света точечные источники
делятся на симметричные и несимметричные. К симметричным
относятся фотометрические поверхности, образованные вращением
полярной кривой силы света вокруг оси, расположенной в
меридиональной плоскости, а также поверхности, обладающие хотя
бы одной плоскостью симметрии. К несимметричной относят
фотометрическую поверхность, не имеющую ни оси, ни плоскости
симметрии. Таким образом, имея графическое или аналитическое
выражение функции 1У (а), мы получаем полное представление о
распределении светового потока источника света в пространстве.
48
Для источников света (излучения) часто пользуются кривой
распределения силы света (КСС). которая представляет собой
кривую, лежащую в плоскости, проходящей через световой центр
источника, и изображающую обычно в полярных координатах силу
света источника в функции угла, отсчитываемого от заданного
направления. К примеру, средняя сила света лампы накаливания
мощностью 100 Вт составляет около 100 кд.
НО* !»•
Рис.4.7. Фотометрическая поверхность - пространственное распределение
силы света источника
Освещенность (в точке поверхности) - это отношение
светового потока, падающего на элемент поверхности, содержащий
данную точку, к площади этого элемента Ev =dQ>y IdA, т.е. это
поверхностная плотность падающего на площадь Л светового потока
- рис.4.8. Единица измерения: люкс (лк = лм/м2) - это освещенность,
создаваемая световым потоком в 1 люмен, равномерно
распределенным на поверхности, площадь которой равна 1 м2.
Чаще всего используют горизонтальную освещенность.
Диапазон уровней освещенности составляет при искусственном
освещении от 1 до 20 лк на улице и от 20 до 5000 лк в помещении. В
природных условиях освещенность 0,2 лк в полнолуние, 5000 -
10000 лк днем при сплошной облачности и до 100000 лк в ясный
день. Освещение может быть прямым - 90 - 100% светового потока
попадают на расчетную плоскость, отраженным - менее 10%
светового потока попадает на расчетную плоскость, направленным -
имеет некоторое преимущественное направление светового потока,
диффузным - не имеет преимущественного направления.
49
Освещенность от источника в общем случае определяется по закону
квадратов расстояний Еу = Iy<xcos$/l , где Еу- освещенность на
искомой поверхности, 1Уа - сила света в данном направлении, C- угол
падения луча на освещаемую поверхность (рис.4.8,в)).
Рис.4.8. Освещенность от источника излучения: а) средняя освещенность
на поверхности Л (AhAfi\ б) горизонтальная освещенность непосредственно
под источником; в)общий случай для расчета освещенности
Яркость непосредственно связана с уровнем зрительного
ощущения, а распределение яркости в поле зрения (в наблюдаемом
природном ландшафте, архитектурном ансамбле, комнатном
интерьере) характеризует качество (степень комфортности и
удобства) освещения и равна отношению силы света участка
поверхности в данном направлении к площади его проекции на
плоскость, перпендикулярную этому направлению. Для матовых
(диффузных или равноярких) поверхностей яркость пропорциональна
поверхностной плотности отраженного или излучаемого этой
поверхностью светового потока. Единица измерения - кд/м2. В полной
темноте человек реагирует на яркость в одну миллионную долю кд/м2,
яркость поверхности вольфрамовой нити лампы накаливания ~ 5,5 106
кд/м2, Солнца в зените - 109 кд/м2, ртутной лампы сверхвысокого
давления до 109 кд/м2, люминесцентной лампы - 7 103 кд/м2, земной
поверхности в полнолуние - 5 1 О*2 кд/м2 [5,9,10].
Излучения большинства применяемых на практике
источников излучения, как тепловых, так и люминесцентных,
близки по своим характеристикам к равнояркому излучению по
различным направлениям в пространстве. Для таких источников
50
света (излучения) яркость можно определить как: Ly = —-—, в
A cos a
dlv d Фу с/Ф|/
общем случае Ly = — = - = —— (рис.4.4).
dA • cosa dtodA- cosa dG
Рассмотрим равнояркие излучатели простейших форм, например,
шар и диск, с которыми приходится сталкиваться в инженерных
расчетах.
Если равнояркий шар имеет яркость Lv и диаметр D, то сила
света, излучаемая в любом направлении, постоянна
1У = LynD2 / 4 = const, а световой поток такого источника
Ф у = 4я/^. Для равнояркого диска диаметром D, сила света,
излучаемая под любым углом а, составляет 1У = 1УОсо$а, где
Iy0=Ly %D /4, а световой поток Фу =4тс/^0, гд&1У0~ сила света,
перпендикулярная поверхности диска Л (рис.4.4) [S, 9].
Светимость определяется как отношение светового потока,
исходящего от элемента поверхности, который содержит заданную точку,
к площади этого элемента My =dQ>y IdA- [by cosa^co Единицей
измерения является люмен с квадратного метра (лм/м2).
В случае черного тела или равномерного рассеивателя яркость L
одинакова во всех направлениях. Поэтому, если телесный угол выражен
в стерадианах, числовое значение светимоста Му = п Lv.
Для характеристики импульсного излучения источника вводятся
интегральные характеристики по длительности излучения. Интеграл
'«7»
импульса светимости: \My(t)dt9 аналогично интеграл импульса
*ёсп
яркости вспышки: JZy(/)<#,где tecn- время вспышки источника.
о
Основной характеристикой импульсного излучения является
dA
секундах (лк с).
Для характеристики энергоэкономичности источников
излучения вводят понятие световой отдачи источника у\л
световая экспозиция: Ну =-77-= [Evdt, измеряемая в люкс-
51
определяемой как отношение излучаемого светового потока к
потребляемой мощности Р€, измеряемой в лм/Вт:
Х=780
683 j(pe(k)V(\)dk
у] = ^=^ . Применение источников излучения с
высокой световой отдачей является основным путем экономии
электроэнергии в осветительных установках.
Понятие Ш?Ш определяется как свойство видимого излучения
вызывать зрительное цветовое ощущение. Это аспект зрительного
восприятия, позволяющий наблюдателю различать цветовые стимулы,
отличающиеся по спектральному составу излучения, т.е. отличать один
объект от другого, если различие между ними обусловлено только
различием спектрального состава исходящего от них света.
Измерение цвета, основанное на свойствах глаза и выполняемое
в соответствии с международными соглашениями, определяется
колориметрией [8]. В колориметрии под цветом понимается
трехмерная векторная величина, характеризующая группу излучений,
визуально неразличимых в колориметрических условиях наблюдения,
т.е. в таких условиях визуального сравнения, при которых любые
излучения одинакового спектрального состава неразличимы глазом.
Цвет в колориметрии однозначно определяется координатами цвета
излучения. В колориметрии применяется трехцветная система
определения цвета, основанная на возможности воспроизведения
заданного цвета путем аддитивного смешения трех составляющих. Под
координатами цвета понимается количества трех основных цветов,
необходимых для получения колориметрического равенства с
измеряемым цветом. Координаты цвета могут быть получены
умножением ординат кривой спектрального распределения излучения
Фе(Х) на удельные координаты или ординаты кривых сложения
хGС)9у(Х)92(Х) и интегрированием этих произведений по всей
спектральной области видимого излучения:
Х«=780 Х=780
Х=380 Х=380
Х=780
Z= Jq>e(A.)-5(X)-A.
Х=380
52
Для упрощения цветовых расчетов МКО приняла цветовую
систему координат XYZ в качестве стандартной для колориметрической
практики. Цветовое уравнение в этой системе имеет следующий вид:
OeJf[jf]+y[y]+z[z], где Ф- цвет излучения, количественная и
качественная характеристика которого описывается этим уравнением;
XY,Z - координаты цвета; [-*"]» И» И ~ основные цвета системы
(единичные значения исходных цветов); х[х], к[у], z[z]
компоненты цвета. Уравнение, охватывающее все многообразие цветов
одинаковой яркости, имеет вид:
I = 683(AAjf +УЛУ +ZA2) = 683r,
где A^,Ay,A2 - яркостью коэффициенты основных цветов. В
соответствии с условием построения колориметрической системы XY,Z
яркостью коэффициенты основных координат цветов XnZ должны быть
равны нулю: Л^ = О, AZ = 0, a Y - единице Лу = 1. Для получения
удельных координат определяемого монохроматического цвета необходимо
координаты цвета привести к единичной яркости Le = 1 Вт мср"':
X X х(Х\ У У
х(Х) = — = 683К(Х) — = К(Х) -^; Ш) = ~ = 6Ш(Х) — = У{\);
Le Ly y(X) Le Ly
Le Ly y(X)
На рис.4.9 приведены кривые сложения предложенные МКО, где
функции МКО 1931 г. могут быть использованы для расчетов при
использовании полей зрения от 1 до 4 угл. град., а для полей,
превышающих 4°, рекомендуется система Jfo У/о, Zw МКО 1964 г.
Под цветностью понимается характеристика качества цвета,
определяемая его координатами цветности или доминирующей
длиной волны и чистотой цвета. Колориметрическому понятию
доминирующей длины волны по восприятию соответствует
цветовой тон. который является характеристикой цвета
описываемого словами: синий, зеленый, желтый, красный и т.д.
Чистота цвета это характеристика цветового ощущения,
позволяющая оценить долю чистой хроматической составляющей в
общем цветовом ощущении. Координаты цветности определяются
как отношение трех координат цвета к их сумме:
X Y Z
X + Y + Z* У~ X + Y + Z* Z~ X + Y + Z'
53
Система XtYtZ получена расчетным путем из системы R^G^B,
базирующейся на следующих принципах: 1) координаты цветности
всех реальных цветов должны лежать внутри координатного
треугольника, следовательно, все реальные цвета должны иметь
только положительные координаты: X ? О, Y ? О, Z ? 0; 2)
количественная характеристика цвета (яркость) должна полностью
определяться одним его компонентом - Y; 3) координаты белого
цвета равноэнергетического излучения должны быть равными.
0.4 0.45 0.5 0.55 0.6 0.65 Л,мкм
Рис. 4.9. Удельные координаты цвета (кривые сложения) системы X,Y,Z
МК01931 и Хю, У/л Zjo МКО 1964
Для определения источника белого цвета в колориметрии
стандартизовано несколько источников, параметры которых
приведены в таблице 4.1.
Ощущение цветности объединяет понятия цветового тона и
насыщенности. Насыщенность - это характеристика зрительного
ощущения, служащая для оценки отличия заданного цвета от
ахроматического цвета той же светлоты. Она соответствует
54
величине цветового различия и определяется чистотой цвета,
связанной со степенью приближения к спектрально чистому цвету
от точки белого. Например, малонасыщенные цветовые тона
получают путем большого разбавления красителя белой краской.
Цвет одного и того же предмета может сильно изменяться в
зависимости от спектрального состава освещающего его излучения.
Под светлотой понимают уровень зрительного ощущения,
производимого яркостью в зависимости от условий наблюдения.
Таблица 4.1.
Стандартный
источник света МКО
А
В
С
050
z>„
Dm
Ли
МКО 1931
X
0,4476
03484
0.3011
0,3457
0.3324
0.3127
0,2990
У
0.4074
0.3516
03062
0,3585
0,3475
0.3290
0.3150
МКО 1964
Хщ
0.4512
0,3498
0,3104
0,3478
0,3341
0,3138
0.2296
Yjo
0.4059
0,3527
0,3191
0,3595
0,3310
0,3310
0,3173
T„,K
2896
4874
6774
5003
5503
6504
7504
Для определения меры соответствия зрительного восприятия
цветного объекта, освещенного исследуемым и стандартным
источником света вводится индекс цветопередачи Ra- это одна из
основных цветовых характеристик качества источников света (ламп),
предназначенных для использования в осветительных установках.
Числовое значение индекса цветопередачи характеризует степень
воспроизведения цветов различных материалов при их освещении
лампой при сравнении с эталонным источником света. Максимальное
значение Ra =100, хорошая цветопередача соответствует Ra =60 и
более, а при Ra от 20 до 59 цветопередача считается
удовлетворительной.
При анализе работы приборов квантовой электроники часто
используют термины лазерное излучение и пучок лазерного излучения.
Лазерное излучение - это электромагнитное излучение, испускаемое
лазером в оптическом диапазоне длин волн; пучок лазерного излучения
(лазерный пучок) лазерное излучение, заключенное в телесном угле.
Одним из основных параметров лазерного излучения является
его интенсивность, под которой понимают поверхностную
плотность мощности лазерного излучения, измеряемую в Вт/м2.
55
5. Естественные источники излучения [10,11,12,13]
Источники излучения следует разделить на естественные и
искусственные. К естественным источникам мы должны отнести
Солнце, Луну и звезды, а также природные тела, имеющие
температуру выше нуля градусов Кельвина (К), а все остальные
можно отнести к искусственным источникам. Естественное
излучение может быть прямым и отраженным. Практически всю
визуальную информацию об окружающем мире мы получаем за счет
отраженного излучения от объектов, которые нас окружают.
Общее ослабление излучения естественных источников в
атмосфере по физическому признаку можно разделить на два
основных процесса: 1) - поглощение газовыми компонентами,
которое определяется преобразованием лучистой энергии в другие
ее виды; 2) - аэрозольное ослабление или рассеяние, состоящее в
изменении направления распространения излучения. Первый связан
с наличием в атмосфере ряда веществ (НгО, ССЬ, Ог, и др), имеющих
мощные спектральные полосы поглощения в оптической области, а
второй - с рассеянием лучистой энергии на частицах, из которых
состоит аэрозоль, причем может иметь место и поглощение энергии
веществом этих частиц. Кроме того, при оценке распространения
излучения от источника к приемной поверхности следует учитывать
молекулярное рассеяние излучения. В ряде случаев необходимо
учитывать случайные или систематические изменения оптических
свойств атмосферы: 1 -флуктуации фазы световой волны из-за
флуктуации показателя преломления атмосферы (мерцания или
изменение яркости источника), 2 - дрожание (изменение
пространственного положения изображения источника), 3
неоднородность атмосферы (рефракция - преломление светового луча,
биения плотности потока по сечению пучка).
Естественные излучатели, как то: небесные тела, ландшафт,
облака и т.п., могут быть как объектами наблюдения, так и
фоновыми источниками, определяющими видимый контраст
наблюдаемой картины, т.е. могут как подсвечивать, так и мешать
наблюдению. Поэтому следует кратко рассмотреть характер
излучения, создаваемого ими.
Солнце, с высокой степенью приближения, излучает как
черное тело (ЧТ) с температурой около 6000К. Если предположить,
что излучение Солнца равномерно рассеивается в атмосфере Земли,
56
т.е. небо имеет одинаковую яркость, то эта яркость составит около
10~5 от яркости Солнца ~ 1,5-109 кд/м2, и на длине волны излучения
0,5мкм максимальное значение спектральной энергетической
яркости неба составляет LeX =3 10 Вт/м -ср-мкм, а на длине
волны 4мкм - около Lex = 5Вт/м2-ср-мкм. Поверхность Солнца
окружена короной, представляющей собой высокотемпературную
плазму, состоящую из ионов и свободных электронов. Температура
короны составляет около миллиона градусов, и ее излучение имеет
сплошной спектр. Общий свет от короны составляет одну
миллионную долю света Солнца. Обычно видимый с Земли размер
короны равен примерно радиусу, а при максимуме солнечной
активности- 15 + 20радиусам Солнца [10, 13].
Большую группу естественных излучателей на небесной сфере
составляют кроме Солнца, звезды, планеты солнечной системы,
Луна, и др. Потоки излучения планет и Луны зависят главным
образом от абсолютной температуры верхних слоев атмосферы
планеты или поверхности самой планеты. В таблице 5.1. приведены
сравнительные характеристики собственного излучения некоторых
планет и Луны [13].
Таблица 5.1.
Название
планеты
Земля
Венера
Луна
Марс
Температура, К
Поверхность
Верхние слои атм.
Поверхность
Верхние слои атм.
Освещенная
сторона
Не освещенная
сторона
Экватор
Полюс
290
220
430
225
400
120
280
205
МКМ
10
12
7
11,5
7,5
24
10
14
Яркость 1е,
Вт/м2ср
13
4
62
4,7
46
4
11
3
Из таблицы 5.1 видно, что температура излучающих
поверхностей лежит в пределах от 120 К до 430 К, в результате чего
основная доля потока излучения испускается в инфракрасной
области спектра на длинах волн более 5 мкм. Инфракрасное
57
излучение планет представляет собой сумму двух составляющих:
собственного излучения и диффузно отраженного солнечного
излучения. Для планет и спутников, имеющих очень разреженную
атмосферу или не имеющих ее совсем, например, Луны, характерны
значительные периодические изменения температуры поверхности,
что обусловливает аналогичные перепады потока излучения.
Основная доля (95%) отраженного от лунной поверхности
солнечного излучения приходится на диапазон длин волн короче
2мкм, поэтому с учетом отраженной составляющей температуру
Луны, соответствующую ЧТ можно принять 4000К.
Звезды представляют собой громадные раскаленные шары,
удаленные друг от друга и от Земли на огромные расстояния. При
выборе звезд в качестве астрономических ориентиров наиболее
важное значение имеет положение звезды на небесной сфере и ее
видимый блеск. Блеск звезды оценивается астрофизическими
величинами. При максимальной яркости визуальная звездная
ВйдИЫШШ Солнца = 26", 8; Луны - 12ш,6; Венеры - 4т,4; Марса - 2т,8;
Сириуса - Г,58; Канопуса - 0т,86 и т.д. Визуальная звездная
величина определяется по психофизическому воздействию на
человеческий глаз. Звездная величина обозначается индексом «/я»,
например, 1т,0 или 5т,2 и т.п. Субъективное ощущение (блеск звезд)
изменяется в зависимости от объективного изменения
освещенности: т-т0 = -2,5 Ig Еу IЕУ0, где т и т0 звездные
величины двух небесных источников. Коэффициент 2,5 был
определен по измерениям освещенностей двух звезд, отличающихся
на одну звездную величину. Отношение освещенностей для звезд,
отличающихся на одну звездную величину 1да, равно 2,512.
Освещенность - Еуо- равную одному лк, создает звезда величины
т0=-13я1,7510я1,03 у границы земной атмосферы, а на земной
поверхности »-14w,0. Освещенность от небесных тел по их
звездным величинам можно рассчитать по формуле:
14,0+т
Еу =10 2'5 [10,13].
Учитывая, что Еу =LV -Дсо, можно найти яркость звезды.
Известно, например, что яркость Солнца составляет 1,5 109 кд/м2. Из
огромного количества звезд, известных к настоящему времени,
видимыми являются всего 4850 звезд [10,13].
58
Другой астрофизической величиной является звездная величина
«М>, которая соответствует освещенности, создаваемой звездой
находящейся на расстоянии 10 парсек. Еу -lv II2, т.е. М- эквивалент
силы света Iv при 1=10 парсек = 3,086 • 1017м. Формула пересчета:
lg?K=-0,4(M + 14m) = lg/,,-21g/ или \%1У = 29,4-0,4М. Для
Солнца звездная величина соответствует М = 4,84
(/к=3,071027вд)[10, 13].
Кроме деления по блеску, звезды подразделяются по
спектральному составу, в соответствии с их собственной
температурой обозначаемому в порядке убывания температуры
буквами: О - C5000 - 25000) К; В - B5000 - 15000) К; Л-11000 К;
F- 7500 К; G- 6000 К; *- 5000 К; М- C500 - 2000) К.
В инфракрасной области спектра соотношение яркостей звезд
может быть иным, и те звезды, которые в видимой области имеют
меньшую звездную величину, в ИК - области имеют большую яркость.
Вся атмосфера в целом создает светлый голубой купол
небосвода. Аэрозольное рассеяние, являясь по характеру
нейтральным, накладывается на молекулярное, что уменьшает
степень синевы неба, одновременно увеличивая его яркость.
Наибольшей синевой отличается небо в околозенитной области, где
в рассеянии участвует минимальная толща воздуха и, кроме того, в
этом направлении воздух более чистый. С удалением от зенита
увеличивается толща воздуха, участвующая в рассеянии, а
соответственно и число крупных частиц, увеличивая интенсивность
рассеяния. Это приводит к тому, что при увеличивающейся яркости
голубизна неба уменьшается и на горизонте оно становится белым.
Помимо рассеянного излучения Солнца в атмосфере
одновременно имеет место излучение молекул газов, составляющих
ее. Это собственное излучение атмосферы при температурах
200 + 300 К имеет спектральный максимум около 10-И 5 мкм и на
длинах волн более 3-5-4 мкм равно по величине рассеянному
солнечному излучению. Экспериментально установлено, что
начиная с 4 мкм доминирует собственное излучение. При работе в
ИК диапазоне можно зачастую пренебрегать отраженным
солнечным излучением, а использовать собственное излучение
нагретых тел, например, человека, атмосферы и т.п. [10].
59
Излучение облаков для длин волн более 3 + 4 мкм в первом
приближении можно считать подобным ЧТ, имеющему ту же, что и
облака цветовую температуру Тцв = 7000 + 9000К. До 3 мкм яркость
облаков определяется, главным образом, рассеянным излучением Солнца.
Днем мы видим на небе рассеиваемые воздушной оболочкой
лучи, и потому оно становится синим или голубым. Утром и
вечером, при восходе и закате Солнца, в наш глаз попадает
излучение, прошедшее через большую толщу воздуха, и небо около
горизонта оказывается красного цвета. Точно так же во время
полного лунного затмения Луна окрашивается в красноватый цвет
лучами, прошедшими через земную атмосферу. Цвет неба зависит
от относительной яркости доходящих до наблюдателя
монохроматических излучений, а эта яркость зависит от рассеяния
на частицах атмосферы. Если эти частицы сравнительно
немногочисленны и малы, то цвет неба - голубой, а если их число и
размеры увеличиваются (сухие ветреные дни или при значительном
увеличении влажности), тогда коротковолновое излучение
ослабляется более значительно и небо принимает цвет, отвечающий
большей длине волны (зеленый, желтый, красный). Вечером на
закате, когда излучение проходит различное количество
атмосферных слоев, можно увидеть небо, окрашенное в различные
цвета: около горизонта - в красный, повыше - в оранжевый и
желтый, еще выше - в зеленый и голубовато-зеленый [11].
По рассеянию света в вечернем небе, можно предсказывать
погоду. Красное вечернее небо указывает на то, что в ближайшие сутки
дождя не будет. Желтый или зеленоватый оттенки близ западного
горизонта предсказывают хорошую погоду. Если вечернее небо
покрыто однородным серым налетом, то вероятен дождь.
Скопления вещества встречаются во Вселенной в самых
разнообразных размерах - от электронов и атомов до метеоров,
астероидов, комет, планет, звезд и т.д. В рассеянии света
наибольшая роль принадлежит скоплениям мелких частиц -
межпланетной и межзвездной пыли. Это скопление пыли,
заполняющее межпланетное пространство между Землей и Солнцем,
называется зодиакальным пылевым облаком. Рассеяние солнечного
света на пылинках этого облака создает зодиакальный свет.
Зодиакальный свет имеет вид светового конуса, вытянутого от
горизонта к зениту. Широкая и наиболее яркая часть конуса
находится у горизонта. Зодиакальный свет лучше всего виден у
60
западного горизонта после вечерних сумерек, а у восточного - перед
рассветом при углах погружения Солнца под горизонт 15-30 угл.
град. Спектр излучения в зодиакальном свете соответствует
отраженному или рассеянному солнечному свету. Яркость
зодиакального света может быть в три раза больше яркости
Млечного пути в его южной части [11].
Помимо звезд, планет и других небесных тел, в нашей
Галактике имеются туманности, занимающие большие области
пространства, заполненные светящимися газами и пылевыми
облаками. Они или самостоятельно движутся в космическом
пространстве, или ореолом окружают звезды. От таких туманностей
исходит свет двух типов. В основном это люминесценция газов,
составляющих туманность и свет, рассеянный пылевыми облаками
такой туманности.
В создании естественной ночной освещенности участвуют: а)
звездный свет и свет галактики - межзвездные пылевые облака,
освещенные звездами; б) солнечная система ( зодиакальный свет,
метеоритные частицы, освещенные Солнцем); в) земная атмосфера
(излучение составляющих атмосферу атомов и молекул, рассеяние
света атмосферой от всех названных источников). Естественное
ночное свечение атмосферы представляет собой свечение
разреженных газов (люминесценцию), составляющих воздух на
высотах от 80 до 300 км. Спектр свечения является довольно
сложным, состоит из большого числа линий и полос в видимой,
инфракрасной и ультрафиолетовой областях. В высоких слоях
атмосферы под влиянием коротковолнового излучения происходит
расщепление молекул газов на атомы, реакции восстановления
молекул в ночное время и производят свечение.
Таблица 5.2
Характеристика ночи
Полная Луна на ясном небе
Полная Луна при облачности
средней плотности
Безлунная ясная ночь
Безлунная ночь при облачности
средней плотности
Безлунная ночь при сплошной
очень плотной облачности
Освещенность на Земле, лк.
0,2
0,05-0,1
0,001-0.002
0,0005-0,001
0,0002
61
Значения естественной ночной освещенности, зависящие от
различных факторов, в том числе от фазы и высоты Луны, а также
от наличия облачности, показаны в таблице 5.2 [12].
Рассеяние излучения облаками примерно одинаково в
спектральном диапазоне X = 0,5 +1,1 мкм, поэтому спектральный
состав ночного неба мало зависит от вида облачности, в то же время
на абсолютное значение потока излучения ночного неба вид
облачности влияет сильно.
Наиболее интенсивные линии свечения ночного неба в видимой и
ближней ИК области обусловлены излучением атомарного кислорода:
Х = 0,5577 мкм, А, = 0,63 мкм, Х = 0,8364 мкм и излучением натрия:
X = 0,5896 мкм. Указанные линии накладываются на непрерывный
спектр излучения воздушного свечения и спектр внеземного излучения,
в который вносит свой вклад гидроксильная группа ОН, начиная с
Я = 0,52 мкм. Излучение в области Х = 0,7 + 1,0 мкм объясняется в
значительной мере излучением группы ОН. Отделить астрономическую
компоненту от атмосферной достаточно сложно. Спектральный состав
яркости свечения ночного неба показан в таблице 5.3 [ 12].
Таблица 5.3.
Х,мкм
Lx • 10*,
Вт/м2 ср мкм
0.32
2,5
0,36
1,5
0,4
4,0
0,48
0,69
0.52
0.94
0.56
4.3
0,6
1.8
0,68
0.41
0,72
6,0
0.8
10,0
Полярное сияние - явление, родственное ночному свечению
атмосферы. Это свечение разреженного воздуха на высотах от
80+ 100 км до 400 км (иногда до 1000 км). Причиной полярных
сияний являются корпускулярные потоки протонов и электронов,
вторгающиеся в атмосферу Земли, главным образом от Солнца. Эти
непрерывно идущие потоки заряженных частиц называют
электронным ветром. Потоки солнечного ветра» вторгаясь в верхние
слои земной атмосферы, деформируют магнитное поле Земли,
нарушая его нормальное состояние. Магнитосфера Земли
становится похожей на комету с длинным хвостом, т.е. происходит
нарушение состояния верхних ионизованных слоев атмосферы.
Когда Солнце или Луна просвечивают сквозь тонкие облака,
состоящие из водяных капель или кристаллов, они часто кажутся
окруженными голубоватым сиянием в виде кольца, непосредственно
примыкающего к диску источника и оканчивающегося наружным
красным краем. Это сияние называется ореолом или венном первого
62
порядка. За ореолом следуют концентрические венцы второго,
третьего и следующих порядков, разделенные темными
промежутками. Венцы вокруг Солнца и Луны возникают за счет
рассеяния или дифракции света на капельках или кристалликах
облаков.
Сияние или ореол вокруг тени самолета, отбрасываемой на
нижележащее облако, называется ищш- Сияние вокруг головы
человека называется нимбом. Для того, чтобы увидеть собственный
нимб, необходимо летом, ранним утром, как только встанет Солнце,
пойти на луг, обильно покрытый росой и вы увидите, что голова
вашей тени окружена сиянием (нимбом) [11].
Рассмотрим освещенность в сумерки, которая создается за
счет рассеянного в атмосфере света; чем глубже погружается
Солнце за горизонт, тем значение освещенности меньше. На рис.5.1
приведена усредненная кривая изменения освещенности
горизонтальной поверхности для безоблачного неба в функции
глубины погружения Солнца за горизонт. Когда верхний край
солнечного диска скрывается за линией горизонта, освещенность
земли от прямого солнечного света уменьшается до нуля, но яркость
небесного свода при этом почти не меняется и рассеянная
составляющая освещенности сохраняет свое значение. По мере
погружения Солнца глубже под горизонт рассеянная составляющая
убывает, приближаясь к своему ночному уровню [12].
^гор.пов.,ЛК а
1000
1.0 -
0.001
} )Т1 I . . .
0 2 4 6 8 1012 14 16
угл.град.
Рис. 5.1. Освещенность горизонтальной поверхности при безоблачном небе
Сумеречное время условно делят на три периода. Гражданские
сумерки - это период между моментом восхода или захода Солнца и
63
моментом, когда значение угла погружения равно 6 угл. град.; при
этом освещенность земной поверхности меняется от сотен до
единиц люкс. Навигационные сумерки, в этом случае глубина
погружения Солнца заключена в пределах от 6 до 12 угл. град., а
нижний предел освещенности ориентировочно равен 5-10~2лк.
Астрономические сумерки - это период, соответствующий глубине
погружения Солнца от 12 до 18 угл. град., при этом нижний предел
освещенности приближается к значениям естественной ночной
освещенности. Следует указать, что одинаковым значениям
погружения Солнца при различной погоде соответствуют различные
значения освещенности.
Характер излучения ландшафта зависит от его коэффициентов
излучения и отражения, от его температуры, а также от свойств
среды (атмосферы, воды, тумана и т.п.), находящейся между
естественным излучателем и приемником (прибором наблюдения).
Коэффициенты отражения в видимой области большинства земных
покровов равны 0,15 + 0,2. Лишь в диапазоне 0,7 + 1,0 мкм эта
величина может достигать 0,7 + 0,8. Остальная часть излучения
ландшафта обусловлена собственным излучением покрова. Часто
принимают, что сама почва излучает как серое тело с
коэффициентом излучения 0,35. Отраженное излучение земного
покрова определяется излучением Солнца и превышает собственное
излучение для длин волн более 3-4 мкм.
В атмосферных окнах (окнах прозрачности), яркость Земли
соответствует излучению ЧТ при температуре земной поверхности
« 290К, а в полосах поглощения - излучению ЧТ при температуре
стратосферы «220К(рис.5.2)[13].
В ряде случаев, для определения условий наблюдения,
интересно знать характер излучения земной поверхности и влияние
атмосферы. Это излучение зависит от их температуры и ландшафта,
а также от наличия облаков, Солнца и состава атмосферы.
Спектральные свойства природных подстилающих поверхностей
делятся на три класса. Такими классами являются обнажения и почвы,
растительные образования, водные поверхности, водоемы и снеговой
покров. Согласно этой классификации к каждому классу относятся
определенные типы поверхностей с однотипным ходом кривых
спектральных коэффициентов яркости.
64
Класс 1. Обнажения и почвы: тип 1. - почвы черноземные и
супесчаные, грунтовые дороги и другие объекты; тип 2. - почвы
оподзоленные, суглинистые и др., шоссейные дороги и некоторые
типы строений; тип 3. - пески, различные обнажения пустыни,
некоторые горные породы; тип 4 - известняк, глина и некоторые
другие наиболее светлые объекты.
mt(k)y мВт/мкм м
2ЮЧ-
\ /ЧТприГ=288К
ч^ Излучение
'земли и
атмосферы
110
18 20 22 24 26 28 ЗО^мкм
Рис.5.2. Спектральный состав излучения, уходящего от Земли в космос.
Пунктирными линиями показаны функции спектральной плотности
энергетической светимости ЧТ при Т= 288К и Is* 218К.
Класс 2. Растительные образования: тип 1. - хвойные породы
лесных насаждений в зимний период; тип 2, - хвойные породы
лесных насаждений в летний период, суходольные луга и травяные
покровы с недостаточно сочной растительностью; тип 3. - лесные
насаждения лиственных пород в летний период и все травяные
покровы с густой и сочной растительностью; тип 4. - лесные
насаждения в период осенней раскраски и созревшие (пожелтевшие)
полевые культуры.
Класс 3. Водные поверхности, водоемы и снежный покров:
тип 1. - снег, покрытый ледяной коркой; тип 2. - свежевыпавший
65
снег; тип 3. - водная поверхность под некоторым, достаточно
большим углом к нормали, т.е. отражающая небо.
На рис. 5.3 представлены характерные зависимости
спектрального коэффициента яркости от длины волны указанных
классов [12].
X, им
Рис.5.3.Спектральные коэффициенты яркости подстилающих поверхностей
Естественным источником излучения может быть любое
нагретое тело. Все нагретые тела излучают, имеют различные
характеристики отражающих и излучающих поверхностей, все это
дает возможность наблюдать сами источники излучения и
освещенные ими объекты, т.е. получать информацию об
окружающем мире. Ярким примером использования теплового
излучения и преобразования его в видимое может служить
медицинская диагностика человека при помощи тепловизора.
Поэтому следующая глава посвящена определению характеристик
наиболее распространенных источников излучения, имеющих
температуру больше нуля градусов по шкале Кельвина.
66
6. Тепловое излучение нагретых тел [8,9,10]
Всякое излучение, источником которого является тепловая
энергия излучающего тела, принято называть тепловым излучением.
Вращение молекул вокруг своей оси создает длинноволновое
излучение дальней инфракрасной области (ИК-С), колебания ядер
молекул создают ИК-Л и ИК-5 излучения, а электронное
возбуждение - видимое и УФ излучение, связанное с очень высокой
температурой тел. Таким образом, от величины температуры
зависит не только величина потока излучения, но и его
спектральный состав [9].
Окружающие нас тела, имеющие одну и ту же температуру,
могут обладать различной энергетической светимостью, если они
имеют различные коэффициенты поглощения. Все тела делятся на
три класса: черные, серые и избирательные (селективные). Для
серого излучения кривая спектральной плотности энергетической
светимости те (А,, Т) подобна кривой mes (A., T) спектральной
плотности энергетической светимости черного тела (ЧТ) при
равенстве температур. Для селективного излучателя кривая
спектральной плотности энергетической светимости не подобна ЧТ.
Под черным телом понимают тепловой излучатель, имеющий
при заданной температуре для всех длин волн максимальную
спектральную плотность энергетической светимости. Он полностью
поглощает все падающие на него излучения независимо от длины
волны, направления падения и состояния поляризации.
Коэффициент поглощения ЧТ а = 1 [8,9].
При решении ряда задач в качестве эталонных источников
излучения используются черные тела, нагретые до различных
температур, измерительные лампы накаливания, специальные
излучатели.
Рассмотрим OCHQBHbIC законы ИЗЛУЧСНИЯ ЧТ. Закон Кирхгофа
определяет соотношение между излучением и поглощением
теплового излучателя. В точке поверхности теплового излучателя
при любой температуре и для любой длины волны спектральный
коэффициент направленного излучения для заданного направления
равен спектральному коэффициенту поглощения для
противоположно направленного излучения е(Я, Т) = а(\, Т)
(равенство справедливо для поляризованного и неполяризованного
излучения) [8].
67
Коэффициент излучения (теплового излучателя) «е» - это
отношение тепловой энергетической светимости тела к
энергетической светимости черного тела при той же температуре:
е = Л/е>/Л/М,1(?=1) =M9JhIM€%$T. F.1)
Согласно закону Кирхгофа отношение энергетических
светимостей тел с одинаковой температурой равняется отношению
их коэффициентов поглощения:
Mel la9X = Me2 /at2 =... = Меп /аеп = MesT. F.2)
Для монохроматических светимостей тел закон Кирхгофа
можно записать:
mel(\J)/aeX(KT) = me2(X,T)/ae2(XJ) = ...
= т„(КТ)/ат(КТ) = т„<ЪТ), F.3)
где Meh МеЬ А4,, deh a* cu (mw(X,7), mJ^JU mJ№% о^у(Х,7), 0^7%
<xJ№) )- энергетические светимости (спектральные энергетические
светимости) и коэффициенты поглощения (спектральные
коэффициенты поглощения) соответствующих реальных тел, a MesT
и mes(k,T) энергетическая и спектральная светимость черного тела.
Из закона Кирхгофа можно сделать следующие выводы: любое
реальное тело излучает с единицы поверхности всегда меньший поток
излучения чем ЧТ при той же температуре; спектральная плотность
энергетической светимости реального тела в любой области спектра
всегда меньше той же величины для ЧТ; кривые тпеХ (X, Т) для серого и
селективного излучателей всегда лежат внутри кривой mes(k,T) при
равенстве температур.
Закон Планка - выражает зависимость спектральной плотности
энергетической светимости черного тела от длины волны и
температуры и определяется квантовым характером излучения. Для
всего испускаемого излучения (неполяризованного):
пъ3(КГ) = qX(expQ/XT-l)-!. F.4)
где С, = 2тйс2 =3,741510~16 в™2, С2 =hc/k = 1,4387910м-К.
Для вывода этого уравнения Планк использовал предположение о
квантовом характере излучения. Интегрируя в пределах от А< до А,,
можно получить значение энергетической светимости черного
излучателя (предельное значение которого соответствует MeS = а • Т4
- закону Стефана-Больцмана):
68
-И f *
Г4 Li 1
Mes= ?«.5(?,?)·? = -^? }-р-^х<оГ\ F.5)
Закон Стефана-Болышана - определяет соотношение между
энергетической светимостью черного тела и его температурой.
Энергетическая светимость черного излучателя определяется
величиной, пропорциональной четвертой степени его температуры -
ЫиТ =??4, где ? = 2?5*4 /15/iV =5,6710"8 Вт/м2-К4, где
teUei-lO3 ДжК - постоянная Больцмана, /*= 6,6261034Джс -
постоянная Планка, с - скорость света в вакууме.
Закон смешения Вина определяет постоянство произведения
длины волны максимума спектральной плотности излучения на
температуру излучателя и описывает взаимосвязь длины волны
?????* "а которую приходится максимум спектральной
энергетической светимости mes (?, ?) тела в зависимости от
температуры: ХтахГ = 2896мкмК. F.6)
Максимум спектральной плотности энергетической
светимости пропорционален пятой степени температуры черного
тела же5(Х,Г) = 1,28610"п Г5 Вт/м2-мкм (выражение может быть
получено путем подставления ?^ =2896/7' в уравнение закона
Планка). Для температур от 4760К до 10000К максимум кривой
mes(k9T) находится в видимой области спектра.
Закон Вина. На основании максвелловского распределения по
скоростям движущихся молекул была определена функция mes(XyT)
для черного тела. Закон Вина является приближением закона Планка
для малых значений длин волн, т.е. если ?? меньше 0,002 м-К.
Приближение дает погрешность не более одной тысячной, например
для красного света при температуре ниже 3500К [8]:
»Vf(A,7)=ClX expK2 /??). F·7)
Закон Рчлея-Джинса является приближенным уравнением
закона Планка, если пренебречь членами высшего порядка в
разложении экспоненциальной функции в ряд. Приближение можно
69
считать допустимым, если XT достаточно велико, т.е. оно дает
погрешность не превышающую 1%, если XT больше 0,72 м-К.
Уравнение хорошо согласуется для ИК-области спектра излучения,
например, с длиной волны 0,1 мм при температуре выше 7200 К [8]:
/^,(А,Г) = СгС2>Г4Г = 2^с^Т. F.8)
Законы ЧТ показывают, что при повышении температуры
излучающего тела происходит увеличение потока излучения
пропорционально четвертой степени температуры. Максимум
спектральной плотности энергетической светимости
пропорционален пятой степени температуры черного тела.
Повышение температуры излучателя приводит к смещению
максимума кривой спектральной плотности излучения в область
коротких длин волн. Максимум спектральной плотности излучения
черного тела лежит в видимой области спектра для значений
температур излучателя в пределах от 4760 К до 10000 К.
Часто уравнение Планка приводится к значениям
спектральной плотности в частотном спектре, где длина волны
заменяется на частоту волны излучения[9]:
dMeS(X9T) = meS(XJ)dX = dMeS(vJ) = meS(v,T)dv, F.9)
тогда перевод в частотную область определяется следующим
X2
соотношением: meS(v, T) = meS(X, Т) — F.10)
с
и уравнение Планка в шкале частот имеет вид:
hi
meS(y,T) = ^Y-v4e^-\yl. F.11)
С
Тепловое излучение реальных тел. При анализе излучения
реальных тел, обладающих значениями коэффициента поглощения
СХ;<1, необходимо учитывать не только собственное излучение
реального тела, но также и отраженное. Отношение полной
(собственной и отраженной) спектральной плотности излучения
реального тела и спектральной плотности излучения ЧТ, имеющего
одинаковую температуру с исследуемым излучателем, принято
называть спектральным коэффициентом излучения
М т
в(ЬГ)~ eJ • F.12)
Me,ST(z=\)
70
Для учета направленности излучения вводят коэффициент
направленного излучения е@,<р), определяемый как отношение
тепловой энергетической яркости тела в некотором направлении к
энергетической яркости ЧТ при той же температуре:
s(8,<p) = /'rv У ; F.13)
где 8 и <р угловые координаты, определяющие заданное
направление. Спектральная плотность энергетической светимости
для любого реального тела те (А, Т) всегда меньше спектральной
плотности энергетической светимости черного тела meS(X,T)при
одинаковой температуре излучателей:
те{\.Т)=*(\Т)те,(\Т). F.14)
Энергетическую светимость реальных тел при определенной
температуре можно определить через энергетическую светимость
черного тела при той же температуре, умноженной на коэффициент
излучения, зависящий от материала и температуры излучателя е:
MeT=eMeST = е<тГ4. F.15)
Реальные излучатели имеют различные конфигурации
поверхности излучения, поэтому спектральная плотность
энергетической светимости должна учитывать не только
собственную, но и отраженную составляющую:
zU п <&>г>+<(*>г> _ <&>г>»<&т) *ЖТ)
(j)~ meS(KT) т'е(КТ) 'тв5(Л,Г)~
= у(КТ)е(КТ), F.16)
где у(КТ) - спектральный коэффициент почернения излучения
реального тела определяется отношением его полного излучения
собственного т'е(Х,Т) и отраженного т*(А,,Г) к собственному
излучению того же тела. Этот коэффициент показывает, насколько
излучение реального тела приближается к ЧТ. Аналогичные
рассуждения можно привести для «интегральной» энергетической
светимости, состоящей из отраженной и собственной составляющей:
ZT =zeT 'УеГ> гДе геТ *УеТ~ коэффициенты ИЗЛучвНИЯ И
почернения излучения реального тела, имеющего температуру Т.
Спектральный и «интегральный» коэффициенты почернения
реального тела зависят от формы его поверхности и относительного
71
значения отраженной составляющей энергетической светимости,
создаваемой потоками излучения, попадающими на него от других
излучателей. Значение коэффициента почернения уеТ для реального
тела зависит от формы излучателя.
Излучающие тела можно разделить на селективные,
неселективные и серые излучатели. К селективным относятся
излучатели, спектральный коэффициент излучения которого в
рассматриваемой области спектра зависит от длины волны. Если
спектральный коэффициент излучения теплового излучателя не
зависит от длины волны, то этот тепловой излучатель относится к
неселективным. Серое тело - это неселекгивный излучатель,
спектральный коэффициент которого меньше 1. Излучение металлов
по мере повышения их температуры приближается к свойствам серого
излучения с одновременным повышением коэффициента излучения.
Селективным излучением в видимой части спектра обладают
тугоплавкие металлы. Например, спектральная плотность светимости
вольфрама имеет максимум, сдвинутый в сторону коротких длин волн
по сравнению с ЧТ при одинаковой температуре.
В отличие от плавного непрерывного спектра тепловых
излучателей селективные излучатели могут иметь спеюры с очень резко
меняющейся спектральной плотностью энергетической светимости.
Спектр, состоящий из большого числа отдельных линий и полос,
характерен для случая испускания и поглощения излучения
изолированными атомами или молекулами, например разреженными
газами. Спектры излучения возникают главным образом в результате
изменения вращательных и колебательных энергетических состояний
молекул и имеют ввд размытых полос, состоящих из большого числа
перекрывающихся линий.
Например, в результате большинства процессов горения
образуются углекислый газ и пары воды, что изменяет спектр
излучения, их спектр аналогичен спектру пламени бунзеновской
горелки. На рис.6.1 показан спектр открытого пламени бунзеновской
горелки, где сильная полоса излучения на длине волны 4,4 мкм
определяется полосой углекислого газа и более слабая широкая
полоса на 2,7 мкм образуется в результате наложения нескольких
полос водяного пара и углекислого газа [10, 13]. В пламени полоса
излучения шире, чем соответствующая полоса поглощения, причем
полоса излучения сдвинута в сторону более длинных волн за счет
более высоких значений температуры и давления внутри пламени.
72
Например, для обычного пламени горелки, максимум полосы 4,403
мкм, а для температуры пламени 1000 °С - 4,388 мкм, а для 600 °С -
4,344 мкм. Спектры многих различных типов пламени очень похожи
- для всех характерна сильная полоса излучения в пределах 4-5
мкм и более слабая полоса менее 3 мкм. При сгорании некоторых
видов топлива образуется хлористый водород, дающий серию полос
около 3,5 мкм, т.е. в области, где пламя в большинстве случаев не
имеет эмиссионных полос. Спектральная яркость эмиссионной
полосы не может превосходить спектральной яркости черного тела
при той же длине волны и температуре.
5 X, мкм
Рис. 6.1. Спектральная плотность энергетической светимости пламени
бунзеновской горелки
Определение высокой температуры нагретых тел в основном
осуществляется путем оценки излучения, испускаемого нагретым
телом. Поэтому для сравнения хорошо изученных характеристик
черного тела с аналогичными характеристиками реальных тел
вводятся понятия эквивалентных температур (радиационная,
яркостная и цветовая) [6,8,9].
Радиационная температура теплового излучателя - это
температура, при которой черное тело имеет ту же тепловую
энергетическую светимость, что и рассматриваемое тело:
а Т^бГа-Г4, F.17)
73
где ГР - радиационная температура. Истинная температура,
определяемая радиационным пирометром, может быть определена
Т
как Т = J—, и она всегда больше радиационной.
Яркостной температурой теплового излучателя для некоторой
длины волны является температура черного тела, при которой для
данной длины волны оно имеет ту же спектральную плотность
энергетической яркости, что и рассматриваемое тело. Обычно в
визуальной пирометрии сравнение ведут при длине волны 65S нм.
Величину спектральной плотности энергетической яркости
неполяризованного излучения можно записать:
С &
1^(Х,Г) = ^Х-5(е^ -I). F.18)
учитывая, что в случае черного тела энергетическая яркость
Le одинакова во всех направлениях и для энергетической
светимости справедливо соотношение Me=n-Le.
Условия эквивалентности яркости излучения в достаточно
узкой зоне спектра, определяющие соотношение яркостной и
истинной температур при использовании визуального пирометра,
можно записать:
^Л'5е лт* К(Я) = e(XJ)^X'se~XTV{X), F.19)
TV Л
где V(X) - относительная спектральная световая эффективность
излучения.
Значение истинной температуры, определяемой оптическим
пирометром (с исчезающей нитью), где приемником служит глаз
наблюдателя, с учетом спектрального коэффициента излучения тела
можно записать так:
Т = ^2.— . F.20)
Я -^- + 1п*(Л,Г)
Цвутдяя температура - это температура черного тела, при
которой его излучение имеет ту же цветность, что и
рассматриваемое излучение. Цветовую температуру излучения со
сплошным спектром с достаточно высокой точностью можно задать
74
отношением значений спектральной плотности излучения двух
крайних узких зон видимого спектра:
те(киТ) me(k2J) '
подставив значения спектральной плотности черного и реального
излучений и преобразовав их можно получить:
I.J «*г-т> , («2)
Определение цветовой температуры излучения
осуществляется двукратным измерением излучения через два
фильтра с узкими полосами пропускания в областях Х\ и Х2 и
проводится уравниванием цветности полей сравнения.
Цветовая температура источников света определяет цветность
излучения источников света и их цветовую тональность (теплую,
нейтральную или холодную) при освещении пространства.
Приведем значения Гц некоторых источников: пламя свечи -
1900К; лампы накаливания - 2S00 - 3000К; люминесцентная лампы
- 2700 -6500К; Солнце - 6000К; ясное небо - 10000 - 20000К.
Эталонные источники излучения. Идеальным тепловым
излучателем можно считать черное тело, поэтому модели черного
тела и легли в основу эталонных источников излучения. В качестве
эталонных источников излучения обычно используются модели ЧТ,
нагретые до различных температур, измерительные лампы
накаливания, специальные излучатели. Рассмотрим некоторые
модели ЧТ.
Штифт Нернста - представляет собой цилиндрический
стержень молочно-белого цвета диаметром 1-3 мм и длиной 20-30
мм, спрессованный из двуокиси циркония (Zr02) и окиси иттрия
(У20з). Разогретый до 673K, штифт становится проводником
электричества, затем, будучи включенным в электросеть, он
накаляется до 2000К. На рис.6.2 представлена схема штифта
Нернста. Барретор необходим для стабилизации тока (/ = 0,67 А). В
области от 1,5 до 5 мкм /ие(Х,7) подчиняется закону Планка с
коэффициентом излучения гт = 0,438. В диапазоне 5-14 мкм
75
расчетные данные дают немного заниженные результаты.
Применяется в спектроскопии в области от 2 до 14 мкм.
Ф Ф
К
/
Шт
Рис. 6.2. Штифт Нернста. (К - выключатель, Б - барретор, подогреватель
нихромовая спираль, намотанная на фарфоровое основание)
Q 25 50 75пп
Рис. 6.3. Типовая конструкция имитатора, модели черного тела: 1- к
регулятору температуры, 2 - латунный экран, 3 - платиновый термометр, 4 -
полости, заполненные асбестом, 5 - электронагревательная обмотка, 6 -
сердечник с полостью, 7 - корпус, 8 - диафрагма, 9 - рабочее отверстие.
Глобар - представляет собой цилиндрический стержень
длиной 50 - 250 мм, диаметром 6 - 8 мм из карбида кремния. Концы
стержня закреплены в алюминиевых электродах. Глобар в отличие
от штифта Нернста не требует предварительного подогрева и
76
разогревается до 7S0K. Стержень имеет защитный слой из двуокиси
тория, нанесенного на поверхности, что позволяет довести
температуру до 1400 - 1500 К. Коэффициент излучения меняется от
длины волны и примерно равен 0,8 для А. от 2 до 15 мкм.
Рассмотрим типовую конструкцию модели ЧТ,
представленную на рис.6.3.
Методы расчета коэффициентов излучения полых излучателей
произвольной формы достаточно трудоемки. В практических
конструкциях имитаторов или моделей ЧТ встречаются
разнообразные по геометрии полости сердечника. Основные
трудности при их проектировании заключаются в установлении
связи между относительным размером отверстия и точностью
приближения выходящего излучения к излучению ЧТ. Эта связь
определяется эффективным коэффициентом излучения е'введенным
А.Гуффе и представляющем собой отношение энергии излучения,
исходящей из отверстия модели ЧТ, к энергии излучения ЧТ[10].
На рис.6.4. представлены основные формы полостей,
используемых при моделировании ЧТ, для которых при заданных
параметрах по методу Гуффе можно определить эффективный
коэффициент излучения г': конической, цилиндрической и
сферической полостей [10]. При заданных геометрических
параметрах L и г и известных характеристиках поверхности
материалов приведем расчетные аналитические зависимости для е',
где использованы параметры моделей ЧТ:
1. для цилиндрической полости:
е' ж ! . Fв23)
'-<'-E)(,+iH^+1)
2. для цилиндрической полости с гофрированным дном:
e'*l--^(l-Jl г)ви1Ф, F.24)
где ф - угол гофрирования;
3. для конической или клиновидной полости с полированными
стенками: е' * 1 - р**1, F.25)
гдер- коэффициент отражения поверхности стенки, п - число
отражений луча внутри полости, определяемое углом 8 при
77
вершине. Чем меньше угол 6, тем больше число отражений луча
перед выходом из полости, например, при 9 = 10° п = 18);
4. для конической или клиновидной полости с неполированными
стенками, обладающими диффузным излучением:
.2
e'*l-psin2- = (l-p)-r—-;
2 r2+Z,2
5. для круглого незамкнутого цилиндра:
2р 0,5rg^p
6 «1 "
F.26)
F.27)
Л# 1 + V^A-^p'
2 2
где Р - угол между осью излучающей полости и направлением из
центра полости на открытый край;
6. для цилиндрической полости, излучающей через круглое
отверстие в боковой поверхности: е'»1 - р—V •
Ad
F.28)
а
в
Д
Рис. 6.4. Формы полостей черного тела: а-коническая, б-клиновидная, в -
цилиндрическая, г- цилиндрическая с гофрированным дном, д - сферическая,
е- цилиндрическая с излучением через круглое боковое отверстие.
Большинство моделей ЧТ, предназначенных для калибровки
аппаратуры, имеет вид полости с круглым отверстием, диаметр
78
которого может быть постоянным или изменяться диафрагмой в
необходимых пределах. Материал сердечника с полостью должен
быть стойким к поверхностному окислению, иметь высокую
теплопроводность и большой коэффициент излучения. Этим
требованиям может удовлетворять нержавеющая сталь, хотя имеет
недостаточно высокую теплопроводность. При нагреве
нержавеющей стали до 600К, ее поверхность темнеет, и
коэффициент излучения возрастает до 0,5. Нагрев поверхности до
1100К, приводит к образованию стабильной оксидной пленки,
имеющей коэффициент излучения 0,85. Если рабочая температура
черного тела не превышает 373К, стенки полости могут быть
покрашены матовой черной эмалью, что обеспечит коэффициент
излучения 0,93. Сердечник нагревают нихромовой проволокой,
равномерно намотанной вокруг него.
При расчете энергетической освещенности измерения
расстояния между черным телом и калибруемым прибором проводят
от плоскости диафрагмы. Поток излучения ЧТ можно считать
равноярким в пределах углов, не превышающих 15угл. град, от оси.
Измерение и контроль параметров приборов в энергетических
и световых величинах связаны с различными эталонами излучения.
Современный международный световой эталон представляет собой
ЧТ при температуре затвердевания платины, который является
первичным световым эталоном, т.е. источником света, обладающим
установленными характеристиками и служащим для
воспроизведения световой единицы. Для сравнения с первичным,
используются и вторичные световые эталоны, которые являются
источниками света с устойчивыми и воспроизводимыми
характеристиками, сила света которых (или световой поток, или
яркость) определена прямым сравнением с первичным световым
эталоном. Для текущих световых измерений используется рабочий
световой эталон, время от времени сравниваемый со вторичным
световым эталоном. Для рабочих световых эталонов используются
образцовые светоизмерительные лампы нескольких типов: СИС -
лампы силы света, СИП лампы светового потока, СЦ - цветовой
температуры. Светотехнические параметры светоизмерительных
ламп определяются напряжением и мощностью, которые строго
выдерживаются при проведении фотометрических измерений с
этими лампами [6, 8].
79
7. Люминесцентные источники излучения [4, б, 7,8,9]
Как мы рассмотрели выше, любое тело при температуре выше
нуля градусов Кельвина (ОК), посылает в окружающее пространство
излучение, возникшее в результате неупорядоченного движения
молекул. В некоторых случаях тело дополнительно к тепловым
излучениям посылает в пространство излучения, возникающие в
результате локализованного возбуждения частиц (центров
люминесценции), т.е. в пространство посылается избыточное
излучение. Люминесценция это явление испускания веществом
электромагнитного излучения, интенсивность которого для
некоторых длин волн или для ограниченных спектральных участков
больше интенсивности теплового излучения этого вещества при той
же температуре. Такой процесс имеет длительность, значительно
превышающую период распространения световых волн излучения.
Люминесцентное излучение может служить характеристикой
излучающего вещества. (В светотехнике это понятие обычно
распространяется только на видимые или близкие к видимым
излучения) [8,9].
Различают невозбужденное и возбужденное состояние частиц
(атомов). Люминесцировать могут тела, находящиеся в любом
агрегатном состоянии, при этом энергия возбуждения, может
сообщаться люминесцирующим частицам различными способами. В
зависимости от того, за счет какой энергии происходит возбуждение
атома, различают следующие виды люминесценции[6, 8]:
1. фотолюминесценция - вызвана ультрафиолетовым, видимым или
ИК излучением;
2. рентгенолюминесиенпия - возбуждение производится фотонами
поглощенных рентгеновских лучей;
3. катодолюминесоенпия - возбуждение происходит за счет
кинетической энергии электронов, бомбардирующих люминофор
или молекулы газа;
4. электролюминесценция - возбуждение люминофора производится
под действием электрического поля (обычно относится к твердым
веществам и не относится к газам);
5. радиолюминесценция - возбуждение люминофора происходит за
счет излучения, возникающего при радиоактивном распаде ядер
(а,р,у- излучения) и космического излучения;
80
6. хемилюминесиениия - для возбуждения используется энергия,
освобожденная при химической реакции;
7. биолюминесценция - для возбуждения используется биологическая
энергия;
8. триболюминесненния - вызвана разрушением кристаллических
решеток;
9. флуоресценция - люминесценция, которая прекращается через
очень короткое время после окончания возбуждения (обычно
меньше 10~8с);
10. фосфоресценция - люминесценция, которая не прекращается в
течение ощутимого периода времени после окончания возбуждения.
Следует отличать люминесценцию от электрического разряда
в газах и парах металлов, под которым понимается прохождение
электрического тока через газы и пары металлов с помощью
носителей заряда, создаваемых и приводимых в движение благодаря
наличию градиента потенциала. При этом возникает
электромагнитное излучение. Это явление широко используется в
светотехнике[8].
Все тепловые излучения имеют длительность, меньшую чем
10~10с, а самая короткая по времени люминесценция
самостоятельного разряда - 10"9 с. Люминесценция всегда
сопровождается тепловым излучением, т.к. все тела имеют
температуру выше 0К, поэтому описание излучения люминесценции
можно выразить следующим образом:
тел(\,Т) = те(КТ)-г(КТ)-те5(КТ), G.1)
где мел(к,Т)- спектральная плотность энергетической светимости
люминесценции; те (Я^ Т) - полная спектральная плотность
энергетической светимости излучения люминофора; meS(k9T) -
спектральная плотность энергетической светимости черного тела
при температуре Т\ е(А.,Г)- спектральный коэффициент теплового
излучения люминофора при температуре Г.
В люминесцирующем веществе большая часть энергии,
сообщенной молекулам, локализуется и не поступает в общее
тепловое распределение, поэтому возможна концентрация энергии в
центрах излучения, во много раз превышающая среднюю
кинетическую энергию теплового движения молекул. Локализация
энергии возбуждения может обеспечить излучение с большой
81
частотой даже при малой энергии возбуждения, неспособной
значительно повысить температуру излучателя. Возникновение
излучения с заданной частотой определится при условии, если
энергия фотона будет равна или больше кванта возбуждающего
излучения: Av^Av,, где ve и v,- частоты возбуждающего
излучения и люминесценции.
Спектр люминесценции не соответствует уравнению Планка
для теплового излучения и определяется в основном физико-
химическим строением люминесцирующего вещества. К признакам
люминесценции можно отнести: селективность излучения, которая
зависит от свойств излучающего вещества, и некогерентность
излучения люминесценции.
С.И.Вавилов классифицировал люминесценцию по характеру
физического процесса, проходящего в люминофоре:
самостоятельное свечение; вынужденное свечение и
рекомбинационное свечение[6,9].
возбужденный уровень
hv.
И
hv,
метастабильны1
юл
1: уров ;нь
1
невозбужденный уровень
Рис. 7.1. Виды свечения: а) самостоятельное, б) вынужденное, в) рекомбинационное
Самостоятельное свечецие люминесценции самое
кратковременное, оно возникает при переходе электрона из
возбужденного состояния в невозбужденное под действием
электромагнитного поля самой возбужденной частицы (рис.7.1,а).
Внешние поля на этот вид люминесценции влияния почти не
оказывают. При самостоятельном излучении пребывание электрона
в возбужденном состоянии ~ 10~9 с.
Вынужденное свечение можно пояснить рис.7Л,б. Электрон с
невозбужденного уровня попадает на возбужденный уровень и с
него попадает на метастабильный уровень, переход с которого в
невозбужденное состояние маловероятен. Под действием тепловой
энергии или соударений электрон переходит с метастабильного
уровня на возбужденный уровень, с которого разрешен переход на
82
невозбужденный уровень. Длительность вынужденного свечения
люминесценции сильно зависит от температуры люминофора. При
низких температурах маловероятен переход из метастабильного
уровня на возбужденный уровень, и в этом случае излучение может
происходить по схеме рис.7.1,в.
Рекомбинапионное свечение присуще кристаллическим
веществам с решеткой, нарушенной включением примесей -
активаторами. Излучающим центром у такого люминофора является
ион металла - активатора. Такие люминофоры с нарушенной
кристаллической решеткой называются кристаллофосфорами. На
рис.7.2 проиллюстрирована схема свечения: нижняя зона
невозбужденных уровней, верхняя - зона проводимости, вблизи
зоны проводимости расположены метастабильные уровни, а около
нижней зоны уровень активатора.
40 - - О -
Э зона проводимости
метастабильный уровень
уровень активатора
э+
невозбужденный уровень
Рис.7.2. Свечение кристаллофосфора
Квант излучения, поглощенный люминофором, переводит
электрон с невозбужденного уровня в зону проводимости. Очень
быстро электрон теряет часть своей энергии и попадает на нижний
уровень зоны проводимости, соответствующий тепловому
равновесию, отдав часть своей энергии на нагревание люминофора.
С нижнего уровня зоны проводимости электрон может перейти на
уровень активатора, выделив квант энергии излучения, или, потеряв
еще часть своей энергии, перейти на метастабильный уровень. На
метастабильном уровне электрон задерживается на длительное
время, т. к. для перехода на разрешенный уровень ему необходимо
получить дополнительную энергию, получив которую он может
перейти в зону проводимости, а затем, излучив квант энергии,
попадает в зону активатора. После ухода электрона из нижней зоны,
появляется положительный ион - дырка, который диффундирует на
уровень активатора, где и происходит рекомбинация дырки с
электроном с излучением кванта.
83
Первые два вида люминесценции называются часто свечением
дискретных центров, которыми могут быть молекулы и атомы. При
рекомбинационном свечении участвует весь люминофор, а
самостоятельное и вынужденные свечения являются отдельными
этапами рекомбинационного.
Кристаллофосфоры широко применяются в
электроннолучевых трубках и люминесцентных лампах. Кристаллофосфоры -
это сложные синтетические неорганические вещества с дефектной
кристаллической решеткой, обладающие способностью светиться
как при возбуждении, так и после прекращения возбуждения.
Основу кристаллофосфоров составляют сульфиды, селениды,
силикаты, фосфаты, бораты и другие соединения различных
металлов. В качестве активаторов применяют тяжелые металлы:
серебро, медь, марганец и другие, которые вводятся в люминофоры
в малых количествах (»10~3г/г). Они нарушают однородность
некоторых узлов решетки или располагаются между узлами
решетки. Кроме этих двух компонент в шихту кристаллофосфора
вводится B-5%) плавня, коими являются различные соли: NaCl, KC1,
LiCl и др. После тщательной очистки компонент составляется
шихта, которая перемешивается и прокаливается в электрических
печах при Г = 700 +1200° С .После термической обработки
люминофор освобождается от плавня и измельчается до
определенного размера зерна. Размер зерна определяет
равномерность яркости свечения, поэтому он тщательно
контролируется и сортируется по размеру. Крупное зерно
увеличивает светоотдачу, но снижает равномерность. Широко
используются следующие классы люминофоров: сульфиды -
сернистые соединения металлов, активированные тяжелыми
металлами, например, ZnS*Ag, ZnS#Cu, ZnS#Zn, CaS*Ag (активатор
отделяют точкой); силикаты - соли кремниевой кислоты,
активированные тяжелыми металлами: Zn2Si04 *Mn, CdSi04 #Mn,
Zn2Si04 *Ag и др.; вольфраматы - соединения металлов с окислами
вольфрама: CaW04, Zn W04, Mg W04 и т.д.; селениды - соединения
селена с различными металлами - ZnSe, [ZnSe]S»Ag и др. Эти
соединения бывают как с активаторами, так и без них.
Часто для получения нужных спектральных характеристик
излучения люминесценции люминофор составляется из нескольких
84
компонент, каждая из которых имеет спектр люминесценции,
характерный для данной компоненты.
Каждый кристаллофосфор характеризуется спектрами
поглощения и излучения: спектр поглощения лежит обычно в
ультрафиолетовой области (в видимой части спектра
кристаллофосфоры прозрачны и имеют малые коэффициенты
поглощения), а излучение лежит в видимой или инфракрасной.
На спектральный состав излучения влияет способ
возбуждения. У простых люминофоров с одним активатором и
одним основным веществом влияние способа возбуждения не
наблюдается. У сложного люминофора спектр люминесценции
может меняться при изменении спектра возбуждения, так как при
этом меняется яркость отдельных линий, характерных для каждого
активатора.
Фотолюминесценция нашла широкое применение в
источниках света, где невидимые УФ - потоки излучения при
помощи люминофора преобразуются в излучение видимой части
спектра. Процесс фотолюминесценции - это спектральное
преобразование излучения, которое обладает конечной
длительностью, превышающей время полного периода собственных
колебаний молекул вещества. Согласно квантовой теории излучения
элементарный процесс фотолюминесценции следует рассматривать
состоящим из акта электронного возбуждения молекул
люминесцирующего вещества за счет поглощения фотонов и
последующего излучения при переходе из возбужденного состояния
в нормальное. Конечная длительность определяется временем
пребывания молекул люминесцирующего вещества в возбужденном
состоянии. Для характеристики фотолюминесценции пользуются
спектром возбуждения и спектром люминесценции. Спектр
возбуждения - это совокупность монохроматических потоков
излучения, при помощи которого производится возбуждение
люминофора. Спектр люминесценции - это совокупность
монохроматических потоков излучения, излучаемых люминофором.
Фотолюминесценция дискретных центров затухает по
экспоненциальному закону мономолекулярного процесса:
-dN = $Ndt9 G.2)
где Р- вероятность перехода электрона с уровня возбуждения на
невозбужденный уровень. Проинтегрировав уравнение, получим:
85
# = tf0expH3/), G.3)
где N - количество электронов на энергетических уровнях
возбуждения по истечении времени высвечивания /и NQ-
начальное количество при /0 = 0. Энергетическая яркость свечения
люминофора в заданный момент времени определяется числом
излучательных переходов в единицу времени:
Le0 = -cdNldt = сЛГ0рехр(-рО = Le0 ехр(-|3/), G.4)
где Le0 =cN0$ для t - О, с -коэффициент пропорциональности.
Затухание рекомбинационной фотолюминесценции протекает
по закону бимолекулярных процессов, т.к. число излучательных
переходов определяется не только наличием электронов в зоне
проводимости, но и наличием ионов активаторов (дырок):
-dN = $Nndt, G.5)
где N - количество электронов в зоне проводимости, а л -
количество дырок. Так как число дырок эквивалентно числу
ионизованных молекул, т.е. равно числу электронов в зоне
проводимости, можно записать:
-dN = $N2dt. G.6)
После интегрирования получим: N = 2—. G.7)
Энергетическая яркость свечения люминофора
рекомбинационного свечения определится следующим выражением:
4@ = ^—г. G.8)
(рлу+о2
где начальная яркость Le0 = cp -N$ .
В действительности затухание рекомбинационной
фотолюминесценции отличается от гиперболической зависимости
второго порядка, т.к. не все электроны, вырванные возбуждающим
излучением, рекомбинируют самостоятельно. Многие из них
значительное время задерживаются (локализуются) в местах
нарушения кристаллической решетки твердого тела. С уровней
локализации электроны могут рекомбинировать в результате
дополнительного внешнего воздействия, вследствие чего
температура люминофора в значительной мере определяет
затухание рекомбинационной фотолюминесценции.
86
Квантовая природа поглощения и преобразования излучения
определяет условия, при которых каждый эффективно поглощенный
фотон является причиной элементарного процесса преобразования.
Закон квантовой эквивалентности на основе фотохимических и
фотоэлектрических процессов сформулирован А.Эйнштейном,
откуда мы знаем, что число эффективно поглощенных фотонов
равно числу первичных элементарных процессов эффективного
преобразования энергии излучения. Данное положение справедливо
для любых квантовых процессов излучения и люминесценции.
Наличие потерь энергии в процессе преобразования излучения
приводит к уменьшению энергии фотонов люминесценции, т.е.
увеличению длины волны фотолюминесценции и смещению в
длинноволновую область спектра.
фМога
80
60
40
20
0
200 300 400 500 600 700 Х,нм
Рис.7.3. Спектры возбуждения и люминесценции люминофора
В соответствии с законом Стокса - Ломмеля: излучение
люминесценции и его максимум всегда сдвинуты в сторону ббльшей
длины волны, чем излучение, возбуждающее свечение люминофора.
Потерянная энергия тратится на нагревание люминофора.
Исследования фотолюминесценции показали, что существуют
люминофоры, имеющие антистоксовые области - рис.7.3
(заштрихованная область). В некоторых областях спектра может
добавляться кинетическая энергия электрона, находящегося в
колебательном движении, что возможно при повышенных
температурах люминофора.
Количественная характеристика люминесценции определена
С.И.Вавиловым, который предложил понятия квантового и
энергетического выхода.
Энергетический выход люминесценции - это отношение
эффективно преобразованной люминофором энергии к энергии,
поглощенной им: Т1Э =(?„ IQ^ =Ф^ /Ф^, G.9)
ф,(Х>
отн
87
где Qu и Фея энергия и поток, излучаемые люминофором, a QM и Феа
- энергия и поток, поглощаемые люминофором.
Квантовый выход люминесценции - это отношение числа
квантов люминесценции т]л к числу квантов возбуждающего потока
излучения ца: цк =т\я/ца. G.10)
Преобразуем энергетический выход, используя понятие
квантового выхода люминесценции:
_Лэ = т\л*™я /na*v. = ЛкК >*•*> G.10
где Хв и Хл - средняя эффективная длина волны возбуждения и
люминесценции.
Лэ(^вL
0,8
0,4
0
100 300 500 Ьв,нм
Рис.7.4. Энергетический выход люминесценции
Первый закон Вавилова основан на законе сохранения
энергии, определяющем обязательную передачу энергии
окружающим телам в процессе фотолюминесценции:
энергетический выход фотолюминесценции не может превышать
единицы т|э < 1.
Второй ?акон Вавилова определяет энергетические
соотношения элементарных процессов преобразования излучения и
определяет зависимость формы спектра фотолюминесценции от
температуры: в области спектра, где Хв ? Хл, энергетический выход
фотолюминесценции уменьшается с возрастанием разности длин
волн (Хб ~ХЛ) тем быстрее, чем ниже температура
люминесцирующего вещества. Спад энергетического выхода по
мере уменьшения длины волны определяется большими потерями
энергии в процессе преобразования. При возбуждении
люминесценции коротковолновой частью спектра поглощения,
88
энергетический выход люминесценции растет пропорционально
длине волны возбуждающего потока, затем на некотором
спектральном интервале т)э не изменяет своего значения, после чего
в области наложения спектров поглощения и излучения происходит
резкое падение т]э (рис. 7.4).
Для прямолинейного участка энергетический выход
люминесценции: у\э(\ш) = а\09 G.12)
где а - коэффициент пропорциональности, А« - длина волны
возбуждающего излучения. Аналогично можно записать: г\к =аА.Л,
Хл - средняя эффективная длина волны излучения люминофора. Рост
энергетического выхода с ростом длины волны возбуждающего
излучения идет до тех пор, пока значение кванта возбуждения
достаточно для перехода электрона с верхнего невозбужденного
уровня на нижний возбужденный уровень. Второй закон Вавилова
определяет энергетические соотношения при фотолюминесценции
дискретных центров.
Чем меньше температура люминофора, тем резче спад кривой
Л э (*¦*)> н0 ПРИ повышении температуры люминофора существует
резкое тушение люминесценции. Рост температуры люминофора
вызывает увеличение внутренней энергии каждой молекулы за счет
роста энергии колеблющихся ядер и появляется возможность
безызлучательного перехода этой энергии в колебательную энергию
молекулы.
Световой поток фотолюминесценции, излучаемый
люминофором, можно определить выражением:
Фл = *л Фел =*л |фв(^)^)Лэ(^)^. GЛЗ)
}ф,(*)-Г(*)А
где К. = 683 -J—; - световая эффективность
|ф,(Х>Л
фотолюминесценции; фв (к) - функция спектральной плотности
потока излучения возбуждения люминофора; а(Х) - функция
89
спектрального коэффициента поглощения люминофора; л э (А,) -
функция спектрального энергетического выхода люминофора; Щ.) -
функция относительной спектральной световой эффективности органа
зрения; Х\ и %г - границы спектра возбуждения; <рЛ(А.)- функция
спектральной плотности потока люминесценции люминофора; Х\ и
}}2 - границы полосы излучения люминофора[6,9].
Если обозначить через Км~ интегральную энергетическую
эффективность люминесцирующего вещества, как приемника
ь
<Х)ЛГ„<Х)А
возбуждающего излучения: Км =::}— , G.14)
к
(X)dk
где Ки(Х)=а(\М\), G.15)
то световой поток фотолюминесценции можно определить как
Фм=КлКаФ„. G.16)
Аналогично можно записать светимость и яркость
люминесцирующего вещества:
Мл = КяКаЕ„ и L, =КлК„Еев/п, G.17)
где Е„ - плотность облучения люминесцирующего вещества.
Приведенные соотношения между световыми величинами
фотолюминесценции и энергетическими величинами падающего на
люминофор излучения показывают, что произведение Кл Кы
определяет изменение светового потока при использовании
фотолюминесценции.
Если при фотолюминесценции один поглощенный
люминофором квант излучения в лучшем случае дает один квант
излучения люминесценции, то при катодолюминесиенпии один
электрон, вошедший в слой люминофора, может создать ряд
вторичных электронов, часть из которых способна возбуждать
атомы люминофора. Таким образом, один поглощенный
люминофором электрон может явиться причиной получения ряда
фотонов люминесценции. Вторичные электроны заряжают
люминофор отрицательно, что искажает электронный пучок и
90
уменьшает энергию каждого электрона, попавшего на поверхность
люминофора.
Явление катодолюминесценции находит широкое техническое
применение в различных электронно-лучевых трубках (ЭЛТ).
Катодолюминесценция характеризуется яркостью, световой отдачей,
характером разгорания и затухания, утомлением и выгоранием
люминофора.
При возбуждении люминофора электронным лучом, спектр
излучения может находиться в ультрафиолетовой, видимой и
инфракрасной областях. Большое количество энергии при этом
превращается в теплоту, и при остановке электронного луча в какой
либо точке экрана может происходить выгорание люминофора.
фс(Х),отн.ед. ZnSZn ZnSAu
0,8
0,4
и 400 500 600 Х,нм
Рис.7.5. Спектры люминесценции сульфида цинка с различными
активаторами
В качестве люминофоров при катодолюминесценции
применяются кристаллофосфоры. Спектр излучения люминофора
определяется химическим составом основного вещества и
активатором. Можно значительно изменить спектральный состав
излучения однокомпонентного люминофора, заменив только один
активатор другим. На рис.7.5 даны спектры люминесценции
сульфида цинка с различными активаторами [6]. Излучение
простого люминофора занимает сравнительно узкую часть спектра и
по цветности сильно отличается от излучения любого стандартного
источника белого цвета. Поэтому для получения излучения
люминесценции заданной цветности приходится смешивать в
определенных пропорциях два или три люминофора. Если
люминофор двухкомпонентный, то, меняя соотношения компонент,
изменяем и спектральный состав излучения такого
91
двухкомплектного люминофора. На рис.7.6 показано изменение
спектра люминесценции твердых растворов ZnS/CdS,
активированных серебром.
<ре(Я), отн.ед.
100^
100/0 80/20 60/40 50/50 43/5721/79 0/100
50
0
400
500
600
твердых
700
растворов
800 А,,нм
ZnS/CdS-Ag,
Рис.7.6. Спектр люминесценции
активированных серебром
Катодолюминесцентные экраны различных типов
характеризуются кривыми относительного спектрального
распределения энергии, каждому из которых присваивается буква
русского алфавита. В таблице 7.1 приведены краткие
характеристики некоторых экранов.
Таблица 7.
Обозначение
А
Б
И
.
цвет
синий
белый
зеленый
время
послесвечения
короткое
среднее
среднее
применение
Осциллограф
Телевизионная трубка
Осциллограф,
электронно-оптический
преобразователь
(ЭОП), радиолокация
На рис.7.7 приводятся кривые спектральной плотности потока
излучения экранов различных ЭЛТ. Для получения свечения,
близкого к белому, с заданной цветовой температурой Гц, часто
используется люминофор из двух компонент
ZnS*Ag + [ZnCd)S«Ag.
92
Большое значение имеют инерционные характеристики
люминофора. Особенно важны они там, где возбуждение
люминофоров происходит в течение короткого промежутка
времени. Различают время возбуждения - ts> разгорания - tp и
затухания - t3 свечения люминофора. Время, в течение которого
происходит нарастание яркости свечения люминофора, называют
временем разгорания, а время, в течение которого яркость
люминофора уменьшается от максимального значения
1тах до 0,011тах - временем затухания. Начало отсчета времени
разгорания совпадает с началом возбуждения, а времени затухания -
с моментом окончания возбуждения. Время затухания часто важнее
времени разгорания, так как медленное затухание приводит,
например, к появлению двух изображений на экране ЭЛТ - нового и
старого, а движение изображения по экрану сопровождается
появлением менее яркого хвоста, что недопустимо в ЭЛТ и
приемных телевизионных трубках.
фс(А,),отн.ед. Д
80
40
20
0
400
500
600 700 Х,нм
Рис.7.7. Спектральная плотность потока излучения трех
катодолюминесцентных экранов по спектральному составу близких к
белому (ТЦ1 > Тц2 > Тщз)
По времени затухания люминофоры делятся на следующие
группы: 1) tj < 10 с - весьма короткое; 2) 10< 10 с - короткое; 3)
10 <10"' с - среднее; 4) 10*'< t, <1б с - длительное; 5) 16 с< t, -
весьма длительное.
Причин, влияющих на время затухания, много: состав
люминофора, условия возбуждения (плотность тока, энергия
электронов, технология изготовления экрана) и др.
93
Если мы имеем самостоятельное свечение, то закон затухания
люминесценции можно определить из уравнения, описывающего
переход электронов с возбужденного на невозбужденный уровень:
dN - -$Ndt, где N- число электронов на возбужденном уровне; dN
- число электронов, прошедших с возбужденного уровня на
невозбужденный; р - вероятность перехода электрона с
возбужденного уровня на невозбужденный. Проинтегрировав от No
до N получим изменение числа электронов на возбужденном уровне:
* = ЛГ0ехр(-РО, G.18)
где Nq и N - число электронов на возбужденном уровне в момент
прекращения возбуждения и по истечении времени затухания t3.
Яркость люминесценции в заданный момент времени
пропорциональна скорости перехода электронов с возбужденного на
невозбужденный уровень: L = т—— , G.19)
at
где т - коэффициент пропорциональности.
В случае рекомбинационного свечения получаем
гиперболическую зависимость изменения яркости при затухании
свечения люминофора: L °^ > G.20)
"max
где Р - вероятность перехода электрона из зоны проводимости на
уровень активатора, п0- число дырок на уровне активатора в
момент прекращения возбуждения, птах- максимально возможное
число электронов, одновременно находящихся на метастабильном
уровне.
У реальных люминофоров законы затухания выражаются как
экспонентами, так и гиперболами различных порядков. Кривые
разгорания и затухания вольфраматов даны на рис.7.8. Кривые
получены при возбуждении прямоугольными импульсами
длительностью 3,7-10" с. Из этого рисунка видно, что разгорание
вольфрамата кальция протекает очень быстро (время разгорания
около 2,5-10" с), а затухание несколько медленнее (время
затухания около 5,6-10" с). Из этого же рисунка видно, что такая
94
длительность возбуждения недостаточна для ZnW04, у которого
яркость за время возбуждения не достигает максимума.
120 /, с
Рис.7.8. Характеристики разгорания и затухания вольфраматов
Яркость катодолюминесценции для люминофора,
возбуждаемого электронным лучом, зависит от факторов, которые
можно разделить на три группы. К первой относятся условия
возбуждения, определяемые энергией электронов, плотностью тока
в пучке и длительностью возбуждения.
Кинетическая энергия электронов QK, падающих на
поверхность люминофора: QK =mV2 /2 = eU, G.21)
где - т - масса электрона; V - скорость электрона; е - заряд
электрона; U - разность потенциалов ускоряющего поля в вольтах.
Плотность тока по сечению пучка: J ~Jm exp(-r /r0), G.22)
где Jm - плотность тока в центре пятна; г0—радиус эквивалентного
пятна, у которого плотность тока постоянна во всех точках, а ток
равен току пучка; г - текущий радиус.
Под длительностью возбуждения понимают время, в течение
которого производится бомбардировка люминофора неподвижным
лучом. Если электронный луч движется по экрану, вычерчивая
строку за строкой, то длительность возбуждения определяется
скоростью движения луча по экрану трубки и шириной
электронного пучка.
Ко второй группе факторов, определяющих яркость
люминофора, относятся физико-химические свойства люминофора -
особенности кристаллической решетки, химического состава,
проводимость люминофора и его динатронные свойства. Очень
95
большое влияние на яркость люминофора при
катодолюминесценции оказывает вторичная эмиссия. Люминофоры,
применяемые для экранов электронно-лучевых трубок
полупроводники с очень слабой проводимостью, электрический ток
может протекать только за счет электронов вторичной эмиссии
люминофора, которые попадают на проводящие стенки трубки.
Малая вторичная эмиссия, при которой число поступающих на
люминофор электронов больше числа электронов, уходящих с
люминофора, приводит к появлению отрицательного заряда у
люминофора. Отрицательный заряд уменьшает энергию электронов
пучка, что ведет к понижению яркости люминофора.
К третьей группе факторов относятся конструктивные
особенности экрана трубки: способ нанесения, толщина слоя и
размер зерен люминофора, характер подложки, температура и др.
Множество факторов, влияющих на яркость
катодолюминесценции, показывает сложность определения яркости
расчетным путем, поэтому пользуются следующей эмпирической
зависимостью для определения яркости экрана:
L = AJ(U-U0)n, G.23)
где L - яркость люминофора экрана; А - коэффициент, зависящий от
выбранного люминофора; J - плотность тока; U - ускоряющее
напряжение; U0 - нулевой или мертвый потенциал; п - показатель
степени, значение которого определяется экспериментально и
зависит от физических свойств люминофора и ускоряющего
напряжения.
Нулевым потенциалом называется то предельное значение
ускоряющего напряжения, при котором электрон, проходя через
неактивную пленку, достигает активных зон люминофора. Значения
Uq колеблются у различных люминофоров от десятков до сотен
вольт (для большинства люминофоров - десятки вольт).
Экспериментальное определение U0 сопряжено с большими
трудностями, вызываемыми отрицательным зарядом люминофора,
который всегда появляется при малых энергиях электронов,
бомбардирующих люминофор. Численные значения п для
различных люминофоров колеблются от 1 до 3. Ускоряющее
напряжение изменяется от 0,5 до 10 кВ.
Учитывая, что для многих люминофоров U0 равно нескольким
десяткам вольт, а ускоряющее напряжение - нескольким
96
киловольтам, часто пользуются для определения яркости экрана
упрощенной формулой L*A-J-Un. G.24)
С ростом ускоряющего напряжения увеличивается глубина
проникновения электрона в толщу люминофора. При этом
вторичным электронам для того, чтобы выйти из люминофора,
необходимо обладать все большей энергией. Глубина
проникновения для применяемых католюминесцентных
люминофоров около 1 мкм.
Явление катодолюминесценции всегда сопровождается
непроизводительной затратой энергии на нагревание люминофора,
вторичную эмиссию электронов, излучение в ультрафиолетовой и
инфракрасной областях спектра. Полезным световым потоком
кинескопа считают поток, излучаемый экраном во внешнее
пространство. Светящая поверхность люминофора достаточно
близка к равнояркой, а наблюдение экрана ведется в небольшой зоне
углов а. Учитывая, что наблюдение экрана ведется
преимущественно в направлении перпендикуляра, проведенного из
центра экрана, часто световую отдачу выражают не в лм/Вт, а в
кд/Вт: т] = 10/ Р, где /0 - сила света в направлении,
перпендикулярном экрану, Р - подводимая мощность к
электроннолучевой трубке, а иногда это мощность электронного пучка.
Яркость лицевой стороны экрана значительно ниже яркости
тыльной стороны его при отсутствии отражающего покрытия. В
этом случае более половины светового потока, излучаемого
люминофором, попадает внутрь ЭЛТ. Этот поток может только
ухудшить изображение, получаемое на экране трубки, так как,
попадая на экран в результате многократных отражений, будет
уменьшать контраст изображения.
В настоящее время у кинескопов тыльная сторона
люминофора покрывается тонким слоем алюминия толщиной
50 + 100 нм. Такой слой является прозрачным для электронного
пучка и обладает достаточно большим коэффициентом отражения
для светового потока люминесценции. У алюминированного экрана
световая отдача увеличивается минимум в 1,5 раза.
На световую отдачу влияют способ возбуждения (растровое,
точечное), толщина слоя люминофора, проводимость подложки,
энергия возбуждающих электронов, плотность тока и ряд других
97
факторов. Установить зависимость световой отдачи от всех
влияющих на нее факторов трудно.
Используя зависимость яркости экрана Z«A-J Un и его
конфигурацию, можно определить уравнение для световой отдачи
выраженную в кд/Вт:
y\ = La/SJU = AJUno/SJU = KUn-{9 G.25)
где а - проекция экрана на плоскость, перпендикулярную нормали к
поверхности экрана, проведенной из центра экрана, S - поверхность
экрана трубки, a K-AalS- const для данного экрана. В таблице 7.2
приведены сравнительные характеристики некоторых люминофоров по
световой отдаче, цвета излучения и времени послесвечения. Для
выбора люминофора необходимо учитывать время разгорания и
послесвечения, чтобы получить необходимое изображение на экране
для движущихся или мелькающих объектов наблюдения. Следует
указать, что световая отдача зависит от температуры люминофора и,
начиная с определенного значения F0 - 80°С), дальнейшее повышение
температуры приводит к повышению вероятности безызлучательного
перехода, после чего световая отдача начинает падать [6].
Под действием электронной бомбардировки и нагревания в
люминофоре происходят обратимые и необратимые процессы,
связанные с диссоциацией молекул, поэтому вводится
характеристика утомления и выгорания люминофора. Под
утомлением понимается снижение яркости, уменьшение световой
отдачи и изменение спектрального состава излучения, если свойства
люминофора восстанавливаются. Выгорание характеризуется
снижением световой отдачи по мере увеличения времени работы и
постепенное изменение спектра излучения люминофора. Принято
срок службы трубки определять снижением световой отдачи до
60 + 70% от первоначального значения.
Таблица 7.2.
Люминофор
ZnS-Ag
ZnAg+fZn,CdlSAg
rZn,CdlS-Ag
[Zn.CalSCu
Zn2Si04Mn
CaW04
Цвет
излучения
синий
белый
желтый
желтый
зеленый
синий
Световая отдача
П, кд/Вт
0,5 - 2,0
7-8
5-8,0
1,5-2,0
2,0-3,5
0,18-0,2
Время
послесвечения, с
0,001
0,001
0,001
3-8
0,2
0,00001
98
В настоящее время находит все более широкое применение
электролюминесценция твердых люминесцирующих веществ -
полупроводниковых кристаллов, при воздействии на них переменных
или импульсных электрических полей. Наиболее широкое применение
имеет светоизлучающий полупроводниковый диод, который
предназначен для преобразования электрической энергии в энергию
некогерентного светового излучения. В основе действия светодиода
лежит инжекционная электролюминесценция [14].
р - область
О
«+» Анод
5
р-п Зона проводимости
переход
.V^<j — п - область
«-» Катод
Валентная зона
Рис.7.9. Схема излучательной рекомбинации электронов и дырок в р-п
переходе, включенном в прямом направлении: Еа - энергетическая
ширина запрещенной зоны, 1 - поток электронов, 2 - поток дырок, 3 -
межзонная излучательная рекомбинация электронов и дырок, 4 -
излучательная рекомбинация электронов и дырок через центры
люминесценции
В этих приборах используются полупроводники, проводимость
которых определяется введёнными в них легирующими примесями.
Примесь, создающая избыток электронов в кристалле, обусловливает
электронную проводимость, и мы получаем полупроводник п- типа, а
если атомы примеси отбирают электроны у кристаллической решётки,
возникает дырочная проводимость, т.е. полупроводник р - типа В
области, где контактируют полупроводники разной проводимости,
получается электронно-дырочный р-п переход. В отсутствие внешнего
напряжения в облает р-п перехода образуется объёмный заряд,
препятствующий дальнейшему движению носителей тока. Если же к р-п
переходу приложить напряжение прямой полярности несколько вольт, т.
е. обеспечить инжекцию носителей заряда, они рекомбинируют в зоне
99
контакта с испусканием фотонов. Зонная схема р-п перехода,
включённого в прямом направлении, представлена на рис. 7.9.
Для получения видимого спектра излучения необходимо,
чтобы ширина запрещенной зоны полупроводника превосходила
1,8эВ, т.к. этой энергии излучения достаточно только для
достижения предельной (красной) видимой области
чувствительности органа зрения. Исходя из этого ограничения,
используются следующие полупроводниковые материалы: фосфид
галлия, карбид кремния; твердые растворы: галлий - мышьяк -
фосфор и галлий - мышьяк - алюминий, а также нитрид галлия.
Путем добавления в полупроводниковый материал атомов веществ-
активаторов - можно изменять в некоторых пределах цвет излучения
диодов [14].
Рекомбинация электронов и дырок, происходящая в
полупроводниковой структуре после приложенного прямого
смещения, не обязательно связана с излучением кванта света
(фотона). Значительная часть энергии выделяется в виде тепловых
колебаний кристаллической решйтки, т.е. безызлучательными
актами рекомбинации. В большинстве электролюминесцентных
приборов излучательной рекомбинации обязательно предшествует
инжекиия неосновных носителей в область кристалла, где
происходит акт рекомбинации. Примесные центры создают
локальные энергетические уровни, удаленные от уровня
проводимости и валентной зоны. Эти центры образуются при
введении соответствующей примеси, атомы которой замещают
атомы основного кристалла. Например, атом серы (элемент V
группы) в решетке фосфида галлия, является донором, поскольку у
него на один валентный электрон больше, чем у фосфора. Атом
цинка (элемент II группы), замещающий атом галлия (элемент III
группы), является акцептором. Вносимые этими двумя типами
примесей избыточные электроны или дырки при температуре 300К
обычно находятся в ионизованном состоянии, т.е. они не
локализованы на дискретных примесных центрах, а переброшены
соответственно в зону проводимости и валентную зону кристалла.
Поэтому они могут дать вклад в электрическую проводимость при
приложении малого электрического поля.
Соотношение между излучательными и безызлучательными
рекомбинациями в диодной структуре характеризует её внутренний
квантовый выход, который является важнейшим показателем
100
светоизлучающего прибора. В современных светоизлучающих
диодах, изготовленных из упомянутых материалов, достигнутый
уровень внутреннего квантового выхода составляет нескольких
единиц процентов. Практически этого оказывается достаточно для
создания качественных приборов.
Х,мкм
Zn02
GaN GaS2 CuAIS2
0,35
--3,6
Фиолетовый
Голубой
Зеленый
Желтый
Красный
0,4
0,45
0,5-
0,8-
0,9
1,0
-3,4
-3,2
-3,0
_-2,8
-2,6
-2,4
-2,2
ZnO
aSiC
ВеТе
CuCl
CuBr
Ga2S3
ZnSe
1п2°з CuAlSe:
GaS AgCuS2 Ga20} CuGaS2
CdS
ZnTe
GaSe Cu20
°'6--2,0
Z , о AglnS ZnSiP2
0,7 - ''*
_lf6 CdSe CdGeP2
_-1.4
— GaAs
1,2
CuInS:
ZnP2
CdP2 cdSiP2
ZnSiAs2
ZnGaP2 AgGaSe2
AlSb CuGaSe2
i
InP
Рис.7.10. Схема распределения полупроводников, представляющих
интерес для изготовления источников видимого света, по значениям
ширины запрещенной зоны
Основным технологическим методом изготовления
светоизлучающих диодных структур является метод
эпитаксиального наращивания. Обычно это жидкофазная эпитаксия
101
или эпитаксия из газовой фазы. При жидкофазной эпитаксии
осуществляется принудительное заливание подложки расплавом,
содержащим необходимые примесные компоненты. Через
некоторое время на подложке формируется эпитаксиальная пленка.
Эпитаксия из газовой фазы представляет собой синтезирование
вещества в результате термохимических реакций на исходной
подложке. Данный технологический метод отличается хорошей
управляемостью и высокой интеграцией, т.к. одновременно могут
обрабатываться тысячи светодиодных структур. В некоторых
случаях, в основном при использовании карбида кремния,
применяется метод диффузии примесей (акцепторных или
донорных) из газовой фазы.
Основное влияние на электролюминесценцию в
полупроводниках оказывают величина и форма минимального
энергетического зазора между валентной зоной и зоной
проводимости. Кроме требуемого значения ширины запрещенной
зоны, необходимо, чтобы полупроводниковый материал можно
было с разумными затратами выращивать в виде крупных
монокристаллов, пригодных для серийного производства
светодиодов. Кроме того для получения эффективных р-п переходов
нужно иметь возможность изменять тип проводимости путем
легирования. Подходящим материалом для красных и зеленых
светодиодов является, например, фосфид галлия, хотя с ним
конкурируют ряд соединений тройных твердых растворов.
На рис.7.10 показана схема распределения полупроводников
по значениям ширины запрещенной зоны. Важно отметить, что не
все полупроводники могут быть изготовлены р и п типов. К таким
полупроводникам можно отнести, например, InP, CdTe, AlSb, GaP,
SiC. Широкозонные полупроводники типа АиВУХ обладают
превосходными люминесцентными свойствами, и кристаллы
некоторых из них могут быть выращены методом газовой
эпитаксии. К сожалению, указанные соединения невозможно
получить с проводимостью р и п типов, поэтому эффективная
инжекция носителей недостижима.
На рис.7.11 показаны спектры наиболее используемых для
освещения источников излучения, наложенных на кривую
относительной спектральной световой эффективности органа
зрения: люминесцентная лампа низкого давления, лампа
накаливания и желто-зеленый светодиод. Наиболее широкое
102
применение в настоящее время нашли фотолюминесцентные
люминофоры в люминесцентных лампах низкого давления,
применяемых для освещения. Наиболее распространенным является
люминофор на основе галофосфата кальция, активированного
сурьмой (Sb) и марганцем (Мп). Максимум спектральной области
поглощения этого люминофора соответствует примерно 0,250 мкм
(основная линия излучения паров ртути равна 0,254 мкм). На
рис.7.11 показан спектр излучения люминесцентной лампы типа ЛБ,
люминофор которой основан на галофосфате кальция. Повышение
концентрации марганца и одновременное снижение содержания
сурьмы в люминофоре приводит к увеличению максимума в синей и
уменьшению в красной областях спектра. Меняя концентрации
составляющих, можно менять спектр излучения данного типа ламп.
Представленное на рисунке электролюминесцентное излучение
желто-зеленого светодиода практически полностью может быть
эффективно использовано для освещения. В перспективе источники
излучения, использующие электролюминесценцию, смогут занять
достойное место среди осветительных приборов.
Ф(Х), отн.ед.
Лампа накаливания с
Г=2600К
Люминесцентная
лампа типа ЛБ
Желто-зеленый
светодиод из GaP
X, нм
Рис.7.П. Спектры различных источников излучения в сравнении с
относительной спектральной световой эффективностью У(к)
103
8. Лампы накаливания [5,6,15,16]
Лампы накаливания относятся к тепловым источникам света,
и только они одни из тепловых источников используются и в
настоящее время для целей освещения.
Рис.8.1. Конструкция лампы накаливания общего назначения: 1-
стеклянная колба; 2 - вольфрамовое тело накала; 3 - молибденовые крючки;
4 - электроды; 5 - стеклянный стержень (штабик); 6 - линза; 7 - полый
стеклянный цилиндр; 8 - лопатка (верхняя часть цилиндра), в которой
соединены штабик, электроды и откачная трубка (штенгель) 9; 10 -
отверстие а лопатке, через которое производится откачка лампы; 11 -
металлический стакан цоколя, к которому припаян один из электродов; 12 -
латунная контактная шайба, к которой припаивается второй электрод; 13 -
стекломасса, с помощью которой скрепляется шайба со стаканом лампы; 14
- мастика, с помощью которой цоколь соединяется с колбой лампы.
Штабик с крючками, тарелка (нижняя часть цилиндра 7), электроды с
телом накала и штенгель, собранные вместе, называются ножкой лампы.
Лампы накаливания классифицируются по областям их
применения и разбиваются на многочисленные типы. По
особенностям устройства и принципа действия ламп накаливания,
104
применяемых для целей освещения, их можно разбить на две
большие группы: лампы накаливания общего назначения, которые
используются для освещения бытовых, административных и
производственных помещений; лампы специального назначения,
которые можно разделить на автомобильные, железнодорожные,
судовые, прожекторные и многие другие.
Каждый тип ламп включает лампы, работающие при разных
напряжениях, для каждого напряжения выпускается ряд ламп различной
мощности. Конструкция лампы общего назначения в основном
осталась такой же, как ее предложил Эдисон, и показана на рис.8.1.
Лампы накаливания общего назначения различных типов
отличаются друг от друга своими электрическими,
светотехническими, эксплуатационными и экономическими
параметрами.
Основные параметры ламп накаливания этого типа
следующие [6]:
1. Электрические, а) Номинальное напряжение UH -
напряжение на лампе в вольтах, которое обеспечивает ее работу.
Лампы общего назначения выпускаются на номинальные
(расчетные) напряжения 127 + 135 и 220 + 235 В, Большинство
зарубежных ламп накаливания, рассчитанных на сетевое
напряжение 230 В, взаимозаменяемо с лампами, выпускаемыми в
России на напряжение 220 В. Также в России выпускаются лампы
на напряжение 127 В, а в США и Канаде на 115,125 и 130 В.
б) Электрическая мощность - Р измеряется в Вт. Лампы
выпускаются на мощность от 15 до 1000 Вт. Наиболее
употребляемые лампы на 40, 60, 75 и 100 Вт. Для эталонных
(рабочих) ламп указывается номинальное напряжение и
номинальный ток, но для большинства типов ламп значение
номинального тока не задается.
2. Светотехнические. Номинальный световой поток лампы Ф в
лм, который излучает лампа, работающая при расчетном
напряжении. Выпускаемые заводом лампы могут иметь разброс в
значениях светового потока на 5 -10 % от номинального.
В процессе горения происходит непрерывное распыление тела
накала и потемнение колбы лампы, что приводит к постепенному
уменьшению светового потока и мощности лампы. Допускается
отношение светового потока каждой лампы, измеренного после 750 ч
105
горения. Ф750 ПРИ расчетном напряжении к начальному световому
потоку Ф не менее G2 - 85) % в зависимости от мощности ламп.
3. Экономические и эксплуатационные, а) Световая отдача
лампы т\ = Фл/Ря - отношение номинального светового потока к
номинальной мощности лампы в лм/Вт Лампы накаливания имеют
низкую световую отдачу. Оценку осветительных способностей
источника можно вести и по световой эффективности излучения
К = Фу /Фе в лм/Вт, где Фу и Фе - световой поток и
энергетический поток излучения. Лампы имеют невысокую
световую отдачу от 7 до 17 лм/Вт. Световая отдача растет с
увеличением мощности лампы. В таблице 8.1 приведены световые
отдачи и световые эффективности (излучения) некоторых тепловых
источников света. Условные обозначения применяемые для ламп
накаливания: В - вакуумная, Г - газополная моноспиральная
аргоновая; Б - биспиральная аргоновая; БК - биспиральная
криптоновая; первые два числа - диапазоны напряжения, в пределах
которых должна гореть лампа; последнее число - номинальная
мощность; для ламп в колбе из матированного, молочного и
опалового стекла добавляются буквы МТ, МЛ и ОП.
Таблица 8.1.
Типы источников света
Керосиновая лампа
Газокалильная лампа
Лампа накаливания общего назначения:
В220-230-15,
БК220-230-40,
БК220-230-100,
Г220-230-1000.
Вольфрам при температуре плавления
Черное тело при температуре 6600 К
Монохроматическое излучение с X ш 555 нм
Световая отдача и световая
эффективность лм/Вт
0.27
1.22
7
11.5
13,5
18,6
50
89,5
683
б) Срок службы - это один из важнейших эксплуатационных
параметров, он определяет время горения лампы до ее выхода из
строя или до того, как она считается не соответствующей нормам,
установленным техническими правилами (продолжительность
горения при расчетном напряжении). Срок службы лампы обычно
определяется в часах. Для определенного типа ламп вводится
номинальный срок службы, который определяет установленное
значение для срока службы ламп, принятое на основании
106
результатов испытаний на срок службы ламп данного типа.
Полезный срок службы - это время, в течение которого световой
поток изменяется не более чем на 20% своего номинального
значения.
о/оА
100-
80
60
40
20
0 200 600 1000 1400 1800 '< ч
Рис.8.2. Время выхода ламп накаливания общего назначения из строя
При массовом производстве ламп добиться одинакового срока
службы для каждой лампы невозможно. В результате испытаний
партии ламп на продолжительность горения получают кривые
выхода ламп из строя, одна из которых показана на рис.8.2. Сроком
службы данной партии ламп считается отрезок времени, в течение
которого вышло из строя 50% ламп, поставленных на испытание.
Срок службы для ламп накаливания общего назначения составляет
1000 час и в зависимости от условий эксплуатации в реальных
условиях может быть значительно меньшим. Срок службы
учитывает экономическую целесообразность эксплуатации
источников света общего назначения, который определяется
возможностью сохранения светового потока при изменении его не
более чем на 20% от номинального значения. К концу срока службы
лампа обычно теряет от 5% до 13% первоначального светового
потока. В каталогах обычные лампы характеризуются световым
потоком. Его значения при напряжении 220 В и мощности 40, 60, 75
и 100 Вт при инженерных расчетах можно принять равными
соответственно 430, 730, 1000 и 1380 лм. Для ламп с криптоновым
наполнением, имеющим грибообразную форму, эти значения
примерно на 7 +10 % выше [6].
107
По цветности лампы накаливания относятся к источникам
теплой тональности. Цветовая температура близка к температуре
тела накала и растет с увеличением мощности ламп от 2600 до
2900К. Для декоративных целей выпускаются цветные лампы
накаливания небольшой мощности.
Цветопередача ламп накаливания по индексу цветопередачи
близка к максимальному значению Ла=100, т.к., по существу,
сравнивается сама с собой. Т.к. температура источника меньше, чем
естественного источника - Солнца, то существуют потери при
цветопередаче сине-голубых тонов и увеличении желтых и красных,
по сравнению с естественным светом.
в) Конструктивные особенности ламп накаливания
определяются необходимостью повышения температуры тела накала
и снижения его скорости распыления (это основные способы
увеличения световой отдачи и срока службы ламп накаливания).
Поэтому у различных типов ламп форма тела накала,
изготовленного из вольфрамовой проволоки, может быть
прямолинейной, спиральной, биспиральной и триспиральной.
_21
Е 14/25x17 Е27 Е 40/41
RX7s
Ш =р =р С!
Fc2
G12
PG12-1 PG12-2 PG12-3
Рис.8.3. Типовые цоколи источников излучения
Преобладающей формой тела накала является вольфрамовая
спираль или биспираль. Газополные лампы мощностью до 100 Вт
делаются с телом накала в виде вольфрамовой биспирали. Колбы
ламп имеют различную форму, которая зависит от условий работы
лампы и ее рабочего положения. Наиболее распространенным типом
цоколя лампы накаливания является резьбовой. Если в процессе
эксплуатации лампа подвергается тряске, ее снабжают штифтовым
цоколем. Лампы, предназначенные для работы в оптических
системах, часто имеют специальные фокусирующие цоколи.
108
Базовыми являются резьбовые цоколи Е27 (для большинства ламп -
рис.8.3), Е14 (под патроны «миньон») и Е40 (для мощных ламп),
кроме того выпускаются лампы с мини-цоколем Е12. Размеры и
форма обычных ламп накаливания (рис.8.1) определяются
мощностью: при Р от 15 до 100 Вт диаметр колбы А - 60 мм, а
габаритный размер В = 108; при Р = 150 Вт А = 65 мм, В = 124 мм;
при Р - 200 Вт А =80, В = 162 мм. Для криптоновых ламп, имеющих
грибовидную форму колбы: при Р от 25 до 60 Вт А = 45 мм, В = 88
мм; при Р от 75 до 100 Вт А = 50 мм, В = 96 мм [5,6].
Электрические и световые характеристики ламп, а также их
срок службы очень сильно зависят от питающего напряжения. В
сети, питающей лампы накаливания, всегда имеют место
определенные отклонения напряжения от его номинального
значения. Кроме того, при работе ламп в осветительных установках
неизбежно большее или меньшее падение напряжения в проводах
распределительной сети. Поэтому очень важно знать, как
изменяются электрические и светотехнические характеристики ламп
с изменением питающего напряжения. С ростом напряжения на
лампе быстро растут световой поток, световая отдача и резко
уменьшается срок службы. Для инженерных расчетов при
небольших изменениях напряжения, лежащих в пределах
U±0,\UH В, изменение любой характеристики лампы (Б) можно
определить с точностью до A - 2 %), пользуясь уравнением
(в таблице 8.2 показаны коэффициенты тпб для
Б ( U
Б0 {U0J
основных эксплуатационных характеристик) [6].
Таблица 8.2.
Характеристики лампы
численное значение тд
Сила света или световой поток
м
Электрическая мощность
1&
Световая отдача
2,0
Срок службы
13-14
Лампы очень чувствительны к колебаниям напряжения в сети,
и, как видно на рис.8.4, при перенапряжении резко снижается срок
службы, а недостаточное напряжение ведет к большой потере
светового потока (хотя срок службы при этом возрастает).
Нормальная работа ламп обеспечивается при колебаниях
напряжения не более чем на 5%.
109
Если говорить об устойчивости к внешним воздействиям, то
лампы накаливания хорошо включаются и работают практически
при любой температуре и атмосферном давлении, но плохо
переносят ударные нагрузки и вибрации. Для сложных условий
эксплуатации выпускаются специальные лампы.
20 40 60 80 100
(Л,%
Рис.8.4. Изменение характеристик лампы в зависимости от изменения
номинального напряжения питания, где Ря - мощность, т\, - световая
отдача, / - срок службы, Ф,- световой поток
Лампы накаливания можно считать экологически
безопасными, т.к. безопасны материалы, из которых они
изготавливаются, а ультрафиолетовое излучение практически
полностью отсутствует.
Зеркальные электрические лампы накаливания являются
лампами-светильниками и предназначены для освещения высоких
помещений, открытых пространств, выставочных залов,
декоративного освещения, освещения при киносъемках и других
целей. Колба зеркальной лампы имеет строго заданную форму.
Внутренняя часть колбы покрыта зеркальным отражающим слоем. В
тех случаях, когда к цветопередаче предъявляются повышенные
требования, используются зеркальные лампы в колбах из
неодимового стекла (освещение выставок, картинных галерей,
витрин). Зеркальные лампы выпускаются с концентрированным,
средним и широким светораспределением и обозначаются
по
соответственно ЗК, ЗС, СШ (неодимовые лампы—ЗКН, ЗСН, ЗШН).
В цифро-буквенном индексе первая цифра обозначает номинальное
напряжение, вторая - мощность. Например: ЗК220-40 - зеркальная
лампа накаливания на номинальное напряжение 220 В и мощность
40 Вт; ЗСН220-100 - зеркальная лампа накаливания неодимовая на
номинальное напряжение 220 В и мощность 100 Вт.
Лампы накаливания в функциональном отношении очень
эффективны при освещении нестойких к воздействию света
предметов. Зеркальные лампы обладают прекрасными
моделирующими свойствами и незаменимы при подсветке
объемных предметов и ювелирных изделий. Но при создании уровня
освещенности более 300 лк в помещении существует возможность
перегрева, и это одна из причин нецелесообразности применения
ламп накаливания в офисах, банках, учебных аудиториях и т.д [5, б].
Кроме перечисленных типов ламп выпускаются лампы более
узкого назначения для специальных осветительных установок
(трамвайные, железнодорожные, судовые, самолетные,
автомобильные, прожекторные, светоизмерительные и др.).
Излучение вольфрама. Основной частью лампы накаливания,
определяющей ее экономичность и срок службы, является тело
накала. Благодаря высокой температуре плавления C650 ± 50К),
малой скорости испарения, пластичности, позволяющей получить
путем протяжки через калиброванные отверстия нити различных
диаметров, и большой формоустойчивости вольфрамовых спиралей
вольфрам является до настоящего времени непревзойденным
материалом для изготовления тела накала.
Большинство металлов, в том числе и вольфрам, излучают
селективно. Это значит, что кривые спектральной плотности
энергетической светимости излучения вольфрама и черного тела при
одной и той же температуре не являются подобными (рис.8.5).
Для металлов, в том числе и для вольфрама, нет
аналитических зависимостей между температурой и спектральной
плотностью энергетической светимости, температурой и
энергетической светимостью излучения. Поэтому при определении
величин, характеризующих излучение вольфрама, пользуются
законами излучения черного тела и коэффициентами излучения:
спектрального гкт и интегрального гт.
Спектральные коэффициенты излучения вольфрама зависят от
его температуры и длины волны. Интегральный коэффициент
Ill
поглощения металла в зависимости от температуры приближенно
можно записать: а(Г) = 1-е~^ , где коэффициент для вольфрама
р = 1,47-104 [6].
Таким образом, для плоских и выпуклых поверхностей
вольфрама можно записать следующие закономерности, основанные
на законах черного тела:
miK^^aiXjyCfi
-5
ехр(^2-) -1
~1
W) = [l-exp(-pr)]-a.r4.
А
т?к, 7), отн.ед.
(8.1)
(8.2)
Л=2450К
теЛКТ)
О '1 '2 '3 Х,мкм
Рис.8.5. Спектральная плотность энергетической светимости излучения
черного тела и вольфрама
Вольфрам в общем случае излучатель неравнояркий. Если
измерять яркость под различными углами к поверхности вольфрама,
отсчитывая углы наблюдения от нормали к его поверхности, то
получим кривую Да), но изменение яркости невелико и лежит в
пределах небольшой области углов. Поэтому в большинстве случаев
считают вольфрам равноярким излучателем, имеющим среднюю
яркость Zcp =1,04Z,0, где L0 - яркость в направлении,
перпендикулярном поверхности.
112
Изменения характеристик вольфрама, вызванные небольшими
изменениями его температуры, описываются следующим
выражением, справедливым для изменения Г в пределах 10%:
Б1/Б2 = (Г1/Г2)Лв, (8.3)
где Ei и Б2 любые из характеристик вольфрама (поток излучения,
энергетическая светимость, световой поток, яркость, световая
эффективность излучения, удельное сопротивление и т. д.) при
абсолютных температурах Tt и Т2; пб - коэффициент, зависящий от
выбранной характеристики вольфрама и абсолютной температуры.
Например, для светимости пм =4,58, а для яркости nL =9,06 при
Г = 2800 К.
Часто для упрощения расчетов пользуются понятием
идеальной вольфрамовой нити. Под идеальной вольфрамовой нитью
понимается цилиндрическая нить, отвечающая следующим
требованиям: I) диаметр нити - постоянный по всей длине; 2) ось
нити - прямая линия; 3) нить должна быть изготовлена из химически
чистого металла, не имеет неоднородностей в своей структуре,
удельное сопротивление ее постоянно по всей длине;
неоднородности поверхности по размерам значительно меньше длин
волн излучаемых однородных потоков; 4) нить подвергнута
рекристаллизации путем термической обработки в высоком вакууме
(нагревание в течение 24 ч до 2400К или в течение 1 ч до 2600К, или
в течение 15 мин до 2800К); 5) температура постоянна по всей
поверхности нити (нить закрепляется в держателях, имеющих
температуру, одинаковую с температурой нити); 6) нить работает в
высоком вакууме в колбе с известным и постоянным
коэффициентом пропускания.
При температурах от 3800 до 7600 К максимум спектральной
плотности энергетической светимости изучения ЧТ приходится на
видимую часть спектра и с ростом температуры перемещается от
красной к фиолетовой части. Поэтому, при температурах, которыми
обладают реальные тела, находясь в твердом состоянии, максимум
функции ше(Л,Т) приходится на инфракрасную область спектра. У
вольфрама максимум кривой спектральной плотности
энергетической светимости его излучения те(ХуТ) сдвинут в
сторону коротких длин волн по сравнению с аналогичной кривой
для черного тела (рис.8.5)
из
Из этого свойства излучения вольфрама вытекает, что
световая эффективность этого излучения выше световой
эффективности излучения черного тела, если температуры их
одинаковы. Для сравнения с другими материалами на рис.8.6.
приведены зависимости световой эффективности излучения
тугоплавких металлов, угля и черного тела от абсолютной
температуры.
К, лм Вт
*•¦'
30
20
10
i
Os
Черное
тело N
Та
\J
ч^Й^
W
у
i
Мо
1500 2000 2500 3000 Г, К
Рис.8.6. Зависимости световой эффективности излучения черного тела, Мо,
Та, Os, W и С от температуры
Инженерный расчет габаритных размеров идеальной нити
основан на энергетическом балансе нити накала. Электрическая
энергия, подводимая к идеальной нити, расходуется только на
излучение, т.е. Р-Фе. Баланс энергии такой нити, находящейся в
вакууме, имеет вид:
<be=I2RH=ndHbHMe(T), (8.4)
где RH=p(T)
dMtbHtRH - диаметр, длина и омическое
сопротивление нити; Ме(Т) и / - энергетическая светимость и ток,
протекающий по нити накала; р(Г) - удельное сопротивление. /?„ и
Ме(Т) зависят от температуры нити. Используя уравнение баланса
энергии можно определить диаметр нити:
1
= а-П. (8.5)
'н
2
4р(Г)
п'МЛТ)
114
Диаметр нити зависит от тока, материала нити и ее
температуры. Выразим мощность, затрачиваемую на нагревание
идеальной нити, через напряжение, подаваемое на нее, и определим
длину нити накала:
41
= n-dHbHMe(T)
\г
И
К = и* *
1
где
а =
l4p(T)Me(T)j
МП
*К(Т)_
с-
= са2?//3,
1
(8.6)
(8.7)
(8.8)
1*р(Т)Ме(Т)}
Полученное выражение определяет, что длина идеальной нити
зависит от напряжения, тока, температуры и материала нити.
Большинство современных ламп накаливания имеют
спиральные или ^исриральные тела накала, а некоторые типы ламп
даже триспиральные. Спиральное тело накала имеет ряд
преимуществ перед прямолинейным: уменьшается средняя скорость
испарения вольфрама, что позволяет при том же сроке службы
повысить температуру нити накала и, следовательно, световую
отдачу; концентрация тела накала уменьшает тепловые потери, так
как длина тела накала меньше и меньше число крючков,
поддерживающих его. Однако, спиральное тело накала имеет и ряд
недостатков: изготовление спиралей значительно сложнее, чем
цилиндрических нитей; формоустойчивость спирали хуже, чем
цилиндрической нити. Под формоустойчивостью спирали понимают
ее способность сохранять приданную ей форму при высоких
температурах и небольших сотрясениях.
Спираль характеризуется геометрическими параметрами:
диаметром нити dM и сердечника Dc шагом спирали S (рис.8.7).
Обычно пользуются относительными размерами спирали,
которые называют коэффициентами шага кш и сердечника кс:
km=S/dH;kc=Dc/dn.
Длительный опыт серийного изготовления ламп установил
предельные значения этих коэффициентов для ламп: вакуумных
115
3 ? кс ? 6; 1,3 й кш й 1,6; газополных 4 ? *с й 7; 1,4 ? *w ? 1,8;
биспиральных1,7 ? *с| <, 2; 1,4 ? *ш, ? 1,8; 1,8 ? *с2 ? 2,6; 1,8 ? *ш2 <, 2;
где *wi,^W2.*c]»*c2 коэффициенты шага и сердечника, спирали и
биспирали.
Рис.8.7. Геометрические параметры спиральной нити накала
Выбор кс и кш определяется технологическими и
эксплуатационными требованиями к нити накала[6, 15]. Длина
спирали Ьсп связана с длиной проволоки 6„, из которой свита
спираль, следующим уравнением:
bcn=nS= . **d"b» * Ь»кш , (8.9)
где п - число витков спирали.
В результате многократных отражений потока излучения
между отдельными участками поверхности спирали яркость
различных участков ее будет отличаться. Для определения средней
яркости спирали поверхность витка спирали разбивают на зоны
(рис.8.8): 1 - занимает середину наружной части поверхности витка;
2 - краевые части наружной поверхности витка; 3 - среднюю часть
внутренней поверхности витка; 4 - краевые зоны внутренней
поверхности витка. Вольфрам - неравнояркий излучатель и поэтому
зоны 2 и 4 будут иметь большую яркость. Очевидно, что
минимальной яркостью будет обладать поверхность зоны 1, на
которую потоки, излучаемые другими частями поверхности витка,
почти не попадают. Процесс многократных отражений от нагретой
вольфрамовой поверхности усложняется еще и тем, что вольфрам -
селективный излучатель и при температуре вольфрама 2400К
коэффициент излучения ъе =0,304, а в видимой области спектра
zv =0,440. Это значит, что при указанной температуре
116
коэффициент отражения потока излучения от поверхности
вольфрама ре = 0,696, а в видимой части спектра ру = 0,560.
Следовательно» в результате каждого отражения доля
светового потока уменьшается, излучение чернеет, т.е. по своему
спектральному составу приближается к излучению черного тела. В
результате многократных отражений и почернения излучения
световая отдача спирали меньше, чем у цилиндрической нити, при
одинаковых температурах.
Рис.8.8. Излучающие зоны спирали
Принимая яркость первой зоны в направлении,
перпендикулярном внешней поверхности спирали, за Z, яркость
остальных зон можно выразить через яркость этой зоны:
L2 = 1,15L; L3 = \,3L; L4=2L. Средняя яркость на внешней
поверхности спирали Lcp = f 1,05 +1,06 Д.
Рассмотрим спираль, свитую из идеальной нити с
постоянными кш и кс, которая не охлаждается крючками и
электродами, которую назовем идеальной спиралью.
Допустим мы имеем отрезок идеальной нити, который при
температуре Т излучает поток Фе0. Свернем этот отрезок в
идеальную спираль и добьемся такого положения, чтобы средняя
температура спирали равнялась температуре нити Тсрсп - Ти. При
этом поток, излучаемый такой спиралью, будет меньше потока
излучения нити, из которой свита спираль. Поток, излучаемый
спиралью в окружающее пространство, будет складываться из
потока, непосредственно излучаемого поверхностью спирали, и
117
потока, попадающего во внешнее пространство в результате
многократных отражений от внутренней поверхности спирали. Для
анализа излучения тела накала лампы определим коэффициент
использования потока излучения, как отношение полезного потока
излучения к потоку излучения источника, в данном случае спирали:
Ф'
8сл0 =—— и коэффициента использования потока, однократно
отраженного от поверхности спирали 8сп{ =—— , где Ф^„- поток
излучения спирали, свободно вышедший в окружающее
пространство; Фен- поток излучения нити, из которой свита
спираль; Ф'е| - поток излучения, вышедший в окружающее
пространство после первого отражения от внутренней поверхности
спирали; Фв] - поток излучения, однократно отраженный от
внутренней поверхности спирали. Коэффициент излучения спирали
определим по отношению к нити накала [6]:
e.s?™-8<-o+0-8«o)P.- ТГТ^' (8Л0)
где Фес„- поток, излучаемый спиралью во внешнее пространство;
ре - коэффициент отражения от поверхности спирали. Коэффициент
видимого излучения спирали обозначим как Ьу =—:—. Тогда
световая эффективность излучения идеальной спирали определится
как:*мсл=#мн^, (8.11)
где Кии- световая эффективность излучения прямолинейной нити
*« сп = Г 0,93 + 0,94,)A-U„.
Используя понятие идеальной спирали и коэффициента
излучения спирали, можно определить размеры проволоки, из
которой свита спираль. Баланс энергии пля идеальной спирали со
средней температурой Г запишем по аналогии с идеальной нитью:
/Ч =^- = *Ч,сАсА К(Т), (8.12)
л».
118
где RH =——-р(Г), dHcn и Ънсп- диаметр и длина проволоки, из
iid
которой свита спираль.
Выражение, определяющее длину нити, из которой свита
спираль, можно представить как:
d,cn=dH(be)~3^bHC^bH(be)"^ (8.13)
Коэффициент излучения спирали меньше единицы, поэтому при
одинаковых температурах идеальной нити и средней температуры
спирали, одинаковых токах диаметр и длина нити идеальной
спирали всегда больше тех же параметров идеальной нити.
У любой реальной нити, закрепленной электродами и
крючками в вакуумной лампе, имеются потери энергии на
нагревание электродов и крючков, поэтому рассмотрим охлаждение
тела накала электродами и крючками. Электроды ламп накаливания
обычно выполняются из никеля. Для уменьшения нагревания
электродов током они выбираются с достаточно большим сечением.
Обычно диаметр электрода - d3 ? 6dM; где dH - диаметр нити, из
которой выполнено тело накала.
Крючки имеют диаметр значительно меньший, чем электроды,
и выполняются из молибденовой проволоки. При расчете размеров
идеальных тел накала мы пренебрегали охлаждающим действием
электродов и крючков. Охлаждающее действие электродов и
крючков зависит не только от их размеров, но и от длины нити. Чем
длиннее нить, тем слабее сказывается охлаждающее действие
электродов, но тем больше появляется крючков. Реальную нить
накала всегда можно разбить на участки, каждый из которых
охлаждается с двух сторон крючками или электродами.
Распределение температуры вдоль цилиндрической нити показано
на рис.8.9.
У короткой нити, охлаждаемой электродами, понижение
температуры за счет охлаждения распространяется почти на всю
длину нити (рис.8.9,а). Подобное распределение температуры имеет
место у низковольтных ламп с короткой нитью накала. Максимум
температуры приходится на середину каждого участка. У длинной
нити, охлаждаемой двумя электродами и двумя крючками,
распределение температуры по длине нити показано на рис.8.9,6.
119
Экспериментальные исследования распределения
температуры вдоль нити накала реальных ламп показали: 1)
охлаждающее действие электрода и крючка не распространяется на
середину охлаждаемого участка между электродами, электродом и
крючком, двумя крючками; 2) если диаметр электрода d3 » 6dH, то
температура нити у электрода Гэ * 0,25Ттах; 3) температура нити у
крючка Тк выше, чем у электрода Гэ. Она зависит от соотношения
между диаметрами крючка и проволоки, из которой выполнена нить
накаливания.
Рис. 8.9. Распределение температуры вдоль цилиндрической нити накала
Поскольку все электрические и светотехнические параметры
тела накала зависят от распределения температуры по его длине,
ясно, что параметры реального тела накала будут отличаться от
соответствующих параметров идеального, у которого температура
постоянна. Для того чтобы определить любой параметр тела накала,
надо знать распределение температуры по его длине.
Рассмотрим случай, когда нить охлаждается электродами, и
учтем, что охлаждающее действие электрода не распространяется на
середину участка между электродами, а нить расположена в
вакууме. На рис.8.10,а показаны выделенный участок нити длиной
dx и распределение температуры вдоль нити. Запишем уравнение
баланса энергии для этого участка нити:
I^T)^ + (k + dk)A.Ax+dx =ndHdxMe(T) + kA&x9 (8.14)
А ах ах
где р(Г) -удельное сопротивление участка нити длиной dx; Me(T)
- энергетическая светимость этого участка; к - коэффициент
теплопроводности для нити длиной д:; к + dk - то же, но для длины
120
нити х + dx; А - площадь поперечного сечения нити; dM - диаметр
нити; / p(T)dx/A - электрическая мощность, расходуемая на
нагревание участка dx; (k + dk)A(—)x+dx - тепловая мощность,
dx
передаваемая участку нити dx от соседнего, имеющего более
высокую температуру; Ы(—) - тепловая мощность, передаваемая
dx
участком dx соседнему, имеющему более низкую температуру;
ndHdxMe(T) - поток, излучаемый участком нити длиной dx.
Р^8Л0.Раареаеда*иетелгер
Энергия, поступающая на участок нити длиной dx,
складывается из энергий, выделяемой при протекании
электрического тока и передаваемой за счет теплопроводности
соседним участком нити, имеющим более высокую температуру.
Участок нити dx расходует энергию на излучение и нагревание
соседнего участка, имеющего более низкую температуру. Принимая
постоянной температуру по поперечному сечению нити сечению и
после преобразования уравнения, получим:
nd*
*^-з^(—)' =ЛМП—-/2??
(8.15)
dLT dk dTx2
dx2 dT{dx
Существует несколько способов решения данного
дифференциального уравнения. Используя распределение
температуры вдоль нити в вакууме в виде функции экспоненты [6]
(рис.8.10,6), можно записать:
^ = 1-Г/Гтах=ехр[-/7(х + ^)], (8.16)
121
где Т - температура точки, лежащей на расстоянии х от начала
координат; 0 - за начало координат принята точка с температурой
электрода Гэ; р - зависит от диаметра нити и максимальной
температуры Ттах; хк - постоянная величина, зависящая от выбора
Р
начала координат. Для точки jc = 0, In уэ = -рхк ; хк =-
Т
Используя зависимость [6] к = ктах ( ^-°174 9 можно
* max
dk dT d2T „ /в1Л.
определить —, а — и —— найти из уравнения (8.16), что даст
%Л 1 МЛ ил
возможность определитьр: p = Q\/ 4dH , (8.17)
где Qx =2^MeTmax(nM ^np)/kTmax , а л^ ипр - коэффициенты,
определяемые по таблице как параметры идеальной нити в
соответствии с уравнением (8.3).
Решение этого уранения может дать следующее выражение
для температуры нити в точке, удаленной от электрода на
расстояниеat т.е. * = а Т3 = 0,25Ттах и у = Т = Та:
т т гт т. /о ^1Ме(Ттгх)-(пМ'Пр)/кмТт9Х
Та = ^тах - (ТтдХ - Тэ) • ехр(-2я = )
= ^шах " (T'max " ^)ехр(-/») , (8.18)
где Тэ - температура электрода. Qx для различных температур
приводятся в табличном виде, например: при Т = 2000К -
Qx =0,41 см-°'5;приГ=2400К - Qx =0,57 см*5.
Любая реальная нить разбивается электродами и крючками на
участки, охлаждаемые с обеих сторон. Электрические и
светотехнические параметры различных участков реальной нити,
такие как яркость, поток излучения, световой поток, удельное
сопротивление и др., отличаются от соответствующих параметров
идеальной нити. Допустим, что охлаждающее действие электрода не
изменяет при этом температуру Ттах в средней точке участка.
Для расчетов удобно иметь одинаковыми хотя бы один из
параметров идеальной и реальной нитей. Это может быть только в
том случае, когда идеальная и реальная нити, имея одинаковые
122
диаметры, будут иметь разную длину, или, имея одинаковую длину,
будут иметь разные диаметры, или, имея одинаковые размеры,
будут работать при разном напряжении.
Рис.8.11. Распределение температуры и яркости вдоль половины участка
нити, охлаждаемой электродом с Т3 = 0,2 ЗТ^
Подбирать различные диаметры нитей нецелесообразно, да и к
тому же ассортимент вольфрамовой проволоки по dH ограничен.
Поэтому поправками на диаметр нити не пользуются. Распределение
температуры вдоль участков реальной нити часто симметрично
относительно середины участка, а из двух крайних несимметричных
участков, каждый из которых охлаждается электродом и крючком,
всегда можно создать два симметричных по распределению
температуры участка, не меняя при этом охлаждение всей нити.
Поэтому возможно рассмотреть только половину участка,
охлажаемого электродами или крючками.
Запишем уравнение для светового потока с учетом распределения
яркости (рис.8.11), излучаемого участком шли дайной 0,5^ „:
0,5V
Ф = я2 -1,06</„ JLTdb.
(8.19)
Так как площадь между кривой LT = f(b) и осью абсцисс
пропорциональна световому потоку, излучаемому этим участком, то
подынтегральное выражение дает световой поток, излучаемый
участком нити длиной db, яркость которого LT. Удлиняя этот
участок нити, можно добиться такого положения, при котором
потери светового потока в результате охлаждения электродом будут
123
скомпенсированы световым потоком, излучаемым дополнительным
участком нити 0-а. Такое возможно, когда площадки АА\ и АА2
будут равны друг другу. Значит, если участок нити, охлаждаемый
электродами, удлиним на 2 АЬФ = 2 Оа, мы получим участок
охлаждаемой нити Ь^ + 2 ЛЛФ, который будет излучать такой же
световой поток как идеальная нить длиной Ьуии:
О^Ьун+АЬф
Ф = 1,06*4 К db = 1,06яЧ1Гпах Ьумм, (8.20)
о
где Дбф - эквивалентная поправка к длине реальной нити по
световому потоку; LT - яркость идеальной нити, имеющей
температуру Т^.
Зная распределение температуры вдоль нити, можно
построить кривую распределения любой характеристики вдоль нити
и путем аналогичных рассуждений найти поправку на длину нити
для выбранной характеристики. Например, эквивалентная поправка
по потоку излучения соответствует АЬФ - ЗБ, где Б = yjdH I Qx.
Общая эквивалентная поправка на длину нити, охлаждаемой
двумя электродами и N крючками, АЬФ = 2(АЬЭ + NAbK ), где АЬЭ
и АЬК - поправки для нити охлаждаемой электродом и крючками, а
N количество крючков.
Кроме поправок к длине нити иногда пользуются
эквивалентными поправками к напряжению. Эти поправки
рассчитаны таким образом, что при увеличении напряжения
реальной нити до значения U + AU ее характеристика имеет те же
значения, что и у идеальной нити того же размера. Например,
поправка по напряжению для потока излучения и светимости:
ДС/ф =AUM =4,5 С, гдеС = ^Р(ГУ*(Г). (8.21)
Q\
У газополной лампы энергия, подводимая к телу накала,
расходуется не так как в вакуумной лампе, поэтому баланс энергии
гачпполной лампы определится следующим образом;
Ряоа=Ф,+/%.,+/>,, (8.22)
124
где Рпод - мощность, подводимая к телу накала; ф, - поток
излучения; Рзн - мощность, теряемая на нагревание электродов и крючков;
Рг - мощность, теряемая на нагревание газа, находящегося в колбе
лампы.
Из приведенного уравнения видно, что у газополной лампы по
сравнению с вакуумной появляются дополнительные потери на
нагревание газа, находящегося в колбе лампы.
Газ, которым наполняется лампа, не вступает в химические
соединения с вольфрамом, из которого изготовлено тело накала,
материалом электродов, крючков и стеклом колбы лампы. При
достаточно высоких температурах тела накала небольшая часть
энергии тратится на термическую диссоциацию молекул и атомов газа.
Рассмотрим работу тела накала в атмосфере инертного газа,
когда давление газа такое, при котором средняя длина свободного
пробега молекулы газа значительно меньше диаметра колбы лампы.
Давление газа в газополных холодных лампах выбирается
несколько меньшим атмосферного, от 75 до 86 кПа. При таких
давлениях передача теплоты от раскаленного тела накала к газу
осуществляется путем конвекции и теплопроводности. При наличии
в колбе раскаленного тела накала происходит циркуляция газа в
колбе. Газ, примыкающий к телу накала, нагревается, поднимается
вверх, доходя до колбы лампы, нагревает колбу, при этом
охлаждается сам и опускается к нижней части колбы, откуда
поступает опять к нити накала.
Конвекционные потоки зависят от ряда факторов, в том числе от
положения лампы, конфигурации колбы. Упращенная картона
конвекционных потоков при теле накала в виде коаксиального цилиндра,
расположенного в цилиндрической колбе, показана на рис.8.12.
В соответствии с исследованиями распределения
конвекционных потоков в колбе лампы, определили, что вблизи
раскаленного тела накала существует область, в пределах которой
конвекционные потоки столь незначительны, что ими можно
пренебречь и считать, что движение молекул газа в этой области
хаотическое, а не направленное.
Этот слой газа, прилегающий к раскаленному телу накала,
назвали застойным слоем. В пределах застойного слоя передачу
теплоты можно рассчитывать по уравнению теплопроводности. На
рис.8.12 показан застойный слой с диаметром d3c и толщиной Ьх.
125
Количество теплоты, проходящее через цилиндрическую
коаксиальную поверхность в пределах застойного слоя за время dt\
dQ = -kT—Adt, (8.23)
dr
где dQ- количество теплоты, теряемое через данное сечение с
радиусом г застойного слоя за время A; kT - коэффициент
теплопроводности. Для одноатомных газов:
2
1
*г =
(8.24)
где а - плотность газа; X =
- средняя длина
*,тсл-о2A + -)
свободного пробега молекулы газа; о =
%кТ ._. ....
— =1,73J— - средняя
% • /я V тп
скорость теплового движения молекулы газа; Су - удельная
теплоемкость газа при постоянном объеме; к - постоянная
Больцмана (к = 1,38 • 103 Дж-К); m - масса молекулы газа; Г -
температура; к\ - коэффициент пропорциональности; п - число
молекул газа в единице объема; а - диаметр молекулы газа; A+С/Т)
- поправка Сезерланда, определяемая экспериментально.
Рис.8.12. Слои газа, прилегающие к телу накала в газополной лампе
Рассмотрим потери на нагревание газа при прямолинейной
нити тела накала. Длина нити значительно больше диаметра
126
застойного слоя bH))d3C (рис.8.12). Определим количество теплоты
Qx, проходящей в единицу времени через поверхность цилиндра с
радиусом основания г и высотой, равной единице Ьн = 1:
Qx=-kT^-2nr. (8.25)
dr
Такое же количество теплоты будет проходить через любую
поверхность застойного слоя с высотой, равной единице, при
установившемся режиме. Перераспределим переменные:
Qx J — = -2n ]kTdT\ (8.26)
*н Т
—Д- ' и
2
а- 2я
In
d3.c
Тн Тг
4,\9\kTdT-W\kTdT
О О J ln^
2Л (Фг:-Фг.);(8.27)
тогда общее количество тепловых потерь за счет нагревания газа по
всей эффективной длине спирали Pa=Q\b»y где Тн- температура
поверхности нити, а Тг- температура газа на внешней границе
застойного слоя[16].
Зависимости фг от температуры и рода газа, определенные
для газов и их смесей, применяемых для заполнения колб ламп
накаливания, показаны на рис. 8.13. Из рисунка видно, что с ростом
молекулярного веса газа, наполняющего колбу лампы, тепловые
потери на нагревание газа уменьшаются.
Исследования застойного слоя показали, что вблизи нити
накала происходит быстрое убывание температуры, по мере
удаления от поверхности нити уменьшение температуры
замедляется и за пределами застойного слоя температура уже
практически не меняется. Для газополных ламп вводится понятие
толщины застойного слоя - Ь' = —^ *-, которую, используя
исследования работ [6,16], можно определить по следующей
зависимости:
127
- ^0,19
b' = ad
р(Тн+Тг+2С)(Ти-Тг)
0,5
0,54
(8.28)
где Ти - температура нити; Тг - средняя температура газа,
наполняющего колбу лампы; р - давление газа, С - постоянная
Сезерланда.
500 1000 1500 2000 2500 Т,К
Рис.8.13. Функция ф7 от температуры для различных инертных газов
Рассматривая условия работы спирали в газе, можно сделать
следующие выводы: потери на нагревание газа растут прямо
пропорционально длине нити накаливания, у спирального тела
накала застойные слои, создаваемые отдельными витками,
перекрываются, что приводит к общему застойному слою,
окружающему спираль.
Спиральное тело накала с прямолинейной осью можно при
определении Рг принимать за цилиндрическую нить, у которой
диаметр равен внешнему диаметру спирали. Таким образом, потери
на нагревание газа у спирального тела накала уменьшаются за счет
сокращения длины спирали. Очевидно, что свертывание
128
спирального тела накала в биспиральное приведет к дальнейшему
уменьшению Рг.
С ростом молекулярного веса газа, наполняющего колбу,
уменьшаются потери Рг. С ростом температуры нити тепловые потери
на охлаждение нити накала газом растут значительно медленнее, чем
поток излучения. Следует указать, что с увеличением давления газа
уменьшается диаметр застойного слоя и удельные тепловые потери на
охлаждение газом несколько увеличиваются. При этом появляется
возможность увеличить температуру тела накала при сохранении того
же срока службы ламп.
В соответствии с уравнением 8.22 баланса энергии следует,
что при одинаковых температурах, геометрических размерах и
форме тела накала световая отдача газополной лампы х\г будет
меньше вакуумной Г|в, поскольку световые и энергетические потоки
практически одинаковы:
Фу Фу
Пк,= р , Луг =- Г* —• (8.29)
Фе + Р*.к Фе + Рэ,к + Рг
Увеличение световой отдачи газополной лампы возможно
путем перехода к телу накала с более высокой температурой
вольфрамовой нити, а также снижения потерь через газ.
Уменьшение потерь в газе возможно при переходе к компактному
телу накала (спиральные и биспиральные) и газовой среде с
меньшей теплопроводностью.
Таблица 8.3.
Параметр
Процентное содержание в
воздухе по объему
Молекулярная масса
Температура кипения, °С
Критическая температура. °С
Потенциал ионизации, В
N,
78,09
28,02
- 195,7
- 147,1
15,8
Аг
0,9325
39.94
- 185,9
-120
15,69
Кг
1,1.Ю-4
83,8
- 152.9
-62.5
13.94
Хе
8. Ю-6
131,30
- 109.0
16,6
12,08
Для газового наполнения ламп накаливания используются азот и
инертные газы, а также смеси различных газов. Для уменьшения потерь
на нагревание газа выгодно заполнять лампу смесями азота с тяжелыми
инертными газами. К таким газам относятся аргон, криптон и ксенон.
Все эти газы получают только из воздуха. Некоторые параметры этих
газов приведены в таблице 8.3.
129
Из таблицы видно, что с увеличением молекулярной массы
газа уменьшается потенциал ионизации.
Рассмотрим возможность возникновения самостоятельного
разряда в ЛН. В результате того, что существует разность
потенциалов между различными точками спирали и
термоэлектронная эмиссия с раскаленной поверхности спирали,
между отдельными витками спирали протекает ток, значение
которого очень невелико у вакуумных ламп. При плохой откачке
происходит ионизация оставшихся в колбе газов и к электронному
току добавляется еще ионный. Под действием ионной
бомбардировки возникает перегрев отдельных участков спирали,
появляется возможность образования электрической дуги.
В газополных лампах имеется достаточно высокое давление газа,
что затрудняет возникновение дуги. Возможность появления дуги
между отдельными участками нити зависит от газа или смеси газов,
заполняющих лампу, давления газа, температуры нити накала и газа,
наличия примесей, формы спирали. При ионизации газов в газополной
лампе большое значение играет ступенчатая ионизация. Чем ниже
потенциал ионизации и потенциалы возбуждения метастабильных
уровней, тем выше вероятность появления дугового разряда. Из
таблицы видно, что с повышением молекулярной массы инертного газа
вероятность возникновения дуги возрастает. Первые ЛН наполнялись
азотом, большие тепловые потери у этих ламп заставили применять
другие газы. Для уменьшения потерь на нагревание газа пользуются
техническим аргоном (86 % Аг*- 14 % N2), но при добавлении легкого
газа азота возрастают тепловые потери, поэтому количество
добавляемого газа должно быть небольшим. Чистым аргоном
практически не пользуются из-за низкого напряжения зажигания
разряда в аргоне по сравнению с азотом. Для увеличения напряжения
зажигания к аргону добавляется азот. Эта добавка доходит до 16%. Чем
выше номинальное напряжение лампы, тем больше азота добавляется.
Для низковольтных ламп напряжением 6 - 12 В добавление азота
снижается до 0,4%.
Для наполнения ЛН применяются смеси криптона с азотом.
Содержание криптона в воздухе не превышает 1 * 10^96. Получение
криптона в достаточных количествах освоено, но газ этот дорог, и
поэтому при наполнении ламп смесью криптона с азотом
приходится подсчитывать экономическую целесообразность
наполнения данной лампы этой смесью.
130
Из рис.8.14 видно, что в первую очередь следует наполнять
криптоном маломощные лампы, у которых такое наполнение дает
наибольший экономический эффект.
К-Р/Рлш
отн.ед.
25
20
15
10
5
. 20 40 60 Р„ Вт
Рис.8.14.Зависимость относительных потерь газополных ламп от
номинальной мощности
В воздухе в еще меньших количествах A ¦ W*%) содержится
инертный газ ксенон. Наполнение ламп этим газом еще больше
снизило бы тепловые потери. Однако очень высокая стоимость
ксенона ограничивает применение его для наполнения JIH.
Применяя ксенон для наполнения ЛН, следует помнить и о низком
потенциале зажигания электрической дуги в ксеноне.
Процессы, влияющие на срок службы ЛН. определяют
экономичность ламп накаливания. Под сроком службы чаще
понимают средний срок службы. Ясно, что при очень большой
световой отдаче и очень малом сроке службы (несколько часов) ЛН
большинства типов являются непригодными для эксплуатации. Срок
службы лампы определяется выходом ее из строя в результате
перегорания спирали или снижения светового потока. У
работающей лампы происходит непрерывное распыление
раскаленного тела накала. Вольфрам, выделяемый раскаленной
нитью, частично у газополных или полностью у вакуумных ламп,
оседает на колбе лампы, покрывая ее темным налетом, снижающим
коэффициент пропускания колбы. В результате распыления
131
вольфрама уменьшается поперечное сечение тела накала,
следовательно, растет сопротивление лампы. Поэтому при работе
лампы в нормальных условиях, когда напряжение, подаваемое к
лампе, остается постоянным, медленно уменьшается мощность,
подаваемая к лампе, а следовательно, и поток, излучаемый ею [б].
К процессам, влияющим на срок службы ЛН, в первую очередь,
можно отнести испарение вольфрама с поверхности нити накала, которое
происходит тем интенсивнее, чем выше температура нити. Уменьшение
диаметра более нагретых участков вдет быстрее, что приводит к
увеличению сопротивления этих участков и последующему повышению их
температуры. Перегретый участок нити попадает в неблагоприятные
условия, которые с увеличением времени горения лампы непрерывно
ухудшаются. Испарение вольфрама с раскаленной поверхности юли и есть
основной процесс, определяющий срок службы лампы. В лампе остаются
различные газы и пары, поэтому возникают химические процессы во время
горения лампы. Эти газы разделяются на: оставшиеся после откачки;
выделенные нитью накала; выделенные электродами и крючками;
выделенные стеклом лампы. Оставшиеся после откачки газы (водород
окись углерода, пары воды и масла) в значительной степени поглощаются
специальными веществами, которые вводятся в лампу. Раскаленная нить
накала выделяет газы (окись углерода, водород и пары углекислоты), объем
которых примерно равен 15 объемам нити. Электроды и крючки также
являются источниками загрязнения откачанной лампы газами, хотя
температура их меньше температуры юли накала Стекла лампы содержат
значительное количество воды, которая испаряется при нагревании стекла.
Под действием высокой температуры у раскаленной нити молекула воды
диссоциирует на атомарный водород и кислород. Кислород, соединяясь с
вольфрамом, образует окислы WO, WO2, WO3, которые быстро испаряются.
Попадая на колбу лампы, эти окислы охлаждаются и под действием
атомарного водорода разлагаются. Из окислов выделяется вольфрам,
оседающий на колбе лампы, а кислород, соединяясь с водородом, образует
опять водяные пары. Процесс идет непрерывно без потери воды и приводит
к быстрому разрушению нити накала Для удаления водяных паров колбу
лампы нагревают до 300* 350 °С, производят при этом откачку, что
позволяет достаточно быстро и полно удалить водяные пары из лампы.
Окись углерода, вступая в химическую реакцию с вольфрамом
раскаленной тли, образует окислы и карбиды вольфрама. Окислы
вольфрама при отсутствии в лампе воды испаряются и постепенно оседают
на колбе лампы. Карбиды вольфрама нарушают однородность ниш,
132
усиливают неравномерное распределение температуры и, обладая меньшей
прочностью, чем вольфрам, снижают механическую прочность нити. При
откачке перечисленные примеси существенного влияния на срок службы
лампы не оказывают, т. к. остаются в лампе в очень малых количествах.
Под действием высокой температуры изменяется структура
вольфрамовой нити и снижается ее механическая прочность. Вольфрам
- тугоплавкий металл с температурой плавления 3360К. Для получения
вольфрамовой проволоки порошок вольфрама прессуется под большим
давлением в штабики, которые спекаются в водородных печах при
температуре 1250 +1300 °С. После спекания для уменьшения
хрупкости вольфрамовым прямоугольным штабикам на специальных
ковочных машинах придается круглая форма. Круглые прутки
вольфрама многократно протягиваются в горячем состоянии через
победитовые или алмазные фильеры, в результате чего получается
вольфрамовая проволока нужного диаметра, обладающая волокнистой
струюурой и высокой прочностью. В холодном состоянии предел
прочности такой проволоки 300 кг/мм2.
При отжиге вольфрамовой проволоки происходит
рекристаллизация вольфрама, в результате которой предел прочности
снижается до 120 кг/мм2. После отжига вольфрамовой проволоки
волокнистая структура ее превращается в мелкозернистую (рис.8.15/х и б).
При рабочих температурах нити накала, доходящих до 3000К, предел
прочности вольфрамовой проволоки резко снижается, что приводит к
провисанию вольфрамовых спиралей после достаточно длительного срока
горения лампы. В процессе горения структура вольфрама изменяется.
Длительное воздействие высокой температуры приводит к
росту отдельных кристаллов, которые через некоторое время
целиком заполняют поперечное сечение нити (рис.8.15,в). Такие
структурные изменения резко уменьшают прочность нити,
вызывают ее провисание и поперечные смещения крупных
кристаллов (рис.8.15,г). Смещение крупных кристаллов увеличивает
поверхность нити, т.е. количество испаряемого вольфрама.
Смещение крупных кристаллов приводит к уменьшению
эффективного сечения нити у ряда сечений, это повышает
температуру участков, примыкающих к этим сечениям.
Для повышения прочности и формоустойчивости вольфрамовой
спирали при высоких температурах к вольфраму добавляются присадки
из окиси алюминия или окиси тория. Для спиралей с рабочей
температурой до 3000 °С используется вольфрам, у которого присадка
133
окиси алюминия составляет 0,3 %. Для нитей накала с температурой
ниже 2400 °С самолетных и других типов ламп, работающих в тяжелых
условиях, применяется вольфрам типа ВМ с кремнеториевой присадкой.
Вольфрам с присадкой после превращения волокнистой структуры в
мелкозернистую длительно сохраняет последнюю при рабочих
температурах. При мелкозернистой структуре кристаллы такого
вольфрама остаются продолговатыми, что увеличивает прочность нити.
1.1**1
а) б) в) г)
Рис.8.15. Изменение структуры вольфраммовой нити накала
Теоретические и экспериментальные исследования испарения
вольфрама показали: в вакууме скорость испарения вольфрама не
зависит от диаметра нити; с повышением молекулярного веса газа, в
атмосфере которого работает нить, скорость испарения понижается
(скорость испарения в азоте составляет от скорости испарения нити,
расположенной в вакууме, от 2 до 5%, в аргоне—от 1,3 до 3%); с
увеличением диаметра нити скорость испарения вольфрама в газе
уменьшается; с ростом давления газа скорость испарения уменьшается
(газополная ЛН в холодном состоянии имеет давление от 71 000 до
84000 Па - это объясняется удобством и простотой отпайки ламп).
Сравним световую эффективность излучения идеальной и
спиральной нити накала, а также спиральной нити накала в вакууме
и газовом заполнении колбы лампы. Для прямой идеальной нити:
Ки.н "
<&VUM 1,06п2с/АМП E*J"L _CT<*,-*u\ (8.зо)
ф
CU.H
БФТПМ
ndHbMMe(T)
где nL и пы - коэффициенты, определяемые по таблице, а Бфу
Бф - постоянные величины.
и
134
Для спирального тела накала, расположенного в вакууме:
W.M
nd„bHbeMe(T) Ье
где dH н Ьм - диаметр и длина проволоки, из которой свита спираль, 5^
и 5е - коэффициенты видимого и энергетического излучения спирали.
Для спирали, расположенной в атмосфере инертного газа:
ш \906n2d^byLv(T) ш _8^_гК.ЯА/) з
ым itdHbHbeMe(T) + P3 К5сA + а)
где а = Рг/Фе
В отличие от определения нити накала, работающей в вакууме,
расчет которой сводится к определению эквивалентных поправок к
размерам идеальной нити, учет охлаждающего действия инертного газа
приходится осуществлять путем экспериментальных исследований с
последующим введением соответствующих поправок [6,15,16].
Рассмотрим инженерной метод расчета ламп накаливания.
При расчете тела накала вакуумной лампы приходится вносить
поправки к длине идеальной нити и спирали с учетом охлаждения
крючками и держателями. Эквивалентные поправки определяются
достаточно точно. Значительно труднее внести поправки к
идеальной нити, которые учли бы охлаждение инертным газом
реальной нити. На кафедре Светотехники МЭИ разработан
инженерный метод расчета ламп накаливания [1S].
В этом методе формулы расчета тела накала газополной
лампы приведены к вакуумному варианту введением
соответствующих коэффициентов, которые определены расчетным
путем и проверены экспериментально. Метод позволяет
значительно сократить число опытных ламп, необходимых для
экспериментальных исследований.
Внутренний баланс энергии газополной ЛН определен
уравнением 8.22. Мощность газополной лампы является функцией
многих параметров и не удобна для точных и прямых решений:
P = f(dH,bN,рою тэал,р„Т9,Т.ке,кш), (8.33)
где рг - давление газа в колбе лампы; Тг~- температура газа за
пределами застойного слоя.
135
Для спирали, находящейся в вакууме, охлаждаемой
электродами и крючками, баланс мощности можно определить
следующим уравнением:
Рщт = фе + Рэк = nbeMe(T)dHbH /р . (8.34)
Охлаждающее действие электродов и крючков уменьшает
мощность лампы в C раз при постоянном токе лампы. Для ламп
накаливания общего назначения C изменяется в пределах 1,05 + 1,03
при числе крючков от 2 до 4; 1,02 +1,04 при числе крючков от 3 до 6.
Баланс мощности газополной лампы определим с учетом
уравнения 8.34:
Р = п8еМ€(Т)анЬн/р + Рг; (8.35)
Р{\ -Рг/Р) = Р(\ - к) = n8eMe(T)dMbH /p, (8.36)
где к = Рг/Р.
Выразив мощность лампы через ток, омическое сопротивление и
напряжение, можно получить диаметр и длину ниш накала:
/2P(W>„ /^w2H -*) = nbeMe(T)dHbH /p; (8.37)
^^-A-*) = 7с8еЛ/ДГ)^Л/Р. (838)
г й 1
dH = [4р(ГХ1 -к)/лЧеМе(Т)\Н1; (8.39)
Ъ =
0-к)
1
з I
1Щ. (8.40)
[4р(Т)п&2еМе(Т)]
Проведенный расчет показывает, что зная UyI>b€,k можно
определить размеры спиральной нити накала с учетом охлаждающего
действия инертного газа. Инженерный расчет ЛН определяется заданием
рабочих параметров: напряжения ?/л, мощности Рл и световой отдачи
г\л. Световая эффективность излучения идеальной нити и идеальной
спирали при одинаковых температурах определяются:
К =К JJL = фУм# ЬУ /84п
5е Фемн Ъ«
136
Используя уравнение 8.41 и коэффициенты потерь светового
потока за счет экранировки цоколем и потерь мощности на
нагревание крючков и держателей, а также потерь за счет
использования инертных газов, световую отдачу можно связать с
ер '
где 6 = 1,04 +1,08 - коэффициент, учитывающий экранировку цоколем
для ламп общего назначения. Относительные потери, приходящиеся на
нагревание инертного газа, зависят от величины тока, рода газа и
давления, характеристик спирали или биспирали (кш,кс).
эффективностью излучения: г\л = Ким
(8.42)
Л Вт
Ф'е+Рг
Т, ТХ
Рис.8.16.0пределение рабочего режима газополной лампы накаливания
При расчете ЛН по приближенным и эмпирическим формулам
рабочий режим лампы может быть выбран неправильно, что
приводит к изготовлению опытных образцов по несколько раз. Для
более точного определения режима работы лампы Г.Н.Рохлин
предложил определять рабочий режим путем построения мощности
Рл и приведенного потока излучения Ф*(Г),
где Ф'е(Т) = Ф,(Г) + Рэк = b€Me(T)ndHbH. (8.43)
Пересечение кривых РЛ(Т) и Ф'ДГ) + Рг = /(Г) дает
максимальную температуру нити накала Т и Рл. Графическое
определение рабочего режима лампы накаливания показано на рис.8.16.
137
9. Галогенные лампы накаливания [5,6,15,16]
По принципу действия эти лампы устроены так же, как и
другие ЛН. Главное отличие состоит в том, что внутренний объем
лампы заполнен парами йода или брома (галогенных элементов), что
и отражено в названии самой лампы[5, 6]. Одним из недостатков
ламп накаливания является осаждение на колбе лампы частиц
вольфрама, что приводит к распылению нити накала и снижению
световой отдачи лампы. В галогенных лампах использована
химическая способность этих элементов непрерывно собирать,
осевшие на колбе, испарившиеся частицы вольфрама (реакция
окисления) и возвращать их на вольфрамовую спираль (реакция
восстановления). Этот «галогенно-вольфрамовый цикл» позволяет
увеличить температуру и продолжительность жизни тела накала и, в
конечном счете, повысить в 1,5-2 раза световую отдачу и срок
службы ламп.
Рассмотрим восстановительные процессы йодно-
вольфрамового цикла, проходящего в лампе. В работающей
галогенной лампе находятся пары йода и температура колбы Тк
удовлетворяет неравенству 250°С^ Тк й 1200°С, пары йода образуют
с осевшим на колбе вольфрамом йодистый вольфрам WJ2, который
испаряется и, попадая в область тела накала, разлагается на йод и
вольфрам, если температура в этой области выше 1400°С. Пары йода
возвращаются к колбе лампы, образуют опять WJ2, и начинается
новый цикл переноса вольфрама с колбы лампы на тело накала.
Йодно-вольфрамовый цикл может продолжаться длительное
время, если в лампе сохраняются следующие условия: 1)
температура внутренней поверхности колбы лампы 500 +600 °С
(наиболее благоприятная для испарения йодистого вольфрама), при
этом температура колбы Тж должна удовлетворять неравенству
250°С?ГДС ?1200°С, т.к. на участках с Тк менее 250°С - будет
оседать йодистый вольфрам, а на участках с Тк большей 1200°С -
чистый вольфрам; 2) температура тела накала Гт„?1600°С
обеспечивает полную диссоциацию WJ2; 3) количество йода не
должно уменьшаться в течение срока службы лампы, и в лампе не
должно быть никелевых, молибденовых деталей, поглощающих йод.
138
Увеличение количества йода для его компенсации приводит к
увеличению поглощения излучения участка спектра 0,5 + 0,52 мкм и
снижению световой отдачи лампы. Вольфрам испаряется тем быстрее,
чем выше температура участка тела накала, т.к. температура дефектных
участков выше, то испарение с этих участков происходит интенсивнее,
чем бездефектных. Возвращаясь на тело накала, вольфрам оседает на
более холодных участках и может образовывать наросты, поэтому
усиленное испарение с дефектных участков не дает возможности
значительно увеличить срок службы.
Кроме йода для очистки колбы лампы от осевшего на ней
вольфрама могут служить другие галогены : бром, хлор, фтор. Для
восстановительных циклов с этими галогенами Тк колбы лампы не
должна быть ниже 180°С - с бромом, 120°С - с хлором и 80°С - с
фтором. Чистые галогены химически активны и могут сократить сроки
службы технического оборудования, трудно дозируются и поэтому их
использование нежелательно. Кроме йода для галогенно-вольфрамового
цикла используются соединения галогенов, например, бромистый
метилен, СНзВг бромистый метил СН3ВГ2 и другие. Соединения
галогенов химически менее активны, чем пары йода и брома, но имеют и
ряд недостатков, связанными с появлением при разложении углерода,
галогеноводорода и свободного водорода.
Важное отличие галогенных ламп состоит в том, что колба
выполнена не из обычного, а кварцевого стекла, более устойчивого к
высокой температуре и химическим воздействиям. Благодаря этому
размеры галогенных ламп можно уменьшить в несколько раз по
сравнению с обычными лампами такой же мощности.
Кварцевая колба может длительно работать (несколько тысяч
часов) при температуре 700 + 800 °С. Достоинства кварцевой колбы:
тугоплавкость, механическая прочность и хорошее пропускание
излучения в видимой области спектра. К недостаткам можно
отнести низкий коэффициент расширения, усложняющий
изготовление вводов, а также высокую стоимость.
Рассмотрим линейную (трубчатую) галогенную лампу
накаливания, показанную на рис.9.1. Отношение длины трубки к
диаметру примерно равно или больше 10. Трубчатые лампы
инфракрасного излучения (термоизлучатели) выпускаются на
номинальное напряжение 220 и 380В мощностью от 1000 до 4500Вт со
средней продолжительностью горения от 2000 до 10000ч, а для
киносъемочного и телевизионного освещения имеют номинальное
139
напряжение ПО и 220В, мощность от 300 до 5000Вт и среднюю
продолжительность горения от 200 до 2000 ч. Трубчатые лампы должны
работать в горизонтальном положении тела накала (вольфрамовой
спирали). При наклонном положении на верхней части колбы
откладывается вольфрам из-за недостатка галогенного элемента в згой
облаете и колба чернеет, перегревается, и лампа выходит из строя.
Рис.9.1.Галогенная лампа накаливания (трубчатая): 1 - вольфрамовая
спираль; 2 - держатели из вольфрамовой проволоки; 3 - тонкая фольга из
молибдена, обеспечивающая вакуумноллотный впай в кварцевое стекло; 4
- выводы из молибденовой проволоки; 5 - колба из кварцевого стекла; 6 -
место запайки штенгеля.
Малогабаритные галогенные лампы накаливания широко
используются в различных проекционных приборах, в фарах
автомобильного и железнодорожного транспорта и т.д. Малогабаритные
лампы имеют более высокие яркости, чем трубчатые, более высокие
температуры тела накала C000 - 3200К), меньшие средние
продолжительности горения. Они изготавливаются на номинальное
напряжение от 6,6 до 127В мощностью от 15 до 620Вт. Малогабаритные
галогенные лампы накаливания при использовании их для целей
освещения значительно уменьшают габариты светильников и поэтому
широко используются при дизайнерских и оформительских работах, а
также там, где предъявляются высокие требования к цветопередаче.
Маркировка галогенных ламп накаливания: первая буква
маркировки указывает материал колбы лампы (К - кварцевое стекло);
вторая цикл (Г - галогенный); третья буква область применения или
габариты (О - облучательная, И - инфракрасная, М - малогабаритная);
за буквенными обозначениями расположены числа (первые указывают
номинальное напряжение в В, следущие мощность в Вт).
Устройство зеркальных галогенных ламп отличается тем, что
зеркальный отражатель вместе с цоколем приклеен к колбе лампы.
Зеркальное покрытие выполняется путем напыления на стеклянный
отражатель химически чистого алюминия (непрозрачное покрытие)
или специального полупрозрачного покрытия. Лампы с
140
полупрозрачным (интерференционным или дихроичным) покрытием
почти не нагревают освещаемую поверхность, т.к. инфракрасное
излучение пропускается отражателем «назад». Некоторые типы ламп
имеют также фильтры, не пропускающие ультрофиолетовое излучение.
Наряду с лампами, расчитанными для непосредственного
включения в сеть с напряжением 220, 127 или 110В, очень широкое
применение находят лампы низкого напряжения обычно 12В.
Галогенные лампы одинаково хорошо работают на переменном и
постоянном токе. Кроме ламп с резьбовыми цоколями для
непосредственного включения в сеть, выпускается широкий
ассортимент галогенных ламп со специальными цоколями.
• Э5.Э
• 50.0 тех
в 50.3 max
1011 max
Leu max
"""" =3з
Рнс.9.2. Размеры и форма галогенных ламп какливания
На рис.9.2 показаны примеры размеров и основные формы
галогенных ламп. По форме лампы делятся на основные две группы:
с длинной спиралью, расположенной по оси кварцевой трубки,
(трубчатые или линейные) и лампы с компактным телом накала.
141
Трубчатые лампы, выпускаемые в России, имеют мощность от
500 до 10000Вт, зарубежные производители выпускают эти лампы и
на меньшую мощность 60 - 300Вт. Лампы с компактным телом
накала, применяемые для внутреннего освещения, могут иметь
мощность от 5 до 100Вт. Зеркальные галогенные лампы наиболее
распространены с мощностью 20,35 и 50Вт на напряжение 12В.
Галогенные лампы накаливания более резко реагируют на
изменение напряжения в сети, чем вакуумные или газополные
лампы накаливания. Увеличение напряжения на 5 - 6% может
привести к почти двукратному сокращению срока службы.
Большинство ламп имеют срок службы 2000 ч, т.е. в 2 раза
больший, чем обычные ЛН. Некоторые типы зеркальных ламп
выпускаются со сроком службы 3000 и 4000 ч.
Световая отдача трубчатых ламп находится в пределах от 14лм/Вт
(при мощности 60Вт) до 25лм/Вт (при мощности 2000Вт). У остальных
ламп световая отдача составляет от 14 до 17лм/Вт при сетевом
напряжении и около 20лм/Вт для маломощных ламп низкого напряжения.
Галогенные лампы характеризуются в основном световым
потоком. Зеркальные лампы характеризуются осевой силой света, углом
излучения и иногда кривой силы света, а также размерами создаваемых
на разных высотах световых пятен с определенной освещенностью.
По цветности и цветовой температуре галогенные лампы в
основном относятся к источникам теплой тональности, но большей
белизны, чем обычные ЛН, т.к. цветовая температура достигает
3200К. Зеркальные лампы с интерференционным отражателем могут
создавать освещение с более холодной цветовой тональностью. Как
и у всех ЛН, индекс цветопередачи близок к 100. При подсветке
галогенными лампами особенно привлекательно воспринимается
цвет лица человека, цветовая отделка мебели и поверхностей
помещений теплой и нейтральной гаммы. Лампы на сетевое
напряжение с цилиндрической или свечеобразной колбой с успехом
заменяют обычные лампы во всех сферах их применения и особенно
там, где требуются небольшие габариты по условиям размещения в
стесненных условиях или скрытого расположения. Зеркальные
лампы, особенно на низкое напряжение, практически незаменимы в
технике акцентированного освещения выставок, музеев, витрин,
торговых залов, ресторанов, жилых помещений и т.д.
142
10. Электрический разряд в газах и виды разряда,
используемые в газоразрядных лампах [4,5, 6, 7,17]
Электрический разряд в сазах, применяемый в
газоразрядных лампах, превращает электрическую энергию в
световую. Сначала происходит преобразование электрической
энергии в кинетическую энергию движущихся электронов, а затем
происходит превращение в излучение в результате некоторых типов
соударений (первичным процессом при этом является возбуждение
атомов газа с последующим возвращением атомов на более низкие
энергетические уровни и излучением электромагнитных волн).
Электронная оболочка, окружающая каждое атомное ядро, связана с
ядром силой кулоновского взаимодействия. Электроны находятся на
строго определенных уровнях, характеризуемых простыми целыми
числами, называемыми квантовыми. При соударении свободного
электрона, обладающего кинетической энергией, с электронным
облаком, эта энергия может быть приобретена одним или
несколькими электронами атома, переведя атом на более высокий
уровень. Такому уровню присуща неустойчивость и за время 10"п-
10"9с возбужденный электрон отдает энергию с выделением кванта
энергии излучения /zv, равного по величине разности энергий между
двумя уровнями. Затем свободные электроны снова ускоряются во
внешнем электрическом поле, и процесс повторяется многократно.
Излучение, испускаемое электрическим разрядом в газе,
состоит преимущественно из отдельных спектральных линий,
определяемых расположением энергетических уровней излучающих
атомов. Другим видом процессов столкновений электронов,
приводящих к излучению, является отклонение электронов при
взаимодействии их с другими частицами (электроном, ионом,
атомным ядром). Отклонение движущихся частиц от
первоначальной траектории обусловлено ускорением, которое в
соответствии с электромагнитной теорией вызывает излучение. Эти
отклонения электрона от первоначальной траектории не квантованы,
и излучение имеет сплошной спектр. При высокой электронной
плотности распределение спектра излучения становится
непрерывным, как у ЧТ при соответствующей температуре
электронного газа.
Главным преимуществом излучения электрического разряда
в газах является возможность выбора атомов вещества, из которого
143
состоит газ, что позволяет обеспечить интенсивность излучения в
необходимой области спектра, максимально приближеную к
интенсивности излучения ЧТ именно в заданной области спектра и
близкую к нулю вне этой области спектра. Цветовая температура
для люминесцентных ламп находится в пределах 2700 -6500 К.
Таким образом, можно добиться того, что более 40% общего
излучения будет находиться в видимой области спектра.
Электрический разряд в газе позволяет сочетать возможность
выбора спектрального диапазона с возможностью повышения
максимально возможной цветовой температуры, которая может
быть реализована при использовании любого твердого или жидкого
вещества.
Некоторые типы соударений вызывают возбуждение атомных
электронных оболочек и приводят к отрыву свободных электронов
от атома, в результате чего появляются положительно заряженные
ионы. Получаемая смесь электронов и положительных ионов, как
агрегатное состояние вещества, называется плазмой. Важным
свойством плазмы является то, что она почти не зависит способа
получения электронов и ионов, а также от их движения (локальная
концентрация электронов приблизительно равна локальной
концентрации ионов). Плазма в разрядных лампах обычно
содержится внутри газонаполненной стеклянной колбы и создается
при прохождении электрического тока, обеспечиваемого в основном
электронами. Потоки положительных ионов и отрицательных
электронов должны быть одинаковы, но легкие электроны движутся
быстрее, поэтому стенки колбы приобретают отрицательный заряд.
Отрицательный заряд отталкивает электроны и притягивает ионы,
что в конечном итоге приводит к их равномерному распределению
по объему, поэтому отрицательно заряженные стенки влияют только
на тонкую оболочку, но не влияют на состояние главного объема
плазмы.
Электрический разряд в газах делится на самостоятельный,
который, возникнув, протекает длительное время, пока на
разрядный промежуток подается рабочее напряжение, и на
несамостоятельный, который возникает и протекает только до тех
пор, пока действуют так называемые внешние ионизаторы, как,
например, нагревание катода, облучение катода или газа в
разрядном промежутке светом, рентгеновским или другим
ионизирующим излучением и др.
144
Различают несколько видов самостоятельного электрического
разряда в газах (рис. 10.1,а): 1 - тихий; 2 - нормальный тлеющий; 3 -
аномальный тлеющий; 4 - дуговой [6,17].
В газоразрядных лампах используют преимущественно
дуговой и тлеющий разряды. Рассмотрим вольтамперную
характеристику (ВАХ) газового разряда, представленную на
рис. 10.1,а [17]. Участок ОА несамостоятельного разряда существует
лишь при наличии внешних факторов (ионизаторов),
обеспечивающих эмиссию электронов из катода (при определенных
условиях может переходить в несамостоятельный лавинный). АБ -
участок темного самостоятельного разряда, т.к. разряд при этих
токах и напряжениях не светится и существует даже при отсутствии
внешних поддерживающих факторов. БВ - переходный участок от
темного самостоятельного разряда к нормальному тлеющему.
Падающий характер участка БВ обусловлен действием объемных
зарядов, началом формирования анодной и катодной областей, а
также столба разряда с высокой электропроводностью. ВГ - участок
нормального тлеющего разряда, который характеризуется
постоянством катодного падения потенциала и плотности тока на
катоде. Рост тока при нормальном тлеющем разряде происходит за
счет увеличения площади катода, эмитирующей электроны.
Наблюдается свечение катодной области и положительного столба.
Эмиссия электронов из катода идет за счет вторичных процессов -
за счет бомбардировки катода ионами, быстрыми и
метастабильными атомами и фотоэмиссии. ГД - участок
аномального тлеющего разряда. При увеличении тока возрастает
плотность тока на катоде (в эмиссии электронов участвует вся
поверхность катода). Большие плотности токов по сравнению с
нормальным тлеющим разрядом обеспечиваются большими
катодными падениями напряжения, а следовательно и большими
энергиями ионов. ДЕ - переходный участок от аномального
тлеющего разряда к дуговому. Катодное свечение стягивается в
пятно и для тугоплавкого катода его поверхность в области пятна
имеет большую температуру. Падение напряжения в катодной
области уменьшается до значений порядка потенциала ионизации
заполняющего газа, т.к. имеет место не вторичная эмиссия
электронов, а термоэмиссия. ЕЖ - участок дугового разряда.
Характеризуется большими токами разряда, а следовательно, и
большим свечением столба разряда.
145
Для тлеющего разряда характерны: малая плотность тока у
катода J = 0,1 - 103 А/м2; высокое катодное падение потенциала U-
50 - 400 В; малое давление газа или паров металла, заполняющих
разрядный промежуток р ~ 1 - 6-103 Па.
U„BA
300
200 ¦ Б
100
0
1
J L
10
-7
10
-5
10* кг1 ЬА
б)
Анод
Рис. 10.1. а) - вольтамперная характеристика самостоятельного газового
разряда, б) - яркость газоразрядного промежутка тлеющего разряда при
постоянном напряжении
На рис.10.1,6 показана зависимость яркости тлеющего разряда
в разрядном промежутке при питании от источника постоянного
тока[б]. Зона 1 непосредственно примыкает к катоду и определяется
темным слоем газа и называется Астоново темное пространство.
Отсутствие свечения в этой области разряда обусловлено
отсутствием электронов, имеющих достаточную кинетическую
энергию для возбуждения атомов газа в этой области. Зона 2 - это
тонкий слой светящегося газа - первое катодное свечение. В
пределах первого катодного свечения электроны тратят на
возбуждение атомов часть кинетической энергии, полученной в
первой зоне. Спектр излучения первого катодного свечения состоит
146
в основном из резонансных линий атомов газа или паров металла,
находящихся в разрядном промежутке. Зона 3 -темная область
(пространство Крукса), но в пределах этого пространства
наблюдается свечение, имеющее небольшую яркость. В темном
пространстве наблюдается концентрация положительных ионов,
создающих положительный пространственный заряд, что вызвано
более медленной диффузией ионов по сравнению с электронами. 4 -
область отрицательного, тлеющего катодного свечения. В пределах
этой области основным источником излучения является
рекомбинация ионов. Свечение за счет возбуждения атомов играет в
этой области второстепенную роль. Электроны, попадающие в
область тлеющего катодного свечения, обладают настолько
большими энергиями, что наиболее вероятным процессом является
ионизация атомов. Ионизация сопровождается рекомбинацией, т.к. в
этой области плотности ионов и электронов значительны, что и
сопровождается излучением. 5 - это темное пространство Фарадея,
где отрицательное тлеющее катодное свечение постепенно
снижается по направлению к аноду, что объясняется уменьшением
концентрации электронов и постепенным увеличением их скорости
в данном направлении. Граница темного пространства со стороны
анода резко очерчена скачкообразным повышением яркости при
переходе в область положительного столба. Темное пространство
Фарадея является переходной областью, расположенной между
отрицательным тлеющим катодным свечением, в котором
происходит преимущественно направленное движение заряженных
частиц, и плазмой положительного столба, где характерно
хаотическое движение частиц. Положительный столб 6 обладает
большой протяженностью и достаточно высокой яркостью, что и
дает возможность использовать эту область для получения
различных источников света. 7 - анодное темное пространство -
тонкий слой тлеющего разряда, являющийся узкой темной
областью, за которой при определенных условиях лежит тонкая
пленка анодного свечения 8.
Все восемь участков можно разбить на три промежутка:
катодный, объединяющий с 1 по 5 участки; положительный столб и
анодный, объединяющий 7 и 8 участок.
Для дугового разряда характерными являются, исходя из
ВАХ: небольшое катодное падение потенциала, составляющее всего
около 10 В; высокая плотность тока у катода - от 102 до 10s А/м2;
147
стягивание разряда в шнур при повышении давления в разрядном
промежутке (дуговой разряд протекает при давлениях
наполняющего газа или паров металла от 0,1 до нескольких десятков
миллионов Па).
Электрические разряды в газах при низком давлении были
известны практически с того времени, как были изобретены методы
удаления воздуха из сосуда, но разряд в смеси паров ртути и
инертного газа при определенном давлении оказался чрезвычайно
эффективным для преобразования электрической энергии в
ультрафиолетовое излучение (почти 60% электрической энергии
может быть полностью превращено в излучение линии спектра
ртути с длиной волны 253,7 нм).
Рассмотрим энергетический баланс положительного столба
электрического разряда смеси ртути с инертным газом при низком
давлении. Эффективность преобразования электрической энергии в
ультрафиолетовое излучение в плазме требует, чтобы потери на
излучение преобладали над потерями на ионизацию и потерями на
упругие столкновения.
Плазма разряда представляет собой проводящую среду,
состоящую из приблизительно равных количеств свободных
электронов и ионов в газе. Сохранение проводящей среды требует
образования электронно-ионных пар с той же скоростью, с которой
они теряются. В плазме разряда низкого давления основным
процессом, способствующим рекомбинации, является диффузия
электронов и ионов к стенкам трубки и рекомбинация на стенках,
которая превосходит рекомбинацию в объеме. Следовательно,
скорость потерь и требуемая скорость образования зарядов зависят
от диаметра трубки и давления наполняющего газа.
Электроны, ускоряемые электрическим полем, приобретают
энергию и совершают упругие и неупругие соударения с атомами.
Ионы, имея значительно меньшие скорости, чем у электронов, в
значительно меньшей степени участвуют в процессе передачи
энергии. В результате множества взаимодействий, электронный
«газ» в плазме приобретает распределение по скоростям, близкое к
максвелловскому. В случае разряда смеси ртути и инертного газа
существует почти одинаковое число электронов, движущихся в
различных направлениях, поэтому распределение скоростей в
электронном газе описывается функцией Максвелла - Больцмана:
148
/(К) = ^Ф'СХР("^); A0Л)
где б = —-— кинетическая энергия частиц; а в системе с
термодинамическим равновесием Т = Те- температура
электронного «газа». Под температурой электронного саза
понимается температура, при которой нейтральные частицы с
массой электрона приобретали бы такие же скорости теплового
движения, какие электроны приобретают под действием
электрического поля.
Существует дрейфовое движение электронного облака вдоль
линий электрического поля, но дрейфовая скорость в общем случае
составляет 1 или 2% скорости хаотического движения электронов. В
стационарной плазме, где плотность электронов и ионов не
изменяется во времени, скорость образования электронно-ионных
пар должна быть точно такой же, как скорость их исчезновения.
Скорость образования электронных и ионных пар зависит от
электронной температуры, т.к. доля электронов, которые имеют
энергию, достаточную для ионизации атома (больше чем 10,4В для
ртути), увеличивается экспоненциально с ростом температуры,
исходя из функции распределения.
Чтобы обеспечить необходимую электронную температуру,
которая уравновешивает потери энергии электронным облаком,
необходимо уменьшать разность потенциалов между электродами
при увеличении тока, что достигается при работе разрядных
устройств в цепях с последовательно соединенным сопротивлением.
Потери энергии определяются рядом факторов, во-первых,
возможностью возбуждения атомов ртути и инертного газа. Для
электронных температур, соответствующих кинетической энергии
электронов 1,602- 109Дж, большая часть электронов имеет энергию,
достаточную для возбуждения атомов ртути, но недостаточную для
возбуждения атомов инертного газа, например, аргона. Поэтому при
заданной электронной температуре вся потеря энергии на
возбуждение будет определяться затратами энергии на возбуждение
атомов ртути. Во-вторых, потеря энергии определяется ионизацией
атомов для образования новой ионно-электронной пары,
определяемой электронным соударением, но только немногие
электроны обладают энергией, достаточной для ионизации. В-
149
третьих процессом соударения, который определяется электронно-
электронными ударами, при этом обмен энергией в этом соударении
значителен и в основном определяет установление соответствующей
электронной температуры. Таким образом, электронный газ,
взаимодействуя со ртутью и инертным газом, теряет энергию,
образуя ионы со скоростью, определяемой Те. Потери на
возбуждение и излучение экспоненциально зависят от Те> и они
должны значительно превосходить потери на упругие соударения,
линейно зависящие от Те, при этом уровень возбуждения должен
определяться атомом ртути (потенциал возбуждения из основного
состояния - 4,86В), чтобы оно преобладало над возбуждением
других энергетических состояний.
У ртути энергия возбуждения состояния, при переходе из
которого испускается требуемое излучение, меньше потенциала
ионизации, а энергия следующей самой высокой группы состояний,
с которой испускается видимое излучение, на несколько
электронвольт выше этого состояния. Следовательно, электронные
температуры, при которых 70-80% общей энергии возбуждения
приходится на требуемый уровень, могут быть достаточно
высокими, чтобы потери энергии на возбуждение могли превышать
потери на упругие соударения в 4-5 раз, что реализуется при
невысоком давлении инертного газа. Фактор, благоприятствующий
требуемому излучающему уровню, определяется нахождением его
между двумя метастабильными состояниями при потенциале
возбуждения 4,7В и 5,5В. В большинстве случаев атом в состоянии с
уровнем 4,7В возбуждается до состояния при уровне 4,86В или с
уровня 5,5В переходит на этот уровень за счет тушения, т.к. все
электроны, прошедшие разность потенциалов 0,3В и больше, могут
совершать первый вид соударений и участвовать в тушении.
Распределение расхода энергии на единицу длины
положительного столба электрического разряда в разряженном газе
в смеси с парами ртути можно определить следующими
составляющими: расходы на ионизацию - 1%; расходы на упругие
столкновения - 28%; расходы на не основное резонансное излучение
- 6%; расходы на ультрафиолетовое излучение с длиной волны 253,7
нм - 65%.
Для создания люминесцентных ламп тлеющего разряда с
большой яркостью необходимо получить положительный столб
150
большой длины. Положительный столб характеризуется:
постоянным значением градиента потенциала вдоль продольной оси
разряда; постоянной средней энергией электронов в любом
элементарном объеме столба при низких давлениях; постоянной по
всему сечению положительного столба плотностью излучения;
одинаковыми химическими процессами, протекающими в пределах
положительного столба; приближенным равенством положительных
зарядов в любом объеме участка столба единичной длины, кроме
пристеночных областей; наряду с внешним продольным
электрическим полем, обусловленным напряжением между
электродами; существованием поперечного электрического поля,
обусловленного отрицательным зарядом на стенке трубки; расход
энергии в положительном столбе пополняется за счет подводимой
электрической энергии.
Нейтральные атомы положительного столба находятся в
состоянии хаотического теплового движения, и их распределение по
скоростям определяется температурой. Движение заряженных
частиц в результате частых упругих соударений, также становится
преимущественно хаотическим с некоторым дрейфом в сторону
соответствующего электрода. С уменьшением давления газа на
длине свободного пробега электрон приобретает большую скорость,
а с повышением давления (рис. 10.2) сокращаются длины свободных
пробегов и разница между температурой электронного газа и
температурой газа уменьшается.
/=const
1 10 102 103 104 10 />,Па
Рис. 10.2. Зависимость электронной температуры и температуры газа от
давления в электрическом разряде
В общем случае баланс мощности, подводимой к
положительному столбу можно записать:
^«^с+^+^+Ф^. (Ю.2)
151
где Рст- мощность, подводимая к положительному столбу;Рс~
мощность, превращающаяся в теплоту на стенках колбы; Рг~
мощность, затрачиваемая на нагревание газа; Фер- поток излучения
резонансных линий; Фенр~ поток излучения нерезонансных линий.
Относительное распределение мощности в пределах
положительного столба
Ф
(Лс=^;
л* =
„Л
%> =
ф
cm
cm
cm
w ен.р
" P.
^ен.р - r ) ПРИ различных давлениях для одноатомных газов и
cm
паров ртути показано на рис.103.
t .*-а)
1
0,75" •
0,5 ¦¦
0,25- •
0,75-
10 10'
10
-2
0,5"
0,2 ¦
Ю4 р.Ш
Ю4 р,Па
Рис. 10.3. Относительное распределение мощности в пределах положительного
столба при различных давлениях для одноатомных газов и паров ртути: а) при
малых плотностях тока - до нескольких десятков А/м2; б) при больших
плотностях тока - до нескольких десятков тысяч А/м2, построенные на
основании зоцдовых измерений в цилиндрических трубках.
Шкала давлений на рис. 10.3 служит только для
приблизительной ориентировки; поскольку у различных газов и
паров, особенно их смесей, соответствующие области баланса
отличаются по давлению. Из приведенных зависимостей баланса
мощностей можно сделать следующие выводы: во-первых, если
разряд происходит в области малых давлений и малых плотностей
тока, то при соответствующем подборе диаметра и длины разрядной
трубки можно получить большой выход резонансного излучения;
152
во-вторых, для разряда, протекающего при высоких давлениях и
больших плотностях токов, можно получить большой выход
нерезонансных излучений. Наибольшие значения х\ер могут
достигать 80-90%. Основной причиной, вызывающей нагрев газа в
объеме трубки, являются упругие соударения электронов с атомами
газа. При постоянной силе тока с ростом давления газа
относительные тепловые потери быстро возрастают, а при больших
давлениях и плотностях тока начинает играть заметную роль
обратный процесс передачи энергии от атомов к электронам. У
разрядов в парах щелочных металлов при высоком давлении
порядка 13 кПа выход резонансного излучения имеет второй
максимум в котором т)ер может достигать 0,4, на этой базе создан
целый ряд высокоэффективных ламп.
^ т)у,лм/Вт
68-
64 -
60 ¦¦
56-
а)
А 11у,лм/Вт
б)
50 +
МММ I
0 12,57 25,4 38 50,8
Диаметр трубки,мм
127 254
Длина дуги, см
Рис. 10.4. Зависимость световой отдачи от: а) - диаметра трубки б) - длины
положительного столба
Световая отдача ламп низкого давления зависит от
конструктивных особенностей люминесцентной лампы (рис. 10.4).
Наличие максимума световой отдачи от диаметра трубки,
определяется двумя противоположными процессами.
Ультрафиолетовое излучение является основным видом излучения в
тлеющем разряде, поэтому атомы ртути в основном состоянии могут
вновь поглощать фотоны УФ. Фотон УФ поглощается и излучается
от 100 до 1000 раз, пока не покинет трубку - этот процесс
называется «пленением» или «задержкой» резонансного излучения.
Поэтому чем больше диаметр трубки, по сравнению с длиной
свободного пробега, тем больше количество раз фотон будет
153
поглощен и излучен, перед тем как покинет колбу лампы, а значит
КПД уменьшается с увеличением диаметра трубки. При
уменьшении диаметра трубки, скорость исчезновения электронов и
ионов у стенки трубки увеличивается, а дополнительная ионизация
для поддержания положительного столба приводит к потере
энергии, которая увеличивается с уменьшением диаметра. Кроме
того, высокая скорость исчезновения электронно-ионных пар на
стенках трубки требует быстрого образования электронов и ионов,
что означает повышение электронной температуры. Повышение
электронной температуры уменьшает долю энергии, идущей на
возбуждение необходимого состояния паров ртути, поэтому
эффективность УФ * излучения уменьшается.
Длина положительного разряда определяет излучение
люминесцентной лампы. Потребление мощности в положительном
столбе равно произведению напряженности осевого поля, тока и
длины, что определяет существование однородного продольного
электрического поля в столбе. Чем длиннее трубка, тем большая
часть общей подводимой энергии потребляется положительным
столбом и тем больше световая отдача лампы приближается к
световой отдаче бесконечно длинной лампы.
Наличие падающей ВАХ показывает, что разряд имеет
«отрицательное сопротивление», что создает проблему компоновки
электрической схемы для работающих ламп. В общем случае для того,
чтобы вызвать ионизацию в газе и зажечь разряд, требуется напряжение,
превышающее рабочее напряжение лампы. Это напряжение называется
напряжением зажигания лампы U 3. Если напряжение зажигания
приложить прямо к выводам лампы, без последовательного соединения с
сопротивлением, газ будет ионизироваться. Через некоторое время
рабочая точка разряда, характеризуемая iP и U Р, будет находиться на
линии постоянного напряжения Up = ?/?, которая находится в области,
где скорость ионизации превышает скорость рекомбинации. Со временем
концентрация электронов, а следовательно и разрядный ток лампы
непрерывно растет. Разрядный ток будет увеличиваться, пока какой-
нибудь элемент электрической схемы не перегорит, например, вводы в
лампу или электропроводка. Для стабилизации протекания тока и режима
работы лампы вводится сопротивление, называемое балластным.
Пробой при медленном нарастании напряжения в длинных
трубках, соответствующий условиям работы люминесцентных ламп с
154
г
безстартерными схемами включения, состоит из трех стадий:
возникновение слабого разряда на стенку в области поджигающего
электрода с током порядка 1 мкА; перемещение свечения по трубке за
счет увеличения поверхности заряжаемой стенки и одновременное
возрастание тока, а при достижении свечением заземленного электрода
ток достигает 1 мА и при этом между электродами формируется
тлеющий разряд; затем происходит переход разряда в нормальный и при
токе приблизительно 300 мА - в дуговой. [17].
Для каждого вида разряда, рода наполняющего разрядный
промежуток газа или паров металла и материала электродов падения
напряжения в анодной и катодной областях разряда известны и
определены экспериментально. В общем виде можно записать выражение,
определяющее падение напряжения на газоразрядной лампе U л:
1/я=ЬстЕ + иа+ик, A0.3)
где Е - продольный градиент потенциала положительного столба;
U л и UK - анодное и катодное падение потенциала; Ъст- длина
положительного столба. Продольный градиент потенциала зависит
от рода газа или паров металла, в атмосфере которых происходит
разряд, давления в разрядном промежутке, силы тока и диаметра
разрядной трубки.
На напряжение возникновения разряда в ЛЛ влияет ряд
факторов (рис. 10.5): проводники и проводящие полосы,
расположенные вблизи ламп (рис.10.5,а), окружающая температура
(рис. 10.5,6), давление аргона (рис. 10.5,в), влажность окружающей
среды (рис. 10.5,г).
На рис. 10.5,г показана зависимость напряжения возникновения
разряда от поверхностного сопротивления Rn между концами лампы.
При малых Rn (значительное увлажнение стеклянной трубки) почти
все приложенное между электродами напряжение оказывается
сосредоточенным между электродами и стенками. Это приводит к
сравнительно облегченному пробою участка электрод-стенка, что
уменьшает общее напряжение возникновения разряда (такое же
действие оказывает проводящая полоса на лампе). При очень
больших сопротивлениях %, начинают играть роль емкостные
сопротивления и (рис. 10.6). Поскольку С\ заметно
меньше С2, то почти все внешнее напряжение прикладывается к
155
участку электрод-стенка и напряжение возникновения разряда опять
понижается. Когда же Rn соизмеримо с ——, наблюдается рост Ue.
соС
Подогрев электродов до температур, обеспечивающих
достаточную термоэмиссию, значительно снижает Ue.
О 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5
400 600 800/>,Па
зоо--
250 „
200--
150 Ч 1 1 I 1 г> 1 Ю 10* Ю3 104 ЛтМОм
-40 -20 0 20 40 Ту С
Рис. 10.5. Зависимость напряжения возникновения дугового разряда в
люминесцентной лампе от различных факторов: а) от тока накала катодов
A - лампа без полосы; 2 - лампа со свободной полосой; 3 - полоса
заземлена или соединена с одним из электродов); б) - от окружающей
температуры; в) - от давления аргона; г) - от влажности воздуха
Теоретические и экспериментальные исследования
перемещения границы плазмы от поджигающего электрода к
противоположному электроду определили процесс заряда стенок
люминесцентной лампы и распределение потенциала вдоль стенки.
156
Для решения задачи о распределении потенциала в плазменном
столбе можно использовать уравнение [17]:
^ + /^ = 7-^7 (Ю.4)
С02 dt2 dt CQdz2
где Lq.Cq,/^ - распределенные параметры цепи (индуктивность,
емкость и сопротивление на единице длины трубки.
i
X
л
я„
С=}
Эл Эл
i
с2
1
Л
Рис. 10.6. Эквивалентная схема люминесцентной лампы: Rn
поверхностное сопротивление трубки; Ry - сопротивление утечки между
электродами и концами трубки; Сх - емкость между электродом и стенкой
трубки; С2 - емкость между стенкой трубки и землей
Если пренебречь слагаемым с L0, что справедливо для
реальных скоростей распространения плазмы, то уравнение A0.4)
для потенцалов можно записать[17]:
^Ф 1 tf2(p
dt ~
A0.5)
adz*
где ф - потенциал; а = R0CQ.
В случае, когда плазменная граница движется с постоянной
скоростью V и неизменным потенциалом <р0, решение уравнения
A0.S) будет иметь вид:
<p(z,0 = ф0 ехр[- aV(z - at)]. A0.6)
Из уравнения A0.6) следует, что для постоянной скорости
фронта ионизации необходим экспоненциальный рост потенциала
на поджигающем электроде:
ф@,0 = Ф0«р[*/т], A0-7)
157
где x = \/aV2.
Таким образом, скорость фронта ионизации определяется
скоростью нарастания напряжения на поджигающем электроде,
распределенной емкостью трубки и проводимостью столба плазмы,
следующей за фронтом ионизации.
Необходимое напряжение для пробоя трубки длиной /
определялось как:
где Е0 = d ф / d z - напряженность поля в положительном столбе, где
плазма, заполняющая разрядный промежуток, движется к
противоположному электроду. Ток, протекающий по направлению к
передней границе плазменного столба от поджигающего электрода,
равен:
/ = С0Гф0, (Ю.9)
а потенциал на границе движущейся плазмы:
щ=Е0/Уа. A0.10)
В ртутных лампах высокого давления, имеющих до их зажигания
сравнительно низкое давление газа, для облегчения зажигания часто
применяют один или два вспомогательных так называемых зажигающих
электрода. Они представляют собой проводник, один конец которого
расположен вблизи одного из основных электродов, а другой через
ограничительное сопротивление соединен с противоположным основным
электродом. Величина этого сопротивления определяется сетевым
напряжением и значением необходимого тока вспомогательного разряда.
Можно отметить следующие стадии развития разряда в
лампах типа ДРЛ: 1 - возникновение вспомогательного тлеющего
разряда между одним из основных и соответствующим
вспомогательным электродами, 2 - формирование разряда между
основными электродами, 3 - переход основного разряда в дуговую
форму, 4 - разгорание лампы.
Нахождение параметров устойчивого режима нагляднее
проводить графически. При выборе оптимального значения
соотношения напряжения на лампе и подаваемого напряжения
необходимо обеспечить требуемое качество стабилизации условий
разряда, уменьшить потери в балластном сопротивлении, а также
обеспечить устойчивость в отношении погасания разряда, т.е.
поддержании самостоятельного разряда. Стабилизация разрядных ламп
при помощи резистора связана с большими потерями мощности в
158
резисторе. Уменьшение потерь в балласте при сохранении качества
стабилизации может быть достигнуто при использовании резистора,
сопротивление которого возрастает с током, или генератора с
падающей вольт-амперной характеристикой (рис. 10.7).
i/4 Uc
Рис. 10.7. Стабилизация разрядной лампы при работе на постоянном токе
при помощи нелинейно возрастающего с током сопротивления резистора
Подавляющее большинство разрядных ламп работает в
промышленных сетях переменного тока с частотой 50 Гц F0 Гц). В
настоящее время все шире используются схемы питания разрядных
ламп от источников повышенной частоты, где применяются
полупроводниковые преобразователи частоты и балластные
устройства, которые позволяют в широких пределах регулировать не
только частоту, но и форму подаваемого на лампу напряжения и тока.
При работе разрядной лампы в сети переменного тока за
каждую половину периода происходит изменение полярности
электродов лампы и изменение тока на обратный, поэтому через
каждую половину периода значение тока проходит через нуль.
Поэтому в сети переменного тока важнейшей задачей схемы
включения является создание благоприятных условий для
перезажигания разряда через каждую половину периода. Для
анализа работы ламп на переменном токе рассмотрим схемы
включения с различными стабилизирующими элементами.
Рассмотрим работу люминесцентной лампы на переменном токе с
резистором в качестве балластного сопротивления (рис.10.8,а). В начале
каждого полупериода ток почта равен нулю до тех пор, пока напряжение
на лампе не достигнет напряжения перезажигания дугового разряда. Далее
мгновенные значения напряжения на лампе и тока изменяются в
соответствии с динамической ВАХ лампы. В конце полупериода при
снижении напряжения питания до определенного значения разряд гаснет.
В следующий полупериод все повторяется в обратном направлении.
159
Большие паузы тока вызывают сильную пульсацию потока излучения и
неблагоприятно сказываются на напряжении перезажигания разряда и сроке
службы ламп, особенно дугового разряда. Стабилизация разряда при
помощи резистора на переменном токе, так же как и на постоянном, связана
с большими потерями энергии в резисторе. Практически такие схемы
используются для piyrao-накальных ламп и ламп тлеющего разряда.
Рис. 10.8. Осциллограммы напряжения питания Un напряжения на разрядной
лампе U» силы тока / и светового потока Фу при работе с различными
балластами: а) - с резистором (U, -напряжение перезажигания; иг -
напряжение горения; 0„ - напряжения потухания; г, - пауза тока в начале
полупериода; /„ - пауза в конце полупериода); б) - с индуктивным балластом
(ф-фаза отставания 1?я от Uc); в) с емкостным балластом
160
При включении лампы на переменном токе с использованием в
качестве стабилизирующего элемента индуктивного сопротивления -
дросселя, потери мощности оказываются значительно меньшими
(рис. 10.8,6). Потери снижаются, поскольку резистивное сопротивление
дросселя много меньше его индуктивного сопротивления. В отличие от
резистора мгновенное падение напряжения на дросселе
пропорционально не току, а его производной, появляющийся за счет
этого сдвиг фаз между напряжением сети и током приводит к
уменьшению пауз тока, поскольку к моменту прохождения тока через
нуль напряжение сета уже имеет некоторую величину обратного знака.
Таким образом, разряд вспыхивает вновь, едва успев погаснугъ, поэтому
уменьшаются паузы тока и излучения, также улучшаются условия
перезажигания разряда, что обеспечивает более благоприятные условия
работы катодов. К недостаткам дросселей следует отнести большую
массу, составляющую от 10 до 30 кг/кВт мощности лампы, большие
габариты и низкий коэффициент мощности - 0,5 - 0,6, что может быть
исправлено включением конденсатора.
Использование емкости в качестве стабилизирующего элемента не
ограничивает максимальное значение тока, а проявляется в ограничении
количества зарядов, проходящих через цепь за каждую половину
периода. Поэтому при стабилизации разряда на промышленной частоте
только емкостным балластом в течение каждого полупериода возникают
большие кратковременные толчки тока и следующие за ними
длительные паузы тока, а следовательно и излучения (рис.10.8,в). Такой
режим работы ламп неприемлем для целей освещения и пагубно
сказывается на работе самокалящихся активированных электродов.
Применение чисто емкостного балласта оказывается возможным только
при работе ламп в сети с повышенной частотой, начиная с 400 Гц и
выше. Часто для стабилизации применяют последовательное включение
с лампой дросселя и конденсатора. При наличии индуктивности толчки
тока сглаживаются, а паузы тока и излучения уменьшаются.
При работе разрядных ламп на переменном токе во многих случаях
каждый полупериод при перезажигании наблюдается пик напряжения на
лампе U\. Появление пиков перезажигания связано с остыванием
электродов и деионизацией плазмы после погасания разряда. Это ведет к
тому, что для зажигания разряда в обратном направлении необходимо
затратить дополнительную энергию на восстановление плазмы в столбе,
на образование плазмы в приэлекгродных частях разряда. А иногда и
местное нагревание электрода в районе катодного пятна. Чем больше эта
161
энергия, тем больше требуемое для перезажигания напряжение и тем
больше величина пика перезажигания. Чем больше пауза тока и чем
быстрее происходит деионизация плазмы и остывание электродов, тем
больше возрастает напряжение, необходимое для перезажигания разряда в
обратном направлении, и тем больше становятся пики перезажигания.
Мгновенное значение напряжения сета должно быть выше напряжения
перезажигания, иначе лампа не перезажгется. В дуговых лампах ВД и
СВД с самокалящимися электродами появление пиков перезажигания
часто связано с деионизацией плазмы вблизи электродов. Например, в
ртутных лампах ВД и СВД при работе в сети переменного тока с частотой
50 Гц и резистором в качестве балласта после погасания разряда в конце
каждого полупериода непосредственно перед электродами появляется
темная область, расширяющаяся по мере увеличения паузы тока.
Образование этой области свидетельствует о более быстрой деионизации
плазмы у электродов, чем в столбе, а с увеличением ширины темной
области растет и величина пиков перезажигания. Большая величина пиков
перезажигания, связанных с большой величиной околокатодного падения
потенциала, сопровождается усиленным распылением электродов и
сокращением их срока службы, поэтому по возможности необходимо
стремиться к уменьшению пиков перезажигания.
Устойчивая работа люминесцентных ламп, обладающих падающей
ВАХ, от сети постоянного и переменного тока возможна лишь при
условии применения балластов, ограничивающих ток лампы. Основным
стабилизирующим элементом в большинстве дускорегулируюших
аппаратов ГПРА^ при работе на переменном токе является индуктивное
сопротивление - дроссель[ 18]. Потери мощности в дросселе, слагающиеся
из активных потерь в обмотке и потерь в магнитопроводе, невелики, сдвиг
фаз между напряжением сети и напряжением на лампе способствует ее
перезажиганию и форма тока близка к синусоидальной.
Электротехнический расчет котура люминесцентной лампы с
индуктивным балластом состоит в определении напряжения на дросселе
Udp и тока дросселя 1др, который равен току лампы или реактивного
сопротивления дросселя XL> которое при определенном напряжении
сети U обеспечит требуемые мощность Рл и напряжение V л лампы.
Так как форма напряжения на лампе отличается от
синусоидальной, то можно использовать трапециидальную
аппроксимацию напряжения, которая связывает Uдр с параметрами
лампы и линейного индуктивного балласта [18]:
162
U+'U
l-m2-U4m5fl-l,23mV
A0.11)
где т - отношение напряжения на лампе к напряжению сети, 6 -
относительный спад напряжения на лампе за полупериод
о = —* -, a i/j, У2 • максимальное и минимальное значения
аппроксимирующего напряжения на лампе за полупериод.
Действующее значение тока лампы может быть опредлено из
следующего выражения:
* л ~ * ю.др
1-1Л8да*-1,14да8П-1.23*г;
2J
A0.12)
где 1Юф =U/XL - ток дросселя при закороченной лампе.
Мощность Рл определится как:
0,9A-1,23ю2J-0,64т5
P. = -
A0.13)
Выражения A0.12) и A0.13) для тока и мощности лампы
позволяют определить влияние колебаний напряжения сети на /л и
Рп. Для стабильной работы лампы желательно уменьшить
абсолютную величину коэффициентов нестабильности по току
&/а и мощности Д ри при колебаниях напряжения сети (U ? 10%):
ш dU U PU dU U
Крутизну статической ВАХ лампы принято оценивать
коэффициентом р, а т.к. при увеличении тока люминесцентной
лампы напряжение на ней уменьшается, то р < 0:
A0.14)
Р =
WaVa
A0.15)
dlt /,
Используем аппроксимации по току и мощности при 8 = 0и
определим нестабильность по току и мощности:
A/cy=[l + U8mVp-u]; A™=fp + i;[l + U8mVp-i;]~l.(ЮЛб)
163
Для учета потерь в дросселе расчет может быть произведен
путем использования приведенного значения т' вместо т:
/*' = /пA + 0,8/>ар//>л). A0.17)
Полученные параметры нестабильное™ по току и мощности позволяют
определил» возможные потери в дросселе, определил» его параметры и
согласовал стабильную рабогу ЛЛ при совместной работе с ПРА.
Для уменьшения пульсации светового потока двух
люминесцентных ламп, расположенных в одном светильнике,
используются двухламповые схемы включения. Одна ветвь такой схемы -
индуктивная (отстающая), другая - опережающая (емкостная), кроме того
в двухламповой схеме ПРА достигается компенсация реактивной
мощности схемы. На частоте 50 Гц в качестве балласта емкостное
сопротивление Хс может использоваться лишь в комбинации с
индуктивным X L. В подобных комбинированных балластах Хс > X L, a,
следовательно, эквивалентное сопротивление такого балласта будет
носить емкостной характер, и ток лампы будет опережать напряжение
сети. Электротехнический расчет контура люминесцентной лампы с
емкостно-индуктивным балластом состоит в определении С и Z,, которые
при данном напряжении сети обеспечат требуемый режим работы лампы.
В настоящее время все шире используются электронные ПРА, в которых
можно снизить недостатки одно - или двухэлементных схем включения.
К основным преимуществам газоразрядных ламп перед
лампами накаливания можно отнести: 1) более высокую световую
отдачу и среднюю продолжительность горения; 2) линейчатый
спектр с расположением линий в ультрафиолетовой, видимой,
инфракрасной части спектра и сплошной на любом участке
оптической области спектра, что дает возможность более
эффективно использовать газоразрядную лампу в выбранном
спектральном диапазоне; 3) большую яркость лампы, чем в лампах
накаливания, что обеспечило их применение в прожекторах,
кинопроекторах и т.д; 4) малую инерционность, что дает
возможность применения их в качестве импульсных источников
света.
К недостаткам газоразрядных источников света можно
отнести: 1) ухудшение цветопередачи вследствие наличия
линейчатого спектра излучения; 2) пульсации светового потока при
работе ламп на переменном токе вследствие низкой инерционности
излучения; 3) необходимость включения балластного устройства
164
вследствии наличия падающей вольтамперной характеристики, что
усложняет включение лампы в сеть; 4) напряжение перезажигания
значительно превышает рабочее напряжение лампы и часто
напряжение сети, что требует применения сложных ПРА.
Основы инженерного расчета разрядных ламп. Широкое применение
разрядных ламп в разнообразных специальных установках и аппаратах
требует разработки большого количества новых типов ламп с
определенными, заранее заданными параметрами. При этом необходимо
учитывать большой круг вопросов, возникающих при разработке,
производстве и эксплуатации источников света. В основу инженерных
методов расчета разрядных ламп Г.Н.Рохлиным [17] был положен принцип
составления системы функциональных уравнений, устанавливающих связь
между основными световыми, оптическими, электрическими,
энергетическими, эксплуатационными и другими характеристиками
источника, топом и условиями разряда, конструктивными и техническими
параметрами ламп и условиями их эксплуатации.
В систему уравнений для любого типа ламп обязательно должны
быть введены уравнения теплового баланса лампы в целом и ее
элементов - колбы, электродов, вводов и других, поскольку температура
является одним из наиболее существенных параметров, определяющих
режим работы элементов лампы, условия разряда и срок службы.
Выбор основных выходных параметров лампы зависит от
назначения источника. Для источников излучения или освещения в
качестве основных параметров принимаются:
1) выходящие из лампы потоки излучения отдельных спектральных линий
Ф(к„) в случае линейчатого спектра или выходящую спектральную
плотность излучения ср(Х) в случае непрерывного спектра; 2) мощность
Ф
лампы РА; 3) световая отдача ц = —, энергетический КПД излучения
отдельных линийт] (Ая) = — или участков спектра
Фа. -s-Ju)
ti(X,|^X2) = • —; 4) срок службы ламп х; 5) напряжение
горения ил; 6) напряжение питания U; 7) геометрические параметры
лампы (форма, размеры, а также расстояние между электродами /,
внутренний диаметр колбы dx и др.); 8) цена одной лампы с .
165
В источниках излучения (света), предназначенных для работы
в светооптических системах, концентрирующих излучение, к числу
основных выходных параметров относятся энергетическая яркость
Le (яркость Lv) с учетом формы и размеров излучающего тела.
При выборе и разработке источника помимо перечисленных
параметров необходимо учитывать и множество других, зависящих
от его назначения и конкретных условий эксплуатации, например,
род и частоту питающего тока, пусковой режим, положение горения,
схему включения, окружающую температуру и т.д. Для источников
специального назначения следует вводить специальные параметры.
Определим уравнения, связывающие параметры лампы с
удельными характеристиками столба. Рассмотрим лампу с
однородным столбом с длиной, значительно превышающий
диаметр, работающую на переменном токе:
Рл=клил1; илшВт+ишл9 A0.18)
где /-сила тока (действующее значение); 1ст- длина столба; UaK-
расчетная величина анодно-катодного падения потенциала; кя-
коэффициент мощности лампы, зависит от лампы и схемы
включения (при работе с нормальным дросселем кл = 0,86 - 0,92).
Для большинства практических расчетов можно
'U""~ A0.19)
принять Р\ст1ст*Ря
v U
я
где РХст =клЕ1 - удельная электрическая мощность столба.
Выходящий из лампы поток излучения п~й спектральной линии
Ф, (А,„) зависит от оптических свойств колбы. С учетом концевых
эффектов получим: ФЛК) = **(К)Ф\ст(КХ!с* -2Д/ф). A0.20)
где Ф]Ст(Х.л)- удельный поток излучения л-й спектральной линии в
средней по длине части столба, дошедший до внутренней стенки
разрядной трубки; x^(\n)- эффективный коэффициент пропускания
колбой излучения разряда с длиной волны Хп в области столба; 1св-
длина светящейся части лампы; А1ф - эквивалентная поправка на длину
1^^ учитывающая изменение излучения у концов лампы или вблизи
электродов. Исходя из полученного выражения, можно определить
энергетический КПД на данной длине волны:
166
-HW-^y-Vft.)*1-^
Гл г\ст
'(/«.-2AM Ца "
= ^ая>Лста„Д, A0.21)
где "Пст = ————; 4 - коэффициент, меньший единицы, учитывающий
Р\ст
концевые потери мощности (для ламп с достаточно длинным столбом, т.е.
1ст много больше dx, ? »
). В лампах со средней и особенно
короткой дугой баланс мощности между столбом и электродами
изменяется, поэтому следует использовать другие соотношения.
Для инженерных расчетов наиболее важными из удельных
характеристик столба являются продольный градиент потенциала Е,
удельные потоки излучения спектральных линий Ф\ст(кп)ъ случае
линейчатого спеетра или спектральная плотность удельного потока
излучения ц>\ст(Х)в случае непрерывного спектра и энергетическая
яркость спектральных линий Le(Xn) или участков спектра и ее
распределение. Данные характеристики можно считать основными, из
которых можно получить дополнительные, поэтому можно записать:
Е = fE (/, d]f рп, род и состав газа и др.;; A0.22)
Ф\ш(К) = /ф(\ )G^1.РЛ.Р0Д исостав газаидр.); A0.23)
Le(^n) = fL{\)(I»d\'Pn^P0^ исостав газа,г0 идр.), A0.24)
где г0 - единичный радиус-вектор, определяющий направление
наблюдения яркости. Аналогичный вид имеют функциональные
уравнения для удельного светового потока и яркости или других
эффективных величин. В лампах некруглого сечения необходимо
вводить параметры, определяющие форму и размеры сечения. В
лампах высокого и сверхвысокого давления с короткой дугой,
работающих в шаровых колбах, роль, аналогичную роли диаметра
трубки, часто играет расстояние между электродами.
Удельные характеристики столба являются довольно сложными
функциями условий разряда. Теоретические решения были получены
при различных упрощающих предположениях, ограничивающих
точность результатов и область применения полученных уравнений.
Кроме того, для определения из полученных уравнений численных
167
значений требуется знание ряда констант, которые зачастую известны с
недостаточной точностью, поэтому точность результатов даваемых
теоретическими расчетами зачастую невелика, особенно для
абсолютных значений величин. Гораздо лучшее согласие с
экспериментом обычно наблюдается для относительного хода
зависимостей. Поэтому ценность теоретических расчетов состоит в том,
что они позволяют выявить общий характер закономерностей, что
весьма важно для экстраполяции.
Рассмотрим расчет однородного потока, излучаемого плазмой
разряда низкого ланпения. Для разряда низкого давления основным
является излучение резонансных линий, выход которых можно
рассматривать приближенно, не учитывая вторичные процессы
(тушащие и ступенчатые соударения). Таким образом, возбужденный
атом не разрушается, а всегда переходит в нормальное состояние,
сопровождаемое излучением. Данное упрощение позволяет
рассчитывать количество излучающих атомов в положительном столбе
единичной длины по числу возбужденных атомов, что позволит
определить монохроматический поток излучения[6,17]:
<by*=hvp)z0}(rJnrdr, A0.25)
о
где Avp- энергия фотона резонансного излучения; z0](r)- число
соударений, приводящих к возбуждению атома до данного
резонансного уровня, в 1 с в единице объема на расстоянии г от оси.
zo\(r) = nOneaQ\> гДе по и пе' концентрации невозбужденных
атомов и электронов, а а01- вероятность возбуждения атомов
электронами до данного резонансного уровня.
Вероятность возбуждения атома до данного резонансного уровня:
со ^__
«01 =а \qo\(WLw f(W)dW, A0.26)
где а - постоянная величина, зависящая от способа возбуждения и
уровня возбуждения атома; q0l (W) - эффективное сечение
возбуждения атома до резонансного уровня для относительной скорости
соударяющихся частиц; Wa - энергия возбуждения атома до данного
уровня; W - энергия электрона, f(W) - функция распределения
электронов по энергиям. Подставив значение а01, получим:
168
СО
Феи *<*v„*o*i. fa\Qr>fwf<WWr. (Ю.27)
*а
где tfle = \l%n€rdr - общее число электронов, приходящихся на
о
единицу длины положительного столба.
Из полученного выражения видно, что монохроматический
поток, излучаемый участком положительного столба единичной
длины, зависит от концентрации невозбужденных атомов и0 , числа
электронов Nu, приходящихся на участок положительного столба
единичной длины, распределения электронов по энергиям f(W) и
эффективного сечения возбуждения атома до данного уровня
Чь\ (W) • Для разряда низкого давления распределение электронов
по скоростям можно принять максвелловским, однозначно
определяемым электронной температурой.
Функции эффективных сечений возбуждения атомов обычно
представляются в виде таблиц или графиков. Для аппроксимации
функции возбуждения при известных энергиях возбуждения
резонансных и метастабилъных уровней различных газов и паров
металлов В.А.Фабрикантом предложена следующая функция:
W — W W — W
g0,(W) = 2,72<7oi(W^) • ехр(- * ), A028)
''max "я "max w a
где W- энергия электрона; Wa - энергия возбуждения атома до данного
уровня; Wma - энергия электронов в максимуме функции возбуждения.
Использование аппроксимирующей функции и функции распределения
Максвелла, позволяет получить выражение для оценки потока излучения
резонансной линии разряда низкого давления:
W
Феи=1,8.108Ау/,п;,п0^9о1(Жтах)/(Г<)Жв,^тах)ехр{--^),где
fx(Te,Wa,Wmm) = ^B + b]?f-)jFt-,*b = \+ Tt .A0.29)
Для разряда низкого давления, протекающего в парах ртути по
зависимости A029), были рассчитаны потоки излучения резонансных
линий А, = 253,7 нм и Я2= 184,9 нм, которые показаны на рис. 10.9 для
169
различных давлений паров ртути в разрядном промежутке. С ростом
давления потоки излучения обоих линий достигают максимума при
давлении 4 Па, а затем рост давления приводит к снижению потока.
Снижение потока вызвано тем, что при увеличении давления паров ртути
увеличивается концентрация невозбужденных атомов, но уменьшается
электронная температура. При увеличении давления до значения
максимума кривой, преобладающим фактором является рост
концентрации невозбужденных атомов, а при дальнейшем увеличении
давления преобладающим фактором становится уменьшение Те.
Ф«д*Вт
А
1
10*
10"' 1 10 /?,Па
Рис. 10.9. Зависимости потока излучения резонансных линий от давления
газа в разрядном промежутке
Процесс поглощения атомом возникшего в толще разряда фотона
с последующей передачей энергии другому электрону при соударении,
приводящий атом в нормальное состояние, называется тушением.
Процесс многократного излучения и поглощения фотона в толще
разрядного промежутка называется переизлучением. Если процессами
переизлучения и тушения пренебрегать нельзя, то следует учитывать их
влияние на результирующий поток излучения.
а п
фе\к =^01 }OL0ln0ne2Ttrdr-hv0x \^щп€2пгф, A0.30)
о о
где а01 - вероятность возбуждения атомов электронами до 1-го уровня;
р01 - вероятность тушащих соударений; п0,пх,пе - количества
невозбужденных и возбужденных атомов и электронов в единице объема
на расстоянии г от оси разряда. Второй интеграл дает мощность, которая
теряется возбужденными атомами при ударах 2-го рода с электронами.
170
11. Ртутные люминесцентные лампы низкого давления [4,5,7,17]
Подлинной революцией в технике освещения явилось
создание ртутных люминесцентных ламп. Первые образцы ЛЛ
современного типа были выпущены в 1938 году. Применение
люминофоров, преобразующих УФ излучение ртутного разряда
низкого давления в видимое, позволило впервые разработать
разрядные источники света на основе электрического разряда в газах
(разрядные ИС), дающие излучение с непрерывным спектром
практически любого состава и обладающие при этом световой
отдачей и сроком службы, в 5 - 10 раз превышающими
соответствующие параметры ЛН. Возможность использования этого
принципа для увеличения световой отдачи и изменения цвета
излучения была обоснована академиком СИ. Вавиловым еще в 1924
году. Однако потребовалось проведение большого комплекса
теоретических и экспериментальных исследований, а также
технологических работ, связанных с глубоким изучением явлений
газового разряда, фотолюминесценции, синтеза люминофоров, их
поведения в условиях разряда и многих других проблем, прежде чем
удалось разработать первые образцы практически годных для
эксплуатации ЛЛ.
В настоящее время ЛЛ являются вторыми после ЛН наиболее
массовыми источниками излучения, применяемыми для освещения.
Их мировой выпуск составляет около 3 млрд. штук в год, а
создаваемый ими световой поток - свыше 50% от всего светового
потока, вырабатываемого электрическими ИС, и продолжает расти.
Возникла, по существу, новая отрасль промышленности, связанная с
производством ЛЛ и люминесцентным освещением.
По устройству и принципу лействия стандартные ЛЛ
представляют собой достаточно длинную цилиндрическую
стеклянную трубку, внутренняя поверхность которой покрыта
тонким равномерным слоем люминофора или смеси различных
люминофоров. По обоим торцам впаяны ножки с электродами. В ЛЛ
дугового разряда применяются самокалящиеся электроды в виде
биспирали (или триспирали) из вольфрамовой проволоки, покрытые
слоем оксида в основном из соединений Ва, Са, Sr. Лампы после
тщательной вакуумной обработки наполняются дозированными
количествами Hg и инертных газов, обычно Аг; (в ряде ЛЛ
171
применяются смеси). На рис.11.1 показаны общий вид, конструкция
и схема включения ЛЛ.
а)
I
I к
и. ф ,
I
г--|
П
б)
?
Я
2
1
о
О
в)
Рис.11.1: а) общий вид ЛЛ: 1 - подогревной катод, 2 - слой люминофора, 3
- прозрачная защитная пленка; б) стартерная схема подключения: 1 - ЛЛ, 2
- дроссель, 3 - стартер; в) габаритные размеры ЛЛ
Столб ртутного разряда НД является весьма эффективным источником
резонансного излучения ртути, лежащего в УФ области с Я. ~ 254 и 185 нм, на
долю которого может приходиться больше 85%, подводимой к столбу
мощности. Светоотдача число ртутного разряда НД составляет всего 5-7
лм/Вг. Положение коренным образом меняется при наличии
соответствующего слоя люминофора. В этом случае УФ излучение разряда,
поглощаясь в слое люминофора, превращается им в полосу видимого (или
ближнего УФ) излучения, выходящего из лампы. Доминирующую часть
потока излучения составляет излучение люминофора, на которое
накладывается излучение видимых линий ртути (с X = 405, 435, 492, 546 и
577/9 нм). Применяя различные люминофоры и их смеси, можно получал»
излучение практически любого спектрального состава.
В первых образцах ЛЛ для получения белого света
использовались смеси трех люминофоров, дающих полосы
люминесценции в красной (борат или силикат кадмия), желто-
172
зеленой (силикат цинка) и синей (вольфрамат магния) областях
спектра. Меняя соотношение компонент или состав люминофоров в
смеси, можно было получать излучение белого света с различными
оттенками от тепло-белого до холодно-голубого. ЛЛ являются
источниками света с широким разнообразием предлагаемых
цветовых оттенков, имеющих возможность воспроизвести цветовую
гамму от ламп накаливания до холодного цвета облачного неба.
Очень важным этапом в развитии ЛЛ общего назначения явилась
разработка нового универсального люминофора-галофосфата кальция,
активированного сурьмой (Sb) и марганцем (Мп). Его излучение состоит
из двух широких спектральных полос: более узкой оранжевой полосы
излучения Мп с К^ = S8S нм и синей Sb с Х^ s 485 нм. Изменяя
соотношение интенсивностей излучения этих полос, (в основном путем
изменения концентрации Мп), получают люминофоры для ЛЛ от тепло-
белого (ТБ) до дневного света (Д).
В середине 70-х годов разработан новый класс люминофоров,'
дающих узкополосное излучение в синей (- 450 нм), зеленой (-540
нм) и красной (-610 нм) областях спектра, узкополосные
люминофоры (УПЛ). Применение ЛЛ с 3-х полосным спектром
излучения УПЛ открыло новые возможности для варьирования и
оптимизации цветовых и световых характеристик ламп. С УПЛ
были разработаны ЛЛ обладающие более высоким индексом
цветопередачи Rt до 80-85, либо более высокими светоотдачами и
возможностью выбора любой Гц, от 2700 до 6500 К [4].
УПЛ содержат в своем составе редкоземельные металлы, которые
входят либо в основное вещество, либо в активатор. В настоящее время
синтезировано большое количество подобных люминофоров. Их
главным достоинством является значительно более высокая
стабильность к облученности коротким УФ, к температуре и электронно-
ионной бомбардировке при сохранении высокого квантового выхода. К
сожалению, они значительно дороже галофосфата кальция.
Применение этих люминофоров открыло широкие возможности
для создания различных ЛЛ «нового поколения» с существенно более
высокими удельными нагрузками (в 2 - 5 раз) по сравнению с
галофосфатными. Внешне они отличаются от стандартных ЛЛ
мощностью 20, 40 и 65 Вт только меньшим диаметром - 26 мм вместо
38 мм. Со стандартными ПРА они дают стандартные значения токов и
напряжений и близкие к стандартным значения световых потоков, но
потребляют - на 10% меньше мощности. Несмотря на рад проблем,
173
связанных с разработкой и эксплуатацией этих ламп, все передовые
зарубежные фирмы почти полностью перешли на производство ламп в
трубках с диаметром 26 мм.
Применение УПЛ впервые позволило избавиться от главного
недостатка ЛЛ - их формы в виде длинных трубок стандартных
длин. При использовании УПЛ стало возможным существенно
повысить удельную нагрузку и перейти на изготовление ЛЛ в узких
трубках диаметром от 16 до 10 мм и меньше, а таким трубкам легче
придавать компактную форму самых различных конфигураций
путем изгибания или сваривания более коротких отрезков
стеклянными патрубками и избавиться от необходимости
соблюдать заданную длину.
Классифицируются ЛЛ, во-первых, по форме ламп: прямые
трубчатые, фигурные и компактные люминесцентные лампы (КЛЛ).
Во-вторых, по спектральному составу: ЛД - лампы дневного света с
Тт = 6000К и ЛДЦ - лампы дневного света с улучшенной
цветопередачей; ЛБ - лампы белого света с Тщ - 3450К, ЛХБ лампы
холодного белого света cTm — 4300К, ЛТБ - лампы теплого белого
света с Тт * 2600К, а также ЛБЦ, ЛХБЦ, ЛТБЦ, ЛЕЦ лампы белого
света с улучшенной цветопередачей. После обозначения
спектрального состава излучения ЛЛ числами обозначается
мощность лампы в ваттах, например ЛБ40 лампа белого света 40 Вт.
Световая отдача находится в пределах 50 - 90 лм/Вт. Индекс
цветопередачи этих ламп Re ж 55 - 95. Выпускаются лампы не
только с повышенной цветопередачей, но и специальные для
улучшения вида продаваемых товаров.
Значения размеров трубчатых ламп типовых мощностей с
диаметром стеклянной трубки 26 мм приведены в таблице 11.1 в
соответствии с обозначениями рис. 11.1,в.
Таблица 11.1
Мощность, Вт
л« ММ
В, мм
L-j MAA
D, мм
18
604
595
590
26
36
1214
1205
1200
26
58
1514
1506
1500
26
Поскольку ЛЛ не предназначены для непосредственного
включения в сеть, значение напряжения на лампе при ее маркировке
не приводится. В комплекте с ПРА ЛЛ обычно рассчитаны на
питание от сети переменного тока промышленной частоты.
174
Цоколи ЛЛ двухштырьковые в основном двух типов: G -13
(расстояние между штырьками 13 мм) для ламп диаметром 40 и 26
мм и G - 5 для ламп диаметром 16 мм.
ЛЛ выпускаться мощностью от 4 до 80 Вт, наиболее распространены
18, 36 и 58 Вт. Срок службы достигает 15000 ч. Значение срока службы
значительно меньше продолжительности жизни лампы до полного отказа, а
рентабельный срок службы, указываемый в документации, может быть в 2
раза меньше реального. К концу срока службы ЛЛ теряют до 30% светового
потока, сохраняя работоспособность, и их эксплуатация экономически
нецелесообразна. Лампы предназначены дня работы в диапазоне
температур от 5 до 50°С. Слишком высокая и низкая температуры приводят
к потере до 30% светового потока. При низкой температуре необходимо
использовал» электронные стартеры. ЛЛ отвечают требованиям
экологической безопасности, но в лампе содержится до 50 мг ртути, и
поэтому они требуют осторожного обращения и внимания при утилизации
отработанных ламп. Следует учитывать пульсации освещенности и,
возможный зрительный стробоскопический эффект на вращающихся
деталях на производстве.
В техдокументации на ЛЛ обычно приводится световой поток
Ф. Максимальную силу света можно приблизительно определить,
как Iymzx = ——, а среднюю яркость, как LY = uss> .
10 длина • диаметр ЛЛ
Например, прямая трубчатая ЛЛ мощностью 36 Вт типа ЛБ-36 имеет
световой поток 3200 лм, длину 1200 мм и диаметр 26 мм, тогда
расчетные значения /jfears320 кд, a Lv = 10520 кд/м2.
В начале 80-х годов начали появляться многочисленные типы
компактных люминесцентных ламп (КЛЛ) самой разной формы. Для их
изготовления была разработана новая специальная промышленная
технология изгибания и сваривания стеклянных трубок с нанесенным
внутри слоем люминофора без его повреждения.
Появление КЛЛ открыло путь люминесцентному освещению в
новые области применения, в частности в быту. Последние 10-15 лет
нцуг под знаком все расширяющегося применения этих ламп. Все
многообразие типов КЛЛ можно разделить на две большие группы: 1)
КЛЛ с выносным ПРА и специальными штырьковыми цоколями и 2)
КЛЛ с встроенным ПРА со стандартными резьбовыми цоколями,
предназначенными для непосредственной замены ЛН (рис.11.2). Таким
образом, основная особенность устройства компактных
люминесцентных ламп состоит в придании различными способами
175
разрядной трубке таких форм, которые бы обеспечивали резкое
снижение длины лампы. Большинство маломощных ламп,
предназначенных для замены ЛН, устроены таким образом, что могут
непосредственно или через адаптер ввертываться в резьбовой патрон.
Они имеют резьбовой цоколь Е14 или Е27, кроме того применяются
различные типы многоштырьковых цоколей, предназначенных для
разных по мощности и конструктивному исполнению ламп.
Рис11.2. КЛЛ с резьбовым и штырьковым цоколем
Применяемые ПРА можно разделить также на две основные
группы: 1) электромагнитные и 2) электронные (ЭПРА). Есть и
группы «смешанных» ПРА.
В последние годы наблюдается тенденция применения более
коротких многоканальных D-х и 6-ти) КЛЛ с встроенным в цоколь
ЭПРА, работающих на частотах в области 30 кГц.
Большинство современных КЛЛ выпускаются разной мощности от 5
до 36 Вт, их световые отдачи лежат в пределах от 40 до 80 лм/Вт, сроки
службы - 1(Ы5 тыс.ч. Таким образом, одна КЛЛ за время своей жизни
вырабатывает в 40-50 раз больше световой энергии, чем одна ЛН той же
мощности. Цветность КЛЛ, предназначенных доя прямой замены ЛН,
соответствует Т^ = 2700 -4000К, качество цветопередачи очень хорошее - Ла
= 80-89. Лампы, предназначенные для прямой замены ламп накаливания
(прежде всего в быту), имеют мощности 5,7,11,13,15,20 и 23 Вт.
Большинство производителей выпускают КЛЛ тепло-белого и белого света.
Лампы дневного света в основном выпускаются на мощности более 20 Вт.
В основном лампы характеризуются значением светового
потока. Для ламп со встроенным отражателем указывается
176
максимальная сила света и кривая сил света. Яркость ламп не
превышает 10000 кд/м2.
У ламп со встроенным ЭПРА полностью решена проблема
пульсации светового потока и по этому показателю КЛЛ не
уступают ЛН. Количество ртути в КЛЛ в 3-4 раза меньше, чем в
обычных люминесцентных лампах.
Таблица 11.2. Области применения ламп с различной цветопередачей и
Степень
качества
\А
\В
2
3
4
*.
90-
100
80-
89
60-
79
40-
59
20-
39
Цветность
Тепло-белые,
белые,
холодно-
белые
Тепло-белые,
белые
Белые,
холодно-
белые
Тепло-белые,
белые,
холодно-
белые
любая
любая
Примеры области применения
предпочтительно
Цветовой контроль,
клинические
исследования,
картинные галереи
Жилье, отели,
рестораны, магазины,
офисы, школы,
больницы
Полиграфическая и
текстильная
промышленность,
ответственное
производство
Производственные
работы
Грубые работы
допустимо
Офисы и школы
Производственная
работа
Грубые работы,
производственная
работа с низкими
требованиями к
цветопередаче
В последнее время был сделан очень важный шаг, резко
повысивший стабильность светового потока Фу у ламп диаметром
26 мм. Исключительно высокая стабильность Фу, достигающая 95%
через 16 тыс.ч. горения была обеспечена за счет нанесения
прозрачной защитной пленки на внутреннюю поверхность стекла
перед нанесением слоя люминофора. Эта пленка предотвращает
вредные реакции между ртутью, стеклом и люминофором,
приводящие к поглощению ртути, почернению стекла и
люминофора. Снижение поглощения позволило уменьшить
177
количество вводимой в лампу ртути до 3 мг (вместо 40-80 мг в ЛЛ),
что чрезвычайно важно с экологической точки зрения.
В середине 90-х годов фирмой Philips, а затем OSRAM и др.
было выпущено новое поколение тонких линейных ЛЛ диаметром
16 мм. Их длины уменьшены приблизительно на 50 мм по
сравнению с длинами стандартных ЛЛ, что облегчает
конструирование светильников. Лампы отличаются очень высокой
светоотдачей (90+104 лм/Вт) и большой стабильностью светового
потока (после 10 тыс. часов горения остается 95% от
первоначального Фу). Они предназначены для включения и работы
только с ЭПРА, при этом средняя продолжительность горения 16
тыс.ч. Очень высокая стабильность Фу достигнута за счет
прозрачной защитной пленки между стеклом и люминофором.
Поскольку в лампах использованы трехкомпонентные
узкополосные люминофоры, они обладают высоким качеством
цветопередачи (Ял > 80) и могут изготавливаться с различной
цветностью излучения от тепло-белого цвета с Гц, от 2700 К до
холодного дневного 6500 К. Новые ЛЛ позволяют очень элегантно и
эффективно решать задачи освещения.
Таблица 1
Степень
качества
\Л
\Л
\В
\В
1А
гв
3
1.3. Цве
К
>90
>90
80-89
80-89
70-79
60-69
40-59
товые ха
Тт(К)
5400
3000
4000
2700
4000
3500
2900
ракгеристики некоторых
Osram
Lumiluxc dc
luxe daylight
Lumiluxc
warmton
Lumiluxe
weis
Lumiluxe
interna
Universal
weis
Nature de
luxe
Warmton
Fluora
Philips
-
Warm weis
special
Weis de luxe
Warmton
extra
Weis
universal
Shoplight
Warmton
люминесцентных ламп
Россия
ЛХЕ
ЛТБЦ
ЛБЦТ
ЛТБЦ
ЛБ
Примечание
Дневного света
Тепло-белые
Белые
Тепло-белые
Белые
Для мясо и
овощепродуктов
Тепло-белые
Для расстений
Цветность используемой лампы может внести определенные
изменения в восприятии окружающей освещаемой обстановки
(местности или интерьера). По степени качества нормы, используемые в
Германии, можно подразделить: \А и 15 - очень хорошая цветопередача,
1А и 2В - хорошая, 3 и 4 удовлетворительная. В таблицах 11.2 и 11.3
178
приведены нормативные рекомендации России, Германии и
Международного комитета по освещению.
На рис 113 представлены спектральные характеристики нескольких
ЛЛ с различными люминофорами: галофосфагга кальция и узкополосными.
а)
'TL729 Tu=2900R.-51
JL Фь мкВт/Eнмлм)
400-
200
100 500 600
'TL7827 Тц-2700 R.-85
б) А ф^мкВш/Eнмлм)
400-
400 500 600 700 Х,нм
ТЪТЗЗ Тц-33<КЖ«=63
^ Фх, мкВт/Eнмлм)
'TL754 Тц-5400 R.-72
Фх, мкВт/Eнмлм)
400"
200'
200 У
0
К) 500 660 ' 7
Ю Lhm
±TL7835 Tu=3500R,=85
Фх, мкВт/Eнмлм)
400-
200-
400 500 6U0 " 700 Х,нм
4TL7865Tir6500R.-85
Фх, мкВт/Eнмлм)
400-
200-
Рис. 11.3. Спектральные характеристики ЛЛ с люминофорами: а)
галофосфата кальция и б) узкополосные
179
12. Разрядные лампы высокого и сверхвысокого
давления [4,5,7,17]
Применяемые для освещения разрядные лампы высокого
давления можно подразделить на три основные группы: дуговые
ртутные люминесцентные (ДРЛУ металлогалогенные ПЛГЛ) и
натриевые лампы высокого давления (НЛВД). Лампы с разрядом ВД
и СВД отличаются от ламп низкого давления значительно более
высокими плотностями излучения, и поэтому их часто называют
лампами высокой интенсивности.
Применение кварцевого стекла дало возможность развитая
ртутных ламп ВД и СВД, т.к. позволило создавать лампы с высокими
удельными мощностями и давлениями, применять водяное охлаждение
и использовать УФ излучение электрического разряда в парах ртути
(тугоплавкие стекла непрозрачны для УФ излучения с длиной волны
менее 330 нм). Развитие ламп ВД и СВД шло по двум основным
направлениям: 1 - создание ламп, обладающих высоким КПД
излучения в различных участках спектра; 2 - создание ламп,
обладающих высокими плотностями излучения.
В результате были разработаны трубчатые лампы ВД,
используемые в различных облучательных установках как
источники излучения в УФ и видимой области. Ртутные шаровые
лампы СВД с короткой дугой (длина дуги сравнима или меньше
диаметра колбы), используемые как источники высокой яркости в
видимой и УФ областях спектра. Лампы этих типов могут
использоваться как самостоятельные источники излучения, а также
дополняться внешними колбами, покрытыми слоем люминофора,
как это сделано в лампе ДРЛ.
Известно, что с повышением температуры плазмы
электрического разряда в газе увеличивается выход УФ излучения.
Температура плазмы непрерывного дугового разряда достигает
тысяч градусов, а плазмы импульсного разряда - десятков тысяч
градусов. Если давление в колбе лампы составляет около @,3 - 8) -
105 Па (от 0,3 до 8 ат), его называют высоким, а свыше 0,8 МПа (8
ат) сверхвысоким. В лампах этих типов, так же как и в ЛЛ
источником потока излучения служит положительный столб
разряда. Если положительный столб имеет большую протяженность,
то получаем источник излучения с высоким КПД излучения. Эти
лампы излучают потоки излучения в УФ, видимой и ИК областях
180
спектра и имеют преимущественно линейчатый спектр, что
зачастую приводит к искажению цветопередачи и требует
исправления спектрального состава излучения.
Первоначально разряд происходит при низком давлении паров
ртути, которое определяется температурой лампы в момент
возникновения разряда. Все характеристики соответствуют при этом
разряду НД при тех же давлении, диаметре и токе. По мере
разгорания колбы и испарения ртути повышается давление ее пара и
вместе с тем изменяются характеристики разряда: растут градиент
потенциала, поток излучения, световая отдача и яркость. Нормально
процесс завершается полным испарением ртути и стабилизацией
характеристик разряда. Время разгорания определяется скоростью
установления теплового режима колбы и обычно составляет
несколько минут (рис. 12.1).
1.иЛ9Фа,Рль%т
д установившихся значений
160
140
120
100
80
60
40
20
12 3 4 5 6 7 8
Время с момента зажигания, мин
Рис 12.1.Типичная картина изменения характеристик ртутных разрядов ВД
и СВД в процессе разгорания
Для получения высокого давления в разрядном промежутке
лампы в колбу лампы вводится металл, давление паров которого
определяется температурой наиболее холодной части внутренней
поверхности колбы лампы. При отсутствии разряда в такой лампе
температура ее колбы низкая и определяется температурой
181
окружающей среды. По мере разгорания разряда растут температура
стенок колбы и давление паров металла в ней. Для обеспечения в
разрядном промежутке давления в 100 кПа паров различных
металлов минимальная температура внутренней поверхности колбы
лампы должна быть такой, как показано в таблице 12.1.
Таблица 12.1
Металл
Т*°С
Нк
350
Rb
650
Cs
670
К,Са
по
Zn
890
Na
930
Преимущество ртути видно из таблицы. Давление паров ртути
в холодной лампе очень низкое, что создает тяжелые условия для
возникновения разряда, и только развитие разряда в лампе нагревает
ее стенки и повышает давление паров ртути до нужного значения.
Для облегчения зажигания лампы ВД и СВД приходится усложнять.
Во-первых, в лампы вводится инертный газ, обычно аргон, под
давлением в несколько сотен Па (несколько мм рт.ст.). Кроме
облегчения зажигания, аргон в период разгорания ослабляет ионную
бомбардировку электродов, замедляет их разрушение и увеличивает
срок службы лампы. Во-вторых, в лампах некоторых типов
устраиваются один или два дополнительных электрода, которые
располагаются вблизи рабочих электродов. Разряд начинается
между вспомогательным и основным электродами и быстро
переходит на рабочие электроды, т. к. сопротивление разрядного
промежутка быстро становится меньше сопротивлений, включенных
между вспомогательными и рабочими электродами. В-третьих,
вдоль наружной поверхности цилиндрических ламп ВД и СВД
иногда устанавливается узкая металлическая полоска, которая через
конденсатор присоединяется к одному из электродов лампы.
Наличие такой полоски облегчает условия возникновения разряда
между рабочими электродами лампы.
Колбы ламп ВД и СВД могут заполняться инертными газами
под давлением, близким к рабочим давлениям ламп. Колбы ламп,
работающих при давлениях до 300 кПа, изготавливаются из
тугоплавкого стекла, которое может работать при температуре до
400 - 500°С. Колбы ламп с давлением выше 0,3 МПа выполняются
из кварца, рабочие температуры которого доходят до 800 - 850°С. В
натриевых лампах в качестве разрядной трубки может
использоваться поликристаллическая окись алюминия с рабочей
температурой, доходящей до 1500°С.
182
При наличии жидкой ртути давление пара в лампе
определяется как давление насыщенных паров по минимальной
температуре на поверхности жидкой фазы. Она близка к
минимальной температуре внутренней поверхности лампы, с
которой может соприкасаться ртуть. Давление насыщающих паров
резко возрастает с ростом температуры, поэтому при работе лампы в
насыщающих парах даже незначительные изменения температуры
колбы вызывают резкое изменение давления и плотности пара, а
вместе с тем всех характеристик разряда. Для получения более
устойчивых характеристик электрического разряда в газах, ртутные
лампы ВД и СВД работают в атмосфере ненасыщенных паров ртути,
т.е. их наполняют строго дозированным количеством ртути с таким
расчетом, чтобы в нормальных условиях горения вся ртуть
полностью испарялась. Зависимости давления р и плотности паров
ртути п от температуры колбы лампы для ртутной лампы,
работающей в атмосфере ненасыщенных паров, можно определить
как: р-пкТу где к - постоянная Больцмана, Т- температура, К.
Анодно-катодное падение потенциала в ртутных дугах ВД и
СВД сравнительно мало, зависит от условий разряда и лежит в
пределах от 12 до 18 В.
Уравнение баланса мощности (энергии) дуги электрического
разряда является основным для определения температуры и ее
распределения. Для стационарной дуги принимается, что
выделяющаяся в объеме V электрическая мощность Р отводится
путем излучения ФЕ и теплопроводности Рх (для большинства дуг
это оказывается справедливым, и только в отдельных случаях
появляется необходимость в учете других видов потерь):
Р = Фг+Рх- A2.1)
Выразим входящие в него члены через температуру и условия
разряда. Выделяющаяся в объеме dV столба электрическая
мощность равна:
dPmJEdV = cE2dV, A2.2)
где J*Je=enebe E = aeE - плотность тока, состоящая из ионной
Ji и электронной J€ составляющих (для столба ионной
составляющей можно пренебречь), пе- концентрация электронов,
be «0,82eXe /meVe- подвижность электронов в плазме (Хе- длина
183
свободного пробега электрона, Ve = ^%кТе1пте - средняя скорость
электрона), ое=еп€Ь€ - удельная электропроводность плазмы.
Подвижность электронов в реальной плазме и ее
электропроводность определяются распределением электронов по
скоростям и их рассеянием на нейтральных атомах, ионах и
электронах.
Назовем суммарную мощность, теряемую единичным
объемом, в ? (г). Тогда в результате излучения из объема
dV отводится мощность:
d*z=9z(r}dV. A2.3)
Величина 6?(г) в общем случае представляет собой разность
между суммарной мощностью, выделяющейся в единичном объеме
с координатой г - Sz(r), и суммарной мощностью излучения,
поглощаемого в том же объеме за счет реабсорбции от всего
излучающего объема:
Mr) = Sz(r)-Slfn02„(r), A2.4)
или, выражая в?(г) через плотность потока чистого суммарного
излучения F^, получим:
Л>1 =Qz(r)dV mdivF^dV- A2.5)
Тепловые потери из объема dV за счет теплопроводности
равны:
dPT =-div(xgrad7>/K, A2.6)
где х " коэффициент теплопроводности плазмы при
температуре Г, или если учесть, что плотность теплового потока
FT = xgradT, то получим:
dPT=di\FTdV. A2.7)
Таким образом, уравнение теплового баланса мощности для
объема dV с координатой г принимает вид:
oE2dV = QzdV -div(xgradr)rfK, A2.8)
или с учетом плотности излучения и тепла:
aE2dV = d\v(Fw +FT)dV. A2.9)
Электропроводность плазмы а, суммарная мощность,
теряемая единичным объемом за счет всех видов излучения, 6? и
184
коэффициент теплопроводности плазмы % являются функциями
температуры, состава плазмы и давления.
Электропроводность термических дуг в общем случае без
учета влияния ионов и электронов на а можно определить
приближенным выражением:
{_ 3
a?2*constj/2r4?2e-(^/2*r) A210)
В расчетах классической теплопроводности принимают
Х-ХоГ\ A2.11)
где Хо " теплопроводность при некоторой заданной температуре
Т0, b - показатель степени (значение для одноатомных газов лежит
в пределах от 0,5 до 0,8. При высоких концентрациях электронов
(температурах 5-6103К и более) теплопроводность растет,
значительно быстрее за счет дополнительной теплопроводности
электронного газа. В случае смеси газов необходимо брать % Д"я
соответствующей смеси.
Плазма дуги излучает в общем случае спектр, состоящий из
множества линий и непрерывного фона. Для баланса энергии важна
суммарная мощность, покидающая данный объем в результате
излучения всех спектральных линий и непрерывного фона с учетом
реабсорбции 6?:
eiW'ZfcjW-^^-W], A2.12)
где г - текущий радиус, к и j - номера уровней возбуждения ртути.
Расчеты по этой формуле весьма сложны и требуют знаний
вероятностей переходов для всех энергетически весомых
спектральных линий излучения. Для длинного разряда с
цилиндрической симметрией
eUR
Qz*Sz(r)*Cs(P'kT(r))e kT{rK A2.13)
Значение потенциала возбуждения UB можно оценить,
рассматривая схему уровней атома. Поскольку наибольшую силу
излучения должны иметь нерезонансные линии с самых нижних
нерезонансных уровней возбуждения, то они должны иметь и
наибольший вес в сумме так, что Uв должно быть близко по
величине к их потенциалам возбуждения (для ртути, например,
185
UB * 8 В). Численные значения константы Cs и точное значение
UB определяются экспериментально.
Подставляя в уравнение A2.8) значения о Е и 9Г,
определяемые из уравнений A2.10) и A2.13), можно получить
дифференциальное уравнение, описывающее распределение
температуры в столбе стационарной термической дуги при
использовании указанных допущений:
constjp~2E2T*e 2kT =const5/?r"!e kT -div(xgradr). A2.14)
Для решения этого уравнения применительно к конкретным
условиям должны быть заданы краевые условия задачи, которые
включают в себя пространство, занимаемое дугой, температуру на
границах и значения входящих в уравнение констант и величин.
Непрерывное излучение разрядов высокой интенсивности
может возникать в результате взаимодействия свободных
электронов с положительными ионами, с нейтральными атомами.
Механизм образования спектров таков: свободный электрон,
обладающий некоторой кинетической энергией, в результате
взаимодействия с положительным ионом может совершить переход
в одно из состояний с меньшей энергией и излучить при этом квант
энергии /zv, равный разности энергий начального и конечного
состояний. При этом в конечном состоянии электрон может остаться
свободным - «свободно-свободные» переходы (тормозное
излучение), либо перейти в связанное состояние на один из
стационарных уровней энергии в атоме - «свободно-связанные»
переходы (рекомбинационное излучение). В разряде статистический
результат для большого числа электронов, обладающих
распределением энергий по Больцману - Максвеллу, приводит к
образованию непрерывного спектра.
Для использования излучения ламп дугового разряда в
качестве осветительных приборов необходимо преобразовать
спектральное излучение УФ диапазона в видимое, поэтому данная
задача до некоторого времени тормозила применение ламп ВД и
СВД. Синтезированный в начале 50-х годов фирмой Philips
люминофор на основе арсената магния позволил эффективно
преобразовывать УФ излучение ртутного разряда ВД. На базе этого
люминофора были разработаны и начали выпускаться первые
186
ртутно-кварцевые лампы ВД, пригодные для общего освещения.
Затем был усовершенствован фторогерманат магния (его спектр
излучения состоит из 5 узких полос с максимумами от 625 до 660
нм, где наибольшую интенсивность имеет полоса 660 нм,
возбуждаемая излучением от 200 до 480 нм, с квантовым выходом
около 0,85, Следует заметить, что яркость люминофора возрастает с
ростом температуры от 20 до 330°С почти в два раза, а затем
начинает падать.
Затем был синтезирован еще более качественный, но и более
дорогой люминофор - ортованадат иттрия, активированный
европием. Он имеет 4 узкие полосы излучения, при этом
наибольшая интенсивность приходится на долю двух полос с
максимумами 590 и 618 нм. Люминофор возбуждается УФ
приблизительно до 350 нм при комнатной температуре, а при 250°С
полоса возбуждения смещается в длинноволновую часть, захватывая -
наиболее интенсивные и выгодные в квантовом отношении УФ
линии ртутного разряда C65 нм). Яркость люминофора
увеличивается при нагреве до 400°С и более чем в 7 раз превосходит
яркость фторогерманата магния, нагретого до той же температуры.
Ввиду высокой цены люминофора его обычно применяют в смеси с
более дешевыми фосфатными люминофорами. Наилучшие
результаты как с точки зрения улучшения цветопередачи, так и цены
дают смеси 20-30% ортованадата иттрия и 80-70% ортофосфатного
люминофора. При этом светоотдача лампы 400 Вт около 60 лм/Вт.
Успехи в разработках люминофоров создали возможность для
освоения технологии выпуска ламп ВД, в частности ДРЛ.
В конструктивном отношении лампы типа ДРЛ представляют
собой ртугно-кварцевую горелку в форме трубки, размеры которой
зависят от мощности лампы. С противоположных концов в трубку
впаяны активированные вольфрамовые электроды. Для облегчения
зажигания кроме основного электрода впаяны зажигающие
электроды в виде проволочек. Горелка монтируется внутри внешней
колбы из тугоплавкого стекла, покрытой изнутри тонким слоем
люминофора. Размеры внешней колбы и ее форма подбираются с
таким расчетом, чтобы при работе лампы колба имела оптимальную
температуру для свечения люминофора, обычно это около 250°С, а
форма колбы эллипсоидальная. Диаметр внешней колбы у лампы
80Вт - 75 мм, а у лампы 1000Вт - 180 мм, полные длины ламп
соответственно равны 160 и 400 мм. Практически во всем мире
187
лампы типа ДРЛ выпускаются стандартных мощностей: 50, 80, 125,
250, 400, 700 и 1000 Вт для работы со специальными дросселями в
электросетях переменного тока напряжением 220 В. Светоотдачи
составляют 32 лм/Вт для ламп мощностью 50 Вт, около 48 лм/Вт для
ламп мощностью 80 Вт и 55-60 лм/Вт для ламп мощностью 250 Вт и
выше. Сроки службы достигают обычно 10-25 тыс. ч. при спаде
светового потока к концу срока службы около 30%. На рис. 12.2
представлен общий вид лампы ДРЛ и ее спектр излучения.
ДРЛ являются третьими по массовости выпуска источниками света
после ЛН и ЛЛ и широко применяются для наружного и внутреннего
освещения там, где не требуется высокое качество цветопередачи с
основной степенью цветопередачи - 2В и 3 (Ra = 40 - 69,
ТЦ9 = 3000 - 4200К), имеют примущесгвенно холодный оттенок.
0,6 ¦
I 0,4 I.
1
ffl
0,2
е о
jj
JnlLfU ,
i I i i 'i W
400 ' 500 ' 600 ' 700 \ нм
Рис. 12.2. Общий вид лампы ДРЛ 400 Вт: а) 1 - внешняя стеклянная колба, 2
- слой люминофора, 3 - разрядная трубка из кварцевого стекла, 4 -
рабочий электрод, 5 - зажигающий электрод, 6 - ограничительные
резисторы в цепи зажигающих электродов, 7 - экран, 8 - цоколь; б) спектр
излучения ДРЛ с фосфат-ванадатным люминофором
Начиная с 70-х годов в наружном освещении их постепенно
вытесняют натриевые лампы ВД (НЛВД), имеющие вдвое более
высокую световую отдачу и ббльший срок службы при меньшем
188
спаде светового потока, при низком качестве цветопередачи - 4-й
степени (- Ra =20-30, Тцв =2000-2100К) НЛВД имеют теплый
почти желтый оттенок..
Основные элементы конструкции ламп типа ДРЛ, МГЛ И НЛВД
практически одинаковы. В горелке из прочного тугоплавкого химически
стойкого прозрачного материала в присутствии газов и паров металлов
возникает свечение электрического разряда. Горелки ламп ДРЛ и МГЛ
выполнены из кварца, а НЛВД - из специальной керамики - поликора.
Горелки содержат газ аргон или ксенон и пары металлов при
высоком давлении: ртути у ДРЛ, ртути и смеси галлоидов некоторых
металлов у МГЛ, ртути и паров натрия у НЛВД. Разряд происходит под
действием приложенного к электродам горелки напряжения. Для
облегчения зажигания предусмотрен зажигающий электрод. Горелка
размещена внутри внешней колбы, обычно прозрачной у МГЛ и НЛВД.
или покрытой изнутри слоем люминофора для улучшения
цветопередачи у ДРЛ. Для специальных целей, например, для
установки в прожекторах выпускаются малогабаритные лампы МГЛ и
НЛВД без внешней колбы.
Лампы в комплекте с ПРА рассчитаны на сетевое напряжение.
НЛВД, а в некоторых случаях МГЛ и ДРЛ требуют для своего
включения импульсного зажигающего устройства (ИЗУ),
подающего в момент зажигания разряда импульс напряжения до
4000 В. При работе с ИЗУ лампы легко зажигаются при самых
суровых морозах. В настоящее время все чаще стали использовать
электронные ПРА, что повышает срок службы, надежность и
качество освещения. Лампы имеют в основном резьбовой цоколь
Е27 или Е40, но некоторые маломощные лампы имеют штырьковый
цоколь типа G12, RX7s и другие (рис.8.4).
Наименее чувствительны к колебаниям напряжения лампы
ДРЛ. При изменении напряжения сети на 10-15% в большую или
меньшую сторону, на лампе повышается или понижается световой
поток на 25-30%. При напряжении менее 80% от стандартного
сетевого напряжения лампа может не зажечься, а в горящем
состоянии погаснуть.
Срок службы большинства ламп составляет 10000-15000 ч, но
для отдельных типов НЛВД срок службы может быть более 20000 ч.
По устойчивости и механическим воздействиям они превосходят ЛН.
В части экологической безопасности, необходимо уделять особое
внимание вопросам утилизации ламп ДРЛ, т.к. в них содержится больше
189
чем у МГЛ и НЛВД ртуга. Излучаемая горелкой доля УФ потока
излучения практически полностью задерживается стеклом внешней
колбы.
Наименьшую световую отдачу среди указанных разрядных
ламп имеют лампы ДРЛ D0-60 лм/Вт), наибольшую НЛВД (до 120
Вт), а МГЛ имеют диапазон от 60 до 100 лм/Вт, при этом у всех
ламп световая отдача растет с увеличением мощности. Лампы
характеризуются значением светового потока, а зеркальные лампы -
осевой силой света и кривой сил света. Яркость ламп ДРЛ C0000 -
100000 кд/м2), а МГЛ и НЛВД до 25000000 кд/м2.
Многие МГЛ и НЛВД, особенно мощные, очень критичны к
ориентации в пространстве. Угловые зоны их рабочих положений
указываются в технических характеристиках. У ламп ДРЛ рабочее
положение произвольное. Разрядные лампы ВД требуют нескольких
минут для разгорания до рабочего режима. Погасшие лапы вновь
зажигаются после охлаждения в течение одной или нескольких
минут. Температура горелки достигает 700 - 800°С, а температура
колбы лампы доходит до 300°С.
Традиционные области применения ламп ДРЛ и НЛВД:
освещение открытых территорий, производственных,
сельскохозяйственных и складских помещений. Основные области
применения МГЛ: открытые и закрытые спортивные сооружения,
помещения общественных зданий, производственные цеха с высокими
требованиями к цветопередаче. Следует указать, что МГЛ и НЛВД с
улучшенной цветопередачей и мощностью до 100 Вт начинают
вытеснять ЛН и ЛЛ из сфер их применения в общественных и жилых
зданиях. Эти типы ламп с успехом используются для наружного
освещения и светового оформления городов.
Металлогалогенные лампы, рассмотрим их подробнее в плане
возможности применения в различных областях приборостроения.
Спектры очень многих химических элементов представляют большой
интерес для создания эффективных дуговых источников оптического
излучения различного назначения. Однако до начала 60-х годов
большинство этих элементов не удавалось использовать либо из-за
малого давления их пара при максимально допустимой рабочей
температуре колб из кварцевого стекла, вследствие чего они не давали
достаточного излучения, либо из-за сильного разрушающего действия
на материал колбы и электродов во время разряда.
190
Одновременно в ряде стран проводились исследования по
использованию методов ведения элементов в лампу не в чистом
виде, а в форме галогенных соединений. В большинстве случаев эти
соединения интенсивнее излучают в электрическом разряде и
химически не взаимодействуют с кварцевым стеклом. Благодаря
этим исследованиям удалось использовать излучение нескольких
десятков элементов и щелочных металлов в виде галогенных
соединений, которые в чистом виде интенсивно разрушают горячие
кварцевые колбы во время электрического разряда в газах и парах
металлов.
Использование галогенных соединений открыло перспективы
разработки значительно более эффективных ламп ВД и СВД со
всеми присущими им особенностями, но отличающихся
разнообразием спектров излучения - от отдельных спектральных
линий в разных участках спектра до практически непрерывного с
самыми различными распределениями излучения по зонам, причем
в очень широком диапазоне мощностей и длин дуг. Вместе с тем,
при разработке и внедрении МГЛ возникло множество
специфических проблем, связанных главным образом с зажиганием
и перезажиганием разряда и нестабильностью характеристик [4].
Принцип действия и устройство современных МГЛ. Как
указывалось выше, конструктивно МГЛ подобны различным типам
разрядных ламп ВД. Принципиальное отличие заключается в том, что
при изготовлении лампы в нее, кроме дозированного количества ртути и
зажигающего газа, обычно аргона, вводят тот или иной элемент в виде
небольшой добавки его галогенного соединения (или нескольких
добавок). Принцип действия ламп таков: после разгорания разряда и
испарения всей ртути в лампе образуется дуговой разряд ВД или СВД в
парах ртути. При достаточно высокой температуре стенок кварцевой
колбы испаряются также и добавки, при этом необходимо, чтобы они
испарялись, не разлагаясь на атомы. Диффундируя в зону разрядного
канала с температурой в несколько тысяч градусов, они наоборот,
должны разлагаться там на атомы, которые частично ионизуются,
возбуждаются и излучают спектры, присущие соответствующим
элементам. Для того, чтобы такая лампа могла длительно работать,
необходимо, чтобы атомы, входящие в состав добавок, диффундируя за
пределы разрядного канала в зону с более низкой температурой, вновь
полностью воссоединялись в первоначальные химические соединения в
объеме, не доходя до стенок колбы. Кроме того, они не доданы
191
образовывать устойчивые химические соединения с материалами колбы
и электродов, т.е. должен существовать и поддерживаться в течение
всего срока службы, замкнутый физико-химический цикл добавок.
Как показали эксперименты, для эффективного излучения
атомов добавок и длительной работы таких ламп в наибольшей
степени подходят именно ртутные разряды ВД и СВД, а в качестве
излучающих добавок йодистые, а вообще галогенные соединения
большинства металлов.
При определенных условиях в таких разрядах преобладает
излучение металлов-добавок, в то время как атомы ртути слабо или
практически не участвуют в излучении, несмотря на то, что их
концентрации в разряде в сотни и тысячи раз больше концентраций
излучающих добавок. Такой «неиэлучающий» газ или пар, называемый
«буферным», играет исключительно важную роль в формировании
условий разряда, обеспечивающих принцип действия этого класса ламп.
Для создания таких условий потенциалы возбуждения
наиболее глубоких уровней атомов металлов-добавок должны быть
меньше потенциалов возбуждения трех наиболее интенсивных
видимых линий ртути D05, 436 или 546 нм) с C/Hg = 7,7 В, а также
йода U\ = 7,6 В и аргона L/aj- = 11,5 В.
Это условие выполняется для нескольких десятков металлов-
добавок, у которых потенциалы возбуждения лежат в пределах от
1,5 до 6 В. Из теории также следует, что наиболее интенсивного
излучения можно ожидать с более глубоких уровней возбуждения
добавок. Это позволяет, зная спектры их излучения, ориентировочно
выбирать добавки, необходимые для получения нужного характера
спектра. Конкретный количественный подбор добавок и их
соотношений до сих пор производится экспериментально по
специальным методикам.
В МГЛ физико-химические процессы с участием йодидов
(галогенов) металлов являются непременным условием,
определяющим принцип действия ламп, вместе с тем, введение
галогенов приводит к появлению множества процессов,
отрицательно влияющих на работу ламп.
В МГЛ не могут работать столь эффективные для ртутных
ламп ВД вольфрамовые электроды с активаторами, содержащими
соединения щелочно-земельных металлов (Ва, Са, Sr) из-за их
химических реакций с галогенами. В МГЛ применяются электроды
из торированного вольфрама, либо содержащие в качестве
192
активатора диоксид тория, но эти электроды требуют для зажигания
разряда более высокие напряжения.
Зажигание и перезажигание разряда в МГЛ существенно
осложняется наличием галогенов. Присутствие в газовой фазе
галогенов и их соединений приводит в захвату свободных электронов и
образованию тяжелых отрицательных ионов. Это ухудшает условия
возникновения таундсеновской лавины и ведет к значительному
повышению напряжений зажигания и перезажигания разряда, а при
неблагоприятных условиях разряд вообще не будет зажигаться.
Наиболее активно захватывает свободные электроны йод и дийоднд
ртути Hgb. Одной из наиболее часто встречающихся примесей,
вызывающих повышение напряжений зажигания и перезажигания,
является водород, который чаще всего попадает в лампу с остатками
влаги. Водород восстанавливает йодиды металлов, образуя йодистый
водород Ш , который действует так же, как и Hgl2, но в отличие от
Hgb, он находится в паровой фазе вплоть до - 35°С.
В МГЛ одним из наиболее возможных путей попадания влаги в
лампу являются операции приготовления, хранения и введения
галогенных добавок в лампу, что обусловлено высокой
гигроскопичностью большинства галогенвдов. Важно также исключить
возможность попадания влаги из стенок кварцевой колбы и электродов, а
также любых деталей во внешней колбе и стекла самой колбы.
Введение в ртутную дугу ВД йодидов металлов с большим
количеством спектральных линий, например, скандия, тория,
редкоземельных металлов, вызывает стягивание (сжатие) шнура
разряда, сопровождающееся существенным повышением
напряжения, блужданием шнура и нестабильностью. Наоборот,
йодиды щелочных и некоторых других металлов вызывают
расширение канала дуги, которое сопровождается стабилизацией
режима горения и падением напряжения. Таким образом, для
регулирования напряжения горения и хорошей стабилизации дуги в
нее следует вводить йодиды щелочных металлов, причем дозировка
должна подбираться достаточно точно. Для осветительных МГЛ в
качестве расширяющей канал и стабилизирующей дугу добавки
применяют преимущественно йодид натрия, поскольку резонансное
излучение натрия существенно повышает светоотдачу.
При работе МГЛ в вертикальном положении часто наблюдается
неравномерное распределение излучения многих добавок вдоль столба
разряда, так называемое расслоение. Оно ведет к нежелательному
193
изменению цвета и яркости вдоль столба и особенно сильно зависит от
положения горения ламп большой длины.
В МГЛ с некоторыми добавками, например Na, наблюдается
различный цвет свечения в центре и по краям шнура, а при работе на
переменном токе также периодическое изменение цвета в
зависимости от фазы тока. Эти явления связаны с различием
потенциалов возбуждения добавок и ртути и поэтому разной
шириной светящегося канала и разной глубиной пульсаций
спектральных линий добавок и ртути.
В конструктивно-технологическом отношении МГЛ имеют
некоторые особенности по сравнению с соответствующими типами
ртутных ламп ВД и СВД. Поскольку добавки вводятся в избытке,
при работе лампы всегда имеется их жидкая фаза, поэтому давление
их паров очень резко зависит от минимальной температуры
наиболее холодной зоны внутри кварцевой горелки. Горячие газы,
которые подхватывают молекулы добавок и вовлекают их в
циркуляцию, создают конвекционные потоки в горелке. КПД
излучения, спектральные и цветовые характеристики МГЛ очень
чувствительны даже к незначительным изменениям всех факторов,
влияющих на распределение концентраций добавок в объеме.
КПД излучения большинства применяемых добавок растет вместе
с давлением их паров, т.е. с минимальной температурой внутренней
стенки горелки. Поэтому естественно стремление как можно выше
поднять эту температуру. С другой стороны, чем выше температура
кварцевой горелки, тем интенсивнее протекают процессы, приводящие к
сокращению срока службы лампы. В этих условиях для получения
максимальных КПД излучения и срока службы необходимо стремиться
к повышению минимальной и снижению максимальной температуры
внутри горелки, т.е. выравниванию ее температурного поля. В разрядах
ВД и СВД особенно важно с этой целью повышать температуру концов
горелки, особенно ее заэлеюродных частей; а при работе лампы в
вертикальном положении - нижнего наиболее холодного конца. Что
касается максимальной температуры, то она обычно находится в средней
част горелки. Ее можно рассчитать из теплового баланса. На практике
для сравнительных оценок широко пользуются удельной
(элеюрической) нагрузкой равной:
и/ - МОЩНОСТЬ ДУГИ _ . 2
W\ = — Вт/см .
площадь • внутренней • поверхности • горелки
194
Чем больше W\9 тем выше температура всей горелки и ее
центральной части.
Выбор минимальной температуры горелки представляет собой
компромисс между стремлением получить как можно более высокие
КПД излучения, с одной стороны, и необходимый срок службы - с
другой, и зависит от состава добавок и назначения лампы. Чем выше
должна быть минимальная температура, тем более высокие
требования предъявляются к выравниванию температурного поля
горелки, чтобы получить максимально возможный срок службы. В
специальных случаях особо высокие параметры излучения удается
получать лишь за счет сокращения срока службы.
Рис. 12.3. Общий вид трубчатых МГЛ: а) МГЛ 400 Вт; б) МГЛ 2000 Вт; в)
электрическая схема включения A * пружинящие распорки, 2 - разрядная
трубка, 3 - основные электроды; 4 - зажигающий электрод, 5 - утепляющее
покрытие, б - ограничительное термостойкое сопротивление, 7 - цоколь
лампы; 8 - термобиметаллическое реле, отключающее зажигающий
электрод после включения лампы).
Первоначально МГЛ разрабатывались для замены ламп типа ДРЛ.
В качестве излучающих добавок наиболее широкое распространение
получили две композиции: йодиды Na, T1 и In (тройная смесь) и йодиды
Na, Sc и (Th). Лампы с этими добавками имеют высокие светоотдачи от
195
75 до 90 лм/Вт, что в 1,5 раза выше, чем у ламп ДРЛ той же мощности,
большие сроки службы от б до 15 тыс. ч., и обеспечивают хорошее
качество цветопередачи (Ra = 55 + 60, Тт - 4500 + 5500К) у «тройной
смеси» и (Ra =60*65 и Тш =3800 + 4600К) для Na, Sc. В
конструктивном отношении они подобны лампам ДРЛ, но имеют
некоторые отличия. При одинаковой мощности горелки МГЛ имеют
форму более коротких трубок и сужающуюся форму в заэлектродной
части, а концы горелок с целью утепления покрывают тонким слоем,
например, ТЮь т.к. для получения указанных светоотдач требуются
более высокие минимальные температуры. На рис. 12.3 показан общий
вид трубчатых МГЛ.
* А
15-
60 ¦
§ 40).
4201
а)
•JV
*—I I I
5
ю-
JWyU °1
о
300 400 500 600 Л,нм 350 450 550 650 Х,нм
400 500 600 700 Х,нм
Рис. 12.4. Спектры излучения МГЛ: а) спектр иодиды Na, Tl, In, б) йодиды
Na, Sc и (Th), в) иодиды и бромиды Dy, Но, Тт.
МГЛ не получили очень широкого применения для наружного
освещения, поскольку их вытеснили почти одновременно
появившиеся НЛВД, имевшие значительно более высокие
светоотдачи и сроки службы при меньшем спаде светового потока в
процессе горения, чем МГЛ. При этом цветовые характеристики
НЛВД практически не зависели от положения горения. Большой ряд
областей применений, где принципиальные возможности получения
196
источников практически с любым спектром излучения сделали МГЛ
незаменимыми (на рис. 12.4 приведены примеры спектров излучения МГЛ).
Это в первую очередь источники света с особо высоким качеством
цветопередачи и существенно более высокой плотностью юпучения, чем у
JUL Во-вторых, широкое поле источников излучения со специальными
спектрами и высокими плотностями излучения для многочисленных и
расширяющихся областей специального применения, в основном в
фотохимических процессах промышленного значения и фотобиологии.
Создание МГЛ с особо высоким качеством цветопередачи было
использовано в цветном телевидении. Важным шагом в этом
направлении явилась разработка серий МГЛ, использующих в качестве
излучающих добавок галогенвды редкоземельных металлов. Спектры
этих элементов состоят из множества спектральных линий,
расположенных по всему видимому и ближнему УФ и ИК областям
спектра. В 1976 г. подобные лампы были с большим успехом применены -
для освещения Олимпийских игр в Мюнхене.
Для целей цветного ТВ были разработаны и освоены в производстве
две серии МГЛ: 1) - линейные трубчатые - мощностью 400, 1000, 2000 и
3500 Вт со светоогдачами от 65 до 86 лм/Вт, практически непрерывным
спеюром Ra от 70 до 85 и 7*ш s 6000K, со сроком службы до 1000 -1500
ч.; 2) - компактные (шаровые) с укороченной длиной дуги (от 7 до 35 мм)
мощностью 200,575,1200,2500,4000,7000 и 12000 Вт высокой яркости со
светоогдачами от 80 до 96 лм/Вт, практически непрерывным спектром, Ra
от 85 до 95, Гщ, = 6000К и со сроком службы несколько сот часов (от 200 до
500). Для мгновенного зажигания ламп в горячем состоянии были
разработаны специальные блоки, вырабатывающие импульсы высокого
напряжения от 20 до 60 кВ, На рис. 12.5 показан общий вид и спектр
излучения компактной МГЛ с заданной композицией излучающих добавок.
Высокая светоотдача, малые габариты и возможность получения
очень высококачественной цветопередачи определили интерес к созданию
маломощных менее 200 Вт МГЛ для внутреннего освещения. Исследования
и разработки шли в основном по трем направлениям: 1)
усовершенствование МГЛ с Na, Sc наполнением, 2) поиски новых
наполнений, позволяющих регулировать цветовые характеристики и
спектры излучения в значительно более широких пределах и 3) создание
маломощных МГЛ в керамической оболочке.
В результате изменения химического состава и дальнейшей
оптимизации конструкции горелки и технологии производства, удалось
197
значительно улучшить качество цветопередачи, достичь большой
однородности и стабильности цвета как при работе в разных положениях
горения, так и в процессе срока службы. Улучшение цветовых
характеристик было достигнуто путем модификации и оптимизации состава
наполнения, в который кроме йодидов Na, Sc и Li, были дополнительно
введены йодиды Dy и Т1 . Кроме того, за счет геометрии горелки было
существенно повышено значение Wx с 15,5 до 21 Вт/см2. В результате
огпимюированная100ВтМГЛимеет:л = 85лм/Вт, Яа=85, Гц, «3100 К
и ожидаемый срок службы больше 7000 - 8000 ч.
а)
10 см
А /, Вт/Eнмстер)
б)
X, нм
Рис. 12.5. Общий вид компактной МГЛ HQI-TS 1000/D/S с высоким
качеством цветопередачи (Гц, = 5900 К, т\ - 90 лм/Вт)
Использование поликристаллической окиси алюминия для
горелок маломощных МГЛ позволило рассчитывать на получение
более высоких световых и цветовых характеристик и более высокую
стабильность. Такие горелки могут длительно работать при Т ~
1150°С, что на 150-200° выше, чем допускает кварцевое стекло, они
обладают высокой химической стойкостью, что снимает многие
проблемы, возникающие при введении галогенидов щелочных
металлов в горелки из кварцевого стекла. И в настоящее время все
передовые зарубежные фирмы начали выпуск серийных
маломощных МГЛК от 35 до 150 Вт в керамических горелках.
198
Горелки из поликристаллической окиси алюминия
представляют собой отрезки цилиндрических трубок, внутри
которых происходит разряд; с противоположных сторон на торцах
трубки вдоль оси расположены вводы в виде отрезков более узких
керамических трубочек. Длина разрядной части лишь немногим
больше диаметра. Горелки смонтированы внутри вакуумированных
кварцевых колб и выпускаются в двух исполнениях: с
односторонним выводом и двухсторонним. Выпускаются лампы
преимущественно с 7*вд = ЗОООК (наполнение, кроме Hg и инертного
газа - йодиды Na, TI и один или нескольких редкоземельных
металлов (Dy, Но, Тт)). Лампы имеют следующие параметры: 35, 70
и 150 Вт, т] = 87-95 лм/Вт, Ra ? 85, положение горения - любое.
Срок службы 6000 - 8000 ч при исключительно высокой
стабильности параметров в течение всего срока службы, которая*
обеспечивается работой ламп только со специальными ЭПРА.
К МГЛ с преобладающим излучением молекул-добавок
относятся лампы с галогенидами олова (SnX2), где X - J, Br, C1. Спектр
этих ламп состоит из линейчатого спектра атомов Sn, а с повышением
давления галогенидов быстро растет интенсивность
квазинепрерывного спектра SnX2. В видимой части при достаточном
давлении добавок спектр близок к дневному свету с Г^ = 5500К и Ra
~ 92. Они имеют высокую светоотдачу (при добавлении SnBr2 и SnCl2
световая отдача х\ = 60 - 70 лм/Вт). МГЛ СВД с галогенидами олова
мощностью 250, 500 и 1000 Вт используются для цветной фотографии,
подсветки при цветных телепередачах, для цветной микроскопии и др.
целей. Горелки шарообразной формы с запрессованными с
противоположных сторон вводами помещены во внешнюю
малогабаритную вакуумированную кварцевую колбу и снабжены
плоским двухштырьковым цоколем. Лампы имеют г\ от 70 до 78 лм/Вт,
Гц, = 5500К, Ra > 85. Важно, что Гц, почти не зависит от положения
горения. Рабочее давление в горелке 20 - 30 arm. Этот класс МГЛ с
излучением молекул - (а не атомов) добавок представляет весьма
большой интерес с научной и практической точек зрения.
МГЛ может использоваться с преимущественным излучением в
сине-фиолетовой и близкой УФ области спектра для применения в
медицине (сине-фиолетовая область - добавки йодидов In и Ga),
лазерной накачке и многочисленных поверхностных фотохимических
процессах промышленного масштаба (ближний УФ - от 300 до 450 нм
199
с добавками йодидов Fe, Co, Pb, Ga в различных сочетаниях). По
конструкции лампы подобны трубчатым рпугао-кварцевым лампам
ВД Выпускаются лампы различной мощности от 400 до 2000 Вт и
более. Лампы рассчитаны, как правило, на работу только в
горизонтальном положении, чтобы избежать расслоения излучения.
Для использования в объемных фотохимических процессах,
протекающих в жидкой или газообразной среде, например, фотосинтез
капролактама и додекалактамов, созданы МГЛ погружного типа. С
конструктивно-технологической точки зрения удобнее погружать
лампы в вертикальном положении. Мощности ламп и их
конструктивные размеры зависят от необходимой производительности
технологического процесса и могут быть от нескольких сот ватт при
длине десятки см до 10 - 20 кВт и длине более 1 м.
Существуют области применения, где необходимо исключить
присутствие ртути с точки зрения экологической безопасности. В
таких случаях подходящей заменой ртути является ксенон. Он
экологически безопасен, имеет большую атомную массу A31),
высокие по сравнению с излучающими добавками потенциалы
возбуждения и ионизации, и химически инертен.
Натриевые лампы низкого и высокого лавЛРния Обстоятельные
исследования характеристик натриевого разряда, проведенные в 20-х и
начале 30-х годов, выявили условия разряда, обеспечивающие
наибольший выход резонансных линий с к = 589,0 и 589,6 нм, кроме
того, наполнение ламп аргоном резко повышало светоотдачу.
Натриевые лампы НД ввиду очень плохой цветопередачи (в
видимой части спектра излучают практически монохроматический
желтый свет 589,0/589,6 нм) нашли применение в основном для
освещения загородных автострад и то, только в Западной Европе.
Видимо, это связано с высокой стоимостью электроэнергии, что и
стимулировало работы по улучшению ламп. Усовершенствование
конструкции и технологии производства этих ламп практически
доведены до возможного предела. Если световая отдача ламп
выпуска 40-х годов составляла около 70 лм/Вт, то световая отдача
ламп производства конца 90-х годов приблизилась к 200 лм/Вт. Это
рекорд для разрядных ламп. Спектр НЛНД показан на рис. 12.6.Для
получения высокого КПД резонансного излучения Na необходимо
иметь малые плотности тока при оптимальном давлении паров Na,
которое получается при температуре 270°С. Для надежного
200
зажигания применяются специальные ПРА, дающие повышенное до
450 В напряжение холостого хода.
2000
*>«* 1200
л о
X —
* х 400
I
SOX 55BT.SOX-E 36Вт НЛНД
300 ' 4d0 ' 5б0 600 ' 760 ' 800 Х,нм
A SON250Bt,SON-^250Bt Стандарт НЛВД
250 ¦
§Ъ 150
<Э 50 ¦
300 400 500 600 700 800 Х,нм
±SON Comfort250BT,SON-T Comfort 250Вт
1группа
•а
300 400
^
250 Г SDW-T50BT
150
50 ¦
500 600 700 800 Х,нм
2 группа
4
^JU
300 400 500 600 700 800 *,нм
Рис. 12.6. Спектры излучения натриевых ламп: 1 - НЛНД; 2 - НЛВД
- стандарт; 3 - НЛВД с улучшенной цветопередачей 1 группа; 4 - НЛВД с
улучшенной цветопередачей 2 группа
201
Современные НЛНД, выпускаемые фирмами Philips и Osram,
имеют мощности от 18 до 185 Вт и светоотдачи от 100 до 190 лм/Вт.
Эксперименты, проведенные в конце 50-х - начале 60-х годов,
показали, что при добавлении натрия в обычную 400 Вт ртутно-
кварцевую лампу ВД светоотдача возрастает до 100 и более лм/Вт и
качество цветопередачи значительно улучшается по сравнению с
НЛНД. Однако срок службы таких ламп был очень мал из-за
разрушения кварцевого стекла парами натрия.
Использование поликристаллического оксида алюминия
(АЬОз), который представляет собой спеченную при высокой
температуре керамику, состоящую из отдельных зерен АЬОз,
создает рассеянный свет, подобно молочному стеклу. По мере
повышения давления паров натрия, происходит очень сильное
уширение ее резонансных линий. В результате растет световая
отдача и заметно улучшается качество цветопередачи. При
определенном давлении наступает максимум светоотдачи, после
чего она уменьшается.
В разрядную трубку кроме натрия обычно вводят ртуть,
которая повышает градиент потенциала и позволяет получать более
приемлемые размеры разрядных трубок при электрических
параметрах, удобных для работы в стандартных электросетях.
Кроме того, натрий удобнее и легче обрабатывать не в чистом виде,
а в виде твердой амальгамы. Поскольку в лампах имеют место
потери Na, амальгаму вводят в избытке, так, что НЛВД работают в
условиях насыщенных паров и поэтому режим работы ламп весьма
сильно зависит от температуры «холодной точки», в которой
конденсируется избыток амальгамы.
В качестве зажигающего газа разработчики предпочли использовать
самый тяжелый инертный газ - ксенон, чтобы получил» наиболее
высокую светоотдачу. В ксеноне из-за меньшей теплопроводности и
соответственно меньших тепловых потерь светоотдача ламп на 10% выше,
чем в аргоне и на 32% выше, чем в смеси Пеннинга (Ne + 0,5+1,0% Аг).
Общий ввд стандартной НЛВД показан на рис. 12.7.
Стандартные НЛВД имеют световую отдачу 125 лм/Вт (для
400 Вт лампы), срок службы 16000 - 20000 ч. при спаде светового
потока к концу срока службы на 20%. Лампы выпускаются на
мощности от 70 до 1000 Вт; наиболее распространены лампы
мощностью 250 и 400 Вт. Ввиду более низкого рабочего напряжения
на лампе по сравнению с ртутными лампами ВД ток НЛВД
202
примерно на 30% больше, и поэтому их нельзя эксплуатировать с
дросселями от ртутных ламп ВД той же мощности.
С 2001 г. фирма Philips выпускает две серии НЛВД: 1. SON-
(Т) Plus с повышенным давлением Хе и, соответственно,
повышенной световой отдачей; 2. стандартные, полностью
безртутные экологически чистые НЛВД SON-(T) Hg - free. Срок
службы ламп 32000 ч. SON-(T) Plus выпускается на мощности 50,
70, 100, 150, 250, 400,600 Вт со светоотдачами от 88 лм/Вт (для 50
Вт) до 150 лм/Вт (для 600 Вт). Стандартные безртугные лампы
SON-(T) Hg - free - на мощности от 70 до 400 Вт со светоотдачами
от 86 лм/Вт (для 70 Вт) до 120 (для 400 Вт).
б)
Uc
rVW\Mj—i
О1
а)
Рис. 12.7. а) Общий вид НЛВД: 1 - внешняя прозрачная колба; 2 -
керамическая разрядная трубка; 3 - газопоглотитель (ZrAl); 4 - резьбовой
цоколь; б) схема включения НЛВД: 1 - лампа; 2 - дроссель; 3 - ИЗУ.
НЛВД обладают самой высокой светоотдачей, достигающей
150 лм/Вт, большим сроком службы, составляющим 16 и более тыс.
ч. при слабом спаде порядка 20% светового потока, к концу срока
службы, что делает их применение весьма выгодным. Однако из-за
невысокого качества цветопередачи они не могут применяться в
большинстве установок внутреннего освещения. Главными
недостатками в этом плане является почти полное отсутствие
излучений в сине-зеленой части спектра (RQ - 20+26) и непривычно
низкая Гцв равная 2000+2100К. В то время как по международным
203
стандартам для использования в большинстве установок
внутреннего освещения ИС должен иметь Ra не ниже 60-70, а Гщ
2400+3000K. Поэтому почти с самого начала выпуска НЛВД велись
работы, направленные на улучшение качества их цветопередачи.
Сегодня эта проблема решена при помощи МГЛ в керамических
оболочках, но это уже не НЛВД.
Реальными путями улучшения качества цветопередачи НЛВД
являются повышение давления паров натрия, увеличение диаметра
разрядной трубки и работа в пульсирующем режиме.
С ростом давления паров натрия происходит постепенное
улучшение цвета излучения, главным образом за счет очень
сильного уширения резонансных линий, роста излучения
нерезонансных линий в зелено-голубой E68, 498 нм), красной F16
нм) областях спектра и в синей части спектра. При этом Гц,
постепенно повышается, в то время как Ra сначала возрастает,
достигает максимума до 85, а затем падает. Увеличение диаметра
разрядной трубки в отношении излучения в известной мере
эквивалентно повышению давления паров натрия. Это объясняется
тем, что выход излучения определяется, при прочих равных
условиях, оптической плотностью, которая пропорциональна
произведению плотности паров натрия на длину оптического пути,
т.е. величину, пропорциональную радиусу разрядной трубки.
С ростом давления паров натрия и ртути все меньшее влияние на
теплопроводность смеси оказывает зажигающий газ. Поэтому в НЛВД с
достаточно высокими давлениями натрия и ртути в качестве зажигающего
газа вместо ксенона применяют смесь Пеннинга (Ne + 0,5+1% Аг) при
давлении от 2,7 до 4,5 кПа, значительно облегчающую зажигание.
Передовые фирмы предлагают в основном три варианта НЛВД с
улучшенной цветопередачей за счет повышения давления Na в
сочетании с подбором состава амальгамы, давления Хе и диаметра
трубки d 1. rws 2200K и Ra= 60 - 69. 2. Гшг 2500 К и *fl= 80+85. 3.
T^s 2800К, Ra =60+70. Лампы выпускаются преимущественно на
малые мощности от 35 до 150 Вт, а также мощностью 250 и 400 Вт. На
рис. 12.6 показаны спектры НЛВД с улучшенной цветопередачей 1-ой и
2-ой группы в сравнении со спектром стандартной НЛВД и НЛНД.
Внешне лампы отличаются от стандартных тем, что у них
утеплены концы разрядной трубки при помощи цилиндров из
204
ниобия или тантала, а у ламп 2-ой группы «белая» или «супер»,
кроме того, несколько увеличен диаметр разрядной трубки, что
позволяет не так сильно увеличивать давление паров натрия, а,
следовательно, облегчить тепловой режим.
Таким образом, сегодня остается единственный практически
приемлемый способ улучшения цветопередачи НЛВД. Это
повышение давления Na в сочетании с подбором состава
наполнения и геометрии разрядной трубки. При этом
нецелесообразно повышать Тт выше 2800К. В случае
необходимости иметь более высокую 7^ (ЗОООК и больше) ий0^
80 имеет смысл применять другие типы ламп (при Тт =3000*3100К
и Ra ? 95 галогенные лампы накаливания). Представляют
несомненный интерес МГЛ в керамической оболочке, которые
обеспечивают почти идеальное качество цветопередачи с Ra > 85 в
широком диапазоне 7? от 2700 до 6500К при светоотдаче свыше
90 лм/Вт, достаточно большом сроке службы F*8 тыс.ч) и
исключительно высокой стабильности Гцв в процессе работы с
ЭПРА [4].
Кроме выше упомянутых ламп, широкое применение нашли
ксеноновые лампы ВД и СВД. Дуговые лампы, работающие в
ксеноне при ВД и СВД имеют ряд особенностей по сравнению с
аналогичными лампами, работающими в парах ртути.
К числу положительных характеристик относятся:
непрерывный спектр излучения в области от 200 до 2000 нм (в
видимой области спектр близок к солнечному сГ^» 6000*6100К и
отличным качеством цветопередачи с Ra = 95*98); независимость
параметров ламп от рабочей температуры колбы и внешней среды,
что дает возможность эксплуатировать лампы при температурах до
- 50°С; при плотностях тока свыше 20 А/см2, имеется
слабовозрастающая вольтамперная характеристика (Un » U^)*
поэтому возможно включение длинных разрядных трубок в сеть с
малым балластным сопротивлением и даже без него;
незначительный период разгорания.
К числу отрицательных можно отнести: наличие в близкой
ИК-области спектра @,8* 1,0 мкм) интенсивных спектральных
линий, для устранения излучения которых при создании имитаторов
205
солнечного излучения приходится применять специальные фильтры;
высокое напряжение зажигания разряда (возрастающее с ростом
давления ксенона, длины трубки и уменьшения ее диаметра),
достигающие 20 - 50 кВ и требующее специального блока поджига;
в 3 - 4 раза большая длина дуги (при одинаковых напряжении и
мощности на лампе), чем в парах ртути из-за более низкого
градиента потенциала в ксеноне; сильная подверженность дуги
влиянию конвекции и воздействию магнитных полей; значительно
более низкие световые отдачи (в 2 - 2,5 раза) и сроки службы (в
несколько раз), чем у ртутных ламп аналогичного типа; большая
глубина модуляции излучения, что плохо для целей освещения (в
тоже время хорошая модуляционная способность в области
звуковых частот успешно используется в ряде важных специальных
применений).
Рассмотрим основные типы ксеноновых ламп ВД и СВД и их
характеристики. В конструктивном отношении лампы подобны
ртутным трубчатым лампам ВД и лампам СВД с короткой и средней
дугой в колбах шаровой и эллипсоидальной формы.
Большинство ведущих фирм до 90-х годов выпускало
трубчатые ксеноновые лампы ВД с естественным охлаждением
преимущественно на мощности от 5 до 20 кВт, рассчитанные как на
непосредственное включение в сеть без дросселя, так и - через
дроссель. Световые отдачи этих ламп лежат в пределах от 20 до 40
лм/Вт, возрастая с ростом плотности тока; сроки службы - от 500 до
2000 ч. Лампы большой мощности используются в основном для
освещения больших открытых пространств, особенно на севере; для
облучения растений в теплицах и т.п. целей. Обший вид ксеноновых
ламп ВД трубчатой формы и их спектр излучения даны на рис.12.8,
Короткодуговые ксеноновые лампы СВД выполняются в
колбах шаровой или эллипсоидальной формы и выпускаются в
широком диапазоне мощностей от 70 Вт до 10 кВт. Используются
короткодуговые ксеноновые лампы в основном для целей
кинопроекции как источники света высокой яркости с компактным
светящимся телом и отличной цветопередачей. Лампы применяются
также в установках радиационного нагрева и сварки светом, в
прожекторах и маяках, а также в качестве имитаторов солнечного
излучения и в других случаях, где требуется высокая яркость,
мгновенное включение и спектр, близкий к солнечному.
206
Как правило, лампы рассчитаны для работы на постоянном
токе в вертикальном положении анодом кверху. Длины дуг лежат в
пределах от 0,5 мм для ламп 75 Вт до 14 мм для ламп 10 кВт,
габаритные яркости - от 40 до 100 квд/см2, светоотдачи от 15 лм/Вт
для ламп 75 Вт до 52 лм/Вт для ламп 10 кВт. Напряжения на лампах
в пределах от 14 В для - 75 Вт до 60 В для - 10 кВт. Лампы
мощностью свыше 1 кВт, как правило, требуют воздушного
принудительного охлаждения или проточного водяного (для
электродов или колбы). Водяной слой охлаждения может частично
снимать излучение в ближней ИК-области. Общий вид шаровых
ламп и спектр их излучения показан на рис. 12.9.
а)
1
В*
•I—-1
??, lO^cp'W
б)
?,??
Рис. 12.8. Общий вид ксеноновых ламп ВД трубчатой формы и спектр их
излучения (лампы типа:1-ДКсТБ2000; 2 - ДКсТЮООО; 3 - ДКсТВ 15000)
Выпускается ряд специальных короткодуговых ксеноновых
ламп СВД, рассчитанных на работу в режиме кратковременных
импульсов (ДПКС), шаровые ксеноново-ртугные лампы
207
практически без периода разгорания и с более высокими яркостями
и светоотдачами, специальные маломощные лампы для эндоскопов
и др. В последнее время в связи с разработкой более экономичных и
эффективных металлогалогенных ламп ВД и СВД заметна
тенденция к сокращению выпуска ксеноновых ламп, в первую
очередь трубчатых.
300 500 700 900 1100 ?,??
Рис 12.9. Общий вид короткодуговых ксеноновых ламп шаровой формы
СВД и типичного спектра излучения A - ДКсШРБ 10000; 2 - ДксЭЛЗООО)
208
13. Безэлектродные люминесцентные источники света D,5]
Одним из основных факторов, ограничивающих
продолжительность горения ИС на основе электрического разряда в
газах является долговечность электродов. Поэтому попытки
отказаться от их применения с тем, чтобы увеличить срок службы
являются заманчивыми. Возбуждать безэлектродный разряд можно
к примеру высокочастотным или сверхвысокочастотным
электромагнитными полями.
В принципе все возможные типы безэлектродных
люминесцентных ИС состоят из трех основных узлов: источника
энергии высокой или сверхвысокой частоты, устройства для
эффективной передачи энергии в газоразрядный объем ИС и самой
лампы. Конструкция каждого из узлов зависит от выбранной для
возбуждения частоты и других конструктивных факторов.
Реальная возможность разработки таких ламп появилась
только в последнее время благодаря успехам полупроводниковой
электроники, в результате которых были разработаны
малогабаритные и относительно недорогие источники энергии
высокой частоты с высоким КПД. Первыми были разработаны
образцы безэлектродных компактных ЛЛ (БКЛЛ)Т предназначенных
для замены ЛН. Наиболее целесообразной для этого типа ламп
считалась конструкция с соленоидальным индуктором,
расположенным в центре внешнего по отношению к нему
разрядного объема лампы. Конструкция подобной лампы
представлена схематически на рис. 13.1.
Индуктор в форме цилиндра размещен внутри стеклянной
колбы, близкой по форме к колбе ЛН, имеющей цилиндрическое
углубление для индуктора. Колба покрыта изнутри слоем
люминофора и наполнена смесью инертных газов и небольшим
количеством ртути. Механизм возникновения видимого излучения
люминофора аналогичен механизму в обычных ЛЛ.
Безэлектродные люминесцентные лампы (БЛЛ) типа QL 85 и
55 Вт имеют выносной генератор высокой частоты (ВЧ) - 2,65 МГц,
соединенный с индуктором при помощи экранированного кабеля. В
лампах применены узкополосные люминофоры и прозрачная
защитная пленка между стеклом и слоем люминофора. Светоотдачи
соответственно 71 и 64 лм/Вт, Тш = 2700К, 3000К и 4000К, Ra > 80.
Главным достоинством ламп является необычайно большой срок
209
службы. После 60000 часов горения спад светового потока
составляет ~ 25%. В настоящее время фирма Philips выпускает также
лампу QL мощностью 165 Вт со световым потоком ? = 12 клм.
Рис. 13.1. Безэлектродная люминесцентная лампа типа QL(Philips): 1 -
лампа, 2 - индуктор, 3 - высокочастотный генератор
БКЛЛ рефлекторного типа была выпущена фирмой GE -
Lighting под фирменным названием Genura (рис. -13.2). В ней ВЧ
генератор встроен в небольшое пространство между резьбовым
цоколем и самой лампой. Мощность лампы 23 Вт, ? = 48 лм/Вт, Тт
= 2700К, 3000К, Ra > 82. Срок службы 15 тыс. ч. По форме и
габаритам лампа подобна зеркальной рефлекторной ЛН мощностью
100 Вт.
Недостатком конструкций высокочастотных БКЛЛ с
центральным расположением индуктора является ограниченность
объема, в котором эффективно возбуждается разряд, а отсюда и
ограниченная мощность ламп при естественном охлаждении. В 1997
г. фирма OSRAM начала выпуск принципиально новой
безэлектродной ЛЛ мощностью 150 Вт со сверхдолгим сроком
службы под фирменным названием Эндура (ENDURA OSRAM).
Прорыв в этом направлении удалось осуществить за счет отказа от
центрального расположения индуктора. В новой лампе разряд имеет
форму замкнутого витка, наподобие сплюснутой баранки, и
поддерживается за счет высокочастотного электромагнитного поля,
создаваемого двумя соленоидами на ферритовых сердечниках,
которые в виде двух колец плотно охватывают разрядную трубку с
210
противоположных сторон. Такая конфигурация позволяет
эффективнее возбуждать разряд в «витках» различной длины и с
различными диаметрами самого разряда и таким образом достигать
большой мощности и светового потока при компактной форме.
Разряд возбуждается при сравнительно низкой частоте начиная с
250 кГц, которая генерируется в специальном электронном блоке.
Рис. 13.2. Лампа-рефлектор типа Genura (GEL) в разрезе: 1 - цоколь, 2 -
выпрямитель, 3 - высокочастотный преобразователь, 4 - высокочастотный
кабель, 5 - катушка индуктора, б - высокочастотное магнитное поле, 7 -
люминофорное покрытие
Мощная БЛЛ (ENDURA OSRAM) со специальным
высокочастотным ЭПРА QUICKTRONIC имеет световой поток ? =
12 клм при ? = 150 Вт и 8 клм при 100 Вт. Компактная форма лампы
D00x140 мм2) и ЭПРА и особенно их небольшая высота G0 мм)
позволяют делать достаточно плоские и относительно недорогие
светильники. Высокий срок службы БЛЛ Эндура, составляющий
60000 ч, и делает ее применение особенно эффективным в
211
помещениях с высокими потолками и непрерывным циклом
производства, где смена ламп связана с большими неудобствами и
значительными материальными и трудовыми затратами.
г
?- ?
L_I
V
Рис. 13.3. Безэлектродная лампа типа Endura (Osram) 100 Вт: а) общий вид:
1 - колба, 2 - соленоиды с ферритовым сердечником; б) схема, поясняющая
принцип действия: 1 - магнитное поле, 2 - УФ излучение, 3 - ферритовая
катушка, 4 - электрон, 5 - атом ртути, 6 - люминофор
Открытие световых характеристик микроволновой плазмы в
парах серы при высоком давлении (порядка атмосферы) показало,
что в отличие от хорошо изученного спектра серы при низком
давлении (десятки мм. рт. ст.) с малым выходом видимого
излучения, микроволновые «серные» лампы ВД дают непрерывный
спектр излучения, в котором до 80% приходится на видимую
область с очень хорошим качеством цветопередачи (Ra от 79 до 86),
Гцв от 4000К до 8000К, в зависимости от условий разряда, и
исключительно высокими световыми отдачами, достигающими 100 -
212
160 лм/Вт, по отношению к мощности микроволнового излучения,
подводимого к разрядному объему. Излучающий объем имеет
форму равномерно ярко светящегося шара, очень удобный для
использования в проекционных устройствах. Лампа может работать
десятки тысяч часов при этом не изменяются цветовые
характеристики, но происходит постепенное небольшое снижение
светового потока. Сама лампа представляет собой сферическую
колбу из прозрачного кварцевого стекла диаметром от 5 до 30 мм,
наполненную дозированным количеством серы и аргона. Разряд
возбуждается микроволновым источником с частотой 2,45 ГГц. В
состав лампы входят блок магнетронной накачки, состоящий из
микроволнового источника с системой воздушного охлаждения
магнетронов и специальной волновой системы, подводящей
высокочастотное излучение в разрядный объем лампы, блок
воздушного охлаждения кварцевой колбы и систему защиты от
высокочастотного излучения. Конструктивное исполнение и
необходимость защиты от микроволнового излучения естественно
усложняет условия эксплуатации лампы. Общая световая отдача
серной БЛЛ достигает 96 лм/Вт и световой поток 5 кВт лампы
достигает 480 клм.
213
14. Твердотельные источники света - светонзлучающне
диоды [14,19,20]
Рассмотрим краткие сведения о твердотельных источниках
света - светоизлучающих дищщ (СИД). СИД - это
полупроводниковый диод, предназначенный для преобразования
электрической энергии в энергию некогерентного светового
излучения, в основе которого лежит инжекционная
электролюминесценция. Как указывалось в главе 7, в этих
излучателях используются полупроводники, проводимость которых
определяется введенными в них легирующими примесями. Если к
«р-п» переходу такого полупроводника приложить напряжение
прямой полярности в несколько вольт, т.е. обеспечить инжекцию
носителей заряда, то они будут рекомбинировать в зоне контакта с
испусканием фотонов. Чтобы фотоны, освободившиеся при
рекомбинации, соответствовали квантам видимого света, ширина
запрещенной зоны должна быть относительно большой (>1,8 эВ).
Исходя из этого ограничения, используются в основном следующие
полупроводниковые материалы: фосфид галлия, карбид кремния,
твердые растворы: галлий-мышьяк-фосфор и галлий-мышьяк-
аллюминий, а также нитрид галлия. Путем добавления в
полупроводниковый материал атомов веществ-активаторов можно
изменять в некоторых пределах цвет излучения диодов.
Соотношение между излучательными и безызлучательными
рекомбинациями в диодной структуре характеризует ее внутренний
квантовый выход, который в современных светоизлучающих диодах
составляет единицы процентов, и этого оказывается достаточно для
создания качественных приборов.
Основным технологическим методом изготовления
светоизлучающих диодных структур является метод наращивания
(жидкофазного или напыление из газовой фазы). При жидкофазном
наращивании осуществляется принудительное заливание подложки
расплавом, содержащим необходимые примесные компоненты,
после чего на подложке формируется пленка. Напыление из газовой
фазы представляет собой синтезирование вещества в результате
термохимических реакций на исходной подложке.
К основным достоинствам светодиодов можно отнести: 1)
низкое потребление энергии - не более 10% от потребления ламп
накаливания; 2) долгий срок службы -до 100 000 часов; 3) высокий
214
ресурс прочности - ударная и вибрационная устойчивость; 4)
чистота и разнообразие цветов, направленность излучения; 5)
регулируемая интенсивность; 6) низкое рабочее напряжение; 7)
экологическая и противопожарная безопасность (не содержат в
своем составе ртути и почти не нагреваются); 8) компактность.
К недостаткам светодиодов можно отнести их более высокую
стоимость по сравнению с другими источниками освещения на
настоящий момент. Достоинства твердотельных источников света
по прогнозам развития осветительной техники с лихвой оправдают
вложенные затраты и в скором времени придут на замену ЛН и ЯП
(Таблица 14.1).
Таблица 14.1
Тип
лампы
ЛН
ЛЛ
сид
Начальная
стоимость
низкая
высокая
Очень
высокая
Расходы
за
период
эксплуатации
Очень
высокие
Приемлемые
низкие
Срок
службы
в часах
1000
10000
100000
Яркость
Средняя
низкая
высокая
ИК
излучение
Очень
высокое
Минимальное
нет
УФ
излучение
Приемлемое
Очень
высокое
нет
Главными преимуществами эксплуатации твердотельных
источников света являются их небольшие размеры, долговечность и
низкое потребление, поэтому они являются основными
претендентами на замену ЛН и ЛЛ. В то время, как существующие
на сегодняшний день источники освещения достигли своей
максимальной световой эффективности, СИД приблизились к 10%
своих возможностей. Светодиоды, как твердотельные источники
света, не содержат стекла, нитей накаливания или сменных деталей,
их сложно разбить, и они менее чувствительны к колебаниям
напряжения и частоты в электросети.
Основными параметрами промышленных светоизлучающих
диодов являются: 1) сила света или кривая сил света (указывается
при заданном номинальном значении прямого тока); 3) постоянное
прямое напряжение ?/пр - значение напряжения на светодиоде при
протекании постоянного прямого тока; 4) максимально допустимый
постоянный прямой ток /пр,тах -максимально допустимое значение
215
постоянного тока, при котором обеспечивается заданная надежность
при длительной работе светодиода; S) предельно допустимый
прямой ток в импульсном режиме; 6) Хтях - длина волны светового
излучения, соответствующая максимуму спектральной
характеристики.
Характеристикой СИД, как источника света является световая
характеристика - зависимость светового потока от прямого тока
фу = /(/пр) - или зависимость силы света от прямого тока
/у=/(/пр). При малых токах и, соответственно, при малых
напряжениях на светоизлучающем диоде процесс излучения
протекает неактивно, поэтому начальный участок яркостной
(световой) характеристики нелинеен. При больших токах световая
характеристика почти линейна и ее вид определяет оптимальный
режим работы СИД.
А//*»тА
80
60--
40-
20"
б)
? 1 l·
10 30 50 70 90 ПО /«.тА 0 20 40 60 80 100
~t°c
Рис. 14.1: а) световая характеристика СИД: 1 - синего и сине-зеленого, 2 -
красного; б) зависимость прямого тока от температуры окружающей среды
Для серийных типов СИД приводится зависимость силы света
(светового потока) от прямого тока в относительных единицах
(рис. 14.1 ,а), которая показывает насколько снижается или
увеличивается световой поток от значения указанного в параметрах
для данного прибора при изменении тока через диод. Спектральная
характеристика СИД выражает зависимость интенсивности
излучения от длины волны и дает представление о цвете свечения.
Длина волны излучаемого света определяется разностью
энергетических уровней, между которыми происходит переход
электронов на излучательном этапе процесса рекомбинации и
определяется исходным полупроводниковым материалом и
216
легирующими примесями. Так, диоды на основе фосфида галлия
имеют спектральные характеристики с двумя выраженными
максимумами в красном и зеленом участках спектра. В зависимости
от количества легирующих примесей, внедренных в структуру
излучающего кристалла при изготовлении, соотношения между
значениями этих максимумов изменяются в сторону красного или
зеленого цвета.
Излучение СИД, характеризуемое диаграммой
направленности (кривой сил света), определяется конструкцией
диода, наличием линзы, оптическими свойствами защищающего
кристалл материала. Диаграммы, приводимые для СИД в
справочных данных, показывают снижение силы света в
зависимости от угла, под которым ведется наблюдение излучения.
Излучение СИД может быть узконаправленным и рассеянным.
GaAs GaAsP GaN
JJ
? 1 1 1 1—>
0,5 1,0 1,5 2,0 2,5 t/np,B
Рис. 14.2. Примеры вольтамперных характеристик СИД
Вольтамперная характеристика СИД похожа на
характеристику обычного выпрямительного диода. Но в силу того,
что для изготовления светодиодов используются материалы с
большей шириной запрещенной зоны, чем, например, у кремния, их
??? сдвинуты вправо, т.е. при одинаковом токе имеют большие
значения падения напряжения. Нижний предел рабочего
напряжения (пороговое напряжение) светодиода определяется
энергией излучаемых квантов света и численно равен 1,5 - 2,5 В
(рис. 14.2). Верхний предел рабочего напряжения определяется
допустимой мощностью рассеяния. В случае обратного включения
СИД через него протекает ток утечки, а светодиод не излучает света.
0,8
0,6
0,4
0,2
0
217
Обратное напряжение U^, приложенное к светодиоду, не должно
превышать предельно допустимого значения, иначе возможен
пробой р-п перехода, кроме того регламентируется предельно
допустимый, прямой ток /Пр.п.л* Следует отметить, что прямому
току соответствует прямое напряжение.
Основные параметры СИД зависят от температуры
окружающей среды. С увеличением температуры световой поток
(сила света), а также падение напряжения на светодиоде
уменьшаются (рис. 14,1 ,б).
При создании источника света на основе светодиодов
необходимо учитывать электрические характеристики СИД, во-
первых, для полной реализации всего ресурса по излучению, и во-
вторых, световым потоком можно управлять, и при смешении
излучения нескольких светодиодов разных цветов - управлять
цветом.
СИД могут работать в импульсном режиме, при этом
импульсный ток может быть выше, чем значения постоянного тока.
Для управления световым потоком светодиодов и цветом (в случае
смешения цветов нескольких светодиодов) используется широтно-
импульсная модуляция, что позволяет создавать контроллеры с
возможностью плавного изменения световым потоком (диммеры) и
цвета (колорчейнджеры).
Светодиоды можно объединять в последовательные и
параллельные электрические цепи. В соответствии со схемой
соединения разрабатываются источники питания, обеспечивающие
оптимальный режим работы светодиодов, включающие цепи
электронной стабилизации напряжения и защиты от перегрузок.
Основой для применения светодиодов для обычного
освещения являются светодиоды белого свечения. Рассмотрим
основные 3 способа создания белых светодиодов со своими
достоинствами и недостатками.
Первый - смешение излучения трех или более цветов. Для
практических применений этот способ встречает неудобства,
поскольку нужно иметь несколько источников различного
напряжения, много контактных вводов и устройства, смешивающие
и фокусирующие свет от двух или более светодиодов (в основном
достаточно использование трех светодиодов). Для каждого из трех
светодиодов - красного, зеленого и голубого необходимо выбирать
218
значения тока, соответствующие максимуму его внешнего
квантового излучения, но при выбранных токах и напряжении на
диодах интенсивности каждого цвета не будут соответствовать
значениям, необходимым для результирующих цветовых координат
в области белого цвета. Для достижения необходимого результата
приходится подбирать число диодов нужного цвета и составлять
источник из большого количества диодов.
Второй способ - смешение голубого излучения светодиода с
излучением либо желто - зеленого люминофора, либо зеленого и
красного люминофоров, возбуждаемых этим голубым излучением.
Этот способ наиболее прост для технологического исполнения и в
настоящее время наиболее экономичен. Состав кристалла с
гетероструюурами на основе InGaN/GaN подбирается так, чтобы его
спеюр излучения соответствовал спектрам возбуждения люминофоров.
Кристалл покрывается слоем геля с порошком люминофора так, чтобы
часть голубого излучения возбуждала люминофор, а часть - проходила
без поглощения. Форма держателя, толщина слоя геля и форма
пластикового купола рассчитываются и подбираются так, чтобы спектр
имел белый цвет в нужном телесном угле.
Третий способ - смешение излучения трех люминофоров
(красного, зеленого и голубого), возбуждаемых ультрафиолетовым
светодиодом. Этот способ использует принципы и люминофоры,
хорошо разработанные в течение многих лет для люминесцентных
ламп. Этот способ связан с принципиальными потерями энергии при
преобразовании света от диода в люминофорах.
Светоотдача белых светодиодов ниже, чем светоотдача
светодиодов с узким спектром, поскольку в них происходит двойное
преобразование энергии, часть которой теряется в люминофоре. В
настоящее время светоотдача лучших белых светодиодов 25-30 лм/Вт.
Для того, чтобы осуществить более широкое применение
светодиодов для общего освещения, требующего от источников
излучения световой поток порядка 1000 лм и выше, необходимо
добиться дополнительного увеличения световой эффективности
зеленых и особенно синих светодиодов. Когда световая отдача
достигнет уровня 50 лм/Вт, светодиоды уже могут считаться
реальной заменой ламп накаливания. Если светоотдача
полупроводников вырастет еще в несколько раз и превысит
светоотдачу люминесцентных ламп более чем в два раза, то они
смогут заполнить рынок общего освещения. Такой оптимистический
219
прогноз базируется на примере красных светодиодов, чья световая
эффективность в конце 80-х годов составляла 5 лм/Вт, а сегодня
достигает 75 лм/Вт.
Конструкция белой светодиодной лампы фирмы En lux A10
В, 15 Вт, со световым потоком 320 лм) и типовая схема конструкции
СИД представлены на рис. 14.3 а и б.
а) б)
Рис. 14.3. а) Электролюминесцентная светодиодная лампа фирмы Enlux: 1 -
цоколь, 2 - радиатор, 3 - светодиодный модуль смешения трех основных
излучателей (красного, зеленого и синего), б) схема конструкции СИД: 1 -
кристал светодиода, 2 - резистор, 3 - пластмассовая линза, 4 -
металлический рамочный вывод, 5 - втулка, 6 - анод, 7 - катод
Для обозначения типа СИД используется структура индекса
светодиодов: СДК-( 1 )BНЗ)-DХ5)-F)G).
-цвет излучения: Ж = 590 нм - желтый; К = 628 нм - красный; Л =
525/507 нм - зеленый/сине-зеленый; С = 475 нм - синий; Б - (х
=0,310, у = 0,320) - белый; Ц - полноцветный.
- доминантная длина волны (нм);
- номинальная сила света (в кд);
- угол излучения в градусах;
220
- тип линзы: отсутствует - прозрачная, 1 - диспергированная, 2
линза Френеля, 6 - шестигранник;
- количество кристаллов, если отсутствует, то I кристалл;
- количество выводов, если отсутствует, то 2 вывода.
а)
#_ l^_ l^_ \jL
б)
4
4
Ъ
?
4-
4
4
4-
4
*
? ?(?), отн.ед
0,5--
400 450 500 550 600 650 700 ?, нм
/к.отн.ед.
горизонтальная
вертикальная
-90 -50 -30 0 30 50 90угл.град
Рис. 14.4. а) Светодиодный модуль 4x4 С ДМ· 1-12/16-Б460-1-110x40 (угол
излучения - 110°х40°), б) электрическая схема для светодиодного модуля
4x4; в) относительное спектральное распределение излучения модуля; г)
кривая сил света в двух плоскостях
221
Например, СДК-Ж590-20-15 (желтый однокристальный
светодиод, излучающий на доминантной длине волны 590 нм с
типовой силой света 20 кд с углом излучения 15 угл. град).
Для определения индекса светодиодного модуля, например,
светодиодный модуль 4x4 С ДМ-1-12/16-Б460-1-110x40, основные
характеристики которого представлены на рис. 14.4, используются
следующие обозначения: СДМ - A)-BХЗН4)E)Ч6Н7);
- разрядность светодиодного модуля (ряд - столбец): 1 - 4x4; 2 -
1x12;
- шаг между светодиодами (мм);
- количество светодиодов в модуле.
- цвет излучения: Ж = 590 нм - желтый, К = 628 нм - красный, Л -
525/507 нм - зеленый/сине-зеленый, С = 475 нм - синий, Б - (х
=0,310, у - 0,320) - белый, Ц - полноцветный;
- доминантная длина волны;
- номинальная сила света (в кд);
- угол излучения в градусах.
По предварительным прогнозам американских ученых замена
ЛН и ЛЛ на СИД обещает сберечь только на территории США до
100 млрд. долларов к 2025 году. Программа исследований,
доведение разработок до промышленного выпуска приборов на
основе СИД рассчитанная до 2010 года, предполагает в результате
получить экономию такого количества электроэнергии, которое в
совокупности производят 100 атомных электростанций.
Применение СИД с каждым годом расширяется, например, с
1996 года введен в Европе стандарт на стоп-сигнальные огни,
которые должны устанавливаться на новых автомобилях.
Использование импульсных характеристик СИД (время включения
50-70 не) по сравнению с ЛН (время разгорания 0,2-0,3 с)
превращается в выигрыш 6-9 метров тормозного пути автомобиля
при движении со скоростью 100 км/час. Сравнение мощности 12 -
дюймового сигнального красного светофора на ЛН, имеющего
потребление около 100 Вт, с моделями на светодиодах,
потребляющих 10 Вт при той же яркости, может сберечь 97%
электроэнергии. Наиболее перспективным применением СИД
является не только для освещения, но и архитектурно-
художественного цветового оформление зданий и других объектов.
В заключение в таблице 14.2 приведем для сравнения
основные параметры некогереннтных источников света широкого
222
применения, характеристики которых даны в описанном выше
материале.
Таблица 14.2
Тип источника света
Простые угольные дуги
Пламенные угольные дуги
Открытые дуги с
металлическими электродами
Угольные ДВИ (?-400-1400
Мкд/м2)
ЛЛГФК
ЛЛ 3-х полосный люминофор
4-28 мм
ЛЛ 3-х полосный люминофор
</-16мм
КЛЛ (с встроенным ЭПРА 5-
23 Вт)
ДРЛ с фосфат-ванадиевым
люм-ом
Ксеноновые трубчатые ВД
Ксеноновые компактные
СВД
Ксеноновые компактные
разборные
нлнд
НЛВД стандартные
НЛВД с улучшенной
цветопередачей 1 гр.
НЛВД с улучшенной
цветопередачей 2 гр
НЛВД безртутные
МГЛ трубчатые общего
применения
МГЛ трубчатые для цветного
ТВ
МГЛ компактные для
цветного ТВ
Безэлектродные ЛЛ
Безэлектродные «серные» ВЛ
Твердотельные белые СИЛ
Твердотельные красные СИЛ
Ли*
300-600
300-850
250-500
3-100 кВт
4-65
15-70
24-54
5-55
50-1000
2-65 кВт
60-10000
3-10 кВт
18-185
50-1000
150-400
35-100
70-400
250-3500
400-3500
200-
18000
23-165
1370
5-50
5-15
Лл·
лм/Вт
3-4.5
17-24
15-26
20-75
35-75
67-90
89-104
40-85
40-60
18-45
13-50
30-42
100-190
68-130
87-95
37-48
86-120
80-95
П20)
63-86
70-96
48-80
95
25-30
75
^цв'К
5500-
7000
2900-
6500
2700-
6500
2700-
6500
2700-
4200
3500-
4100
5600-
6200
6000-
7500
6000-
7500
1950
2150-
2200
2500-
2550
2050-
2150
3800-
4600
3400-
6000
6000
2700-
4000
6000
>3000
-
Ra
>70
50-70
80-85
= 85
*82
40-50
>85
>80
>80
25
*65
= 83
25
60-69
60-85
80-95
>80
80
>60
-
?, тыс.ч.
8-20 ч.
70-120 ч.
50-200 ч.
0,5-3 ч.
6-12
15-18
12-16
10-15
6-18
0,5-20
0.5-2.5
0.5
15
20-28
8-10
8-10
32
10-15
1
0,2-0,6
15-60
>45
15-100
15-100
223
15. Основные характеристики и режимы генерации
лазерного излучения B2-26]
Как следует из расшифровки самого слова лазер, основой его
работы служит усиление излучения с помощью явления
вынужденного излучения.
Рассмотрим излучение активной среды, помещенной между
двумя плоскими зеркалами, одно из которых C|) является
полностью отражающим, а другое C2) - частично пропускающим
(рис. 15.1). Система из таких зеркал называется плоским
резонатором. На рис Л 5.1 представлен оптический резонатор,
зеркала которого находятся внутри лазерного активного элемента.
Такой резонатор называется внутренним оптическим резонатором.
На том же рисунке показано, каким образом будут усиливаться
волны, излученные частицами активной среды в различных
направлениях.
Рис. 15.1. Усиление излучения в активной среде. Число стрелок равно
числу фотонов, распространяющихся в направлениях, указываемых
стрелками. 3) и 32 - «глухое» и выходное зеркала резонатора; L - длина
активной среды; В.П. - выходной пучок
Чем больше путь, проходимый излучением в активной среде,
тем больше усиление. Для направлений, перпендикулярных оси
резонатора О1О2, усиление будет наименьшим. Другим
направлениям соответствует несколько больший путь излучения в
активной среде, а значит, несколько большее усиление. На рис. 15.1
это схематично показано увеличением числа стрелок. В особенно
благоприятных условиях находятся волны, распространяющиеся
параллельно оси резонатора. Если усиление за каждый полный
224
проход излучения (на длине 2Z,, где L - длина резонатора) больше
потерь, испытываемых электромагнитной волной при отражении от
зеркал резонатора и прохождении через активную среду, то с
каждым полным проходом излучение будет усиливаться все больше
и больше.
Усиление будет продолжаться до тех пор, пока спектральная
объемная плотность энергии электромагнитного поля в активной
среде pv не достигнет некоторого предельного значения. Это
предельное значение можно оценить из следующих соображений:
инверсия населенностей уровней энергии возможна только при
подведении к лазерному веществу энергии накачки. Очевидно, что
энергия, выделяемая в результате вынужденных переходов частиц с
верхнего уровня энергии на нижний пропорциональна спектральной
объемной плотности энергии - pv и, не может быть больше энергии
накачки. Поэтому предельное значение pv определяется скоростью
накачки лазерного вещества [22].
Лазерное излучение характеризуется очень высокой степенью
монохроматичности, когерентности, направленности и
энергетической яркости [23].
Свойство монохроматичности лазерного излучения
определяется двумя обстоятельствами. Во-первых, усиливаться
может электромагнитная волна только с частотой ?, определяемой
разностью энергий верхнего и нижнего лазерных уровней, Во-
вторых, генерация может возникать только на резонансных частотах
резонатора. Благодаря последнему обстоятельству ширина линии
лазерного излучения пять-шесть порядков уже, чем ширина линии,
наблюдаемая при спонтанном переходе. Кроме того, как показано в
главе 3, для стационарного пучка временная когерентность
непосредственно связана с монохроматичностью.
Для глубокого понимания свойства направленности лазерных
пучков необходимо рассмотреть отдельно случаи, когда
электромагнитная волна обладает полной пространственной
когерентностью и когда она характеризуется частичной
пространственной когерентностью.
Рассмотрим случай полной пространственной когерентности
на примере монохроматического пучка с плоским волновым
фронтом, имеющего постоянную интенсивность по сечению и
падающего на экран, в котором имеется круглое отверстие
225
диаметром D. Согласно теории дифракции расходимость Qd такого
пучка определяется выражением ?^ = — , A5.1)
где ? - длина волны монохроматического излучения.
Дня произвольного распределения амплитуды по сечению
пучка имеем Qd =*—, A5.2)
где ? - числовой коэффициент, близкий к единице, значение
которого зависит от способа, каким определяются расходимость и
диаметр пучка. Если расходимость пучка определяется выражением
A5.2), то он характеризуется минимальным значением
расходимости, обусловленной дифракцией. Такой пучок называют
дифракционно-ограниченным.
В случае частичной пространственной когерентности для
любой точки А волнового фронта принцип Гюйгенса-Френеля может
быть применен только к точкам, расположенным в пределах области
когерентности Sc в окрестности точки А. Эта область занимает
незначительную часть волнового фронта и действует как
ограничивающая апертура для когерентной суперпозиции
вторичных волн, при этом расходимость пучка 9С определяется из
соотношения
ес=-^= 05.3)
Понятно, что Qc значительно превышает дифракционный
предел расходимости. Отметим, что при определенных условиях
лазерный пучок является дифракционно-ограниченным.
Вследствие высокой направленности (малого телесного угла
распространения) лазерного пучка яркость лазера даже небольшой
(порядка нескольких милливатт) мощности на несколько порядков
превосходит энергетическую яркость некогерентных источников
света [24].
Необходимо отметить, что именно энергетическая (световая)
яркость, а не мощность (энергетический или световой поток)
является наиболее существенной характеристикой излучения лазера.
Используя метод синхронизации мод, можно получить
импульсы лазерного излучения с длительностью импульсов,
приближенно обратно пропорциональной ширине линии лазерного
226
перехода[25, 26]. Большой практический интерес представляют
сверхкороткие импульсы длительностью менее 1 пс. Такие
импульсы невозможно получить, используя некогерентные
источники света. Минимальная длительность светового импульса,
полученного от лампы-вспышки, равна нескольким десятым долям
наносекунды.
Такого же порядка и минимальная длительность импульса
излучения газовых лазеров, что обусловлено относительно узкой
шириной их линии усиления.
Однако у твердотельных лазеров ширины линий усиления
могут быть на три - пять порядков больше, чем у газовых, и поэтому
длительность генерируемых ими импульсов значительно короче (от
1 не до 30 фс).
Генерация сверхкоротких импульсов - это концентрация
энергии во времени в отличие от монохроматичности, являющейся
концентрацией энергии в узком спектральном диапазоне. Но
генерация сверхкоротких импульсов не является все же
фундаментальным свойством лазерного излучения.
Теперь, используя пространственно усредненные
кинетические уравнения, рассмотрим в первом приближении
режимы непрерывной и импульсной генерации. Сами уравнения
получаются из условия баланса между скоростями изменения
полного числа частиц (атомов, ионов или молекул), участвующих в
генерации, и полного числа фотонов лазерного излучения [23].
Теория, основанная на использовании таких кинетических
уравнений, позволяет не только дать простое и наглядное описание
работы лазера, но и получить достаточно точные результаты для
целого ряда практических приложений.
Именно по этой причине за рамками данной книги остались
более строгие (но и более сложные) теории - полуклассическая
теория Лэмба, в которой активная среда рассматривается
квантовомеханически, а электромагнитное поле описывается
классическими уравнениями Максвелла, и полностью квантовая
теория, когда среда и поле квантованы.
Мы ограничимся рассмотрением трех- и четырехуровневых
лазеров по схеме предложенной в [23], хотя в большинстве
реальных ситуаций число участвующих в работе лазера уровней
больше трех или четырех, и каждый лазер характеризуется
конкретной системой кинетических уравнений. Дело в том, что
227
рассматриваемые в этой главе кинетические уравнения позволяют
создать модель, которая может быть обобщена на более сложные
системы.
Схематическое изображение уровней энергии
четырехуровневого лазера приведено на рис. 15.2,6. Для простоты
указана лишь одна полоса поглощения (полоса 2). Такое упрощение
не нарушает общий характер анализа при условии, что переходы из
других полос поглощения на верхний лазерный уровень 3
происходят очень быстро. Населенности уровней 1, 2, 3 и 4
обозначим через ??, ?2, #з и ^* соответственно.
Рис. 15.2. Схематическое изображение уровней энергии: а - трехуровневого
лазера; 6 - четырехуровневого лазера. Nlt #2» ?^ и ?* - населенности
уровней
Ограничимся случаем, когда лазер генерирует только на одной
моде резонатора, а также, в дополнение к условию очень быстрого
перехода из полосы поглощения 2 на уровень 3, положим, что
скорость перехода с уровня 4 на уровень 1 также очень большая.
Тогда ^«^«О и можно записать
??+?3=??, A5.4)
228
N3 =MilNl-BqN)-N3/x, A5.5)
Я = УмВдЫ2-д/ц, A5.6)
где ?/3? - скорость накачки верхнего лазерного уровня 3; q - полное
число фотонов в резонаторе (под которым понимаются лишь те из
них, которые принадлежат рассматриваемой моде, а не тепловые
фотоны или фотоны накачки); В - скорость вынужденного
излучения на один фотон в моде; ? - время жизни верхнего
лазерного уровня 3, определяемое как спонтанным излучением, так
и безызлучательной релаксацией; Уи - объем моды резонатора
внутри активной среды; ?? - время жизни фотона.
В уравнении A5.4) ?? - полное число атомов (или молекул) в
единице объема лазерного вещества. В уравнении A5.5) член
{-BqN}) характеризует скорость уменьшения населенности за счет
вынужденного излучения. Член VuBqN^ в уравнении A5.6)
соответствует скорости увеличения числа фотонов вследствие
вынужденного излучения. Член ?31 ? определяется скоростью
расселения уровня 3 за счет спонтанного излучения и
безызлучательной релаксации; член <?/?? учитывает уменьшение
числа фотонов из-за потерь в резонаторе[23].
Объем моды VH определяется следующим образом
V„ = l[E{x,ytz)/E0]2dV9 A5.7)
А
где E(xyy,z) и ?0 - соответственно распределение и максимальное
значение напряженности электрического поля внутри резонатора, а
интегрирование производится по объему, занимаемому активной
средой.
В уравнении A5.6) мы ради простоты пренебрегли слагаемым,
учитывающим спонтанное излучение, на самом деле генерация
возникает именно за счет этого излучения. Однако, если положить,
что при t = 0 в резонаторе уже имеется некоторое небольшое число
фотонов qQ« ?, необходимое для возникновения генерации, то
можно показать, что используемое нами упрощение не отражается
на решении уравнений A5.4) - A5.6).
Теперь найдем зависимости величин В и ?? от измеряемых
параметров лазеров.
229
Для этого воспользуемся простыми соображениями,
основанными на применении закона Бугера-Ламберта-Бера в
дифференциальной форме в случае прохождения излучения через
активную среду:
dI = a{Ns-NA)ldz, A5.8)
где ?-сечение перехода на частоте рассматриваемой моды
резонатора; ?^ н ?4 - населенности верхнего и нижнего лазерных
уровней; / - интенсивность электромагнитной волны,
распространяющейся в активной среде вдоль оси ?, при ? = 0;
dl - приращение интенсивности этой волны при прохождении ею
через слой dz активной среды.
Рассмотрим резонатор длиной I, в котором находится
активная среда длиной I с показателем преломления п. Будем
считать, что нам известны энергетические коэффициенты отражения
Rj и ?; зеркал резонатора, коэффициенты потерь на зеркалах ах и
а2, а также коэффициент внутренних потерь за проход от одного
зеркала до другого аъ.
Тогда при щ = а2 = а, когда а - очень малая величина
изменение интенсивности ?/ за полный (туда и обратно) проход
резонатора
?/ = {???[2?(^3-?^4)^-2?]-?}/. A5.9)
где ? = (?? 4-?2)/2 + ?3 - полные потери за проходу =-lnR}9
?2=-^?2,?3=-[??(?-?)+1?(?-?3)].
Введем дополнительное условие
?(^3-^4^-?«1» A5.10)
смысл которого поясним позже. Если условие A5.10) выполняется,
то экспоненту в A5.9) можно разложить в степенной ряд.
Ограничившись первыми двумя членами ряда, получим
?/ = 2[?(#3-#4)?-?]/. A5.11)
Разделим обе части A5.11) на интервал времени At, за
который электромагнитная волна совершает полный проход
резонатора, т.е. на величину
to = 2L'tc, A5.12)
где r = Z + (w-l)i; A5.13)
с - скорость света в вакууме.
230
Принимая во внимание, что при реальных размерах лазеров
At -> 0, можно записать ?/1 At*dl Idt. Тогда при N4 * 0
??/At * dl/? = §???/L']tf3 -ус/L'}l. A5.14)
Это уравнение можно сравнить с уравнением A5.6), так как
интенсивность / пропорциональна числу фотонов q в резонаторе. В
результате сравнения получаем
B = aec/{L'VM) = ac/V, A5.15)
??=?7(??), A5.16)
где V = (L'ftym. A5.17)
Величина V называется эффективным объемом моды
резонатора.
Теперь обратим внимание на то, что дополнительное условие
A5.10) имеет глубокий физический смысл - оно устанавливает
границы применимости уравнения AS.6).
Действительно, в установившемся режиме работы
непрерывного лазера c(N3 - N4)i = ?, а значит, всегда выполняется
и условие A5.10). В импульсных лазерах условие A5.10)
выполняется лишь при малом превышении над порогом генерации.
Величина N3 не может быть измерена непосредственно,
поэтому кинетические уравнения принято записывать через
инверсию населенностей ??^4 = ?3-?4.
Используя тот факт, что в нашем приближении ?4&0>
уравнения A5.5) и A5.6) легко представить в следующем виде
AN34=M3l(N1-AN34)-BqAN34-AN34/x, A5.18)
q = (vuBAN34-Ux^t A5.19)
Для количественных расчетов параметров лазеров эти
уравнения должны быть решены с учетом определенных начальных
условий. При включении накачки в момент времени / = 0,
начальные условия - ??34(?)-0 и q{0)-q0. Если известно q[t)9 то
достаточно просто, используя соотношение( 15.16), а также
кинетическое уравнение A5.6), найти выходную мощность
лазерного излучения Р. Если выходным является второе зеркало, то
P2=[y2c/{2L'))fivq. A5.20)
Мы до сих пор ограничивались случаем одномодового режима
генерации. Однако уравнения A5.18) и A5.19) могут быть
применены и для многомодового режима генерации. В этом случае
231
под q понимается полное число фотонов, просуммированное по всем
модам, причем
VM=Ae, A5.21)
V = AL\ A5.22)
где А - площадь поперечного сечения той части активной среды,
которую занимают все генерирующие моды [23].
Схематическое изображение уровней энергии трехуровневого
лазера приведено на рис.15.2,а. По-прежнему для простоты указана
лишь одна полоса поглощения (полоса 2). При достаточно быстром
переходе со второго уровня на третий можно положить, что N2 « 0.
Тогда кинетические уравнения будут иметь следующий вид
АЛГ3. =M3l(Nt -AN3})-2BqAN3] -(Nz+AN3l)/xy A5.23)
9 = (??????31-1/??)9. A5.24)
Примечательно, что кинетические уравнения для фотонов в
случае четырехуровневых A5.19) и трехуровневых A5.24) лазеров
одинаковы, а для инверсии населенностей - отличаются. Так, член,
соответствующий вынужденному излучению в уравнении A5.23),
записывается как - 2BqAN$x, а в уравнении A5.18)- как - BqAN34.
Такому различию есть простое объяснение: в случае трехуровневого
лазера множитель 2 возникает из-за того, что при излучении одного
фотона инверсия населенностей изменяется на 2 (N$ уменьшается на
единицу, N\ увеличивается на единицу), а в случае
четырехуровневого лазера излучение одного фотона приводит к
уменьшению инверсии населенностей на 1 (М уменьшается на
единицу, a N4 благодаря быстрой релаксации нижнего лазерного
уровня остается по-прежнему приближенно равной нулю) [23].
Рассмотрим теперь работу четырехуровнего лазера при
стационарной накачке, когда скорость накачки ?/3? не зависит от
времени. Такая накачка обеспечивает режим непрерывной
генерации лазерного излучения
Прежде всего определим условие, при котором в
четырехуровневом лазере возможна непрерывная генерация.
Очевидно, что для этого должна непрерывно поддерживаться
инверсия населенностей уровней 3 и 4, достаточная для реализации
генерации. Если скорость накачки А/и постоянна, то и величина
инверсии населенностей должна быть постоянной, т.е., в конечном
счете, должна поддерживаться постоянной населенность нижнего
232
лазерного уровня N4. Населенность Л^ будет постоянна, если
выполняется условие
?4/?4 = ?3/??, A5.25)
где ?4 -время жизни уровня 4; ?34 -время, в течение которого
осуществляется лазерный переход между третьим и четвертым
уровнями энергии.
Необходимым условием генерации является ?$ > ?4 (при
отсутствии вырождения). Поэтому из условия A5.25) следует, что
?4 <?34. A5.26)
Необходимо заметить, что если условие A5.26) не выполняется,
то возможен импульсный режим работы лазера. Однако для его
оптимальной реализации требуется, чтобы длительность импульса
накачки была меньше ?34 или сравнима с ним.
Итак, условие непрерывной генерации будет выполнено, если
при соблюдении условия A5.26) Jl/3i-const, и эта константа
достаточно велика. Если условие A5.26) усилить и положить, что
х4 « х34 > то станут справедливыми уравнения A5.18) и A5.19).
Теперь рассмотрим пороговое условие непрерывной
генерации лазера. В момент времени / = 0 в резонаторе
присутствуют #о «затравочных» фотонов. Рост числа фотонов в
резонаторе, т.е. 4(?) > О» обеспечивается, согласно уравнению
A5.19), при условии, что
?????3?>\/??. A5.27)
Следовательно генерация начнется, когда инверсия
населенностей ??^4 достигнет некоторого критического
(порогового) значения ???' · Согласно A5.27) и A5.13) - A5.15)
*N$=l/(vuBii)=yf{a?). A5.28)
Для расчета критической скорости накачки Mjy
воспользуемся уравнением A5.18), полагая, что AN3A = 0,
??^??^? и? = 0
М<°> = ??$> /[(?? - ??^ ?/(?№??), A5.29)
где положили, что ??^4 «NZin учли соотношение A5.28).
233
Если М31 >Щ\', то число фотонов q будет возрастать от
исходного значения qQ и при условии, что М31 = const, достигнет
некоторого постоянного значения qiA. Величина д34 и
соответствующая ей величина ??34 определяются из уравнений
A5.19) и A5.18), если в них положить ??34 = q = 0:
???34 = 1/(^??)=^, A5.30)
934 = W^3i(^ -??^34)-??^34/?]=
= ?????(*?-?<)-?</?] · A5·3°
Уравнения A5.30) и A5.31) описывают непрерывный режим
работы четырехуровневого лазера.
Анализ этих уравнений показывает, что, во-первых, даже при
?/3? >М$уъ стационарных условиях инверсия населенностей ???34
всегда равна пороговой инверсии ?#j4', а ^34 линейно возрастает с
ростом А/зр А это означает, что если скорость накачки выше
критической, то в резонаторе лазера увеличивается число фотонов, т.е.
возрастает электромагнитная энергия в резонаторе, а не инверсия
населенностей, т.е. энергия, запасенная в активной среде [23].
Во-вторых, можно определить зависимость мощности
генерации от скорости накачки. Для этого мы записываем уравнение
A5.31) с учетом формул A5.29) и A5.30) в эквивалентном виде:
?34 = ^??$(??/?)(?-?), A5.32)
где X = Jl/3]/A/jf -относительное превышение скорости накачки
над пороговой.
Важно, что как для электрической, так и для оптической
накачки можно записать
? = ?*?/?,??> A5.33)
где Ртк - мощность накачки; Рпор - ее пороговое значение.
Принимая во внимание, что УЫ~АЭ?9 A5.34)
где Аъ - эффективная площадь поперечного сечения активной
среды; I- длина активной среды, уравнение A5.32) с учетом A5.33)
можно записать в виде
234
*34 =(Лу/^тф/т)(/>нак/Рпор -l). A5.35)
Мощность генерации пропорциональна ?34 * Поэтому мощность
генерации линейно возрастает при увеличении скорости накачки.
В-третьих, до достижения порогового значения ?#34
увеличивается практически линейно с М31. На самом деле, при
?#34 < ?#34 q = 0 и из уравнения A5.18) получаем
???34=[?/3??/(? + ?31??. A5.36)
Из формулы A5.29) находим, что ?\?? «1, т.е. ?31? «1, и
тогда из A5.36) получаем, что ??34 практически линейно
увеличивается с М31.
Качественная картина поведения инверсии населенности
AjV34 и полного числа фотонов q}4 в резонаторе в зависимости от
скорости накачки М31 приведена на рис. 15.3.
ANukq
AW«
Рис. 15.3. Качественные зависимости инверсии населенности АМц и
полного числа фотонов q в резонаторе от скорости накачки ?/3?
Из формул A5.20) и A5.35) получим выражение для расчета
выходной мощности
^2=??(?2/2)(/>???/????-?), A5.37)
где 1а = ??/(??)- эффективная характеристика насыщения.
Исходными для расчета параметров трехуровнего лазера,
работающего в режиме непрерывной генерации, являются
уравнения A5.23) и A5.24).
При q = 0 из уравнения A5.24) получаем формулу для расчета
пороговой инверсии населенностей
235
?*31 =1/(^^?)=?/(?? = ??^3{?), A5.38)
совпадающую с формулой A5.30) для четырехуровневого лазера.
Для вычисления пороговой скорости накачки воспользуемся
уравнением A5.23), полагая, что ??3] = 0, q = q0^0 и ?#3? -^?\\
В реальных лазерах ??$\ « ??, поэтому
?/$«1/?. A5.40)
При сравнении выражений A5.40) и A5.29) мы видим, что при
одном и том же ? пороговая скорость накачки четырехуровневого
лазера в ?^/??^' раз меньше, чем пороговая скорость накачки
трехуровневого лазера. В этом состоит главное преимущество
лазеров, работающих по четырехуровневой схеме.
Можно также показать, что
й,=К„(у1+АЛф>)(хф/2х)(Х-1), A5.41)
а мощность лазерного излучения через второе зеркало
h =^?(*? +^)(??/2???2/2???-?). A5.42)
Рассмотрим теперь эффект затягивания частоты генерации
[24], который нельзя описать в рамках используемого приближения
кинетических уравнений. Это явление состоит в том, что частота
генерации vreH? не совпадает с собственной частотой резонатора
vpc3? -4cl2L9 где q - индекс продольной моды, с - скорость света
в вакууме, L - длина резонатора, а расположена на оси частот между
центральной частотой перехода v0 и частотой резонатора Vp^, т.е.
как бы «затягивается» к центральной частоте перехода v0. Для
объяснения этого явления необходимо учесть оптические параметры
активной среды.
В случае приближения, при котором показатель преломления
активной среды лср равен единице, спектр излучения лазера должен
состоять из эквидистантно расположенных на шкале частот узких
линий. Однако активное вещество, обладающее зависящим от
частоты профилем усиления, обладает также и зависящим от
частоты показателем преломления wcp (v). Особенно резко эта
236
зависимость проявляется на частотах, близких к частоте лазерного и
других переходов в газовой среде, где возникает аномальная
дисперсия. На рис. 15.4 представлен профиль линии ненасыщенного
усиления лазерного перехода (I) и соответствующая ему кривая
аномальной дисперсии (II).
Ширина области, в которой наблюдается аномальная
дисперсия, определяется шириной доплеровской линии Ауд, взятой
на половине максимума кривой xfj(v).
ж@)
Ж34
\ X1
У ?
S \
1
1
S \ ?
и-1
^
«34 (
,/Т
1/2
УоУ
\п-\
???
\<
/'
? \\
? \
1
1
I
1
1
1
1
1
/п
V
Рис. 15.4. К объяснению явления затягивания частоты лазерного излучения. I -
контур линии усиления лазерного перехода; И - кривая аномальной дисперсии.
®34 и п ~ показатели усиления и преломления активной среды, ?0 -
центральная частота лазерного перехода, ??? - ширина догитеровского контура
Будем рассматривать резонатор произвольной геометрии, при
этом пренебрежем эффектами взаимодействия между одновременно
осциллирующими модами, которые связаны с нелинейностями
среды. Предположим, что в отсутствие усиления возбужденному
собственному колебанию соответствует стоячая волна с частотой
vpe3? · При наличии в резонаторе активной среды частота генерации
смещается от Vp^ к частоте vnHq, такой, что полный сдвиг фазы,
соответствующий прохождению волны через резонатор в одном
направлении, не изменяется, т.е.:
'ЭФ,
?2.
dv
)
vrcH? vpaq
)+??(? )=0,
A5.43)
237
/??* >\
где
дФ
Е?
Ч
av
- дисперсия резонатора, ??(?ген -)- изменение
сдвига фазы за один проход для генерируемого излучения на частоте
vnHq9 обусловленное наличием активной среды с ненасыщенным
коэффициентом усиления за один проход J?*°'(vreHi ).
Чтобы дать общее рассмотрение проблемы затягивания
частот, т.е. включить такие случаи, когда луч отклоняется от
нормального падения на зеркала резонатора или когда показатель
преломления среды однороден, мы определим эффективную
фазовую скорость с', не зависящую от частоты резонатора. Тогда в
отсутствие усиления сдвиг фазы в резонаторе за один проход равен:
Фре,?=^Т A5-44)
Полная ширина моды пассивного резонатора может быть
записана как функция этой эффективной скорости с' и
относительных потерь энергии за один проход ?:
?????=??. A5.45)
Из A5.44) и A5.45) следует, что
дФрсз,? _. L _ ?
3? с' ???«9 '
Подставляя A5.46) в A5.43), получаем
??,
A5.46)
= урез« ^Дф(угенД A5.47)
Угсн^ — 'рез? "^V'reH?
Уравнение A5.47) справедливо только в том случае, когда в
генерации участвует одно собственное колебание. Сдвиг фазы
АФ(Уген?) зависит от формы контура линии усиления. В случае
газоразрядного лазера
??(?) = —^K(%)\%e?dx A5.48)
л/? 0J
238
где
К%)=К%0)схр-
f \2
^0,6???
ненасыщенный
коэффициент усиления за один проход на некоторой частоте ? в
- параметр расстройки.
t vo "v
пределах контура усиления, ? =
0,6???
При численной аппроксимации уравнения A5.48) получаем,
что вблизи ?0, т.е. при (?0 - ?)-* ?
AO(v)=-0,28^@)(v0)-sin
( \
0,3??
я J
A5.49)
Переходя от ? KvreH(/, имеем
??(?^)=-0,28/:(?)(??)·5??
?
Vn -V
ген q
\
0,3??
Д )
A5.49,a)
Используя A5.47) и A5.49) и то, что генерация начинается при
выполнении условия K^iynHq)» tf'°'(v0)=a, на пороге генерации
вблизи центра линии усиления ?0 получим
2Vui2Av , .
J=1-lvo-vreHfJ·
vreH? — vpc3?
????
1 +
41n2
/
Vn -V
ген q
\
0,3??
д J
A5.50)
Из A4.50) следует, что затягивание частот генерации
??3*?? =уген? "vpe39 является нелинейной функцией частоты
генерации vreHff.
В результате затягивания частот генерации линии генерации
лазера становятся неэквидистантными на оси частот, что и
наблюдается на практике. Чем дальше от v0 расположена Vp^,
которой соответствует частота генерации vreiw, тем сильнее
сказывается затягивание частоты генерации к центральной частоте
239
v0 линии усиления. В тех случаях, когда v^^ расположена очень
близко от v0, говорят о линейном затягивании частоты генерации.
На самом деле, в этом случае v0 -vreHG ->0и вторым слагаемым в
квадратных скобках в уравнении A5.50) можно пренебречь. Тогда
-JSM ??? = г—E«2- = 0,94S, A5.51)
где S - «коэффициент стабилизации», определяемый
приближенно как отношение ширины моды резонатора к ширине
атомной линии излучения. Для газоразрядных лазеров величина S
лежит в пределах от 10 до 10.
Есть еще одно интересное и важное явление, которое
невозможно объяснить в рамках используемой нами теории. Это
выжигание в контуре линии усиления«дыр». расположенных на оси
частот симметрично относительно центральной частоты перехода
v0, и лэмбовский провал. Явление наблюдается в любых газовых
лазерах, когда основной вклад в неоднородное уширение линии
вносит эффект Доплера.
В стационарном режиме генерации внутри резонатора
образуется стоячая волна, которая является суперпозицией двух
распространяющихся навстречу друг другу бегущих волн. Положим,
что частота генерации vrcH ^v0, в частности, vreH^<v0. Тогда
лазерное излучение будет взаимодействовать только с теми
атомами, скорость которых направлена противоположно
относительно направления излучения, а величина скорости такова,
что vreH^(l + u/c)=v0 (эффект Доплера). Таким образом, волна,
распространяющаяся от левого зеркала резонатора к правому, будет
взаимодействовать с атомами, движущимися влево, а волна,
распространяющаяся от правого зеркала к левому, - с атомами,
движущимися вправо. Это приводит к насыщению населенности
двух групп атомов: движущихся со скоростью + ? и движущихся со
скоростью -и. При этом в линии усиления ae34(v) образуются две
«дыры» (бениетовские провалы) при частотах, соответствующих
скоростям движения атомов ± ?, т.е. при частотах vre(W и
v = 2v0-vreH^ (рис. 15.5). Ширина каждой «дыры» может быть
оценена с помощью соотношения
240
одн
A5.52)
где ???;?? - ширина однородно уширенной линии; /-интенсивность
каждой из двух противоположно направленных волн (считаем, что
их интенсивности равны); /, - интенсивность насыщения усиления в
режиме непрерывной генерации.
При vreH9 = v0 лазерное излучение будет взаимодействовать
только с теми атомами, составляющая скорости которых вдоль оси
резонатора ? = 0. При этом обе «дыры», изображенные на рис.15.5,
сливаются в одну, расположенную в центре линии усиления
(рисЛ 5.6) и называемую провал Лэмба.
При частотах, близких к частотам vreHi и 2v0 - vretw, кривая
насыщенного показателя усиления a?34(v) имеет вид
*34(v) = 4°4)(v)/Vl + /(v)//,> A5.53)
где »5°44?)~спектральная зависимость ненасыщенного показателя
усиления (при /(?)-» 0). Для лэмбовского провала (? = ?0)
*34(vo)e«Si(vo)/Vi + 2/(vo)//f · A5.54)
Множитель 2, стоящий в формуле A5.54), отражает тот факт,
что обе волны насыщают теперь одну и ту же группу атомов. При
этом должна образовываться более глубокая «дыра», что хорошо
видно при сравнении рис.15.5 и рис. 15.6.
х2л
Контур
доплеровской
линии
тек?
ген?
Рис.15.5. Выжигание «дыр» (беннетовских провалов) в контуре линии
усиления лазера, генерирующего на частоте vreH ^v0. ?/? - потери на
единицу длины активной среды
241
Выходную мощность лазера Д работающего при vreH^v0 и
при vreH9 = v0i можно получить из условия, что насыщенный
показатель усиления aB34(vrcH>q J должен быть равен ylt. Так как
Р = 1АТ2, A5.55)
где / - означает то же, что и в соотношении A5.52); А - площадь
поперечного сечения лазерного пучка; Т2 - коэффициент
пропускания выходного зеркала, то из выражений A5.53) и A5.54)
следует, что
A5.56)
A5.57)
Ширина провала Лэмба примерно равна однородной ширине
линии, поскольку такую ширину имеют «дыры», сливающиеся в
провал.
Контур
доплеровской
линии
Рис. 15.6. Выжигание «дыры» (провала Лэмба) в контуре линии усиления
лазера, генерирующего на частоте vreH q~ v0. ylt - потери на единицу
длины активной среды
Для анализа режима импульсной генерации четырех- и
трехуровневого лазеров требуется найти решения уравнений A5.18),
A5.19), A5.23) и A5.24). При заданных начальных условиях и
известной временной зависимости скорости накачки Mn(t) мы
можем найти временные зависимости q(t) и AN^4(t) (или ?#3?(?))«
Однако уравнения, описывающие импульсный режим генерации,
242
нелинейны относительно переменных g(t) и АЛГ34@ (или AN^(t))y
так как эти переменные входят в уравнения в виде произведения
qAN. Поэтому общее аналитическое решение получить
невозможно, и мы будем пользоваться графическим представлением
функций &N(t) (далее это обозначение будет использоваться вместо
ДАГздСО и ?#3?@) и ^^' найденных путем численного расчета при
заданных зависимостях Л/31(/) и ?(/)[23].
ик ген
Г, /д+/г /;
шс ген
t
Рис. 15.7. Временные зависимости: а - скорости накачки Л#ц; б - потерь в
резонаторе ?; в - инверсии населенностей AN; г - числа фотонов q,
характерные для лазера с модуляцией добротности, работающего в режиме
импульсной генерации
243
Оставим за рамками данной книги рассмотрение пичковых
режимов импульсной генерации и уделим основное внимание
формированию лазерного излучения методом модуляции
добротности. Лазеры с модулированной добротностью могут
работать в одном из двух режимов: импульсном и импульно-
периодическом.
?/з. А
У i
Ykucc
???? т
i
а
??..« - -
Рис. 15.8. Временные зависимости: а - скорости накачки Л/эь б - потерь в
резонаторе ?; в - инверсии населенностей AN; г - числа фотонов q>
характерные для лазера с модуляцией добротности, работающего в режиме
импульсно-периодической генерации с непрерывной накачкой
Рассмотрим импульсный режим генерации лазеров с
модулированной добротностью. Развитие импульса генерации в
244
лазере с модуляцией добротности, работающем в импульсном
режиме, показано на рис. 15.7 [23].
В этом случае временная зависимость скорости накачки
Мъх (/) имеет форму импульса определенной длительности,
возникающего при / = 0. Инверсия населенностей AN(t) нарастает и
достигает максимального значения AN{tR) в момент включения
добротности (уменьшения скачком ?(/)) /д.
С этого момента времени (/ >гд) начинает увеличиваться число
фотонов и возникает импульс генерации. Импульс достигает максимума в
некоторый момент времени / = t& + /г. При увеличении числа фотонов
уменьшается инверсия населенностей AN от максимального значения
ДЛфд) до некоторого конечного значения ??^(/?????)> при котором
импульс генерации заканчивается. Лазеры с модуляцией добротности и
импульсной накачкой могут работать в режиме повторяющихся
импульсов с частотой следования от единиц до нескольких десятков герц.
Рассмотрим импульсно-периодический режим генерации лазеров с
модуляцией добротности при непрерывной накачке. Развитие импульсов в
таких лазерах представлено на рис. 15.8 [23]. Накачка осуществляется
непрерывно с постоянной скоростью Мм при периодическом
переключении потерь в резонаторе с высокого умакс до низкого умин
уровня. При этом инверсия AN периодически изменяется от начального
значения AN4iKC (в момент включения высокой добрстюсти резонатора)
до конечной величины ????? (в момент прекращения излучения
гигантского импульса) с последующим увеличением AN до уровня
ANUUKC перед следующим включением высокой добротности. Время, за
которое происходит восстановление значения инверсии ?????0
приближенно равно времени релаксации верхнего лазерного уровня ?.
Поэтому минимальное время между двумя последующими импульсами
генерации ????? должно быть порядка ?, а частоты следования импульсов
изменяются, как правило, от единиц до нескольких деагпсов килогерц.
Для реализации импульсного режима генерации лазера
обычно используются внутрирезонаторные электрооптические,
акустооптические и механические затворы, а также пассивные
модуляторы добротности на основе насыщающегося поглотителя
[23,25,26].
245
16. Твердотельные лазеры [22,23,25 -29]
Твердотельными называются лазеры, лазерными веществами
которых служат кристаллические диэлектрики и стекла с
введенными в них активными центрами - примесными ионами.
Лазерные переходы осуществляются между уровнями энергии
ионов. Кристаллические диэлектрики и стекла служат некой
матрицей, в определенной степени фиксирующей пространственные
координаты примесных ионов. Влияние поля матрицы на лазерные
переходы незначительно, так как переходы происходят между
электронными уровнями незаполненных внутренних оболочек
ионов.
Наиболее часто в качестве примесных используются ионы
неодима (Nd3+), хрома (Сг3*) и эрбия (Ег3*). Значительно реже ионы
гольмия (Но3+).
К настоящему времени создано большое число лазерных
веществ, используемых при изготовлении активных элементов
твердотельных лазеров. Из них наибольшее практическое
применение нашли рубин (длина волны излучения 0,69 мкм), стекло,
активированное неодимом, и иттрий-алюминиевый гранат, также
активированный неодимом (далее tid:YAG) (длина волны излучения
1,06 мкм). При ограниченной (~ 20 Вт) средней выходной мощности
излучения конкурентноспособен по отношению к Nd:K4G кристалл
гадолиний-скандий-галлиевого граната, активированный ионами
неодима и хрома - Nd:Cr:GSGG (длина волны излучения 1,06 мкм).
На основе фторида иттрия-лития (YLF), активированного эрбием
(Ег3*), создан лазер, генерирующий на длинах волн 0,85 и 1,73 мкм.
На базе того же YLF% но уже активированного гольмием Но3\
разработан лазер, генерирующий на длине волны 2,06 мкм [22,23].
Лазеры на матрицах, активированных ионами Ег3* и Но3+, а
также рубиновый лазер работают с оптической накачкой за счет
световой энергии импульсных и непрерывных ламп со спектрами
излучения, перекрывающими спектры поглощения лазерных
веществ. В Hd:YAG- и Nd;Cr:GSGG- лазерах используется накачка
излучением светодиодов и полупроводниковых лазеров.
Устройстао твердотельного лазера с ламповой накачкой
схематически изображено на рис. 16.1. Лазер состоит из активного
элемента, лампы накачки, отражателя, зеркал резонатора, блока питания,
246
системы охлаждения активного элемента, системы охлаждения лампы
накачки и элементов управления излучением [22 - 2S].
При изготовлении активных элементов твердотельных лазеров
в качестве лазерных веществ чаще других используют рубин, а
также стекло и кристалл YAG9 активированные ионами неодима.
7
г^Ш
жлжжШаж.ш'жж
-· -*·
f0***0 *7
г ж /fT/ib ж ж ж ж ж ж *?*
ж ш ж жм
?
/1
Рис. 16.1. Схематическое изображение конструкции твердотельного лазера
с ламповой накачкой: 1 - активный элемент, 2 - лампа накачки, 3 -
отражатель, 4 - зеркала резонатора, 5 - блок питания, б - система
охлаждения активного элемента, 7 - система охлаждения лампы накачки, 8
- элементы управления излучением
Рубин, давно известный как природный драгоценный камень,
есть ни что иное как корунд - окись алюминия (АЬОз), в котором
часть ионов А13+ замещена ионами хрома Сг3+. В лазерной технике
используется искусственно выращенный рубин. Он выращивается из
расплава смеси А1203 и небольшой (около 0,05 вес.%) части Сг203.
Абсолютная концентрация ионов хрома составляет при этом
1,61019см~3, а сам рубин имеет бледно-розовый цвет в отличие от
природного рубина, темно-красный цвет которого объясняется
высокой (до нескольких процентов) концентрацией ионов хрома.
В Nd: К4С7-лазерах лазерным веществом является кристалл
Y3AI5O12 сокращенно называемый YAG - yttrium aluminum garnet
(штрий-алюминиевый гранат), в котором часть ионов Y3* замещена
ионами Nd**. Как правило, уровень легирования неодимом не превышает
1 ат.%. При более высоких уровнях легирования наблюдается тушение
люминесценции и возникает внутреннее напряжение в кристалле.
Последнее обусловлено тем, что радиус иона Nd3* на 14% превышает
247
радиус иона ?3*. При огтгимальном уровне легирования прозрачный
кристалл YAG приобретает бледно-пурпуровую окраску - следствие
того, что линии поглощения Nd3+ лежат в красной области.
Степень легирования стекла с неодимом несколько выше, чем для
Nd:X4G - около 3 вес.% NcfaQ. Уровни энергии иона неодима в стекле в
основном располагаются так же, как и в Nd:K4G. Однако в стекле имеет
место неоднородное уширение, обусловленное локальными
неоднородностями поля стеклянной матрицы. Поэтому линии лазерных
переходов намного (примерно в 30 раз) шире, чем в Nd:K4G-^a3epax.
Намного шире, чем в Ш:К40-лазерах, и полосы поглощения. Если при
этом учесть, что концентрация ионов Nd3* в стекле, как правило, вдвое
больше, чем в кристалле Nd: YAGy то эффективность накачки
стеклянного стержня приблизительно в 1,6 раза выше, чем одинакового с
ним по размеру стержня из N&.YAG. Активный элемент из стекла можно
сделать много больших размеров, чем из Nd:K4G, что обусловлено
значительно более низкой температурой плавления стекла и его
некристаллической структурой. Однако, стекло имеет весьма серьезный
недостаток - низкую (примерно в десеть раз меньше, чем Nd:K4G)
теплопроводность. Это существенно ограничивает область применения
лазеров на стекле с неодимом импульсными системами, работающими с
низкой (< 5 Гц) частотой следования импульсов [23].
Активные элементы, как правило, изготавливаются в виде
круговых цилиндров. Реже используются активные элементы,
имеющие форму параллелепипеда. Торцы активных элементов
полируются. Обычно торцы параллельны друг другу. Спектральные
зависимости сечения поглощения рубина, а также кристалла ? AG,
активированного неодимом, приведены на рис. 16.2.
Важнейшим параметром активных элементов является ресурс
работы. Наиболее долговечным является Nd.YAG (генерация в
режиме модулированной добротности миллион импульсов и более).
Рубин в этом же режиме работы выдерживает не более нескольких
сотен тысяч импульсов.
При ламповой накачке тверлотельных лазеров, работающих в
режиме импульсной генерации, используются в основном
ксеноновые лампы среднего E00 - 1S00 торр) давления. Спектр их
излучения сильно (рис. 16.3,а) зависит от энергии, выделяющейся
при вспышке. С увеличением этой энергии доля световой энергии,
приходящейся на коротковолновую часть спектра, возрастает. Из
сопоставления спектра поглощения рубина и спектра излучения
248
-20 ...2
КГЧм
1000 ?,??
Рис. 16.2. Сечение поглощения: а - рубина; б- неодимового стекла и
Nd: YAG-Kpncmuia
249
ксеноновой лампы-вспышки следует, что только 30% полной
световой энергии излучения лампы поглощается рубином.
Остальная энергия затрачивается на паразитное нагревание
активного элемента, оболочки (колбы) лампы накачки и отражателя,
что обусловливает необходимость использования систем
охлаждения в твердотельных лазерах с ламповой накачкой.
Схожая картина наблюдается и при накачке криптоновыми
лампами ВД (рис. 16.3,6) Ш:УЛС-лазера, работающего в режиме
непрерывной генерации.
В последнее десятилетие ламповая накачка Ш:Х4С/-лазеров
практически полностью вытеснена накачкой полупроводниковыми
лазерами и светодиодами, спектры излучения которых более полно
совпадают с полосами поглощения Nd: TAG. Используются
инжекционные лазеры с двусторонними гетерострукхурами,
работающие как в непрерывном режиме, так и в импульсно
периодическом. С целью интенсификации накачки лазеры объединяют в
линейки и решетки. А использование оптоволоконных выводов
лазерного излучения позволяет отказаться от громоздких отражателей.
Как правило, используется внешний резонатор. Одно из зеркал
выполняется с коэффициентом отражения на длине волны
генерации, близким к единице, другое, через которое выводится
излучение, - частично прозрачным.
Выбор резонатора того или иного типа производится как с
учетом требований, предъявляемых к параметрам излучения, так и с
учетом обеспечения устойчивости резонатора при воздействии на
него дестабилизирующих факторов.
Временные характеристики (режимы) ИЗЛУЧСНИЯ
твердотельных лазеров зависят как от способа накачки, так и от
метода управления добротностью резонатора.
При импульсной световой накачке лазер может работать в
режимах свободной генерации, модулированной добротности и
синхронизации мод. При непрерывной накачке - в непрерывном режиме
генерации, режиме периодической модуляции добротности резонатора
(частота следования импульсов до SO кГц) и режиме синхронизации мод
(частота следования импульсов от 100 до 500 МГц).
Лазер на рубине был первым квантовым генератором,
работающим в оптическом диапазоне. Однако в настоящее время
рубиновый лазер практически полностью вытеснен неодимовыми
лазерами на кристалле YAG и стекле. В его безраздельном
250
«подчинении» осталась, пожалуй, только импульсная голография,
где требуется использовать излучение с большой энергией импульса
и достаточно коротковолновое, чтобы обеспечить работу в области
чувствительности фотопленки.
??, ??/(?2·??)
80
200 400
1200 ?, им
Вт/(мг-нм)
?, нм
Рис. 16.3. Спектр излучения: а - импульсной ксеноновой лампы при
давлении газа 500 торр и плотности тока 2400 А/см2; 6 - непрерывной
криптоновой лампы при давлении газа 4 атм и плотности тока 80 А/см2
251
Упрощенное схематическое изображение уровней энергии
ионов хрома в рубине и процессов, обеспечивающих генерацию
излучения рубинового лазера, приведено на рис. 16.4. Рубиновый
лазер работает по трехуровневой схеме, в которой уровнем 1
является основное (невозбужденное) состояние иона хрома Сг3* 4Л2,
уровнем 2 - две полосы поглощения энергии излучения AFi и 4F\9
уровнем 3 - дублет Е, состоящий из подуровней 2 А и ? .
Рис. 16.4. Упрощенное схематическое изображение уровней энергии ионов
хрома в рубине и процессов, обеспечивающих генерацию излучения
рубинового лазера на длинах волн 0,6929 и 0,6943 мкм: 1 - основное
состояние ионов хрома 4А2; 2 - полосы поглощения энергии излучения
источника оптической накачки 4F2 и V| с центрами на длинах волн 0,56 и
0,41 мкм и шириной около 100 нм; 3 - верхние лазерные уровни 2А и ? .
Процессы, приводящие к заселению верхних лазерных уровней: а и Ь -
поглощение энергии излучения оптической накачки; с - безызлучательная
передача энергии из полос поглощения на верхние лазерные уровни. Rx и
R2 - линии излучения
Инверсия населенностей создается между подуровнями 2А и
? (верхние лазерные уровни) и уровнем АА2.
Оптическая накачка осуществляется излучением мощных
импульсных ксеноновых ламп. Использование для накачки
немонохроматического излучения возможно благодаря широким (с
252
шириной ? «100 нм) полосам поглощения с максимумами
поглощения на длинах волн ??«560 нм (зеленая) и ?6«410 нм
(фиолетовая).
Эти полосы связаны с состояниями 2А и ? чрезвычайно
о
быстрой (за время порядка 10" с) безызлучательной релаксацией.
Дублет 2Е метастабилен. Время жизни состояний 2А и ? - порядка
10~3 с. Благодаря чему подуровни 2 А и ? могут значительно
заселяться. (При этом в большей степени заселяется ? подуровень).
Генерация возможна как на переходе ? ->*Аг (линия R\t длина
волны 694,3 нм), так и на переходе 2А -»4Л2 (линия R2, длина волны
692,9 нм). При этом чаще всего реализуется режим генерации на
линии /?ь так как ему соответствует более низкий порог генерации.
В полосах поглощения 4F2 и AF\ интегральный показатель
поглощения составляет 2-3 см. Поэтому диаметр рубиновых
стержней при двустороннем освещении излучением накачки не
превышает 2,5см. При больших диаметрах, излучение накачки не
проникает в должной мере внутрь рубиновых стержней, что приводит к
сильной неоднородности активной среды в поперечном сечении
стержней и резкому ухудшению параметров лазерного пучка.
Показатель усиления активной среды в рубиновом лазере
достигает величины 0,25 см, что позволяет при длине стержня 20 - 30
см обеспечивать большой коэффициент усиления.
Качество рубина определяет все основные параметры лазера, в
том числе расходимость пучка, порог генерации, режим работы.
Так, рубиновые лазеры обычно работают в импульсном
режиме. Однако высококачественные кристаллы могут работать при
комнатной температуре и в непрерывном режиме. При этом накачка
осуществляется ртутными лампами ВД.
Для рубина характерна высокая теплопроводность. При
температурах 300 - 400К она только на порядок меньше, чем у
металлов, что позволяет работать в импульсно-периодическом
режиме с высокой частотой следования импульсов.
Ширина линии излучения существенно зависит от
температуры стержня. Так, при температуре 300К ширина линии
равна 10 см C00 ГГц), а при 77К - 0,3 см A0 ГГц).
Для поддержания рабочей температуры рубинового стержня
на уровне, близком к 300К, используется замкнутая система
253
водяного охлаждения с различным расходом воды, величина
которого определяется средней мощностью излучения лазера.
В таблице 16.1 приведены основные параметры лазеров на
рубине, работающих в режиме свободной генерации. Лазеры такого
типа используются в системах, где необходимо получить
значительные средние мощности излучения при достаточно высокой
энергии импульсов излучения - технологических установках для
сверления отверстий, резки, плавки и сварки тугоплавких металлов.
Таблица 16.1. Основные параметры лазеров на рубине, работающих в
>ежиме свободной генерации [25]
Тип
ГОР-0,2
ГОР-100
ГОР-300
Арзни-206
LIMO (США)
Энергия
импульса,
Дж
0,2
100
300
2
1-50
Длительность
импульса, мс
0,12
1
6
0,5
1-10
Частота
следования
импульсов,
Гц
0,03
0,005
0,005
2
1-5
Расходимость
пучка, мрад
11
11
9
10
10
Лазеры типа ГОР-0,2 и ГОР-100 имеют воздушное охлаждение,
остальные - водяное. Следует обратить внимание на большую (от
0,12 до 6 мс) длительность импульсов и малую (особенно у ГОР-100
и ГОР-300) частоту их следования. Величина последнего параметра
ограничена допустимыми значениями температуры рубинового
стержня и ее градиента в поперечном сечении стержня.
Анализ публикаций показывает, что большинство рубиновых
лазеров работает в режиме модулированной добротности. Чаще
всего используется однокаскадная конструкция с одним активным
элементом. В многокаскадной конструкции один активный элемент
выполняет функции задающего генератора, а остальные - функции
усилителей. Каскады устанавливаются последовательно, а каждый
активный элемент помещается в автономный отражатель и
накачивается своей лампой-вспышкой. В простейших схемах
поджиг ламп накачки производится одновременно. Но есть схемы, в
которых для оптимизации режима усиления поджиг ламп
производится с задержкой или опережением.
Основные параметры одноэлементных лазеров на рубине,
работающих в режиме модулированной добротности, приведены в табл.
16.2. Из нее ввдно, что энергия импульса длительностью 10 - 20 не
254
может варироваться в пределах от ОД до 16 Дж, а импульсная мощность
-от 10 до 800 МВт. Эти параметры определяются размерами активных
элементов, диаметр которых, как правило, не превышает 12,5 мм, а
длина - 300 мм. Фактором, ограничивающим значение максимальной
энергии, является обеспечение приемлемой долговечности кристаллов
рубина, которая в сильной степени зависит от поверхностной плотности
мощности излучения с торца активного элемента.
Таблица 16.2. Основные параметры лазеров на рубине, работающих в
режиме модулированной добротнотси 1251
Тип
Энергия
импульса,
Дж
Длительность
импульса, не
Частота
следования
импульсов,
Гц
Расходимость
пучка, мрад
ОГМ-20
0,42
20
1
ГОМ-1
0,5
10-15
0,05
0,9
Арзни-207
0,2 - 0,8
20
К-2500
(США)
15
15-20
0,3
0,9
SS-418
(США)
16
20
0,3
Для реализации режима модулированной добротности лазеров
на рубине в их конструкциях чаще всего используются оптико-
механические и электрооптические затворы, но в некоторых случаях
применяются и пассивные затворы.
При необходимости увеличить частоту следования импульсов
в к раз используется конструкция лазера с к параллельно
включенными активными элементами (с автономными системами
накачки), лазерные пучки которых сводятся в один.
В большинстве рубиновых лазеров применяется жидкостное
охлаждение активных элементов, ламп накачки и поверхности
отражателей. Как правило, используется водяное охлаждение, а при
необходимости - жидкий азот.
Несмотря на интенсивное внедрение №:Х4С-лазеров в
различные области науки и техники, лазеры на стеклег
активированном ионами неодима, все еще широко применяются в
технологических установках. Наибольшее практическое применение
нашли фосфатные (на основе Рг05) и силикатные (на основе Si02)
стекла (см. табл. 16.3).
255
Таблица 16.3. Генерационные характеристики некоторых отечественных
марок фосфатного (*) и силикатного (**) стекол, активированных
неодимом, при работе в режиме свободной генерации [251
Тип
Размер
активн.
элемента
(диаметр
х длину),
мм
Порог.э
нер-гия
накачки, Дж
Удельная
порог-я
энергия
накачки
. Дж/см*
Удельная
энергия
генерации,
Дж/см3
КПД
Расходимость
пучка
излучения, мрад
Предельная
мощность
генерации
,Вт
ГЛС-21*
10x130
0.6
1.2
2.1
0.9
ГЛС-21*
45 ? 630
3.5
5.2
0,7
ГЛС-22*
10x130
5.5
0.6
1.8
3.0
1.5
ЛГС-56*
10x130
4,5
0,5
2,5
4,0
1.5
18
ЛГСИ-2*
10x130
1А.
М.
-LL
м.
АЛ
ЛГСИ-1*
10x130
JLL
12.
2,0
1А
13
ЛГС-236*·
10x130
9±
М.
1А
1,6
5.0
КГСС-7*·
10x130
20,0
М.
09
АА
4,0
ЛТС-5·*
10x130
17,0
-LL
4L
АА
ГЛС-1
**
10 ? 130
п.о
_LL
АА
1?_
25
ГЛС-1·*
20 ? 130
3.8
2,5
ГЛС-1··
45 ? 630
2,9
A3
ГЛС-4··
10 ? 130
м.
м.
1,4
2*1
ЛГС-59··
5x100
0,15
0,6
3,0
23
ЛГС-59··
10x130
Ж
0.7
1.5
2.6
Из табл. 16.3 видно, что при одинаковых размерах активного
элемента A0x130 мм) фосфатные стекла в среднем имеют более низкий
порог генерации, чем силикатные. Кроме того, при примерно
одинаковом удельном энергосъеме, КПД активных элементов из
фосфатных стекол в 1,3 раза больше КПД активных элементов из
силикатных стекол. Фосфатные стекла значительно лучше силикатных и
по термоогпическим свойствам, что позволяет получать лазерные пучки
с намного меньшей (не более 1,5 мрад) расходимостью, чем при
использовании силикатных стекол (в лучшем случае - 3,0 мрад).
Максимально допустимая средняя мощность генерации лазеров на
стекле, активированном ионами неодима, определяется предельно
допустимыми параметрами тепловой линзы, образующейся в активном
элементе за счет малой теплопроводности стекла. Теплопроводность
стекла характеризуется термооптическими постоянными Р0 и QQ, и она
тем больше, чем меньше эти постоянные. Попытки уменьшить Р0 и QQ
фосфатных стекол привели к тому, что снизилась и их термостойкость. В
настоящее время проводятся интенсивные поиски новых способов
термоупрочнения фосфатных стекол с малыми постоянными Р0 и Q0.
256
Лазеры на стекле, активированном ионами неодима, работают по
четырехуровневой схеме. Упрощенное схематическое изображение
уровней энергии ионов неодима в стекле приведено на рис. 16.5. Накачка
переводит ионы Nd3* из основного состояния А19/2 (уровень 1) на
уровень 2, состоящий из нескольких полос поглощения в области 0,39 -
0,9 мкм (на рис. 16.5 указаны только две из них). Положения и ширины
этих полос незначительно меняются от матрицы к матрице. Из полос
поглощения осуществляется быстрая (за 10~7с) передача энергии на
метастабильный уровень AFy2. Чем ближе к уровню 4/г3/2,
выполняющему функции уровня 3 в четырехуровневой схеме работы
лазера, расположены полосы поглощения, тем выше КПД лазера.
Воздействие матрицы на ионы Nd проявляется в расщеплении каждого
мультаппегаого уровня изолированного иона Nd3* на ряд подуровней за
счет эффеюа Штарка. Так, уровень 4Fy2 расщеплен за счет эффекта
Штарка на два сильно связанных подуровня Щ и R2, разделенных
энергетическим зазором АЕ « 88 см.
Из различных возможных переходов с уровня 4F^f2 (время
жизни 0,7 мс) на нижележащие уровни 41\$/2> 4Дз/2> 4/ц/2 и
4/9/2(они расщеплены за счет эффекта Штарка на 8, 6, 6 и 5
подуровней соответственно) наиболее вероятным является переход
4^3/2~* 4??/2· УРОВНИ 4/15/2» 4Аз/2 и ^11/2 ВЫПОЛНЯЮТ фунКЦИИ
уровня 4 в четырехуровневой схеме работы лазера.
Лазерная генерация обычно происходит с подуровня R2
уровня 4F3/2 (верхний лазерный уровень) на какой-либо подуровень
уровня 41х 1/2 (нижний лазерный уровень). Нижний лазерный
уровень /|1/2 расселяется за счет безызлучательной ралаксации на
основной уровень /9/2 · Таким образом, можно получить генерацию
на шести длинах волн в интервале от 1,05 до 1,1 мкм.
Интенсивности этих линий излучения различны. Максимальную
интенсивность имеет излучение с длиной волны ? = 1,06 мкм.
Следует отметить, что линия люминисценции 1,06 мкм неоднородно
сильно уширена (??«30 нм) из-за неоднородности локальных
электростатических полей в стеклах. К слову сказать, в кристаллах
257
Nd: ? AG на той же линии люминисценции однородное уширение на
превышает 0,7 нм.
?,103см"!
Рис.16.5. Упрошенное схематическое изображение уровней энергии ионов неошма в
стекле и К4&кристага)е и процессов, обеспечивающих генерацию излучения
неодимового лазера на длинах волн 0,946; 1,064; 1,34 и 1,90 мкм: 1- основное состояние
ионов неодима %ъ ему соответствуют 5 подуровней энергии (ш рис не изображены); 2-
попосы поглощения энергии юлучения источника оттеской накачки (основные
полосы гаканки - 45м+4/г12 и 4Fm+ Дд с цапрами на длинах волн 0,73 и 0,80 мкм); 3 -
верхние лазерные уровни R{ и R2 - AFy?> 4 - нижние таерные уровни V^; 4Im и 4/1ьь
расщепленные соответственно на 8, 6 и 6 подуровни. Процзссы, приводящие к
заселению верхних лазерных уровней: а и Ь - поглощение энерпм излечения опгаческой
накачки (указано только для двух нижних полос поглощения); с - безьолучагельная
передача энергии из полос поглощения на верхние лазерные уровни. Процхс расселения
нижних лазерных уровней: d- безьолучагельная релаксация
258
Из-за сильного неоднородного уширения линии
люминесценции, неодимовое стекло имеет меньшее усиление, а
лазеры на неодимовом стекле - больше мод, чем Nd:K4G -лазер.
Известно, что наличие широкой линии люминесценции (большого
числа мод) создает благоприятные условия для работы лазера в
режиме синхронизации мод.
В табл. 16.4 приведены основные параметры лазеров на
неодимовом стекле, работающих в режиме свободной генерации.
Отличительной особенностью этих лазеров является большая (до
1000 Дж) энергия импульса. Длительность импульсов колеблется от
долей до нескольких миллисекунд, а частота следования импульсов
варьируется от 0,003 до 8 Гц. Максимальное значение мощности
импульса невелико (не превышает 1 МВт).
Таблица 16.4. Основные параметры лазеров на стекле, активированном
неодимом, работающих в режиме свободной генерации [25-281
Тип
Квант-9М
Квант-10
Квант-16
Квант-18
ГОС-30
ГОС-301
ГОС-1000
ГОС-1001
14-2 (США)
Энергия
импульса,
Дж
5
15
15,30
10
30
300
1000
1000
150-400
Длительность
импульса,
мс
0,5
4
4-7
4-8
1
0.8
20
1,5
2
Частота
следования
импульсов,
Гц
0,1-3
1
0,1-1
10-15
0,005
0.005
0.003
0.003
0,016-0.25
Расходимость
пучка, мрад
3
3
4
5
3
5.5
3
4
5
Для получения мощных импульсов используются лазеры,
работающие в режиме модулированной добротности. Основные
параметры таких лазеров на неодимовом стекле приведены в
табл. 16.5. Одномодовый режим генерации (лазер типа ОГМ-40М)
характеризуется относительно малой энергией импульса и на
порядок меньшей расходимостью лазерного пучка по сравнению с
многомодовыми пучками (лазеры 938G3G4L-6). Частоты следования
импульсов невелики - не превышают 0,1 Гц, что соответствует
режиму редких вспышек. Благодаря малой A5 - 25 не) длительности
импульса мощность излучения может достигать нескольких
гигаватг.
259
Таблица 16.S. Основные параметры лазеров на стекле, активированном
неодимом, работающих в режиме модулированной добротности [25 - 281
Тип
ОГМ-40М
938G3G4L-6
26200
Энергия
импульса,
Дж
0,6-0,8
7,5
100
Длительность
импульса, не
15-20
15
15-25
Частота
следования
импульсов,
Гц
0,016
0,1
0,004
Расходимость
пучка, мрад
0,3
3-5
2
КПД лазера на неодимовом стекле возрастает при увеличении
энергии накачки (рис. 16.6). С ростом энергии накачки ?нак в
пределах рабочего интервала энергия импульса излучения ?ВЬ1Х
растет опережающим темпом.
120
80
40
11
15 ?н*„ кДж
Рис. 16.6. Зависимость энергии излучения от энергии накачки лазера на
неодимовом стекле
Важным применением лазеров на стекле, активированном
ионами Nd3+, является использование их в качестве усилителей
лазерного излучения с целью получения высоких энергий импульса.
В [23] приводятся параметры «Нова»-лазера на основе неодимового
стекла, генерирующего импульсы с пиковой мощностью 100 ТВт и
полной энергией - 100 кДж. В настоящее время это рекордные
величины среди всех лазеров. «Новажпазер состоит из нескольких
усилителей (нескольких каскадов) на основе неодимового стекла.
Самый большой из усилителей выполнен в форме диска толщиной
около 4 см и диаметром 75 см!
260
Лазеры на иттрий-алюминиевом гранате (Nd:K4G;ja3Spbl)
являются самыми распространенными из твердотельных лазеров.
Так, в [28] приводятся сведения о почти двухстах лазерах на
Nd: YAG, выпускаемых в настоящее время в странах СНГ и Балтии,
и только о 43 лазерах на других кристаллах. Причем в 23 лазерах на
других кристаллах в качестве источника накачки используются
опять же Nd :YAG -лазеры.
Популярность Nd:YAG -лазеров объясняется низким порогом
генерации и высокой теплопроводностью ? AG -кристалла.
Благодаря этим свойствам Nd: YAG -лазеры могут работать в
широком диапазоне частот следования импульсов - от 1 до 100 Гц в
режиме свободной генерации, от 5 до 50 кГц в режиме
периодической модуляции добротности при непрерывной накачке и
от 500 до 1000 МГц в режиме синхронизации мод. Приведенные
величины частот значительно превышают частоты следования
импульсов рубиновых и на неодимовом стекле лазеров. Кроме того
из-за низкого порога генерации Nd: YAG -лазеры прекрасно
работают и в режиме непрерывной генерации при достаточно
высоком (~ 3%) КПД.
Уровни энергии иона неодима Nd3+ в кристалле Nd :YAG
располагаются так же как и в стекле, активированном ионами
неодима, и так же расщеплены за счет эффекта Штарка (рис. 16.5).
Полосы поглощения неодима в гранате расположены в достаточно
широком диапазоне длин волн - от 0,4 до 0,88 мкм. Однако
наиболее эффективные полосы накачки - это полосы вблизи двух
длин волн: 0,73 и 0,81. Для накачки Nd :YAG-лазеров в настоящее
время широко используются полупроводниковые лазеры с
оптоволоконным выводом излучения. При этом обеспечивается не
только хорошее согласование спектра излучения лазера со спектром
поглощения кристалла Nd.YAG, но и высокая эффективность
использования объема кристалла.
Имеются четыре основные группы переходов: ^F^/2 -> А^п(на
нем может быть реализован только импульсный режим генерации);
4^3/2->4??/2; 4^з/2->4Аз/2 и 4^з/2-*4А5/2· в пределах каждой
группы наиболее интенсивным линиям соответствуют длины волн
Xt = 0,946 мкм, ?2 = 1,064 мкм, ?3 = 1,338 мкм, ?4 = 1,9 мкм.
Интенсивности этих линий соотносятся как 25:60:14:1. Поэтому, как
261
правило, Nd: YAG -лазеры используют в качестве генераторов
излучения с длиной волны 1,064 мкм. Также широко используют 2-ую,
3-ю и 4-ую гармоники этого излучения.
Отличительной особенностью Nd: YAG -лазеров является
многообразие режимов их работы. Параметры одноэлеметных
Nd.YAG -лазеров, работающих в режиме свободной генерации,
приведены в табл. 16.6. Энергия импульсов лазеров, используемых в
технологических установках серии «Кваю», и лазера ЛТИ-137,
выпускаемого ФГУП «НИИ «Полюс» им. М.Ф. Стельмаха, а в
настоящее время и НПФ «Лагран», колеблется в пределах ОД - 10 Дж
при частотах следования импульсов преимущественно от 10 до 100 Гц.
При уменьшении частоты следования импульсов до 0,016 Гц в
многоэлеменгных Nd:K4G -лазерах возможна генерация импульсов с
энергией до 400 Дж, что хуже, чем у лазеров на неодимовом стекле.
Однако уже при частоте следования импульсов 1 Гц и длительности
импульсов около 5 мс энергия импульса Nd:K4G -лазера становится
соизмеримой, а в некоторых типах лазеров и превышает энергию
импульса лазера на неодимовом стекле.
Таблица 16.6. Основные параметры лазеров на иттрий-алюминиевом
гранате, активированном неодимом, работающих в режиме свободной
енерации Г25,28,291
Тип
Квант· 11
Квант-12
Квант-15
Квант-17
Квант-30
Квант-41
ЛТИ-137
YAG-60
Энергия
импульса,
Дж
0,2
3
<10
4
2
1,5
0,4
1
Длительность
импульса, мс
0,2
1-20
2-4
4
0.1-10
0,2-10
0.1
0,1
Частота
следования
импульсов,
Гц
100
1,2,4
10
10
20
150
50
60
Расходимость
пучка, мрад
3
4
4
4
4
4
5
5
Наибольший практический интерес представляют, однако,
Nd: YAG -лазеры, работающие в режиме модулированной
добротности. Основные параметры некоторых типов
одноэлементных лазеров, выпускаемых ФГУП «НИИ «Полюс» и
НПФ «Лагран», и лазера 7WO-70 приведены в табл. 16.7. Лазеры
ЛТИ-245 и 7W0-7O - одномодовые и характеризуются малой
262
расходимостью и малым C,8мм) диаметром лазерного пучка.
Диаметры пучков лазеров ЛТИ-205 и ЛТИ-214 равны 6,3 мм,
лазеров ЛТИ-401, ЛТИ-413 и ЛТИ-437 - 8,0 мм. Ряд генераторов
обеспечивает мощность излучения от 10 до 90 МВт при частотах
следования импульсов от 5 до 50 Гц. При этом энергия импульса
длительностью от 10 до 30 не варьируется от 0,1 до 0,4 Дж. Лазер
ЛТИ-413 генерирует на длине волны 0,54 мкм, ЛТИ-437 - на длине
волны 0,36 мкм, т.е. на второй и третьей гармониках излучения с
длиной волны 1,064 мкм соответственно. Остальные лазеры
генерируют на основной длине волны - 1,064 мкм.
Таблица 16.7. Основные параметры лазеров на иттрий-алюминиевом
гранате, активированном неодимом, работающих в режиме
модулированной добротности 125.291
Тип
ЛТИ-205
ЛТИ-214
ЛТИ-245
ЛТИ-401
ЛТИ-413
ЛТИ-437
TWO-70
Энергия
импульса,
Дж
0,3
0,15
0,1
0,25
0,4
0.25
0.04
Длительность
импульса, не
10
10
10
30
10
10
15
Частота
следования
импульсов,
Гц
5-50
5-50
10
50
20
10
10
Расходимость
пучка, мрад
6
6
1,5
6
7
7
1,2
В качестве модулятора добротности в таких Nd: YAG -лазерах
обычно используются электрооптические затворы. Однако в
малогабаритных лазерах достаточно эффективными могут быть
пассивные затворы на основе кристаллов LiF с центрами окраски типа F\.
В некоторых конструкциях Nd:YAG -лазеров, работающих в
режиме модулированной добротности, в резонатор лазера вводится
насыщающийся поглотитель, сочлененный, как правило, с
непрозрачным («глухим») зеркалом резонатора. При этом
генерируется не один импульс длительностью 10 - 20 не, а группа
сверхкоротких импульсов длительностью в десятки - сотни
пикосекунд, следующих с частотой, определяемой удвоенным
временем обхода резонатора электромагнитным излучением. Время
генерации группы сверхкоротких импульсов близко к длительности
моноимпульса. С помощью электрооптического затвора,
расположенного за выходным зеркалом лазера, из группы
импульсов выделяется один, который затем усиливается одно- или
263
двухкаскадным усилителем. Использование системы усиления
обеспечивает генерацию пикосекундных импульсов достаточно
большой энергии.
Основные параметры одномодовых Nd: ? AG -лазеров,
работающих в режиме пикосекундных импульсов (режиме
синхронизации мод) на длине волны 1,064 мкм, приведены в табл. 16.8.
Из таблицы видно, что пикосекундные YidiYAG -лазеры излучают
импульсы длительностью от 25 до 200 пс с энергией от 1 до 500 мДж,
следующие с частотой от 5 до 1500 Гц. Лазер PI-2200 работает в
одночастотном режиме генерации. При этом расходимость пучка не
превышает 1,6 мрад, а диаметр пучка изменяется от 1,5 мм у лазера PL-
2200 до 6 мм у лазера KG-40. Лазеры типов NL9 PL и SL в настоящее
время выпускаются литовским ЗАО «Экспла», чьи лазерно-оптические
подразделения до 01.01.04 входили в ЗАО «ЭКСМА». Эти лазеры
предназначены также для работы на второй, третьей и четвертой
гармониках излучения с длиной волны 1,064 мкм (соответственно на
длинах волн излучения 0,532; 0,355 и 0,266 мкм). При этом энергии
импульсов излучения уменьшаются по сравнению с энергией
излучения на длине волны излучения 1,064 мкм соответственно в два,
три, пять-десять раз, а относительная нестабильность энергии
импульсов возрастает соответственно в два, два с половиной, три раза,
достигая 12%. Лазер 51-321 генерирует на длине волны 1,053 мкм.
Таблица 16.8. Основные параметры лазеров на иттрий-алюминиевом гранате,
активированном неодимом, работающих в режиме пикосекундных импульсов
Тип
MLY1
YG-40
NL-220
SL-312
SL-312P
PL-2143C
PL-2200
PL-2210
PL-2241
Энергия
импульса,
мДж
E)
A0)
10
250
500
110
0,1
3,0
4,0
Длительность
импульса, пс
30
25 - 200
25
150
170
25
80
70
70
Частота
следования
импульсов,
Гц
10
10
1000
10
5
10
10-1500
1000
250
Расходимость
пучка, мрад
1
1
1
0,5
1
0,5
1,5
1,6
1,6
Значительный интерес представляют также Nd:K4G -лазеры,
работающие при более низком уровне импульсной мощности
264
излучения, но при более высоких (до 50 кГц) частотах следования
импульсов. Для реализации такого режима работы лазеров
осуществляется непрерывная накачка активного элемента и
периодическая модуляция добротности внутрирезонаторным
акустооптическим затвором. Ранее накачка осуществлялась лампами
непрерывного горения. В последнее десятилетие ламповая накачка
практически полностью вытеснена диодной накачкой. Основные
параметры некоторых типов одноэлементных Nd: YAG -лазеров,
работающих на длине волны 1,064 мкм в режиме периодической
модуляции добротности резонатора, приведены в табл. 16.9. В
круглых скобках приведены параметры лазеров при их работе в
одномодовом режиме генерации.
Из таблицы видно, что Nd;K4G -лазеры рассматриваемого
типа имеют среднюю мощность излучения от 16 до 100 Вт в
многомодовом режиме и от 4 до 16 Вт - в одномодовом при частоте
следования от 1 до 50 кГц. При этом длительность импульсов (в
таблице не указана) обычно колеблется от 120 до 300 не (у лазера
МЛТ-100, производимого акционерной компанией «Туламашзавод»,
от 1 до 5 мкс). Средняя мощность излучения возрастает при
увеличении частоты следования импульсов от 1 до 5 кГц, после чего
остается постоянной, равной мощности излучения в непрерывном
режиме при том же уровне накачки.
Таблица 16.9. Основные параметры лазеров на иттрий-алюминиевом
гранате, активированном неодимом, работающих в режиме периодической
модуляции добротности при непрерывной накачке [291
Тип
ЛТИ-501
ЛТИ-502
ЛТИ-503
ЛТИ-504
512QT
TWO-18Q
Средняя
мощность
излучения, Вт
30(8)
30A6)
20C)
Щ41
Ж
ш
Частота
следования
импульсов, кГц
5-50
8-50
5-50
5-25
10-20
10-20
Расходимость
пучка, мрад
B)
B)
1?1
iL2l
121
?2?
В технологических установках успешно используются
выпускаемые акционерной компанией «Туламашзавод»
многоэлементные лазеры, работающие в режиме периодической
модуляции добротности на длине волны 1,064 мкм. Это лазеры МЛПГИ-
200, МЛТИ-500 и МЛТИ-1000 со средней мощностью излучения 200,
265
500 и 1000 Вт соответственно (в таблице не указаны). Длительность
импульсов такого типа лазеров может изменяться в пределах от 0,1 до 50
мс, а частота их повторения-от 1 до 1000 Гц.
Излучение на длине волны 1,319 мкм генерируется лазерами
ЛТИ-ЗОЗА, ЛТИ-ЗОЗБ и ЛТИ-505М, выпускаемыми НПФ «Пульсар»
(в таблице не указаны). Лазер ЛТИ-505М является
многодлинноволновым. Он обеспечивает генерацию на длинах волн
1,064; 1,319; 0,659; 0,532; 0,355 и 0,266 мкм со средней мощностью
излучения 20; 3; 1; 8; 0,4 и 0,2 Вт соответственно.
Для работы на второй и четвертой гармониках излучения
лазера ЛТИ-502 построена (на основе этого лазера) серия лазеров
ЛТИ-700, представленная в табл.16.10. Параметры лазеров этой
серии, созданных еще в 80* годах прошлого столетия в НИИ
«Полюс», несколько уступают параметрам серии лазеров, созданных
на основе лазера ЛТИ-505М.
Таблица 16.10. Основные параметры лазеров серии ЛТИ-700, построенной
на основе лазера ЛТИ-502 [291
Тип
ЛТИ-701
ЛТИ-702
ЛТИ-703
ЛТИ-705
Длина
волны
излучения,
мкм
0,53
0,53
0,265
0,66/1,32
Средняя
мощность
излучения,
Вт
4
2
0,5
1/4
Частота
следования
импульсов,
кГц
5-10
5-10
5-7
4-8/10
Расходимость
пучка, мрад
2
2
2
2
Как уже отмечалось выше, благодаря хорошей
теплопроводности и высокой прочности активных элементов
Nd:K4G-лазеры могут работать не только в импульсном, но и в
непрерывном режиме. Высокий уровень мощности излучения
обеспечивается при этом накачкой мощными дуговыми
криптоновыми лампами непрерывного горения, спектр излучения
которых в достаточной степени согласуется со спектром
поглощения tid :YAG -кристалла. С одного активного элемента
диаметром 6 мм и длиной 100 мм при длине облучаемой части
элемента 70 мм можно получать в устойчивом долговременном
режиме мощность излучения порядка 300 Вт. Дальнейшее
увеличение мощности излучения (вплоть до предельно допустимой)
обеспечивается многокаскадной конструкцией Nd: YAG -лазера. При
266
КПД 2% многокаскадный лазер может генерировать непрерывное
излучение мощностью до 1 кВт.
Основные параметры Nd: YAG -лазеров, работающих в
непрерывном режиме, приведены в табл. 16.11.
Таблица 16.11. Основные параметры лазеров на иттрий-алюминиевом фанате,
активированном неодимом, работающих в непрерывном режиме [291
Тип
Длина
волны
излучения
мкм
Мощность
излучения
Вт
Расходимость
пучка, мрад
Диаметр
пучка, мм
ЛТН-101
1,06
65
10
ЛТН-102А
1,06
125
10
ЛТН-102Б
1,32
30
10
ЛТН-103
(два
активных
элемента)
1,06
250
12
2660-4R
1,06
800
10-18
ЛТН-401А
0,53
ЛТН-401Б
0,66
ЛТН-402
0,53
0,3
0,5
510-QG
0,53
114R-0/SH
0,53
J2L
0,68
1
Лазеры серии ЛТН-100 генерируют на основных длинах волн
- 1,064 и 1,319 мкм. В многомодовом режиме генерации мощность
их излучения варьируется от 30 до 250 Вт. В ЛТН-103 используются
два активных элемента диаметром 6,3 мм и длиной 100 мм. Лазеры
серии ЛТН-400 предназначены для генерации на вторых гармониках
основных линий. Накачка этих лазеров производится излучением
полупроводниковых светодиодов. В качестве внутрирезонаторного
удвоителя используются кристаллы ниобата натрия-бария и йодата
лития. Лазер типа 2660-4? имеет многокаскадную конструкцию,
обеспечивающую высокую мощность излучения. Ресурс работы
непрерывных Nd:K4 G -лазеров с ламповой накачкой определяется
ресурсом ламп накачки, не превышающим, как правило, 1000 ч. При
диодной накачке ресурс лазера определяется ресурсом активного
элемента (до 10000 часов).
Краткий обзор твердотельных лазеров завершим
рассмотрением основных параметров эолоконных лазеров,
выпуском которых занимается фрязинское научно-техническое
267
объединение «ИРЭ-Полюс». В качестве активной среды в этих
лазерах используется световолокно, активированное ионами Y3\
Ег3* и Tm3+. Волокно, активированное Y3\ обеспечивает генерацию
в диапазоне длин волн от 1,05 до 1,12 мкм, активированное Ег3+ - в
диапазоне от 1,53 до 1,62 мкм, активированное Тт3+ - в диапазоне
от 1,75 до 2,2 мкм. Мощность одномодового излучения изменяется в
пределах от 1 до 160 Вт при потребляемой мощности в пределах от
60 до 1200 Вт. Мощность излучения многомодовых лазеров
варьируется от 500 до 10000 Вт при потребляемой мощности от 3,5
до 80 кВт. Ширина линии излучения лежит, как правило, в
диапазоне от 0,2 до 3 им и только у лазеров KLP-0,5/4/20 и YLP-
0,5/200/20 на иттриевом волокне достигает 10 нм. Накачка
волоконных лазеров производится полупроводниковыми лазерами.
В лазерах на волокне, активированном ионами Ег3+ или Тт3\
используется воздушное охлаждение, как и в лазерах на иттриевом
волокне мощностью до 100 Вт. В лазерах на иттриевом волокне
мощностью свыше 500 Вт используется водяное или
принудительное воздушное охлаждение. Во всех типах волоконных
лазеров осуществляется волоконный вывод излучения. Для вывода
излучения лазера на эрбиевом волокне используется оптический
кабель SMF-2S. В лазерах на иттриевом и эрбиевом волокне
поляризация излучения случайная. В лазерах на волокне,
активированном ионом Тт3+, серии NFL-LP - линейная, других
серий - также случайная.
268
17. Атомарные лазеры [22 - 26,30,31]
Атомарным лазером называют газовый лазер, в котором
лазерные переходы происходят между уровнями энергии атомов.
Определим особенности газообразной активной среды:
1. Газовые среды, и только они, прозрачны в широком
спектральном диапазоне (от вакуумного ультрафиолета до дальнего
ИК-диапазона), прерываемом лишь узкими линиями и полосами
поглощения. Поэтому спектральный диапазон газовых лазеров
значительно превышает диапазон излучений других классов лазеров
(рис. 17.1).
2. Газовые среды имеют существенно меньшую плотность,
чем твердые тела и жидкости, что предопределяет более высокую их
однородность. Искажения светового пучка в газах за счет рассеяния
на неоднородностях минимальны, что позволяет легче достигать
дифракционного предела расходимости лазерного пучка, т.е.
высокой его направленности.
3. При малой плотности газов (давление не более
нескольких десятых долей мм рт.ст.) доминирует доплеровское
уширение их спектральных линий. Поэтому ширина спектральных
линий газов мала по сравнению с шириной линии люминисценции
твердых тел и жидкостей, что позволяет легче достигать высокой
монохроматичности излучения газовых лазеров.
4. При увеличении давления до нескольких десятков мм
рт.ст. начинает доминировать столкновительное уширение
спектральных линий. Таким образом, изменяя давление
газообразной активной среды, можно управлять шириной ее линии
усиления.
5. В газовых активных средах практически отсутствуют
нерезонансные потери энергии (исключение составляют крайне
незначительные потери на примесях). Это существенно облегчает
выполнение энергетического условия самовозбуждения лазера - за
один полный проход резонатора усиление в активной среде должно
превышать потери. Однако малая плотность газов обусловливает и
малый показатель усиления газообразной активной среды по
сравнению с конденсированными средами. Для получения
приемлемых значений коэффициента усиления активной среды
используются активные элементы большой длины, что
269
предопределяет большие габариты газовых лазеров - не самый
лучший их параметр!
6. Для создания инверсии насел енностей возможно
использование различных физических процессов в газах.
Наиболее часто инверсия населенностей уровней энергии
атомов, ионов и молекул создается в электрическом разряде. При
этом частицы газа (или смеси газов) возбуждаются в широком
интервале значений энергии за счет столкновений с электронами.
Используется также возможность создания инверсии
населенностей за счет скачкообразного в пространстве изменения
термодинамических параметров газовых потоков. На этом принципе
основаны газодинамические лазеры.
лг
? 8 5 *
!
?
плс
тл
?
?
?
i_±
a
и
щ 88
Mi
J 1 L-L
ол
0,2 0,3 0,4 0,6 0,8 I 2 3 4 5 ?,???
9,
?
?
XX
о
г
?
о
?
??
?
?
ш
6*
tftt
?
<г
?.
(?
?
4
L-J-
J L
J L
J I L
10
20 30 40 60 80 100 200 300 400 ?,???
Рис. 17.1. Диапазоны и длины волн генерации газовых (ЛГ), твердотельных
(ТЛ) и полупроводниковых (ПЛ) лазеров
Газовая среда удобна для химического возбуждения -
участвующие в химической реакции реагенты легко и быстро
перемешиваются и, при необходимости, транспортируются. При
этом технологически просто обеспечивать работу химического
лазера в газовом потоке, что позволяет обновлять газовую смесь и
реализовывать режим непрерывной генерации.
270
К сожалению, как газодинамические, так и химические лазеры с
большой натяжкой можно считать приборами квантовой электроники.
Скорее всего это крупногабаритные комплексы, в первом случае
базирующиеся на аэродинамических трубах, а во втором - химические
мини-заводы с тонкими циклами подготовки химических реагентов и
утилизации продуктов химической реакции, увы, далеко не
безвредных. Однако именно газодинамические и химические лазеры
имеют самые высокие КПД среди газовых лазеров.
К настоящему времени исследовано несколько сотен лазерных
переходов между уровнями энергии атомов. Однако наибольшее
распространение получили лазеры на смеси гелия и неона - гелий-
неоновые лазеры, работающие в режиме непрерывной генерации, а
также лазеры на парах меди, золота и свинца, работающие в режиме
импульсной генерации.
Рассмотрим подробнее гелий-неоновые лазеры и их
конструкции. Гелий-неоновые лазеры (ГНЛ) были первыми, где: а)
была получена генерация в газовой среде (на ? = 1,15 мкм); б) был
реализован режим непрерывной генерации; в) на переходах атомов
инертных газов получена генерация в видимой части оптического
диапазона (на ? = 0,63 мкм).
Впрочем, что касается п. в), то ГНЛ в этой части были
первыми и последними одновременно, так как лазеры на атомах Не,
Кг, Аг и Хе генерируют в ИК-диапазоне (от 1 до 10 мкм).
ГНЛ генерирует на многих длинах волн, из которых наиболее
известаа 0,6328 (точнее, 0,63283142) мкм. Среди других длин волн - зеленая
(Х = 0,543мкм)идвелиниивИК-диапазоне(Х = Ц5 иЗ,39мкм).
ГНЛ широко распространены. Тому есть несколько причин.
Во-первых, ГНЛ просты в эксплуатации; во-вторых, они потребляют
мало электроэнергии; в-третьих, механизм генерации ГНЛ наиболее
изучен и понятен, поэтому они конструктивно отработаны с учетом
создания оптимальных условий режима генерации. И, наконец, они
характеризуются проявлением в самой высшей степени всех
фундаментальных свойств лазерного излучения -
монохроматичности, когерентности, направленности и яркости.
Впрочем, при планировании использования ГНЛ следует
подумать о том, насколько приемлемы их малый КПД, большие
габариты и сравнительно малая мощность генерации.
Один из вариантов конструкции ГНЛ схематически изображен
на рис. 17.2. Лазер состоит из газоразрядной трубки, в боковых
271
отростках которой находятся катод и анод, подключенные к выходу
источника питания. Торцы трубки скошены так, что выходные окна
оказываются установленными под углом Брюстера к оси трубки.
Трубка заполняется смесью гелия и неона и размещается между
зеркалами, образующими внешний резонатор. Оптимальное
отношение парциальных давлений Не и Ne примерно 5:1 для
обеспечения генерации на длине волны ? = 0,6328 мкм и 9:1 - на
длинах волн 1,15 и 3,39 мкм. Оптимальное значение произведения
полного давления смеси р0 Не и Ne на внутренний диаметр трубки
d0 - pQdQ = 2,7-3,3 торр-мм (в некоторых источниках указывается
диапазон от 3,6 до 4 торрмм).
Рис. 17.2. Схематическое изображение конструкции излучателя ГНЛ с
внешним резонатором: 1 - газоразрядная трубка, 2 - катод, 3 - анод, 4 -
источник питания, 5 - выходные окна, 6 - зеркала резонатора
В конструкции с внешним резонатором зеркала крепятся в
котировочных узлах, которые, в свою очередь, вместе с трубкой
жестко фиксируются относительно общей платформы, выполняемой из
материала с малым температурным коэффициентом расширения (ТКР).
Для повышения стабильности параметров излучения в
условиях воздействия на лазер механических и климатических
факторов в некоторых конструкциях ГНЛ используется внутренний
резонатор. При этом, конечно же, становятся невозможными подбор
и замена зеркал.
В определенном смысле компромиссной является конструкция
современного отпаянного ГНЛ с использованием залитого
компаундом активного элемента (рис. 17.3). Разряд в таком ГНЛ
происходит между кольцеобразным анодом и катодом,
выполненным в форме тонкостенной трубки большого диаметра.
272
Катод коаксиален с активным элементом. На большей части длины
трубки разряд происходит в капилляре. Смесь Не и Ne, находящаяся
вне капилляра, служит резервом для пополнения лазерного вещества
в капилляре. Используется внутренний резонатор - два зеркала
впаяны в концы трубки. При необходимости получить линейно
поляризованное излучение перед зеркалом 4 с высокой
отражательной способностью («глухим») устанавливается
брюстеровское окно.
Рис. 17.3. Схематическое изображение конструкции современного
излучателя ГНЛ: 1 - анод, 2 - катод, 3 - боросиликатный капилляр, 4 -
«глухое» зеркало, 5 - выходное зеркало резонатора
Определим механизм образования инверсии в гелий-неоновом
даз?Р?. Уровни энергии атомов Не и Ne, участвующие в работе ГНЛ,
схематически изображены на рис. 17.4. Рабочим лазерным
веществом ГНЛ является неон, s-состояния атомов которого
вырождены четырехкратно (нумерация уровней энергии сверху вниз
от 2 до 5), а /^состояния - десятикратно (нумерация уровней
энергии сверху вниз от 1 до 10) - здесь использованы обозначения
Пашена. При подаче напряжения на трубку в ней возникает разряд.
За счет использования энергии разряда часть атомов Ne переходит с
основного уровня ?5? на уровни 3s и 2s
Время жизни атомов Ne в 3s - и 2s- состояниях ?3? и ?2? («
100 не) на порядок больше, чем в Зр- и 2р- состояниях (* 10 не).
Величины x3j и x2s определяются в основном излучательными
переходами на уровни Зр и 2р. Расселение уровней Зр и 2р
происходит за счет спонтанных переходов на уровень Is. Все это
обеспечивает инверсию населенностей уровней энергии 3s и 2р,
3s и Зр, а также уровней 2s и 2р даже в чистом неоне.
273
?,АэВ Не Ne
Рис.17.4. Схематическое изображение нижних уровней энергии атомов гелия и
неона и основных процессов в ГНЛ: а и Ь, I и м - прямое электронное
возбуждение атомов гелия и неона; с - резонансная передача энергии; d и е -
спонтанное излучение в диапазонах длин волн от 2 до 2,4 мкм и от 0,54 до 0,73
мкм; А - столкновения со стенкой;/и к - пленение излучения в диапазоне длин
волн от 0,54 до 0,73 мкм и на длине волны около 74 нм; g - электронное
возбуждение. Процессы/ g и к затрудняют расселение нижних лазерных уровней
274
Однако возможность поддержания инверсии в чистом неоне в
режиме непрерывной генерации ограничена. Дело в том, что
состояние \s метастабильно, достаточно интенсивно заселяется за
счет прямого электронного возбуждения атома неона и, благодаря
пленению излучения, является источником ступенчатого заселения
2р- и 3/?- состояний. Ограничения на реализацию режима
непрерыбной генерации снимаются путем увеличения населенности
верхних лазерных уровней 35 2 и 25 2 за счет добавления к рабочему
лазерному веществу гелия, точнее изотопов гелия - 3Не, масса
которых меньше, чем изотопов 4Не. Для чего используется именно
3Не - обсудим ниже.
При столкновениях с электронами плазмы атомы Не переходят
из основного состояния l1^ в возбужденные - 2*50 и 23SX, энергии
которых равны 20,61 и 19,82 эВ соответственно. Уровни 2lSQ и 23S{
метастабильны с временем жизни порядка 1 мс и расположены близко
(на расстояниях 0,048 и 0,039 эВ соответственно) от уровней энергии
352 и 2s2. Поэтому атомы Не, находящиеся в этих состояниях, весьма
эффективно используются для заселения соответственно 352- и 2s2-
уровней энергии атомов Ne (верхних лазерных уровней) путем
резонансной передачи энергии
He*Bl50)+Ne(!S0) ^^HeA50)+Ne*C52) A7.1)
He^sJ+Ne^So) ^T**He(lS0)+Ne*B52). A7.2)
Стрелки разной длины указывают на то, что процессы носят
двусторонний характер преимущественно в прямом (слева направо)
направлении. Для обеспечения преимущественно прямого
направления процессов атомов Не берут в несколько раз больше,
чем атомов Ne.
Из большой группы лазерных переходов особое внимание
обратим на три - 352 -> Зр4 (длина волны генерации ? = 3,39 мкм);
352->2р4 (? = 0,63 мкм) и 2s2->2pA (? = 1,15 мкм), как на
наиболее часто используемые в ГНЛ.
Нижние лазерные уровни 2р4 и ЗрА расселяются через Ь-
состояние, которое, как уже отмечалось, является метастабильыым.
Для увеличения инверсии населенностей лазерных уровней при
фиксированной скорости накачки лазера необходимо увеличить
скорость релаксации состояний 2р4 и Зр4, т.е., в конечном счете,
275
увеличить скорость опустошения Is -состояния. Релаксация
состояния 15 осуществляется только путем столкновений атомов Ne
со стенками газоразрядной трубки. Поэтому для увеличения
скорости релаксации Is -состояния Ne стремятся уменьшить
внутренний диаметр газоразрядной трубки </0. В реальных ГНЛ
d0 = 1 - 5 мм. Минимальная величина d0 определяется
допустимыми дифракционными потерями на торцах трубки. Вторым
фактором увеличения скорости релаксации is -состояния является
использование легкого изотопа 3Не, что позволяет при
фиксированной величине d0 увеличить скорость диффузии атомов
Ne на стенку.
Остановимся на особенностях механизма накачки гелий-
неонового лазера. Для создания активной среды ГНЛ, работающих в
режиме непрерывной генерации излучения, используется тлеющий
разряд постоянного тока. При токе разряда от нескольких единиц до
нескольких десятков миллиампер напряженность в разрядном
промежутке составляет 1 - 4 кВ/м A0-40 В/см). Таким образом,
при характерной длине разрядного канала 1 м напряжение на трубке
равно нескольким киловольтам.
Мощность излучения сложным образом зависит от тока
разряда (рис. 17.5), т.е. мощности накачки. Увеличение силы тока
разряда эквивалентно увеличению концентрации электронов и,
следовательно, эффективности возбуждения атомов Не и Ne. При
малых токах за счет процессов A7.1) и A7.2) происходит
преимущественное заселение верхних лазерных уровней.
Дальнейший рост силы тока разряда способствует повышению
интенсивности каскадных процессов типа
e + Ne(lj)-»NeBp)+e, A7.3)
что приводит к уменьшению инверсии населенностей лазерных
уровней и снижению мощности генерации вплоть до ее срыва.
Процессы A7.3) могут играть существенную роль и при
увеличении давления неона, что, в свою очередь, обусловливает
наличие оптимума по давлению.
Оптимальные значения тока разряда /р и давления смеси р0
Не и Ne связаны эмпирическими соотношениями с диаметром
газоразрядной трубки
/р=35^0, A7.4)
276
где /р измеряется в мА, a d0 - в см,
WOLt =2>7-3,3 торрмм. A7.5)
ГНЛ относятся к лазерам малой мощности. Для увеличения
мощности генерации в некоторых конструкциях ГНЛ используется
параллельное включение двух и более газоразрядных трубок.
Р, отн.ед.
Рис. 17.5. Зависимость мощности излучения ГНЛ от тока разряда на двух длинах
волн: 1 - 3,39 мкм; 2 - 0,6328 мкм - случай одновременной генерации
При этом достигается увеличение мощности до 150 и 75 мВт в
многомодовом и одномодовом режимах соответственно при
сохранении длины излучателя. Максимальная мощность излучения,
полученная в многомодовом режиме, равна 1 Вт на длине волны
0,63 мкм и 0,1 Вт на длине волны 1,15 мкм. Для чего использовались
разрядные трубки длиной 5,5 м. Из-за громоздкости таких лазеров
они не нашли широкого распространения и выпускаются, как
правило, штучно.
При эксплуатации ГНЛ необходимо иметь в виду, что выход
на рабочий режим осуществляется за время от 20 до 60 мин. В
течение этого времени уровень мощности генерации ГНЛ
претерпевает значительные (до 50%) флуктуации. Если не приняты
специальные меры, то и в рабочем режиме уровень мощности не
остается постоянным, а непрерывно меняется. Долговременная (в
течение не менее 8 ч) стабильность мощности излучения
промышленных ГНЛ варьируется от 1 до 10%. Повышение
277
стабильности мощности излучения достигается как пассивными
методами (оптимизацией размеров газоразрядной трубки, выбором
конфигурации резонатора, малочувствительной к его
разъюстировке, термостатированием излучателя), так и активными
(прежде всего принудительной регулировкой тока разряда и длины
резонатора с использованием компараторов).
Использование холодного катода, выполненного в форме
полого тонкостенного цилиндра из дуралюмина, покрытого тонкой
пленкой окиси алюминия, и применение специальной обработки в
вакууме катода и трубки постоянным током высокой плотности
позволяют существенно (до 20000 ч) увеличить минимальную
наработку ГНЛ.
При конструировании активного элемента ГНЛ необходимо
учитывать, что максимальная плотность тока с поверхности
холодного катода ограничена величиной 0,1 мА/см. Поэтому
катод должен иметь развитую поверхность и, как
большие габариты. Для размещения такого катода
используется конструкция с боковым рукавом (side-arm),
представленная на рис. 17.6 (либо конструкция, схематически
изображенная на рис. 17.3).
холодный
следствие,
ч
?
Zl/
Рис. 17.6. Схематическое изображение часта конструкции активного элемента
ГНЛ с боковым рукавом: 1-катод, 2-боковой рукав, 3-окно Брюстера
Окна Брюстера изготавливают в виде проскопараллельных
толщиной 2 мм дисков из плавленого кварца. Их присоединяют к
газоразрядной трубке либо клеем К400, либо эпоксидной смолой.
Анод выполняется в форме сплошного цилиндра (штырька) из
молибдена или вольфрама. Его боковая поверхность определяется с
учетом выполнения условия ламинарности потока электронов,
приходящих на анод jA < j^^, A7.6)
278
где jA - плотность тока разряда; у^ - плотность тока разряда,
при которой нарушается ламинарность потока электронов.
Схема подсоединения газоразрядной трубки к блоку питания
ГНЛ представлена на рис. 17.7.
К
€
В
- +
БП
Ябал
'параэ
Рис. 17.7. Электрическая схема подсоединения газоразрядной трубки ГНЛ к
блоку питания БП. К и А - катод и анод, R^a - балластное сопротивление,
Сгари - паразитная емкость
Катод К трубки подсоединяется напрямую к «-» клемме блока
питания БП. Анод А заземляется и через балластное сопротивление
Лбад подсоединяется к «+» клемме блока питания. Балластное
сопротивление является необходимым элементом схемы, так как
газоразрядная трубка имеет падающую вольт-амперную
характеристику (???). На рис. 17.8 представлены ??? трубки и ее
нагрузочная характеристика (НХ). Угол наклона НХ определяется
величиной /^,. Рабочая точка (рабочие значения напряжения на
трубке ?/дк и тока разряда /р) находится на пересечении ??? и
НХ.
Таким образом, балластное сопротивление стабилизирует ток
и не дает перейти разряду из тлеющего в дуговой. Наличие fy^,
расположенного на некотором удалении от анода, обусловливает
появление паразитной емкости Спараз, «включенной» между анодом
и землей. Паразитная емкость представляет собой инерционный
элемент электрической схемы питания, на зарядку которого
требуется некоторое время. Поэтому напряжение зажигания С/дкзаж
не равно напряжению горения ?/дкгор тлеющего разряда (рис. 17.9).
279
t/дк'1
^ЛКраб
*РР*б '?
Рис. 17.8. ??? и НХ газоразрядной трубки ГНЛ
Напряжение U^ поднимается до U^ 3^ и снова уменьшается до
(Удкгор. И так происходит тысячи раз в минуту, т.е. возникают
релаксационные колебания. Для уменьшения их амплитуды балластное
сопротивление располагают как можно ближе к аноду (при этом
уменьшается Спараз). Как правило /^м удаляют от анода на расстояние,
не превышающее 100-150 мм. Само Т^ал представляет собой
керамическое высокоомное (около 100 кОм) сопротивление, рассчитанное
на рассеяние большой (до нескольких ватт) мощности.
С/ак
^АКзп
?/лКгор
Рис. 17.9. Временная зависимость напряжения на трубке ГНЛ (??· Слк э» и
t/дкгор- напряжения зажигания и горения тлеющего разряда соответственно
280
Поверх газоразрядной трубки, соосно с ней, расположен
цилиндрической формы поджигающий электрод длиной 30 - 50 мм,
который подсоединен ко вторичной обмотке высокочастотного
трансформатора.
Рис. 17.10. Электрическая схема питания активного элемента ГИЛ,
обеспечивающая уменьшение рабочего напряжения L/дкраб· К - катод, А} и
А2 - аноды, R\ и Я2 - балластные сопротивления
При длине трубки 1 м t/дкраб достигает 2 кВ. С целью
уменьшения рабочего напряжения используют трубку с двумя
анодами и схему питания, изображенную на рис. 17.10.
Таблица 17.1. Параметры гелий-неоновых лазеров непрерывного действия,
выпускаемых в настоящее время НПО «Полярон» (г, Львов, Украина)
Тип
Длина
волны
излучения, нм
Мощность
иэлуче
них,
мВт
Расхо-
ди-мость
пучка,
мрад
Диаметр
пучка,
мм
Поля-
ризаци
я
ральный
состав
излучения
Средний
ресурс,
ч
ЛГН-ПЗ
632,8;
1150;
3392
15
3,0
3,0
100:1
mnq
10000
ЛГН-120
632,8
25
3,0
4,0
100:1
mnq
10 000
ЛГН-207А
632,8
1,5
1,85
0,52
500:1
00q
5000
ЛГН307Б
632.8
Ж
1.85
0.52
500:1
OQq
5 000
ЛГВДЗД
632,8
Ж
1,85
0А
1:1
OQq
5000
ЛНЗХБ
632.8
Ж
1,85
0^_
1:1
OQq
5000
ЛГН-222
632.8
55.0
0,5
JJ
100:1
OQq
10 000
Мета
632.8
10.0
4,0
АО
1:1
mnq
5000
ЛГН-302
632,8
0,5
1,85
0,6
500:1
001
5000
ЛГН-303
632.8
Ж
L85
0,6
500:1
001
5000
Рассмотрим промышленные типы гелий-неоновых лазеров.
выпускаемых в странах СНГ (табл.
все ГНЛ относятся к лазерам малой
17.1 - 17.3). Несмотря на то, что
мощности, их принято разделять
281
(хотя это разделение, конечно же, очень условное) на три группы:
лазеры малой (до 3 мВт), средней (от 3 до 20 мВт) и большой
(свыше 2S мВт) мощности.
Таблица 17.2. Параметры гелий-неоновых лазеров непрерывного действия,
выпускаемых в настоящее время НПО «Полярон»(г. Львов, Украина)
Тип
Длина
волны
излучения, нм
Мощность
излуч
ения,
мВт
димость
пучка,
мрад
Диаметр
пучка,
мм
Поля-
риэац
ия
ральный
состав
излуче-
ния
Средни
й
ресурс,
ч
ЛГН-113
632,8;
1150;
3392
15
3,0
3.0
100:1
mnq
10000
ЛГН-120
632,8
25
3,0
4,0
100:1
mnq
10000
ЛГН-
207А
632,8
1.5
1,85
0,52
500:1
00q
5 000
ЛГТМ07Б
632,8
ко
1,85
0,52
500:1
0 0^
5 000
лгнаовА
632,8
2,0
1,85
Ж
1:1
0 0q
5000
ЛИЗОК
632,8
1,0
1,85
0.6
1:1
_0 0_j_
5 000
ЛГН-222
632,8
55,0
0,5
1.8
100:1
jHq
10000
Мета
632,8
10,0
Ж
AL
1:1
mnq
5 000
ЛГН-302
.632,8.
.??
1,85
М.
500:1
001
5 000
ЛГН-303
632,8
1.0
1,85
0,6 500:1
001
5 000
В первую группу входят одночастотные и одномодовые ГНЛ с
длиной активного элемента не более 300 мм. Во вторую -
одномодовые и многомодовые ГНЛ с длиной активного элемента до
1 м. В третью - одномодовые и многомодовые ГНЛ с длиной
активного элемента более 1,5 м.
Маркировка ГНЛ, выпуск которых начался до 1991 года,
позволяет определить их подкласс. Если трехзначный номер типа
ГНЛ начинается с единицы, то это многомодовый лазер, с двойки -
одномодовый лазер, с тройки - одночастотный. Например, ЛГН-120,
ЛГН-207А, ЛГН-302 - это многомодовый, одномодовый и
одночастотный ГНЛ соответственно.
Забегая вперед, заметим, что если трехзначный номер типа
лазера начинается с четверки, пятерки и шестерки, то это
многомодовый, одномодовый и одночастотный ионный лазер
соответственно.
Если трехзначный номер типа лазера начинается с семерки,
восьмерки и девятки, то это многомодовый, одномодовый и
одночастотный молекулярный лазер соответственно.
282
Таблица П.З. Параметры гелий-неоновых лазеров непрерывного действия,
находящихся в настоящее время в эксплуатации, выпуск которых прекращен
Тип
ЛГ36
ЛГ36А
ЛГ38
ЛГ52-1
ЛГ 52-2
ЛГ 52-3
ЛГ 79-1
ЛГ 79-2
ЛГ126
ЛГН104
ОКГ 12-1
????4
ЛГ-24М
ЛГ-35
ЛГ-65
ИЛГН-201
ИЛГН-203
ЛГ-77
Л Г-149-1
ЛГ-159
Длина
волны
излучения, нм
632,8
632,8
632,8
632,8
632.8
632.8
632.8
632.8
632,8;
1150;
3392
632.8
632.8
632.8
632,8;
1150
632,8;
1150
1150
632.8
632.8
632.8
632.8
632.8
Мощное
ть
излучени
я. мВт
80
40
50
8
4
2
15
8
10
50
20
3
6-10
10-15
20
1.2
4.0
0.25
0.5
10.0
Расходи
мостъ
пучка,
мрад
1,4
0.5
0,6
3
3
3
1
1
3
10
10
10
15
5
15
10
10
2.7
2.5
0.6
Диаметр
пучка, мм
5,0
2,5
2,5
0.6
0.6
0.6
2.0
2.0
2
4
3
3
4
4
4
2
2
0.73
1.0
3-5
Спектральный состав
излучения
mnq
OOq
00q
00q
00?
OOq
OOq
00?
mnq
mnq
mnq
mnq
mnq
mnq
mnq
00a
00a
001
001
001
В ГИЛ большой мощности возможна одновременная
генерация линий излучения, соответствующих разным лазерным
переходам, из-за чего возникает так называемая конкуренция
лазерных переходов в гелий-неоновом лазере, поэтому необходимо
рассмотреть методы борьбы с ней В связи с чем особое внимание
приходится уделять устранению конкуренции переходов. Два
лазерных перехода называются конкурирующими, если у них
общими являются либо верхний, либо нижний лазерный уровень.
Очевидно, что переходы 3s2 -> 3/74 и 3s2 -> 2р4 > а также
3^2 -* 2р4 и 2s2 -> 2р4 являются конкурирующими. При этом в
наихудших с точки зрения выполнения условий генерации условиях
находится переход 3s2 -> 2р4, конкурирующий как с переходом
3s2 -> Зр4 > так и с переходом 2s2 -> 2р4. А ведь именно этот
283
переход (? = 0,63 мкм) представляет наибольший практический
интерес.
Для борьбы с конкуренцией переходов применяют различные
методы, основные из которых рассмотрены ниже.
Первый метод - использование внутрирезонаторной
метановой (СН4) ячейки. Метод основан на сильном поглощении
метаном излучения с длиной волны 3,39 мкм. Конструкция
активного элемента с метановой ячейкой 1 схематически
изображена на рис. 17.11.
V г^Ф
К А
Рис. 17.11. Схематическое изображение активного элемента ГНЛ с
метановой ячейкой: К и А - катод и анод, 1 - метановая ячейка
Длина метановой ячейки, как правило, не превышает 10 мм.
Ячейка имеет одинаковый с газоразрядной трубкой диаметр и
ограничена параллельными друг другу брюстеровскими окнами.
Показатель усиления активной среды ГНЛ на длине волны 3,39 B0
дБ/м) на два порядка больше показателя усиления на длине волны
0,63 мкм, однако вносимые метановой ячейкой потери столь велики,
что коэффициент усиления излучения за полный проход в
резонаторе на длине волны 0,63 мкм оказывается на два порядка
больше, чем коэффициент усиления на длине волны 3,39 мкм.
Второй метод - Full-Bruster - полный Брюстер. Метод основан
на использовании явления дисперсии. Известно, что показатель
преломления прозрачной для излучения среды зависит от длины волны
падающего на него излучения ?. Следовательно зависит от ? и угол
Брюстера ??. При брюстеровском угле падения линейно
поляризованное в плоскости падения излучение имеет наименьшие
потери на отражение. Поэтому, обеспечивая для излучения с длиной
волны ? = 0,63 мкм брюстеровское падение на переднюю грань
призмы Пр и соосности пучка излучения, прошедшего через призму, и
зеркало 32, можно практически полностью исключить усиление
излучения за полный проход в резонаторе на длинах волн 1,15 и 3,39
284
мкм. Конструкция излучателя, основанная на использовании
рассматриваемого метода, схематически изображена на рис.17.12.
? - 3,39 мкм
?" 1,15 мкм
Хя0,63мкм
Рис. 17.12. Схематическое изображение конструкции излучателя лазера,
обеспечивающей селекцию длины волны лазерного излучения методом
полного Брюстера. Пр - призма Брюстера, <рБ - угол Брюстера для
излучения с требуемой длиной волны ? (на рисунке в качестве такой
выбрана ? ~ 0,63 мкм), 3| и 32 - зеркала резонатора. 1, 2, 3 - направления
осей пучков излучения, прошедших через призму, с длинами волн 0,63;
1,15 и 3,39 мкм соответственно. Направление оси 1 совпадает с главной
оптической осью зеркала 32. <РпР ¦ 180°- 2срБ
Третий метод - использование призмы Литтрова с
отражающей второй гранью (призмы-зеркала Пр-3). Схематически
реализация этого метода изображена на рис.17.13.
Пр-3
Рис. 17.13. Схематическое изображение конструкции излучателя лазера,
обеспечивающей селекцию длины волны лазерного излучения путем
использования призмы-зеркала (призмы Литтрова). Пр-3 - призма-зеркало;
Фпр - угол при вершине призмы; <рБ - угол Брюстера для излучения с
требуемой длиной волны ?; 3 - выходное зеркало резонатора
Как и во втором методе используется зависимость угла
Брюстера от длины волны падающего на призму-зеркало Пр-3
285
излучения. (На заднюю (вторую) грань призмы наносится
отражающее покрытие). Очевидно, что добротность резонатора
будет наибольшей для излучения с такой длиной волны, для которой
установка передней грани призмы-зеркала под углом Брюстера
приводит к преломлению пучка излучения в направлении,
перпендикулярном зеркальной грани призмы. Такая ситуация
реализуется при условии, что угол при вершине призмы <рПр и угол
Брюстера <рБ связаны равенством ??? = — ??. A7.7)
Четвертый метод - метод сменных выходных зеркал
резонатора. Этот метод основан на использовании практически
неселективного «глухого» зеркала и высокоселективных выходных
зеркал резонатора, попеременно выставляемых соосно «глухому».
Спектральные коэффициенты отражения выходных зеркал и
«глухого» зеркала схематически представлены на рис.17.14,а и
17.14,6 соответственно.
Сменные зеркала используются, в частности, в ЛГТМ13, ЛГ-
126,ЛГ-24МиЛГ-35.
Рассмотрим способы обеспечения одномодового режима
генерации гелий-неонового лазера. Большинство ГНЛ работает в
одномодовом режиме. Одномодовый (как правило, на основной моде
TEMooq) режим генерации обеспечивается за счет повышения потерь в
резонаторе для мод более высокого порядка по сравнению с потерями
колебаний типа ТЕМщ. Это достигается различными способами:
выбором конфигурации резонатора, применением внутрирезонаторных
элементов и призм полного внутреннего отражения.
Наиболее эффективным способом селекции поперечных мод
является использование резонатора, образованного плоским и
сферическим зеркалами и имеющего длину ?, несколько меньшую
радиуса кривизны R сферического зеркала. При LIR ? 0,975
дифракционные потери для основного типа колебаний ТЕМоод
оказываются существенно меньшими, чем для остальных
поперечных мод.
Второй способ реализации одномодового режима генерации
состоит в использовании различного пространственного
распределения мод разного порядка. Основная мода ТЕМщ
занимает пространство вблизи оси резонатора. Поэтому для
селекции этой моды применяются соосные с главной оптической
286
осью резонатора диафрагмы, как с постоянными, так и с
переменными (ирисовые диафрагмы) отверстиями. Диафрагмы
вносят потери для всех поперечных мод, включая ТЕМ<щ. Однако
потери для основного типа колебаний много меньше, чем для других
типов колебаний.
Поперечные моды высокого порядка можно подавить также с
помощью призм полного внутреннего отражения. С повышением
порядка моды увеличивается и угол расходимости лазерного пучка,
соответствующего этой моде. Моде TEMooq соответствуют углы
расходимости, не превышающие 1 мрад, моде ТЕМ\^ - 2 мрад, моде
ТЕМэод - 4 мрад. Поэтому призмы полного внутреннего отражения
располагаются так, что излучение, распространяющееся под углами
более 1 мрад к оси резонатора, имеет существенно большие потери и
моды высокого порядка не будут возбуждаться.
1
0,63
1,15
3,39 ?, мкм
0,63
1,15
3,39 ?, мкм
Рис. 17.14. Спектральные коэффициенты отражения: а - выходных зеркал,
обеспечивающих генерацию на длине волны: I - 0,63 мкм; II - 1,15 мкм; III
- 3,39; б - «глухого» зеркала
287
Реализация одномодового режима генерации лазера является
первым шагом на пути к реализации одночаспутного режима генерации.
Вследствие доплеровского уширения контура линии спонтанного
излучения (???»1500 МГц) излучение ГНЛ, работающего в
одномодовом режиме, содержит несколько продольных мод. Количество
генерируемых продольных мод при фиксированной ширине
доплеровского котура определяется уровнем потерь за полный проход
резонатора и длиной резонатора. Для реализации одночястотного
режима генерации требуется создать ситуацию, в которой условия
генерации выполняются только для одной продольной моды. Известно
много способов выделения одной продольной моды. Ниже рассмотрены
наиболее часто используемые из них.
Первый способ - управление порогом генерации двух
соседних продольных мод путем изменения частотного интервала
между ними.
Не нарушая принцип, на котором базируется этот способ,
положим, что показатель преломления активной среды равен
единице, т.е. воспользуемся приближением пассивного резонатора.
Частотный интервал ??^ ^+1 между соседними продольными
модами у и j+1, соответствующими некоторой поперечной моде
ТЕМщоф определяется в этом случае условием резонанса, из которого
для наиболее распространенного резонатора плоскость-сфера с
произвольным расстоянием L между зеркалами следует
???*??· A7,8)
где с - скорость света в вакууме.
Таким же образом определяется величина ??«?+1 для
плоского резонатора и резонатора с произвольными сферическими
зеркалами. Однако в случае использования конфокального
резонатора, спектру мод которого присуща высокая степень
вырождения, ??^+1 = —. A7.9)
Из соотношений A7.8) и A7.9) следует, что уменьшая длину
резонатора L можно сделать величину ???+? сравнимой с
доплеровской шириной линии и, таким образом, обеспечить
условие, при котором лазерное излучение содержит только одну
продольную моду [?-ую или (?+1)-ую], т.е. обеспечить
288
одночастотный режим генерации. Необходимая длина L для ГНЛ,
генерирующих на длине волны 0,63 мкм, равна IS см.
Основными недостатками этого метода являются малое
усиление за проход, а значит, и малая выходная мощность, и
уменьшение срока службы ГНЛ из-за более быстрого изменения
состава газовой смеси в трубке малого объема.
С другой стороны, короткий резонатор проще сделать
жестким, что облегчает стабилизацию частоты, т.е. решение одной
из важнейших проблем, стоящих перед разработчиками
одночастотных лазеров.
Второй способ - применение фильтров. На рис. 17.15 показана
схема выделения одного продольного типа колебаний с помощью
внешнего фильтра, в качестве которого используется пассивный
оптический резонатор Фабри-Перо. Фильтр пропускает излучение
только с одним типом колебаний, остальные отражаются в сторону
лазера. Чтобы исключить интерференцию между прямым и
отраженным лазерными пучками, между лазером и фильтром,
устанавливается развязка, поглощающая отраженный пучок. В
качестве развязки можно использовать либо четвертьволновую
пластинку, либо призму Глена-Томсона [26,30,31].
1 ?.,
—?— iLll * - '
4 -+» 1
Рис. 17.15. Выделение одного продольного типа колебаний с помощью
внешнего фильтра: 1 - одномодовый лазер; 2 - развязка; 3 - сопрягающая
линза; 4 - внешний фильтр (интерферометр Фабри-Перо)
Основным требованием, предъявляемым к внутри-
резонаторным фильтрам, является минимальность потерь, вносимых
фильтрами для рабочего типа колебаний. На рис.17.16 приведена
схема получения одночастотного режима генерации ГНЛ с
помощью внутреннего фильтра - интерферометра Фабри-Перо,
выполненного в виде плоскопараллельной пластины, на обе
поверхности которой нанесены многослойные покрытия со
и
289
специально подобранным оптимальным (около 0,75)
коэффициентом отражения.
Развязка обеспечивается за счет небольшого наклона фильтра,
благодаря которому отраженная от фильтра часть излучения уходит из
резонатора. Однако использование такой схемы сопряжено с резким
(до 0,13 от первоначальной) уменьшением выходной мощности лазера,
и она может применяться только при уровнях накачки, превышающих
пороговые значения не менее чем в S раз [31].
Интерферометр
Фабри-Перо
Рис. 17.16. Получение одночастотного режима генерации лазерного
излучения с помощью внутреннего фильтра
В качестве внутрирезонаторного фильтра может быть
использована размещенная между газоразрядной трубкой и
выходным зеркалом поглощающая пленка, толщина которой в
десятки раз меньше длины волны лазерного излучения (пленка
Троицкого). Схема селекции продольных типов колебаний с
помощью тонкой поглощающей пленки внутри резонатора
изображена на рис. 17.17. Если поверхность пленки (а она должна
быть строго перпендикулярной оси резонатора!) совпадает с
поверхностью равной фазы какой-либо продольной моды и
находится в узле стоячей волны, то потери, вносимые пленкой для
этого типа колебаний, очень малы @,2 - 0,3%). При смещении же
пленки всего на расстояние ?/40 потери возрастают до 1,7 - 1,8%, а
при помещении пленки в пучность - до 25%, что является
чрезвычайно большой величиной для ГНЛ, генерирующего на длине
волны 0,63 мкм.
Метод селекции продольных мод с применением тонкой
поглощающей пленки отличается нечувствительностью к
поляризации и малыми вносимыми потерями для рабочей моды.
Однако при стабилизации частоты генерации приходится
стабилизировать не только длину резонатора, но и положение
290
пленки относительно резонатора, что связано с дополнительными
трудностями [31].
ь
чн
Рис. 17.17. Схематическое изображение излучателя лазера с тонкой
поглощающей пленкой внутри резонатора
Селекцию продольной моды можно осуществлять также с
помощью поглощающей газовой ячейки, расположенной внутри
резонатора, - своего рода внутреннего фильтра (рис. 17.18).
я
?^
-А
К
Рис. 17.18. Схематическое изображение излучателя одночастотного ГНЛ с
поглощающей ячейкой. 1 - активная среда; 2 - поглощающая ячейка; А и К
- анод и катод; 3? и Зг - зеркала резонатора
Селекция обеспечивается за счет нелинейного поглощения в
газовой ячейке. В качестве поглощающей среды используется газ, в
котором есть линия поглощения на частоте усиления ?9. Давление
газа низкое - 10 мм рт.ст. Если ячейка находится в сильном
световом поле, частота которого ?4 совпадает с центральной
частотой линии поглощения газа ?0, то при соответствующих
условиях может происходить насыщение поглощения. В результате
чего в неоднородно уширенном контуре линии поглощения газа на
частоте ?0 появляется «провал». Ширина «провала» ??0 может
составлять 2 104-2105 Гц. Контур линии поглощения в ячейке
при насыщении поглощения изображен на рис. 17.19 в виде линии I.
На том же рисунке в виде линии II изображен контур линии
291
усиления активной среды и в виде горизонтальной линии III -
уровень потерь в резонаторе, приведенных к единице длины
активной среды. Потери практически не зависят от частоты в
пределах всего доплеровского контура.
Активная среда и поглощающая ячейка расположены вдоль
оси резонатора. Поэтому при анализе условий работы лазера можно
пользоваться результирующей линией усиления (линия IV на
рис. 17.19). Из-за нелинейного поглощения излучения в ячейке
результирующая линия усиления деформируется. При этом
образуется пик линии IV в районе «провала» линии поглощения.
Ширина пика равна ширине «провала» ??0. Уровень потерь
подбирается таким образом, что над линией Ш располагается только
этот достаточно узкий пик (на рис. 17.19 пик заштрихован).
Рис. 17.19. Влияние нелинейного поглощения в газовой ячейке,
расположенной внутри резонатора, на контур линии усиления активной
среды: I - контур линии поглощения в ячейке при насыщении; II - контур
линии усиления активной среды; III - уровень потерь в резонаторе,
приведенных к единице длины активной среды; IV - результирующий
контур линии усиления
292
При длинах резонатора около 2 м, разность частот между
соседними продольными модами G5 МГц) оказывается больше чем
ширина пика, лазерное излучение становится одночастотным [31].
Значительный практический интерес представляет способ
селекции продольной моды, основанный на использовании
поглощающей газовой ячейки, коэффициент пропускания которой
зависит от силы протекающего через нее тока. Однако поддерживать
разряд при низком A0 мм рт. ст.) давлении газа в ячейке
затруднительно. Поэтому для линии 0,63 мкм используется
поглощающая ячейка длиной 80 см, заполненная чистым неоном
при давлении 0,5 мм рт.ст. Это приводит к некоторому расширению
«провала» в линии поглощения, однако одночастотный режим
генерации удается все же реализовать.
Несмотря на относительную сложность реализации, этот
метод селекции продольных мод имеет фундаментальное
преимущество перед другими: положение «провала» в линии
поглощения строго фиксировано и привязано к центральной частоте
лазерного перехода. Таким образом, этот метод применим
одновременно не только для стабилизации частоты генерации (что
само по себе крайне важно), но, что еще важнее, и для повышения
воспроизводимости частоты (соотношение A7.11)) до 10~9. Поэтому
данный метод является наиболее подходящим для создания
эталонных ГНЛ [31].
Вопросам стабилизации и воспроизводимости ЧИСТОТЫ
одночастотных ГНЛ уделяется самое пристальное внимание.
Основным параметром, характеризующим стабилизацию
частоты лазерного излучения, является относительная
нестабильность частоты за время наблюдения ?
Sv(T)=AvreH(x)/vreH, A7.10)
где vreH - среднее значение частоты лазерного излучения за
интервал времени ?; AvreH(t) - среднее квадратическое отклонение
частоты лазерного излучения за время наблюдения т.
Еще одним важным параметром является воспроизводимость
частоты ??=??/?, A7.11)
где ??- частотный интервал, определяющий точность, с какой
может быть воспроизведена частота генерации ? при каждом
включении лазера и после проведения всякого рода юстировок
резонатора [31].
293
Различают два типа возмущений, вызывающих
нестабильность частоты - аддитивные и мультипликативные шумы.
Первые разделяют на внутренние аддитивные шумы - шумы,
которые складываются с сигналом лазера в контуре обратной связи
лазера с автоподстройкой, и внешние аддитивные шумы - шумы,
которые складываются с сигналом лазера в буферном усилителе,
расположенном на выходе лазера.
В связи с этим методы стабилизации частоты разделены на две
группы: активные и пассивные. При активном методе стабилизации
частоты используется внешняя цепь обратной связи по выходному
сигналу и всегда присутствуют внутренние аддитивные шумы,
которых нет в лазерах с пассивной стабилизацией частоты [31].
К мультипликативным низкочастотным процессам,
модулирующим частоту излучения лазера, относятся флуктуации
тока разряда, изменение температуры излучателя (наиболее вредный
процесс) и давления окружающей среды, а также вибрации.
Рассматриваемые возмущения влияют на стабильность оптической
длины резонатора nLy где ? - показатель преломления активной
среды, L - длина резонатора.
Средняя частота qoti продольной моды определяется
соотношением:
"'-й*· <Ш2)
где с - скорость света в вакууме.
Таким образом, относительная нестабильность частоты vq
определяется относительной нестабильностью оптической длины
резонатора
s, (,).*аа+4-щ> A7.13)
4 L ?
где ? - время наблюдения за частотой генерации лазера.
Суммарное воздействие факторов, влияющих на оптическую
длину резонатора, увеличивает относительную нестабильность
частоты излучения до 3*1 ОЛ Пассивными методами стабилизации
каждого из возмущающих факторов, в первую очередь путем
термостатирования корпуса резонатора, относительная
нестабильность частоты может быть снижена до 2-Ю-6 для лазеров с
внешними зеркалами и до 510'7 для лазеров с внутренними
зеркалами. При использовании активных методов стабилизации
294
частоты генерации ее относительная нестабильность может быть
уменьшена до 3-100 в течение 500 с, а воспроизводимость частоты
-достичь 2-10~9[31].
Теоретический предел относительной нестабильности частоты
Sv по Шавлову и Таунсу [31 ] определяется спонтанными
шумовыми флуктуациями
SVg=^ = ™*^, A7.14)
vq P
где ????0? - ширина линии спонтанного излучения; ? - мощность
лазерного излучения на частоте vg.
Согласно расчету по формуле A7.14) уширение линии vq для
реального ГНЛ, генерирующего излучение на длине волны 0,63 мкм,
не должно превышать 10'2 Гц. Однако столь малая величина не
может быть достигнута даже при идеальной стабилизации всех
возмущающих факторов. Тому есть две причины. Во-первых,
расстояние между зеркалами резонатора L всегда будет меняться за
счет теплового движения частиц материала корпуса резонатора при
любой температуре, кроме абсолютного нуля. Во-вторых, за
характеристическое время, в течение которого проводятся
наблюдения за частотой генерации, принимают величину ?,
обратную ширине линии излучения лазера. При ??9 = 10Гц это
время равно 100 с. Понятно, что технически обеспечивать в течение
100 с уход длины метрового резонатора на величину, не
превышающую 2107 м, невозможно.
Несколько позже Джаван и Таунс предложили оценивать
теоретический предел относительной нестабильности частоты по
формуле [31]
2кТ
— , A7.15)
GV J
где к - постоянная Больцмана; Г- абсолютная температура корпуса
резонатора; G - модуль Юнга материала корпуса резонатора; V -
объем корпуса резонатора.
Величина ?? , рассчитанная по формуле A7.15) путем
подстановки в нее реальных параметров Г, G и К, равна 10~14. В
лазерах серийного производства, в основном, используются
пассивные методы стабилизации частоты - прежде всего
295
термостатирование и использование при изготовлении резонатора
материалов с малым ТКР. При этом можно получить величину 5V
порядка 10~9.
Рассмотрим тенлениии развития гелий-неоновых лазеров.
ГНЛ достигли практически предельной мощности генерации на
единицу длины разрядного канала. Поэтому, в отличие от лазеров на
других лазерных веществах, для которых задача увеличения
мощности излучения является наиболее актуальной, для ГНЛ
первостепенными являются задачи улучшения эксплуатационных
характеристик, повышения стабильности частоты и мощности.
Для повышения ресурса работы, срока службы и
сохраняемости ГНЛ принимаются меры по улучшению конструкции
лазеров и устранению явления «жестчения» газа, т.е. снижения
давления газовой смеси из-за сорбции атомов в стенках и
электродах.
Разрабатываются новые конструкции излучателей, в частности
жесткие неюстируемые в процессе эксплуатации излучатели,
обеспечивающие высокую устойчивость ГНЛ при воздействии на
них механических и климатических факторов.
Большое внимание уделяется термостабилизации излучателей
ГНЛ.
Все это позволяет надеяться на создание ГНЛ с относительной
нестабильностью частоты, близкой к теоретическому (-104)
пределу, и долговременной относительной нестабильностью
мощности лазерного излучения порядка десятой доли процента.
Рассмотрим лазеры на парах меди и золота. Механизм работы
таких лазеров поясняется с помощью рис. 17.20 [23].
Лазерная генерация осуществляется на переходе 2->3. В
борновском приближении сечение разрешенного перехода 1->2 -
прямое электронное возбуждение, которое значительно превышает
сечение электродипольно запрещенного перехода 1->3. Казалось
бы, что такая ситуация благоприятна для создания инверсии
населенностей лазерных уровней. Однако при малых плотностях
пара имеет место высокая скорость излучательного перехода 2->1,
что не позволяет создать достаточную населенность верхнего
лазерного уровня. Для уменьшения скорости излучательного
перехода 2 -> 1 до величины, сопоставимой со скоростью лазерного
перехода 2 —> 3, требуется обеспечить достаточно высокую
296
плотность пара, когда происходит пленение излучения на переходе
2 -> 1. Так как переход с нижнего лазерного уровня 3 на основной 1
является запрещенным, то лазеры на парах металлов могут работать
только в импульсном режиме с длительностью импульса порядка
или меньше времени жизни уровня 2 (так называемом режиме
генерации на самоограниченных переходах). Максимальная частота
следования импульсов определяется скоростью релаксации уровня
3, которая происходит при столкновениях со стенками и в
результате межатомной дезактивации.
?
а Ь
А/^
±
Рис.17.20. Схематическое изображение механизма работы лазера на парах
металла в режиме генерации излучения на самоограниченных переходах: 1
- основное состояние атома металла, 2 и 3 - верхний и нижний лазерные
уровни; а - прямое электронное возбуждение атомов металла, Ъ -
интенсивное спонтанное излучение, с - лазерное излучение; ?2 и ?3 - время
релаксации верхнего и нижнего лазерных уровней - тз« 100 ?2
На рис. 17.21. схематически изображены лазерные уровни
энергии атомов меди и золота и основной уровень 2SU2 - Уровни
энергии атомов Си и Аи с точки зрения электронной конфигурации
схожи. Поэтому ограничимся рассмотрением атома Си. При прямом
электронном возбуждении атом Си переходит из основного
состояния 2SU2 на уровни Ри2 и 2Р3/2 · Э™ возбужденные уровни
сильно связаны с основным состоянием электродипольно
разрешенным переходом. Нижними лазерными уровнями являются
уровни 2Z)j/2 и ZM/2. Переходы 2D->2SU2 электродипольно
297
запрещены, поэтому время релаксации уровней 2D (около 0,5 мкс) на
два порядка больше времени спонтанного излучения из состояния 2Р
в основное состояние 2SU2 (на рис. 17.21 не указано).
?аЭВ
Си
0,578 мкм
2?>3/2
2ям
Аи
гРш
2Р>п
0,628 мкм
0,312 мкм
*
ii
:;
ii
и
S\n
Рйс.1721. Схематическое изображение уровней энергии атомов меди и золота и
процгссов, обеспечивающих генерашю излучения лазера на парах меди на дликк волн
0,51 и 0478 мкм и лазера на парах золота на длинах волн 0312 и 0,628 мкм. Продеосы,
приводящие к заселенно верхних лазерных уровней 2?? и 2P\q. a h b, end- прямое
элеюронное возбуждение атомов меда и эолооаЩхж|»сыраооелтия нижних лаэерньк
уровней 7Dyz и 7Dsa. e nfyg и h - столкновения со стенками и межатомная дезактивация
Однако при увеличении давления паров до 0,4 торра
вследствие пленения излучения релаксация по каналу 2Р-> 2Sy2 не
происходит. И единственный канал релаксации ^-состояния - канал
2P-*2D~* 2SU2 ~ реализуется через лазерные переходы. Расселение
298
нижних лазерных уровней 2D$u и 2Д/2 при малых (до 20 мм)
диаметрах трубки происходит путем ухода атомов Си на стенку, а
при больших диаметрах - за счет сверхупругого столкновения
CuBD)+e->CuB51/2)+e. A7.16)
И в том и в другом случаях время релаксации велико
(несколько десятков микросекунд).
Импульсная генерация на парах Си может осуществляться как
на переходе 2Ру2~*2&5/2 (? = 0,5106 мкм), так и на переходе
2Р\п ~* 2^!з/2 (? = 0,5782 мкм). Однако при одновременной
генерации 60% мощности излучается на зеленой линии и 40% - на
желтой. Генерация на парах золота происходит в основном на
переходе 2Р1/2 -> 2?>^/2 (? = 0,6278 мкм), так как переход
2/*з/2 -* А/2 оканчивается на уровне энергии 2?>5/2> который при
рабочей температуре 1650°С сильно заселен.
На рис. 17.22 схематически изображена конструкция лазера на
парах меди (или золота).
Рис.1722. Схематическое изображение конструкции лазера на парах меди или
золота: 1 -тугоплавкая керамическая трубка (АДОзХ2 -термоизолягор, 3 -анод, 4-
катод 5 - брюстеровские окна, являющиеся частью вакуумной оболочки, 6 - зеркала
внешнего резонатора, 7 и 8-входной и выходной патрубки для буферного газа
В холодном состоянии кусочки меди (или золота) находятся
на внутренней поверхности тугоплавкой керамической (А1203)
трубки. Для создания в трубке рабочей температуры A500°С в
медном и 1650°С в золотом лазере) используется джоулево тепло,
которое выделяется в трубке при прохождении через нее импульсов
тока (режим саморазогрева). Трубка находится внутри
299
термоизолятора. Анод и катод, имеющие форму колец, помещаются
на концах керамической трубки. Брюстеровские окна являются
частью вакуумной оболочки, значительно повышающей
теплоизоляцию трубки. Вне оболочки находятся зеркала резонатора.
В разрядном канале кроме паров меди находится буферный газ -
неон или гелий под давлением от 25 до SO торр. Буферный газ выполняет
две функции. Во-первых, он обеспечивает объемную дезактивацию
нижнего лазерного состояния 2D за счет возникновения достаточной
плотности электронов после прохождения импульса тока. Во-вторых, он
уменьшает длину диффузии паров Си и тем самым предохраняет холодные
окна Брюстера от высаживания на них меди.
Лазеры на парах меди генерируют импульсы излучения со
средней выходной мощностью до 55 Вт в импульсно-периодическом
режиме с длительностью импульса 15 - 40 не и с частотой
следования импульсов от 5 до 50 кГц (табл. 17.15).
Таблица 17.15. Основные параметры импульсных лазеров на парах
металлов (меди и золота)
Тип
Длина
волны
излуче-
Н Ил, ? ???
Мощность
излучения,
Вт
тельность
им
flea, не
Расхо
ди-
мость
пучка,
мрад
Диаметр
пучка,
мм
Частота
следования
имп-ов,
кГц
Средний
ресурс,
ч
кем
0,5106
0.5782
1
15
3,5
8
15
1500
Кулон
LT-lCu
0,5106
0,5782
1,2-
ю
15
3-6
8-10
8-25
1000
Фсмта
0,5106
0,5782
15
20
0,5
12
8-12
500
Ламета
0,5106
0,5782
15
20
0,7
12
8-12
500
Систа-10
0,5106
0.5782
10
30
0,6
10
15
10
500
Клен
0,5106
0,5782
20
15
20
1,5
20
8-12
500
Кристалл
LT-50CU
0,5106
0,5782
50-
55
20
30
3-5
30
8-20
500
Ауран
0,6278
1
15
20
12
8-12
500
Малахит-
Аи
0,6278
1,3
20
30
3-4
10
15-25
500
Кристалл
LT-4AU
0,6278
4-5
10
20
3-4
12
10-20
500
300
КПД медных лазеров достаточно высок - до 3%, что
обусловлено двумя факторами. Во-первых, за счет относительно
малых (~ 1,5 эВ) энергий нижних лазерных уровней высока его
квантовая эффективность - около 55%. Во-вторых, велико сечение
переходов S\n~*2P ПРИ прямом электронном возбуждении
атомов Си. На переходе 2S\f2~J>1Pia сечение оценивается
величиной 9,7-106 см2, на переходе 2SU2 —>2Р\п- 4,5 10~16 см2.
При одновременной генерации на длинах волн 0,5106 и 0,5782
мкм доминирует (как правило, превышает по мощности в 1,5 раза)
излучение на ? = 0,5106 мкм. Длина излучателей варьируется в
диапазоне от 330 (Кулон LT-lCu) до 1627 мм (Кристалл LTSQCu).
Ресурс составляет 500 - 1500 часов при отпаянных активных
элементах. Достаточным является воздушное охлаждение, что
обусловлено большой поверхностью вакуумной оболочки.
Потребляемая мощность медных и золотых лазеров, генерирующих
импульсы мощностью до 20 Вт, не превышает 3,5 кВт. У наиболее
мощного (Кристалл LTSQCu) лазера эта величина достигает 5,5 кВт.
Характерное время готовности для лазеров мощностью до 3 Вт - 20-
25 мин, для самых мощных - 60-80 мин.
301
18. Ионные лазеры [22,23,25,30]
Ионным называется лазер, в котором лазерные переходы
происходят мезкду уровнями энергии ионов.
Существуют две группы ионных лазеров (ИЛ), отличающиеся
друг от друга механизмом разряда: первая - на переходах ионов
инертных газов Аг+, Кг+, Хе+, вторая - на переходах ионов
металлов и металлоидов, находящихся в парообразном состоянии:
Cd+, Se+ .
Основные особенности ионных лазеров на переходах ионов
инертных газов (на примере аргонового лазера):
1. В отличие от атомов, уровни энергии ионов, соответствующие их
возбужденным состояниям, расположены гораздо реже и выше.
Вследствие этого, с одной стороны, возрастает число переходов, на
которых можно получить генерацию в видимом и даже ультрафиолетовом
диапазоне, а с другой стороны, необходимо затратить достаточно
большую энергию возбуждения иона для перехода на верхний лазерный
уровень, что обусловлено необходимостью реализовать два процесса -
ионизацию атомов аргона и прямое электронное возбуждение иона аргона.
2. Сила осциллятора переходов между возбужденными
состояниями Аг+ велика, а время жизни состояний мало, т.е.
параметр насыщения мал. Благодаря этим факторам возможно
получение непрерывного лазерного излучения большой мощности.
Действительно, аргоновые лазеры являются наиболее мощными
газовыми лазерами, работающими в непрерывном режиме в
видимом и ультрафиолетовом диапазоне. Так, промышленностью
изготавливаются аргоновые лазеры мощностью до 50 Вт,
генерирующие одновременно на синих и зеленых переходах. Крайне
важно, что диапазон длин волн генерации аргонового лазера на
переходах Аг* простирается от 0,4545 до 0,5145 мкм, где велика
чувствительность большинства фотоприемников.
3. Рабочие состояния ионов аргона лежат высоко, т.е. далеко
от нижних заселенных состояний. Поэтому не возникает как в ГНЛ
проблема ограничения тока разряда и возможно использование
сильноточного (дугового) разряда.
4. КПД аргоновых лазеров мал, а энергетические затраты на
создание активной среды велики. Поэтому велико и паразитное
тепловыделение. Проблема теплоотвода решается путем
302
принудительного охлаждения (как правило, проточной водой)
активного элемента.
5. Аргон, как и другие инертные газы, используемые в
лазерной технике, относительно дешев, легко получается в чистом
виде, не реагирует с электродами, геттерами и стенками
газоразрядной трубки, не токсичен. Спектры Аг+, Аг2+ и Аг3+
хорошо изучены.
Рассмотрим механизм создания инверсии населенностей.
Упрощенная схема уровней энергии иона аргона схематически
изображена на рис. 18.1. Все лазерные линии аргонового лазера,
работающего в непрерывном режиме, принадлежат переходам
между электронными конфигурациями Зр44р и 3p44s . На общей
схеме уровни энергии, соответствующие каждой из этих
конфигураций, изображены одной линией. На самом деле они
состоят из 9 и 2 подуровней соответственно, что показано на
детализированном фрагменте схемы.
Возбуждение верхних лазерных уровней Аг+ происходит
ступенчато (двухступенчатый механизм возбуждения):
Аг+<?->Аг++е + е,1
/ л f A8.1)
Аг++е-ЦАг+)*+е.
Эффективные сечения возбуждения верхних и нижних
лазерных уровней примерно равны. Нижние лазерные уровни
связаны с основным уровнем Аг+ (Зр$) излучательным переходом
на длине волны 72 нм (вакуумный ультрафиолет). Поэтому время
жизни нижних лазерных уровней A0~9 с) много меньше времени
жизни верхних лазерных уровней A0~8 с). Таким образом, возникают
условия инверсии населенностей лазерных уровней.
Механизм возбуждения верхних лазерных уровней A8.1)
подтвеждается зависимостью интенсивности спонтанного излучения
( Аг+ )* от плотности тока.
Если через п%лл щ и пе обозначить объемные плотности частиц
на верхних лазерных уровнях, ионов аргона в основном (Зр5)
состоянии и электронов соответственно, то скорость накачки
верхних лазерных уровней по схеме A8.2)
^¦л. = <Ч.л. /d/ ~ п€п{ « п]. A8.2)
303
То, что nent и пе, вытекает из условия электронейтральности
плазмы -й,*ие.
?,эВ
к
40 -
35 -
30
25
Метаете
бильные
20 ? уровни
3pSd
15
10 h
Рис.18.1. Схематическое изображение уровней энергии иона Аг+ и процессов,
обеспечивающих генерацию излучения аргонового лазера. Процессы, приводящие к
заселению верхних лазерных уровней -1 - ионизация атома Аг, прямое электронное
возбуждение иона Аг+: а - на уровни Зр44р; Ь - на более высокие уровни 3/?45$ и Зр44*/с
последующими каскадными тлучагельными переходами с- на уровни Зр44р; </- на
метастабильные уровни 3jfod с последующим третьим столкновением е с электроном
и переходом на уровни Зр44р. Процессы расселения нижних лазерных уровней Зр% -
спонтанное излучение/на длине волны около 72 нм, ? -деионизация иона Аг+
В стационарном разряде плотность тока разряда j прямо
пропорциональна плотности электронов п0. Поэтому следует ожидать,
что Мь л ~ у . В свою очередь скорость накачки в стационарном
режиме определяет мощность генерации. Действительно, для
аргоновых лазеров справедливо соотношение [22]
304
?,/^??/* A8.3)
где Pu / V - объемная плотность мощности непрерывной генерации
аргонового лазера во всех модах и на всех линиях сине-зеленой
области спектра, в Вт/см3;у - плотность тока разряда в А/см2.
Впрочем, соотношение A8.3) выполняется только при
j <, 600 А/см2. При плотности J « 800 А/см2, наблюдается
максимальное значение мощности генерации, после чего она
начинает уменьшаться. Характерно, что плотность тока
j = 800 А/см2 является пороговой для возникновения генерации на
переходах Аг2+ (в непрерывном режиме генерации наиболее
интенсивны линии излучения 0,3638 и 0,3511 мкм). Мощность этих
линий, как правило, не превышает 0,25 Вт.
Еще одним подтверждением справедливости механизма A8.1)
является зависимость показателя усиления активной среды ае от
плотности тока/
Экспериментально установлено, что для наиболее
интенсивной линии излучения 0,488 мкм зависимость ае(у) имеет
вид ж0,488 =2-10~3А A8.4)
а для второй по интенсивности линии излучения 0,5145 мкм -
«о,5145=0»7 10-3у2, A8.5)
где ае измеряется в %/м, aj - в А/см2.
Конкуренция лазерных переходов в отличие от ГНЛ мала или
совсем отсутствует.
Для поддержания высокой (~ 20%) степени ионизации аргона
и высокой температуры электронов нужны высокие плотности тока.
Изготовление сильноточных катодов, имеющих приемлемый срок
службы, представляет собой достаточно слоясную технологическую
задачу. При ресурсе активного элемента 500О часов и гарантийном
сроке не более 2000 часов удается изготавливать катоды,
обеспечивающие ток разряда не более 50 А. Поэтому высокие
плотности тока обеспечиваются путем использования капиллярных
разрядных каналов диаметром не более 3 мм. При этом давление Аг
варьируется от 0,25 до 0,5 торра.
Из-за большой плотности тока в газоразрядном канале
возникает эффект перекачки к катоду ионов Аг+ (электрофорез).
Вблизи катода ионы нейтрализуются электронами, вышедшими с
305
поверхности катода. Нейтральные атомы, на которые не действует
кулоновская сила, обладая достаточно большой массой, а значит, и
инертностью, начинают скапливаться в прикатодной области. При
этом появляется продольный градиент давления, увеличивающийся
до тех пор, пока в прианодной области концентрация атомов аргона
не упадет ниже критической, т.е. такой, при которой разряд
прекращается.
Для предотвращения этого эффекта прикатодная и прианодная
области соединяются обводным каналом, обеспечивающим
возвращение атомов аргона от катода к аноду и, тем самым,
выравнивание давления в разрядном канале. При этом следует
исключить опасность возникновения паразитного разряда в
обводном канале. Возможны два варианта обводного канала, при
которых в нем не возникает разряд. В первом варианте длина
обводного канала берется много большей длины разрядного канала.
При этом диаметр обводного канала может быть больше диаметра
разрядного канала. Во втором варианте длины и того и другого
каналов практически одинаковы, но обводной канал представляет
собой совокупность параллельно соединенных «подканалов»,
диаметр каждого из которых много меньше, чем разрядного.
Разновидности обводного канала будут рассмотрены ниже, при
анализе конструкций активных элементов аргоновых лазеров.
Здесь же мы еще отметим, что практически все аргоновые лазеры
работают в продольном магнитном поле, которое создается
соленоидом, соосным с газоразрядной трубкой. Наличие магнитного
поля приводит к тому, что скорость диффузии электронов к стенке
трубки уменьшается за счет действия на них силы Лоренца. В
результате этого в разряде увеличивается концентрация свободных
электронов и, следовательно, возрастает скорость накачки
(соотношение A8.2)) и мощность излучения. Максимальное значение
мощности достигается при напряженности магнитного поля от 8000 до
50000 А/м. Магнитное поле удерживает разряд вблизи оси трубки, что
способствует уменьшению эрозии стенки трубки, обусловленной
бомбардировкой ее атомами Аг и ионами Аг+.
Зеркала резонатора мощных (>1 Вт) аргоновых лазеров
устанавливаются вне активного элемента, что предохраняет их от
быстрой деградации под воздействием излучения на длине волны 72 нм.
Экспериментально установлено, что мощность излучения
аргонового лазера максимальна при выполнении условия
306
р*?/ = @,5-1)торрмм, A8.6)
где/? и с/- давление аргона и внутренний диаметр разрядной трубки.
Звездочка указывает на то, что в A8.6) используется величина
так называемого холодного давления, т.е. давления аргона в
отсутствие тока разряда (его величина, как правило, близка к 0,5
торра). В то же время очевидно, что все процессы в аргоновом
лазере связаны с рабочим давлением, возникающим в разрядном
канале при протекании по нему тока. Связь между рабочим и
холодным давлениями достаточно сложная и определяется
конструкцией трубки и плотностью тока разряда.
Определим особенности КОНСТРУКЦИИ И технологии
изготовления активных элементов аргоновых лазеров. Из большого
числа конструкций активных элементов рассмотрим три, нашедшие
наибольшее применение:
1. Активный элемент с кварцевым разрядным каналом
(исторически первый).
2. Активный элемент с разрядным каналом на базе
бериллиевой керамики (ВеО).
3. Активный элемент с графитовым разрядным каналом.
Схематически конструкция активного элемента с кварцевым
разрядным каналом изображена на рис. 18.2. Основой активного
элемента является капилляр, выполненный из плавленого кварца,
диаметром от 1 до 3 мм. Кварц характеризуется большой
термостойкостью и является хорошим диэлектриком. Газоразрядная
трубка находится в хорошем тепловом контакте с рубашкой
водяного охлаждения. Поверх этой рубашки надет соленоид.
Мощный накальный оксидный катод выполнен из вольфрамовой
биспирали и имеет форму полого цилиндра длиной до 50 мм и
диаметром до 15 мм. В прикатодной области трубка расширяется,
что обусловлено как размерами и высокой температурой катода,
расположенного соосно с разрядным каналом, так и
необходимостью иметь емкий резервуар с аргоном. Выходное окно
трубки со стороны катода обычно располагается перпендикулярно
ее оси. Выходное окно со стороны анода устанавливается как
перпендикулярно оси трубки, так и под углом Брюстера, либо
заменяется призмой-зеркалом, соединенной с трубкой жестким
сильфоном. Прикатодная и прианодная области разрядного канала
соединены обводным каналом спиралевидной формы, выполненным
также из плавленого кварца, с внутренним диаметром около 10 мм.
307
Лазеры с кварцевым каналом «Игла»-2 и «Игла»-4, а также
ЛГН-106 долгое время доминировали на рынке аргоновых лазеров.
Однако их ресурс не превышал 300 часов.
Рис. 18.2. Схематическое изображение конструкции излучателя аргонового
лазера с кварцевым разрядным каналом: 1 - капилляр, 2 * соленоид, 3 -
вход и выход рубашки водяного охлаждения, 4 - катод, 5 - анод, б -
обводной канал, 7 - брюстеровские окна, 8 - зеркала резонатора
Основными процессами, ограничивающими наработку
кварцевой трубки, являются: 1) жестчение, 2) эрозия стенок трубки,
3) низкая теплопроводность кварцевого стекла.
Процесс жестчения - проникновения газа в стенки трубки и
электроды - вследствие сильноточного разряда достаточно
интенсивен. Один литр газа может обеспечить работу отпаянного
лазера в течение лишь 100 - 150 часов.
Для увеличения ресурса трубки перед ее заваркой
максимально насыщают стенки аргоном, а также оптимизируют
объем прикатодного резервуара. Эрозия стенок трубки происходит в
основном под воздействием ионной бомбардировки стенок.
Коэффициент эрозии кварцевого стекла достаточно высок: ? = 10
молек/ион. Т.е. при попадании на стенку 1000 ионов от стенки
отрывается одна молекула. Чтобы замедлить эрозию стенок,
ограничивают плотность тока: jnpejl =200-250 А/см2.
Из-за низкой теплопроводности кварца [?? = 2 Вт/(м · К)]
затруднен теплоотвод от разрядного канала, что ограничивает
величину подводимой мощности (мощности накачки), а значит, и
мощность генерации.
308
В современных аргоновых лазерах широко применяются
конструкции активных элементов с использованием бериллиевой
(ВеО) керамики. Один из вариантов такой конструкции
схематически изображен на рис. 18.3.
Рис. 18.3. Схематическое изображение мощной аргоновой лазерной трубки
с разрядным каналом из бериллиевой керамики (ВеО) и вольфрамовых
дисков: 1 - вольфрамовые диски, 2 - ВеО трубки, 3 - охлаждающая
жидкость, 4 - отверстия для возвратного потока газа, 5 - мощный
соленоид, 6 - лазерный пучок и ток разряда, 7 - зеркало резонатора
Поперечное сечение как разрядного канала, так и лазерного пучка
ограничивается центральными отверстиями в электропроводных
вольфрамовых дисках, находящихся в тесном контакте с керамической
трубкой. Керамика является диэлектриком, чем обеспечивается
электрическая развязка вольфрамовых дисков. Вольфрам
характеризуется малым коэффициентом эрозии. И бериллиевая керамика
и вольфрам имеют высокую теплопроводность. Коэффициенты их
теплопроводности равны 200 Вт/(м*К) и 130 Вт/(мК) соответственно.
Все это в совокупности позволяет обеспечить как хороший теплоотвод
от разрядного канала, так и высокую устойчивость активного элемента к
бомбардировке его стенок ионами аргона. Охлаждаемая жидкостью
поверхность керамической трубки значительно больше, чем в случае
кварцевого разрядного канала, что позволяет интенсифицировать
теплоотвод от активного элемента и использовать более мощную
накачку (с большим тепловыделением) и, в конечном счете, обеспечить
непрерывный режим генерации мощностью до 50 Вт.
Диаметр центральных отверстий в вольфрамовых дисках
небольшой (около 2 мм), что позволяет сосредоточить все излучение
Z.
309
в моде TEMqoq и, как уже отмечалось, уменьшить величину тока
разряда, а значит, облегчить режим работы катода. Для решения
проблемы электрофореза в дисках делают дополнительные, малого
(~ 0,5 мм) диаметра отверстия. Эти отверстия несоосны. Система
несоосных отверстий в дисках и полости между дисками вне
разрядного канала и представляет собой обводной канал. Полости
выполняют также функции резервуаров с аргоном.
У маломощных (<1 Вт) аргоновых лазеров трубка изготавливается
из керамического (ВеО) блока. Разрядный канал формируется путем
просверливания вдоль оси блока центрального отверстия. При этом
соленоид и водяная рубашка отсутствуют, трубка охлаждается воздухом,
обводной канал имеет тот же вид, что и в лазерах с кварцевым каналом,
и используются внутренние зеркала, соединенные с трубкой
сильфонами. Прикатодная область выполняется из кварцевого стекла и
припаивается к ВеО.
Активные элементы на базе ВеО имеют большой ресурс-
время, в течение которого лазер достигает предельного состояния,
равно 5000 часов. При монтаже активного элемента следует
учитывать, что пайка ВеО - очень вредный процесс. Это связано с
высокой токсичностью паров Be.
Конструкция графитового разрядного канала, схематически
изображенная на рис. 18.4, внешне очень похожа на конструкцию,
изображенную на рис. 18.3.
Вместо вольфрамовых шайб, находящихся в тепловом
контакте с бериллиевой керамикой, используются графитовые
шайбы, вплавленные в кварцевую трубку. Графит является хорошим
проводником. Поэтому кварцевое стекло электрически изолирует
шайбы. Поперечное сечение графитового разрядного канала
определяется диаметром центральных отверстий в графитовых
шайбах. Диаметры отверстий различны. Они выполнены таким
образом, что обеспечивают сопряжение разрядного канала с
объемом, занимаемым основной ТЕМщ модой. Кроме центральных
отверстий в шайбах просверлены дополнительные отверстия
меньшего диаметра для формирования обводного канала. Диаметр
шайб приближенно равен 50 мм. Таким образом, охлаждаемая
проточной водой внешняя поверхность кварцевой трубки
достаточно развита, что облегчает теплоотвод от активного
элемента. Удаленность внутренней поверхности кварцевой трубки
от сильноточного разрядного канала практически исключает эрозию
310
трубки, а графит обладает самой высокой стойкостью к ионной
бомбардировке. Графит имеет высокую термопрочность. Точка
плавления графита 42G0K. Высока и его теплопроводность - 115
Вт/(м-К), что обеспечивает интенсивный теплоотвод из объема
разрядного канала. Благодаря высокому коэффициенту излучения
графита: ес«0,8 (для сравнения у вольфрама ew?0,5) -
происходит интенсивное охлаждение графитовых шайб за счет
излучения с их поверхности. Следует упомянуть еще об одном
достоинстве графита: это пористый материал. Его пористость равна
20%. Поэтому графит может служить дополнительным резервуаром
для аргона.
Рис. 18.4. Продольное сечение графитового разрядного канала: 1 -
графитовые шайбы, 2 - кварцевая трубка, 3 - центральные отверстия в
графитовых шайбах, 4 * дополнительные отверстия в графитовых шайбах -
элементы обводного канала
Ресурс аргоновых лазеров с графитовым разрядным каналом
10000 часов. Он определяется в основном запылением графитом
окон газоразрядной трубки. Для уменьшения скорости запыления
окон используют локальный тлеющий разряд между катодом и
дополнительным анодом, расположенным между катодом и
выходным окном. Графитовая пыль, попадающая в область
тлеющего разряда, ионизуется и возвращается в прикатодную
область.
Рассмотрим основные типы промышленных лазеров на ионах
инертных газов и их параметры. Выше мы остановили свое
311
внимание только на аргоновых лазерах. Среди других типов ионных
лазеров наибольшее распространение получил Кг+ -лазер.
Конструкция и механизм создания активной среды Кг+ -лазера те
же, что и у аргонового лазера. Криптоновый лазер генерирует
излучение на многих длинах волн в диапазоне от 0,6471 до 0,799
мкм, среди которых наиболее интенсивной является красная -
0,6471 мкм.
Созданы так называемые «белые» лазеры, лазерным
веществом которых служит смесь газов Аг и Кг. Если не принимать
специальные меры по селекции линий, то возможна одновременная
генерация 5 - 6 линий Аг* в сине-зеленом диапазоне и 2 - 3 линий
Кг* - в красном. Поэтому излучение таких лазеров и
воспринимается как белое.
Кроме аргонового и криптонового, в настоящее время
выпускаются Ne*-лазеры, генерирующие в диапазоне 0,332 - 0,339
мкм. Эти лазеры производятся АО «Российско-Британское
предприятие «Лазерный центр «Инверсия» (г. Новосибирск) и ОАО
«НИИ газоразрядных приборов «Плазма» (г. Рязань).
Таблица 18.1 Параметры ионных лазеров непрерывного действия,
выпускаем
Тип
ЛГН-402
ЛГН-406
ЛГН-410
ЛГН-502
ЛГН-503
ЛГН-522
Мулит
Мулит-1
Мулит-2
[ых в настоящее время НПО «
Длина волны
излучения,
им
454,5-514,5
454.5-514,5
454,5-514,5
454,5-514,5
488
488
647,1-676,4
647,1-676,4
753 - 799
Мощность
излучс
ния,
мВт
4000
5000
150
2000
1000
30
1000
600
200
Расход
имость
пучка,
мрад
2,0
2,0
1,5
К5
1.5
1.2
2,0
1.5
V
Полкрон» (г. Львов, Украина)
Диаметр
пучка,
мм
3,0
3,0
1,2
2.5
2,5
КО
3,0
2,5
V .
ризация
1:1
1:1
1:1
1:1
100:1
100:1
1:1
100:1
100:1
Спектральный
состав
излучения
mnq
mnq
mnq
00?
00q
00q
mnq
OOq
OOq
Средний
ресурс
ч
5000
5000
10000
5 000
5000
10 000
3 000
3000
3000
Параметры аргоновых и криптоновых лазеров, выпускаемых в
настоящее время НПО «Полярон» (г. Львов, Украина) приведены в
табл. 18.1, выпускаемых АО «Лазерный центр «Инверсия», ОАО
312
«НИИ ГП «Плазма» и ЗАО «ЛАЗЕРВАРИОРАКУРС» (г. Рязань) - в
табл. 18.2. В табл. 18.3 даны сведения об ионных лазерах, снятых с
производства, но находящихся в настоящее время в эксплуатации.
Таблица 18.2 Параметры ионных лазеров непрерывного действия,
выпускаемых в настоящее время АО «Лазерный центр «Инверсия» (г.
Тип
ЛГ106МЧ
ЛГН-512A)
ЛГН-512A\0
ЛГН-513A11)
ЛГН-519
Д20A)
дакю
Аг-5-lOO/SF
Ar-5-ЮО
Аг-б-150/SM
Ar-7-l50/SF
Аг-7-150
GS-10AKC
GS-15
Kr-6-150/SF
Kr-6-150/R
M951K
, — .^, . ., ....
Длина волны
излучения,
нм
0,488
0.5145
0,4579
0,4579-
0.5145
0,3344-
0.3511
0,488
0,4579-
0.5145
0,488
0,488
0.5145
0,4579-0,529
0,4579-0,529
0,4579,
0.5145
0.4579-0,529
0,47-0,67
0,47-0,514
0,647
0,647-0,752
06471-
0,6764
Мощи.
Излучения,
Вт
1
1
12
1
1
20
2,5
1.5
0.3
12
20
1
4
50
10
15
1.5
10
4
Расход
.пучка,
мрад
1.5
0.5
0.5
0,5
1.0
1.0
1.0
0.6
1.0
\л
0,6
1.5
1.0
1.0
0,6
1.5
1
Диаметр
пучка,
мм
3
2
2
2
1
2
2
3,5
4,5
5,5
4
6
3
2
4,5
5
4
Поляр
иза-
ция
100:1
100:1
100:1
100:1
100:1
100:1
100:1
100:1
100:1
Спектр
состав
излуче
ния
00q
00q
00q
00q
OOq
m nq
001
001
mnq
mnq
001
mnq
mnq
OOq
001
mnq
mnq
Средний
ресурс
ч
5 000
5 000
5000
5000
5000
5000
5 000
В лазерах ЛГН-410 и ЛГН-522 используется охлаждение
активного элемента потоком воздуха. Лазер ЛГН-513 (III) работает
на дважды ионизованном аргоне.
При необходимости выделить одну линию генерации
используются дисперсионные резонаторы.
313
Таблица 18.3. Параметры ионных лазеров непрерывного действия, снятых с
производства, но находящихся до настоящего времени в эксплуатации
Тип
ЛГ61
ЛГ62
ЛГ69
ЛГ70
ЛГ-
106М-1
Длина
волны
излучения,
нм
441,6
441,6
4Я?-5Н5
441,6
488-514,5
Мощность
излуч.
мВт
60
120
2000
40
1000
Расходимость
пучка,
мрад
0,9
0.9
3,0
0.5
1,0
Диаметр
пучка,
мм
1,5
1,5
3.0
1.5
2.0
ризация
100:1
1:1
1:1
1:1
100:1
Спектр,
состав
излучения
00q
00q
mnq
00q
OOq
Средний
ресурс
ч
2000
2000
400
2000
5000
Значительная часть лазеров работает в одномодовом и
одночастотном режимах генерации. Реализация одномодового
TEMootf режима достигается путем использования разрядных трубок
малого (-1 мм) диаметра, в результате чего для мод высокого
порядка вносятся большие потери.
В лазерах на ионах инертных газов доплеровская ширина линий
излучения большая, что обусловлено как его относительной
коротковолновостью, так и высокой температурой в объеме разрядного
канала. Так, экспериментально установлено, что доплеровская ширина
зеленой линии ? = 0,5145 мкм равна 3500 МГц.
Дня получения одночастотного режима генерации используется
селекция продольных мод методами, описанными выше.
Обращают на себя внимание достаточно большие величины
среднего ресурса. Однако гарантийные сроки фирм-изготовителей
на указанные в таблицах лазеры в 5 - 10 раз меньше, что позволяет
предположить наличие целого ряда технологических проблем, не
нашедших пока своего решения.
Рассмотрим ионные лазеры на перехопах ионов металлов и
металлоипов (на примере гелий-кадмиевого лазера). Схематически
рабочие уровни гелий-кадмиевого лазера изображены на рис. 18.5.
Лазерные переходы осуществляются между возбужденными
состояниями Cd+ по схеме
Cd^^J^Cd^^/J-fAv,, A8.7)
Cd+BZM/2)^Cd+B/>3/2)+/iv2, A8.8)
314
где А - постоянная Планка; ?, - частота излучения, которой
соответствует длина волны 0,4416 мкм; ?2 - частота излучения,
которой соответствует длина волны 0,325 мкм.
Е,зВ
25 ¦ ·
20
15
10
2'5о-
23S,
?
Не+
&
/ J 2Р,п
Не
Cd
Рис.18.5. Схематическое изображение уровней энергии атома гелия и иона кадмия
и процессов, обеспечивающих генерацию излучения гелий-кадмиевого лазера на
длинах волн 0,325 и 0,4416 мкм. Процессы, приводящие к заселению верхних
лазерных уровней: а и Ъ - прямое электронное возбуждение атомов Не; ctdwe~
пеннинговская ионизация атомов Cd (процессы сна протекают с большей
эффективностью, чем процесс е). Процессы, способствующие расселению нижних
лазерных уровней:/и g - спонтанное излучение; h - деионтаация.
Гелий, как и в ГНЛ, является буферным газом
(рНе =3-7 торр). Именно с его участием через ионизацию
Пеннинга осуществляется преимущественное заселение верхних
лазерных уровней 21>з/2 и 2^5/2
He*+Cd->He +
и
*+е + ?,
кнн>
A8.9)
315
где Не* - атом гелия, возбужденный в разряде в метастабильное
состояние 21Sq или 2 Sj; Cd - атом кадмия в основном состоянии;
Не - атом гелия в основном состоянии; (Cd+j* - ион кадмия,
возбужденный в состояния 2ZK/2, 2DSf2> 2^з/2> 2^1/2» е-электрон,
возникший при ионизации атома кадмия; Ект - высвободившаяся в
результате нерезонансного процесса Пеннинга часть внутренней
энергии возбужденного атома гелия, которая переходит в
кинетическую энергию электрона.
Сечение возбуждения ?>- состояний примерно в три раза
больше, чем Р· состояний. Однако механизм создания инверсии
населенностей лазерных уровней и ее поддержания в режиме
непрерывной генерации излучения определяется в основном тем,
что радиационное время жизни D- состояний много больше (равно
примерно 10 с), чем Р- состояний - 10~9 с. Столь малое время
жизни нижних лазерных уровней определяется как интенсивным
излучательным опустошением нижнего лазерного уровня, так и
отсутствием пленения излучения на переходе с нижнего лазерного
уровня в основное состояние Cd+ из-за малой концентрации Cd+
(PCd+=3.1(T3Topp).
Таким образом, можно констатировать, что гелий-кадмиевый
лазер по механизму возбуждения верхних лазерных уровней близок
к ГНЛ, а по механизму расселения нижних лазерных уровней - к
аргоновому. Очевидно также, что лазерные переходы гелий-
кадмиевого лазера не конкурируют друг с другом.
Пеннинговский процесс образования и возбуждения ионов
кадмия является одноступенчатым. В связи с этим скорость накачки
гелий-кадмиевого лазера пропорциональна плотности тока. Ток
разряда в зависимости от давления, диаметра и длины разрядного
канала составляет 25-100 мА при напряжении на трубке несколько
киловольт - характерные параметры тлеющего разряда.
Схематически газоразрядная трубка современных гелий-
кадмиевых лазеров изображена на рис. 18.6. Одной из особенностей
конструкции активного элемента гелий-кадмиевого лазера является
то, что один и тот же электрод должен быть пригоден для
использования как в качестве катода, так и в качестве анода. Другая
особенность состоит в том, что вблизи каждого электрода
316
располагается нагреватель. Нагреватели находятся в тепловом
контакте* с ловушками, предназначенными для хранения в них
кадмия в твердой фазе. Как правило, используются трубки длиной 1
- 1,5 м и диаметром капилляра 1 - 2 мм.
? Анод
\JU<1
X
j Катод
(Анод)
Рис. 18.6. Схематическое изображение газоразрядной трубки гелий-
кадмиевого лазера: 1 - электрод, 2 - нагреватель, 3 - ловушка с кадмием в
твердой фазе, 4 - пустая ловушка, 5 - окна Брюстера
Первоначально разряд возникает в гелии, а весь кадмий
находится в ловушке, расположенной вблизи анода. При разогреве
кадмия до рабочей температуры 230 - 250°С он начинает испаряться
и поступает в парообразном состоянии в разрядный канал. Варьируя
рабочую температуру, можно изменять давление паров кадмия. В
разрядном канале часть атомов кадмия ионизуется и переходит в
возбужденные состояния. Ионы кадмия под действием кулоновской
силы диффундируют через гелий к катоду, т.е. имеет место явление
электрофореза. Скорость диффузии контролируется через
параметры разряда. При этом получается достаточно равномерное
по объему распределение ионов кадмия. Кадмий удаляется из
газовой фазы путем конденсации на холодных стенках ловушки,
расположенной вблизи катода. Температура стенок разрядного
капилляра поддерживается достаточно высокой за счет тепловой
энергии, выделяющейся в объеме разряда. Благодаря этому
конденсация паров кадмия на стенки капилляра не происходит.
Расход кадмия при токе разряда 100 мА составляет 1,5 мг/час. Через
какое-то время весь кадмий из ловушки 3 испарится и
конденсируется в ловушке 4. Генерация лазерного излучения
прекращается. Для восстановления генерации производят
перекоммутацию электродов с источником питания, меняя при этом
317
местами катод и анод, выключают нагреватель пустой ловушки 3,
подают на трубку напряжение и включают нагреватель ловушки 4.
Перекоммутацию электродов, сопровождаемую заменой ловушек,
производят до тех пор, пока не начнет проявляться дефицит кадмия,
частично оседающего в холодных областях трубки вне ловушек.
Распыленный вне ловушек кадмий загрязняет окна Брюстера 5 (см.
рис. 18.6) и интенсифицирует «жестчение» гелия, что, в конечном
счете, и ограничивает срок службы гелий-кадмиевого лазера.
Рассмотрим типы промышленных гелий-кадмиевых лазеров и
их основные параметры. Основные параметры гелий-кадмиевых
лазеров приведены в табл. 18.4.
Лазеры типа ГКЛ выпускает ОАО «НИИ ГП «Плазма» (г.
Рязань), остальные - НПО «Полярон» (г. Львов, Украина).
Малое значение мощности излучения лазера ЛГН-409
объясняется малой F00 мм) длиной излучателя. Длина излучателей
гелий-кадмиевых лазеров, выпускаемых НПО «Полярон», не
превышает 800 мм. У лазеров типа ГКЛ она варьируется от 1000 до
1510 мм. В лазерах используется воздушное охлаждение, что
значительно облегчает их эксплуатацию. Потребляемая мощность
приведенных в табл. 18.4 лазеров не превышает 500 Вт. Исключение
составляет ГКЛ-100 ВA), потребляющий 1000 Вт.
Таблица 18.4. Параметры гелий-кадмиевых лазеров
Тип
ЛГН-61
ЛГН-409
ЛГН-517
Максвелл
Максвелл-1
ПСЛ-10У
пел-
100Y(U)
ПОЫООД)
гкл-
100BG)
Длина
волны
излучения, нм
441,6
325
441.6
441,6
325
325
325
325
441,6
441,6
Мошн
ость
излуче
ния,
мВт
50
2
10
20
10
15
30
40
150
180
димость
пучка,
мрад
2.5
0.9
0.9
U5
U
0.9
0,9
1,5
0.9
0.9
Диаметр
пучка,
мм
1.5
1.5
1.5
1.5
1,5
1,5
1.7
2,5
2.5
2.5
ризация
100:1
100:1
100:1
100:1
100:1
100:1
100.1
100:1
100:1
100:1
Спектр,
состав
излучения
00q
mna
00q
00q
OOq
OOq
OOq
mnq
OOq
OOq
Средний
ресурс, ч
3 000
3000
5000
5000
3000
3 000
3000
3 000
3000
3 000
318
Интерес к гелий-кадмиевому лазеру объясняется тем, что он
представляет собой надежный, с низким порогом возбуждения
источник непрерывного лазерного излучения в синей и
ультрафиолетовой областях спектра. При низком пороге
возбуждения нет сильного перегрева активной среды. Поэтому
доплеровская ширина линии излучения, несмотря на его
коротковолновость, не превышает 1500 МГц. В современных гелий-
кадмиевых лазерах используется только один изотоп U4Cd, что
обеспечивает очень узкую линию генерации. При этом легко
получаются одномодовый и одночастотный режимы генерации. В то
же время при использовании гелий-кадмиевых лазеров в
измерительной технике особое внимание следует уделять шумам в
их разряде. Нестабильность мощности излучения того же порядка
E%), что и у ГНЛ, а вот нестабильность оси диаграммы
направленности (за 8 часов) значительно больше - 0,25 мрад против
0,05 мрад у ГНЛ. Повышение долговременной стабильности
параметров гелий-кадмиевых лазеров может быть достигнуто, в
первую очередь, за счет дальнейшей стабилизации температуры
нагревателей ловушек.
319
19. Молекулярные лазеры [22,23,25,30,32,33]
Молекулярным называется газовый лазер, в котором лазерные
переходы происходят между уровнями энергии молекул.
Молекулярные спектры намного сложнее атомных, так как
движение внутри молекул носит более сложный характер, чем
внутри атомов. Кроме движения электронов относительно ядер
атомов, входящих в состав молекулы, имеют место колебательное
движение самих ядер около их положений равновесия и
вращательное движение всей молекулы как целого. Каждое
ограниченное движение микрочастиц квантуется. Поэтому трем
видам движения в молекуле - электронному, колебательному и
вращательному - соответствуют три типа квантовых состояний и
уровней энергии. Внутренняя энергия молекулы ? с достаточной
точностью может быть представлена в виде суммы квантованных
значений энергии электронного, колебательного и вращательного
движений:
? = ?эл+?кол+?вр. A9.1)
Величины ?эл, Екол и ?вр связаны между собой соотношениями
Яэл :Якол :Я.Р = 1:^тшШя :те/Мя, A9.2)
где те - масса электрона; Мя - масса ядер всех атомов,
составляющих молекулу.
Если принять во внимание, что те ?? - 10 -10~5, а
величина ?? равна нескольким электронвольтам, то
Якол*100 ЭВ» а ?вр*1<Г3-10 эВ. Поэтому система
уровней внутренней энергии молекулы - это совокупность далеко
отстоящих друг от друга электронных уровней, между которыми на
значительно более близком расстоянии друг от друга расположены
колебательные уровни, между которыми с еще большей плотностью
расположены вращательные уровни. Энергия колебательного
движения как малое возмущение приводит к расщеплению
электронных уровней. В свою очередь энергия вращательного
движения как малое возмущение приводит к расщеплению
колебательных уровней, что и отражено без соблюдения масштаба
на рис. 19.1.
320
Cm
Cm
7^ Вхг(С\го)
С\п
C\\\
Сюз
Сю2
C\o\
B\\(C\\q)
#w(Cioo)
?
Co23
Co22
Cp2l
Con
Con
'Вог(Со2о)
?·3 Cow
С
Boi(Coio)
001
Boo(Cooo)
Рис. 19.1. Схематическое (без соблюдения масштаба) изображение системы
уровней внутренней энергии молекулы (ОД А - электронные уровни, В -
колебательные уровни, С - вращательные уровни; и примеры типов переходов
между этими уровнями: 1 - электронно-колебательно-врашательный (вибронный),
2 - колебательно-вращательный, 3 - вращательный. Уровни энергии Boo и Qoo, B0[
и Qio, Яю и Сюо, Вп и Сцо, Дц и С12о совпадают. Для обеспечения наглядности
рисунка на нем приведены только нижние А-, В-нС- уровни энергии
С учетом изложенного выше, возможны три типа переходов
между уровнями энергии молекулы: первый - переход между
колебательно-вращательными уровнями различных электронных
состояний - электронно-колебательно-вращательный (вибронный);
второй - переход между колебательно-вращательными уровнями
одного и того же электронного состояния - колебательно-
321
вращательный; третий - переход между двумя вращательными
уровнями одного и того же колебательного состояния -
вращательный переход (на рис. 19.1. они обозначены цифрами 1, 2 и
3 соответственно). Длина волны излучения при вибронных
переходах обычно попадает в ультафиолетовую область спектра.
Так, на вибронных переходах работают азотный (? = 337 нм) и
эксимерные лазеры. Последние имеют, однако, много особенностей,
что заставляет выделить их из всей массы молекулярных лазеров в
отдельный класс.
Длина волны генерации, соответствующая вращательным
переходам, попадает в дальний ИК-диапазон B5 мкм - 1 мм). В
лазерах, работающих на вращательных переходах, получить
генерацию достаточно сложно, так как релаксация между
вращательными уровнями совершается, как правило, с очень
большой скоростью. Такие лазеры не нашли промышленное
применение.
На колебательно-вращательных переходах работают С02- и
СО-лазеры. В общем случае таким переходам соответствуют длины
волн генерации в среднем и дальнем ИК-диапазонах. Генерация
С02-лазера осуществляется на длинах волн 10,6 и 9,6 мкм. СО-лазер
генерирует в диапазоне длин волн от 5,0 до 6,5 мкм. COi и СО-
лазеры нашли широкое применение и поэтому далее будут
рассматриваться только эти молекулярные лазеры (в основном -
С02-лазеры). В С02-лазерах в качестве лазерного вещества
используется смесь газов - С02, ?2 и Не; в СО-лазерах - смесь газов
- СО, ?2 и Не или СО, Хе.
Для более полного понимания механизма работы С02-лазера
необходимо прежде всего рассмотреть структуру колебательных и
вращательных состояний молекул С02 и Ъ\ъ
У молекулы, состоящей из ? атомов, имеется Ъп степеней
свободы. Из них 3 степени свободы характеризуют движение
молекулы как целого (поступательное движение центра масс
молекулы). Таким образом, внутреннее движение характеризуется
(Зи - 3) степенями свободы. Молекула С02 имеет симметричную
линейную равновесную конфигурацию. Поэтому число степеней
свободы как молекулы С02 так и молекулы ?2, приходящихся на их
вращательное движение, равно 2, а число колебательных степеней
свободы -(Зи- 5).
322
Двухатомная молекула N2 (w - 2) имеет одну колебательную
степень свободы. Ей соответствует симметричное валентное
колебание (симметричная валентная мода) молекулы азота
(рис. 19.2). Крайние положения колеблющихся атомов, в которых
они одновременно находятся, условно обозначены
заштрихованными и незаштрихованными кружками.
о· ??
Рис. 19.2. Симметричные колебания молекулы N2
В отсутствие сильного возбуждения молекулы N2 ее
колебательное движение можно представить как гармоническое
колебание малой амплитуды. При этом энергия колебательного
движения квантована:
EKon=hv0(v + U2), A9.3)
где ? - колебательное квантовое число, принимающее значения О,
1,2,... ; ?0 - частота, совпадающая с классической частотой малых
упругих колебаний:
v0=VF7a7, A9.4)
где к - коэффициент упругости связи в молекуле; ? - приведенная
масса молекулы.
Для днпольных переходов должно выполняться строгое
правило отбора:
?? = ?'-?* = ±1, A9.5)
что дает энергию поглощаемого или испускаемого кванта ??0, как
это показано на рис. 19.3.
Молекула СОг имеет 4 колебательные степени свободы. По
одной степени свободы приходится на симметричное валентное
колебание (симметричную валентную моду) и антисимметричное
валентное колебание (антисимметричную валентную моду) и две
степени свободы на деформационное колебание (деформационную
моду) (рис. 19.4).
323
5???/2
Рис. 19.3. Параболическая потенциальная кривая U(q) гармонических
колебаний малой амплитуды и колебательные уровни энергии молекулы
азота; д - отклонение от положения равновесия
Р
q>
2 С*
у О-
9
?
О
¦to
¦?
tb4xjt^
Вид А
Рис. 19.4. Схематическое изображение колебательных мод молекулы С02: 1
- равновесное состояние, 2 - симметричная валентная мода, 3 -
антисимметричная валентная мода, 4 - деформационная мода
324
Деформационное колебание дважды вырождено. Заполнение
колебательных уровней молекулы С02 определяет тот набор
колебательных квантовых чисел Uj, ?2 и ?3, с помощью которого
описывается колебательное состояние молекулы. Числа ?}, ?2 и ?3
относятся к симметричным, деформационным и антисимметричным
колебаниям соответственно. Для характеристики соотношения
энергий двух вырожденных деформационных колебаний вводится
квантовое число I, которое принимает значения 0, 2,4...при четном
?2 и 1,3, 5... при нечетном ?2 . Колебательное состояние молекулы
С02 записывают в виде ???2?3. Основное состояние С02
обозначается 00 0, самые нижние возбужденные состояния С02: при
симметричных колебаниях - 10°0, при деформационных колебаниях
- 01?, при антисимметричных колебаниях - 00°1 и так далее.
Собственные частоты V), ?2 и v3 каждого типа колебаний
различны: наименьшая у деформационных колебаний (v2),
наибольшая - у антисимметричных (v3).
Это означает, что легче всего возбуждаются деформационные
колебания, затем возбуждаются симметричные, и только затем
антисимметричные.
Теперь рассмотрим вращательную структуру какого-либо
колебательного уровня.
Вращательный момент импульса квантуется следующим
образом
|A/| = *Vj(J + i), A9.6)
где Л - постоянная планка, деленная на 2?; J - вращательное
квантовое число, принимающее значения 0, 1,2...
Квантована и проекция этого момента на некоторую ось ?
М2 = hmj, где ntj - квантовое число, указывающее направление
вектора ? в пространстве и принимающее значения от —У до
+ J.
Энергия вращательного состояния молекулы
Явр™, A9.7)
где /о - собственный момент инерции.
Подставляя A9.6) в A9.7), получаем
325
*вр =;ГГ ·/(·/ + 1) = BJ{J + \), A9.8)
ft2
где В = вращательная постоянная для данной молекулы. На
2/0
самом деле имеет место слабая зависимость В от ? (В несколько
уменьшается с ростом колебательного квантового числа), которой
мы в первом приближении пренебрежем.
Используя соотношение A9.8), можно рассчитать энергии
уровней, соответствующих вращательному движению молекулы.
Основной (*/ = 0) и несколько нижних возбужденных уровней
энергии (J = 1, 2 и 3) изображены на рис. 19.5. Видно, что система
вращательных уровней неэквидистантна, и с ростом J расстояние
между соседними уровнями увеличивается (при больших J это
увеличение замедляется).
12В - 3 7
6 В - 2 5
2В- 1 3
о L о 1
J gj
Рис. 19.5. Схема нижних вращательных уровней молекулы С02: Е^ -
энергия вращательного движения, В - вращательная постоянная, J -
вращательное квантовое число, g, - статистический вес J-ro состояния
(значения J и gj указаны в соответствующих столбцах цифр)
Кроме того, каждое вращательное состояние вырождено
(статистический вес gj = 2J +1).
Определим В для линейной моле^лы СОг. Собственный
момент инерции молекулы
326
/0 = 2m0p,
A9.9)
-27
где wo - масса атома кислорода B6,72-10" кг); ? - плечо молекулы
-10
(расстояние между атомами кислорода и углерода) - 1,16· 10 м;
В = 7,810'24Дж* 0,39см «11,8 ГГц* 4,9-10эВ.
Таким образом, вращательные уровни энергии расположены очень
близко друг к другу, что обусловливает высокую скорость установления
равновесия в системе вращательных уровней. Поэтому распределение
молекул по вращательным состояниям близко к больцмановскому:
/
nj = no8j ехР
?
кТш
A9.10)
»р;
где Nq - населенность основного вращательного состояния (J = 0);
gj - статистический вес состояния , равный 13 + 1; Ej - энергия J-ro
вращательного состояния; 7^ - вращательная температура
молекулы (макротемпература плазмы в разрядном канале лазера).
Определить экспериментально величину N0 не представляется
возможным. Зато можно определить суммарную населенность всех
вращательных уровней рассматриваемого колебательного
состояния. Найдем связь между величинами Nt и N0.
00
00
Nz = \NjdJ= рУ0BУ+1)ехр
BJ{J + 1)
кТ.
вр
dJ.
A9.11)
о о
„ Bj(j+i)
Используя замену переменного ? = —1 ', находим
??=—®-?0.
A9.12)
Тогда, Nj =^{2J + l)exp -*&±]?]. A9.13)
^¦*вр *-*вр
Величина Nj достигает максимума при
Jmsx=(yl2kThp/B-l)/2. A9.14)
Из A9.14) находим, что при Гвр «500 К наибольшую
населенность имеет вращательный уровень J' = 21. Относительная
населенность вращательных подуровней, в частности,
колебательного уровня 00° 1 изображена на рис. 19.6. Следует
327
отметить, что в силу симметрии заселяются лишь уровни с
нечетными значениями J'.
При увеличении Гвр N0 уменьшается, а /^ возрастает. При
этом населенность уровня энергии с номером J'mVK становится
меньше населенности уровня с номером Jmax. Огибающая отрезков
линий Nj*(j') становится более сплюснутой, т.е. населенность
уровней с различными J' становится более равномерной.
Формирование спектра частот колебательно-вращательных
переходов проиллюстрировано на рис. 19.7.
'¦Р
\/-41
/=31
J -21
'/=11
Л?
Рис. 19.6. Относительная населенность вращательных подуровней верхнего
@0° 1) лазерного уровня молекулы С02 при Г" 500 К. Е^ = В /(/+1), Nf -
населенность /-го подуровня энергии. Заселены вращательные подуровни
только с нечетными значениями вращательного квантового числа J
На переходы между уровнями с энергиями
?' = 4+?/'(*/'+ 0 A9.15)
и ?" = ?0' + A/'(j' + l) A9.16)
согласно правилам отбора наложены ограничения
?? = ±1;
A/-±L ('9·17)
328
что дает так называемые Р- и Я- ветви. (Переход с OJ - О (Q- ветвь)
запрещен, так как молекула СОг - линейная).
Рис. 19.7. Иллюстрация выполнения правил отбора для дипольных переходов на
примере колебательно-вращательных переходов с колебательного уровня d на
колебательный уровень d* (?/'? t/-l). 1 - ?-переход, 2 - /^переход.
?' = Е'0 + BJ'{J' +1) - энергия верхнего колебательно-вращательного
подуровня; Е%х = ?5+?' + ??*/' + 2) и Elx =E'0 + BJ*{j'-l) - энергии
нижних колебательно-вращательных подуровней; ??0 - разность энергий
колебательных уровней d и d'\ d и d' - колебательные квантовые числа; / и У
- вращательные квантовые числа
По определению в Р- ветви ?7 = J' - J* = -1, A9.18)
в?-ветви AJ = J'-J' = +1. A9.19)
Линии переходов в Р- и R- ветвях, обозначаются как p(j) и
R{j), где ·/ - номер вращательного подуровня нижнего
колебательного уровня. Положим, что J = J" - независимая
переменная. Тогда, для переходов в Р- ветви J* = J -1, A9.20)
для переходов в ?-ветви J' = y + 1. A9.21)
С учетом условий A8.20) и A8.21) частоты ? переходов в Р-
ветви определяются соотношением
АЕР = hv =(Е'0 -Е0)+ B[{J-\)J-J(J + l)]= hv0-2BJ, A9.22)
где J = 1,2,3..., а в /?- ветви - соотношением
329
= Av0+25(j + l)
гдеУ^О, 1,2...
Таким образом, линии Р- и R- ветви расположены
эквидистантно вдоль оси частот. Усиление на переходах в Р- ветви
больше усиления на переходах в R- ветви. Поэтому интенсивность
линий Р- ветви больше интенсивности линий в R- ветви, что
проиллюстрировано на рис. 19.8.
отн.с;
920 940 960 980 1000 1/Х,см~'
Рис. 19.8. Спектральная зависимость интенсивности линий, соответствующих
колебательно-врашательнь1м переходам между состояниями 00°1 и \(f0 молекулы
СО* Расстояния между соседними линиями равно АВ -около 1,6 см~'(а не20), так как
в состоянии (Х?\ заселяются вращательные уровни только с нечетными значениями
вращательного квантового числа У. 1 - огибающая линий в Р- ветви, 2 - в Я- ветзд
Максиму кривой 1 находктхмфи ? =10,6 мш,1фивой 2-прт ? =10,25 косм
Рассмотрим механизм создания инверсной среды в СОг
дазвре- Схематически нижние колебательные уровни молекул С02 и
N2 в основном электронном состоянии изображены на рис. 19.9.
Верхним лазерным уровнем является уровень 00° 1. Нижних
лазерных уровней два - 10°0 и 02°0.
330
?, ??3
СМ симметричные
колебания
со2
деформационные
колебания
антисимметричные
колебания
?2
симметричные
колебания
?,эВ
¦ ?,?
Рис.19.9. Схематическое изображение нижних колебательных уровней энергии основного
электронного состояния молекул ОД и ? и гроцхсов, обеспечивающих генерадао
излучения СОг -лазера на длинах волн 10,6 и 9,6 мкм. Процессы, грводяшие к заселенно
верхнего лазерного >ровняО(Л: аи^си</-прилюеэлек1ронноеваэб50^^
OQzhN^ е- К-К-релакса1щ/и?-реэсианснаяпфедага энергии Mcmo^N^ молекулам
СО> Процессы, способствующие расселение нижних лаоершх уровней: А- реэогенс
Ферм;*-К-К^эелаксш*^
ветви нспебательной полосы OQPl-1000 (?? 10,0 до 11,0 мкм); Ш и IV - R- и Р- ветви
когкбЕпепьнэй полосы (Xfl-uib (от 9,1 до 9,95 мкм) В круглых скобках указана длины
волн A0,4 и 9,4 мкм) излучения, на которых генерация невозможна в соответствии с
гфовилами отбора для дипольных гереховд в молекуле СОг
Перевод молекул С02 на верхний лазерный уровень
осуществляется благодаря двум интенсивным процессам.
Первый процесс - прямое электронное возбуждение.
331
002(?00?)+? ->CO2@0°l)+e. A9.24)
Сечение столкновения с электроном в этом процессе
значительно превышает сечения возбуждения уровней 10°0 и 02°0.
Наряду с процессом A8.24) интенсивно протекает процесс
С02 (??°?)+ е -> С02 @0° ?)+ е, A9.25)
где ? = 2,3,4...
Этот процесс сопровождается быстрой релаксацией с уровней
00 ? на уровень 00° 1 за счет передачи колебательной энергии в
виде колебательной же энергии другой молекуле (W- релаксация):
CO2@00u)+CO2@000)->CO2@00u-l)+CO2@0°l) A9.26)
В процессе A9.26) наиболее вероятно столкновение
возбужденной и невозбужденной молекул С02, так как большая
часть этих молекул находится в основном состоянии.
Второй процесс - резонансная передача энергии от молекулы N2.
Здесь доминирующим является канал
N2(u = l)+CO2@0°0)->N2(u = 0)+CO2@0°l). A9.27)
Большая эффективность этого процесса обусловлена двумя
факторами. Во-первых, разность энергий уровней ? = 1 молекулы
азота и 00° 1 молекулы С02 мала (?? = 18 см). Во-вторых, уровень
? = 1 метастабильный. Дефект энергии ?? между уровнями
энергии ?2 и С02 остается малым (?? < кТ) вплоть до уровня 00°4,
поэтому достаточно интенсивно протекают процессы
?2(?)+002(??°?)->?2(? = ?)+002(?00?), A9.28)
где ? = 2, 3,4.
Процессы A9.28) сопровождаются процессами A9.26), что
обусловливает дополнительное заселение верхнего лазерного уровня.
Нижним лазерным уровнем, как правило, является уровень
10°0. Этот уровень сильно связан резонансом Ферми с уровнем 02°0.
Поэтому интенсивно протекает процесс
C02(lO°o)-»C02(o2°o). A9.29)
За счет околорезонансных процессов столкновения с
молекулами С02, находящимися в основном состоянии, эффективно
протекают также процессы
С02(ю°о)+С02(оО°о)->С02(о11о)+С02(о11о)+Д?1, A9.30)
332
C02(o20o)+C02(o00o)-^C02(oilo)+C02(oi,o)+AE2. A9.31)
Из A9.30) и A9.31) следует, что для увеличения скорости
опустошения нижних лазерных уровней требуется, по возможности,
минимизировать время жизни состояния ???. Расселение уровня
01 *0 может осуществляться только за счет процесса столкновения
молекулы С02 с другой частицей, когда внутренняя энергия
молекулы переходит в энергию поступательного движения
сталкивающихся частиц (РГ-релаксация). При этом энергия с
большей вероятностью передается более легким частицам. В С02-
лазере в качестве такой частицы используется атом гелия:
C02(oilo)+ Не -> С02(оО°о)+ (не + Е 1q)9 A9.32)
где (Не + 2? ? ) - атом гелия, которому передана энергия, равная
энергии уровня 01 ]0.
В результате протекания процесса A9.32) время жизни уровня
01*0 равно приближенно 20 мкс, т.е. значительно меньше времени
жизни верхнего лазерного уровня 00° 1 О 400 мкс).
Следует особо отметить, что функции гелия в С02- лазере не
ограничиваются только опустошением нижнего лазерного уровня.
Так, гелий облегчает возникновение и поддержание тлеющего
разряда. При большом содержании гелия разряд в смеси С02, N2 и
Не развивается практически так же, как и в чистом гелии. Это
позволяет рассчитывать параметры разряда С02- лазера, используя в
качестве модели хорошо изученный разряд в гелии.
Гелий обладает высокой (для газов) теплопроводностью -
0,145 Вт/(м-К). Это на порядок больше, чем теплопроводность С02.
Благодаря этому гелий способствует интенсификации отвода тепла
из зоны разряда к стенкам трубки.
И, наконец, большое количество гелия в разряде тормозит
процесс диссоциации молекул С02 при столкновениях с
электронами, обладающими энергией равной или большей энергии
диссоциации С02.
Процесс электродиссоциации
2С02 + 2е -> 2СО + 02 +2е A9.33)
необратим из-за поглощения 02 стенками трубки и электродами.
В лазерах с отпаянными трубками для торможения процесса
A9.33) в трубку помещают генератор 02: смесь окислов серебра,
марганца и кобальта, либо гранулированную окись меди.
333
Однако самый действенный способ борьбы с диссоциацией
молекул С02 в отпаянном лазере - это регенерация молекул СОг-
Для регенерации молекул С02 из СО в газоразрядной трубке должен
находиться непрерывно действующий катализатор.
В качестве катализатора можно использовать либо небольшое
(около 1% от общей массы лазерного вещества) количество паров
воды, либо газообразный водород.
В первом случае процесс A9.33) имеет следующее
продолжение:
Н20->Н + ОН, A9.34)
(СО)*+ОН->(С02)*+Н, A9.35)
где (СО)* и (С02)*- колебательно-возбужденные молекулы СО и СОз.
Во втором случае после процесса A9.33) в реакцию вступают
сначала Н2 и 02, образующийся в процессе A9.33):
2Н2+02->2Н20, A9.36)
а затем протекают процессы A9.34) и A9.35).
В качестве катализатора процесса регенерации молекул С02
может быть использован также нагретый до 300°С никелевый катод.
Впрочем, полностью проблему диссоциации молекул С02
удается решить только в прокачных С02- лазерах путем постоянной
смены газовой смеси в разрядном канале с последующим ее
охлаждением и регенерацией молекул С02 (в ходе реакции СО с 02)
перед повторным использованием [23, 30].
Некоторые исследователи считают, что оптимальным
соотношением парциальных давлений С02, N2 и Не является
соотношение 2:1,5:4. Другие указывают на соотношение 1:1:8.
Несмотря на значительное различие указанных пропорций, очевидно,
что гелия всегда берется больше, чем СО2 и N2. Давление смеси газов
изменяется в широких пределах - от 10-15 торр до 6-7 атм.
Рассмотрим спектральные свойства СО^-лазера. Итак, мы знаем,
что генерация СОулазера может осуществляться либо на переходе
00° 1 —»10°0, либо на переходе 00° 1 —> 02°0. Сечение первого перехода
больше, а верхний колебательный уровень для обоих переходов -
общий. Поэтому генерацию легче получить на переходе 00 1 —> 10°0.
Для обеспечения генерации на переходе 00° 1—>02°0 используется
селективный по длинам волн внутрирезонаторный элемент, в
частости, дифракционная отражательная решетка (эшелетт),
работающая по так называемой схеме Литгрова.
334
Известно, что верхний и нижние колебательные уровни
расщеплены на большое число близко расположенных друг к другу
вращательных уровней (рис. 19.6). Казалось бы, генерация лазерного
излучения может одновременно осуществляться на нескольких
равноотстоящих (по шкале энергий или частот) колебательно*
вращательных переходах, принадлежащих Р- и R- ветвям
(соотношения A9.22) и A9.23)). На самом деле все обстоит иначе.
Согласно соотношению A9.14) при характерной для СОг-лазеров
температуре разрядного канала E00К) наибольшую населенность
имеет вращательный уровень У = 21 верхнего 00°1 лазерного
состояния, при температуре 450К - J' = 19. Известно также, что Р-
ветвь характеризуется большим показателем усиления. Поэтому
наилучшие условия для возникновения генерации - максимальный
показатель усиления - имеются на линиях РB2)
((J' = 21)-KJ* = 22)) и РB0) ((J' = 19)->(J' = 20)) перехода
00°1 —>10°0, т.е. на длинах волн 10,61 и 10,59 мкм соответственно.
На переходах полосы 00° 1 —> 02°0 наибольшим усилением в Р-
ветви обладает линия РB0) с длиной волны 9,6 мкм. В /?- ветви
полосы 00° 1 —> 10°0 наибольшим усилением обладают линии ЯA8) и
/2B0) с длинами волн 10,26 и 10,25 мкм соответственно, а в R~ ветви
полосы 00° 1 —> 02°0 - линия RB0) с длиной волны 9,3 мкм.
Известно также, что скорость термализации вращательных
уровней велика - равна приближенно 107 (сторр)~\ т.е. больше
скорости расселения вращательного уровня, с которого начинается
лазерная генерация. В таком случае генерация, возникнув на каком-
то колебательно-вращательном переходе, для которого условия
самовозбуждения выполнены лучше, чем для других, продолжается
на том же переходе. При этом в генерации принимает участие
полная населенность всех вращательных уровней верхнего
состояния 00° 1.
Именно поэтому при нормальных условиях работы ССЬ-
лазеры генерируют только на длине волны 10,6 мкм A0,61 или 10,59
мкм) или, при использовании эшелетта, только на длине волны 9,6
мкм (и в том и в другом случае на переходах в Р- ветви).
При малых A0-15 торр) давлениях рабочей смеси газов в
СОг-лазере основной вклад в ширину линии излучения дает эффект
Доплера. Примечательно, что из-за низкой частоты v0 лазерного
перехода доплеровская ширина линии довольно мала - около 60
335
МГц. Учет столкновительного уширения приводит к тому, что
полная ширина линии излучения приближенно равна 100 МГц.
Таким образом, одночастотный режим генерации может быть
получен, если длина резонатора меньше 1,5 метра. Частоту
генерации таких лазеров можно стабилизировать с высокой
степенью точности (Sv(x)< 10" ), используя провал Лэмба.
К вопросу о спектральных свойствах ССЬ-лазера тесно
примыкает вопрос о выборе оптических материалов для выходных
окон газоразрядной трубки и подложек выходных зеркал
резонатора. К материалам окон предъявляется три требования:
высокое пропускание излучения с ? —10,6 мкм, согласованный с
материалом трубки коэффициент теплового расширения (ТКР),
высокая лучевая прочность.
Наилучшими прозрачными материалами для окон трубок С02-
лазера являются щелочно-галогенные кристаллы типа NaCl, КО,
широкозонные полупроводники ZnSe, кристаллы на основе
соединений таллия КРС-5 и КРС-6. В тех случаях, когда требуется
обеспечить повышенную устойчивость к атмосферному
воздействию (прежде всего высокой влажности воздуха), для
изготовления окон трубки используют монокристаллический
кремний, германий и арсенид галлия. При импульсном воздействии
оптического излучения длительностью от 0,1 до 1 мкс
перечисленные выше кристаллы выдерживают без разрушения
поверхностную плотность энергии излучения до 20 Дж/см2. Лучевая
прочность металлических отражающих зеркал и дифракционных
решеток, а также самой активной среды С02-лазера значительно
выше. К тому же, при необходимости подложки зеркал можно
принудительно охлаждать проточной водой.
Так как ширина линии излучения СОг-лазера мала, то спектр
его излучения не искажается оптическими элементами излучателя.
Основные типы конструкций газоразрядных СОглазеров
можно условно разделить на шесть типов: 1) отпаянные лазеры, 2)
лазеры с медленной продольной прокачкой, 3) лазеры с быстрой
продольной прокачкой, 4) волноводные лазеры, 5) лазеры с
поперечной прокачкой, 6) TEA -лазеры [23].
Все С02-лазеры имеют высокий A5-25%) КПД благодаря двум
факторам: большому (~ 40%) квантовому выходу и очень высокой
эффективности процесса накачки, протекающего при оптимальной
электронной температуре разряда, которая для данного газа
336
определяется соотношением
Т€=АЕ1рл A9.37)
где А - некоторая константа; ? - напряженность электрического
поля в разряде; ? - давление газа.
Отпаянные лазеры. Схематически устройство отпаянного
лазера изображено на рис. 19.10. Выходная мощность отпаянных
лазеров с единицы длины (так называемая погонная мощность
лазеров) составляет около 60 Вт/м. Долговечность при обеспечении
процессов регенерации молекул ССЬ A9.34) - A9.36) более 10000
часов. Особый интерес представляют маломощные (порядка
нескольких ватт) отпаянные лазеры с коротким резонатором,
работающие в одночастотном режиме генерации. Они используются
в качестве гетеродинов в системах, основанных на оптическом
гетеродировании. Отпаянные лазеры мощностью порядка 10 Вт с
успехом используются в лазерной микрохирургии.
Рис.19.10. Схематическое изображение отпаянной конструкции С02 -
лазера: 1 - газоразрядная трубка, 2 - водяная рубашка, 3 - электроды, 4 -
брюстеровские окна, 5 - зеркала
Лазеры с медленной продольной прокачкпй. Исторически это
первые лазеры, на которых в 1964 году была получена генерация на
? = 10,6 мкм. Конструкция (один из вариантов) С02 с продольными
разрядом и прокачкой схематически изображена на рис.19.11. В этой
схеме охлаждающая вода проходит через катод, а водяная рубашка
вокруг трубки не доходит до анодов. Теплоотвод обеспечивается
теплопередачей в радиальном направлении к стенкам. Скорость
прокачки невелика и оптимизируется таким образом, что
происходит постоянное обновление газовой смеси, а продукты
диссоциации молекул СОг, в частности СО, полностью удаляются. К
сожалению, погонная выходная мощность такого СОглазера не
может быть увеличена за счет увеличения диаметра трубки и
337
ограничена значениями 50 - 60 Вт/м, т.е. не превышает погонную
мощность отпаянных лазеров.
газ
-&
я ? ИЬ
??
вода
+
газ
вода
тег
\-
Рис. 19.11. Схематическое изображение конструкции активного элемента
СОг - лазера с продольными разрядом и прокачкой. Охлаждающая вода
проходит через катод
Лазеры с быстрой продольной прокачкой. Здесь идет речь о
сверхзвуковой (около S00 м/с) прокачке газовой смеси. В этом
случае теплоотвод из разрядного канала осуществляется
механически - путем удаления разогретой газовой смеси. Перед
возвращением в трубку газовая смесь охлаждается в специальном
теплообменнике с последующей регенерацией молекул СОг за счет
реакции СО с 02. При этом плотность тока может принимать
большие значения. Мощность генерации возрастает линейно с
увеличением j. Практически достижимы погонные выходные
мощности порядка 1 кВт/м, что обеспечивает мощность таких СОг-
лазеров от 1 до 3 кВт.
Волноводные лазеры. Если диаметр трубки СОг-лазера,
схематически изображенного на рис. 19.10, уменьшить до
нескольких миллиметров и при этом обеспечить условие
"пасм > «стен » A9-38)
где ппахм - абсолютный показатель преломления на ? = 10,6 мкм
рабочей газовой смеси; птн - абсолютный показатель преломления
на ? = 10,6 мкм материала, из которого изготовлена трубка, то
излучение в трубке за счет полного внутреннего отражения
распространяется как в волноводе. При этом необходимо отметить,
что распространение излучения в волноводе, диаметр которого
намного превышает длину волны излучения (d » ?), происходит
по законам геометрической оптики. Это означает, что волноводные
338
С02-лазеры имеют низкие дифракционные потери. Наилучшие
результаты получены в тех случаях, когда в качестве рабочих
газовых смесей используются С02-СО-Не-Хе, C02-N2-He и C02-N2-
Не-Хе, а трубки изготавливаются из ВеО или Si02. Так как диаметр
трубки мал, то давление газовой смеси должно быть большим (до
100 торр). В этом заключается главное достоинство волноводного
лазера, так как с увеличением давления увеличивается и показатель
усиления активной среды. С другой стороны, для поддержания
оптимальной электронной температуры разряда, согласно
соотношению A9.37), должна быть обеспечена высокая
напряженность электрического поля. А это означает, что можно
изготавливать только короткие (L < 50 см) С02-лазеры, чтобы
исключить использование сверхвысоковольтного напряжения на
трубке. К сожалению, погонная выходная мощность, как и в случае
С02-лазера с медленной продольной накачкой, ограничена
величиной 50 Вт/м.
Волноводные С02-лазеры незаменимы, когда возникает
потребность в компактных С02-лазерах сравнительно низкой (?,^
30 Вт) мощности. Наиболее рациональным режимом волноводных
С02-лазеров является отпаянный режим.
Мы рассмотрели конструкцию волноводного С02-лазера, в
котором ток разряда протекает вдоль трубки. На рис. 19.12
схематически изображен волноводный С02-лазер с высокочастотной
(ВЧ) (? «30 МГц) поперечной накачкой, когда электрический ток
течет поперек трубки. Величина напряженности электрического
поля должна быть, согласно A9.37), такая же, как и при продольной
накачке. Поэтому в случае поперечной накачки напряжение на
электродах на один-два порядка величины меньше, чем в случае
продольной накачки.
ВЧ-накачка имеет ряд существенных преимуществ перед
накачкой постоянным током. Из них отметим два: 1) отпадает
необходимость в использовании внутри трубки анода и катода, в
связи с чем исчезают проблемы, связанные с химическими
процессами в газе в прикатодной области; 2) в керамических
(диэлектрических) стенках практически не рассеивается энергия,
обеспечивается устойчивый разряд.
В заключение отметим, что среди современных С02-лазеров,
работающих в режиме непрерывной генерации излучения,
мощностью до 100 Вт, волноводные С02-лазеры занимают
339
доминирующее положение (табл. 19.1).
Рис. 19.12. Схематическое изображение активного элемента волноводного СОг
лазера с накачкой ВЧ-полем: 1 - капиллярный волновод, 2 - керамические
стенки из ВеО или А12Оэ, 3 - горячий электрод, 4 - заземленный электрод.
Заштрихованная часть поперечного сечения активного элемента - металл
Лазеры с поперечной прокачкой. Структурная схема лазера на
основе газовой смеси с замкнутым циклом поперечной прокачки
изображена на рис. 19.13.
Если газовую смесь прокачивать достаточно быстро
(примерно со скоростью 30 м/с), то, как и в случае лазера с быстрой
продольной прокачкой, теплота, выделяемая в разрядном канале,
уносится механически, а не путем ее переноса к стенкам. В этом
случае не происходит насыщения выходной мощности при
увеличении тока разряда, и, увеличивая ток разряда, можно достичь
больших значений погонной выходной мощности - до нескольких
кВт/м. При этом оптимальное давление газовой смеси (- 100 торр)
на порядок выше, чем в СОг-лазерах с продольной прокачкой и
большим диаметром трубки. Для реализации оптимальных условий
работы необходимо, чтобы величина отношения напряженности
электрического поля Ew к давлению смеси ? была бы такой же, как и
в других типах СОг-лазеров, так как эта величина, согласно
соотношению A9.37), определяет электронную температуру
(среднюю энергию электронов) в разряде.
Понятно, что обеспечить требуемую величину отношения E^Jp
легче в случае поперечной прокачки газовой смеси, когда циркуляция
газовой смеси осуществляется в направлении, перпендикулярном оси
340
резонатора, а расстояние между электродами, а значит, и напряжение
между ними, минимизировано. Делают так, что ток разряда протекает
в направлении, перпендикулярном оси резонатора. В этом случае
реализуется Г?-лазер (аббревиатура с английского Transverse Electric
Field). При этом, направление тока разряда перпендикулярно линиям
потока газа.
Таблица 19.1. Основные параметры отпаянных молекулярных лазеров
непрерывного действия (звездочкой отмечены лазеры, снятые с
производства, но находящиеся до настоящего времени в эксплуатации)
Тип
ЛГН-701
ЛГН-702
ЛГН-703
ИЛГН-701*
ЛГ-43*
ИЛГН-706
ИЛГН-709
ИЛГН-802
ЛГН-901
СЛ-40
LCD-25W
Гарпун-
2000
ТЛ-4
МТЛ-4
Длина
волны
излучения, нм
10,6
10,6
10,6
10.6
10,6
5,0-6,0
10,6
10,6
10,59
9-11
10,6
10,6
10,6
10,6
Мощность
излучения, Вт
100 -
120
800 -
1000
30
60
50
50
100
75
5
40
30
200 -
2500
400 -
4500
500 -
4500
Расходи
мость
пучка,
мрад
3
3
2,3
6
6
3,5
4.2
1,7
8
Спектр,
состав
излучения
mnq
mnq
mnq
mnq
mnq
mnq
mnq
OOq
001
OOq
OOq
mnq
mnq
mnq
Средний
ресурс, ч
1 000
1 000
1000
5 000
5000
2000
500
500
5000
1000
5000
10000
500
500-1000
Выходная мощность ТЕ С02-лазеров с поперечной прокачкой
варьируется в диапазоне от 1 до 20 кВт. Их конструкция проще, чем
СОг-лазеров с быстрой продольной прокачкой, поскольку в них не
требуется сверхзвуковая скорость прокачки. Однако качество
лазерного пучка ТЕ СОг-лазеров значительно хуже, чем лазерного
пучка ССЬ-лазера с быстрой продольной прокачкой, когда ток
разряда имеет цилиндрическую симметрию.
СО?-лазеры атмосферного давления с поперечным
341
кпчбужпением (ГЕЛ-лазеры). В непрерывных ТЕ С02-лазерах
давление ~ 100 торр является практически предельно допустимым.
Связано это с тем, что при больших давлениях и представляющих
практический интерес плотностях тока начинаются процессы,
приводящие к переходу от тлеющего разряда к дуговому. Чтобы
избежать эти процессы, к электродам, между которыми
формируется поперечный разряд, прикладывают импульсное
напряжение. При длительностях импульсов порядка долей
микросекунды переход тлеющего разряда в дуговой не успевает
происходить, что позволяет поднять давление смеси газов вплоть до
атмосферного. Такие импульсные лазеры называются Г?4-лазерами
{Transversely Excited at Atmospheric Pressure). В 7?!Л-лазерах
реализуется большой энергосъем с единицы объема разряда - до 50
Дж/л (рис. 19.14). Для предотвращения дугового разряда
используется предыонизация - ионизация, предшествующая
основному возбуждающему импульсу напряжения.
Рис.19.13. Схематическое изображение лазера на основе газовой смеси с
замкнутым циклом поперечной прокачки: 1 - источник накачки; 2 - разряд в
газовой смеси; 3 - зеркала резонатора; 4 - система прокачки; 5 - теплообменник
На практике часто применяется предварительная ионизация
сильным ультрафиолетовым излучением нескольких искр, пробегающих
параллельно оси трубки. При низкой (порядка 1 Гц) частоте следования
342
импульсов прокачка газовой смеси не требуется. При более высоких
частотах следования импульсов (вплоть до нескольких килогерц) газовая
смесь прокачивается в направлении, перпендикулярном оси резонатора,
и охлаждается в специальном теплообменнике.
?,мДж
1000
100
10
I
ArF KrF
KfCI
XeCl
XeF
?,
1
0,15 0,25 0,35 0,45
¦fr
0,71
-№
Cp2
10,6
?, ? KM
Рис. 19.14. Энергия в импульсе, излучаемая ???-лазером с УФ-
предварительной ионизацией электрического разряда
Основные типы СОу-лазеров. работающих в непрерывном
режиме, приведены в табл. 19.1. Лазеры серий ЛГН и ИЛГН работают в
режиме продольной накачки постоянным током с отпаянными
активными элементами. Диаметры лазерного пучка варьируются от б мм
у одночастотного лазера типа ЛГН-901 до 17 мм у многомодового лазера
типа ИЛГН-709. Длина излучателя одночастотного лазера ЛГН-901 680
мм, характерная длина излучателя одномодовых лазеров ~ 1,5 м,
многомодовых -1,8 м (у ЛГН-702 - 6,3 м!)
Значительно компактнее волноводные лазеры. Так, у волноводных
лазеров серии СЛ, выпускаемых Институтом лазерной физики СО РАН в
Новосибирске, длина излучателей не превышает 590 мм, серии 1СД
выпускаемых Рязанским ОАО «НИИ ГП «Плазма», - 680 мм. У лазеров
серий СЛ и LCD диаметры лазерных пучков не превышают 3,5 мм.
Особый интерес вызывают технологические лазеры, серий ТЛ и МТЛ,
выпускаемые шатурским ЗАО «Техно-Лазер». На выходе этих лазеров
формируется широкоапертурный пучок диаметром от 20 до 50 мм.
Поперечные сечения пучков лазеров ТЛ-5М и ТЛ-7,5 (в таблице не
указаны) имеют форму или квадратов со сторонами 20x20 мм2, или
343
колец с внутренним диаметром 22 мм и внешним - 50 мм. Такая форма
пучка определяется тем, что в этих лазерах используются либо
устойчиво-неустойчивые, либо неустойчивые резонаторы. Длина
излучателей лазеров серии ТЛ не превышает 2,5 м, серии МТЛ - 3,1 м.
Лазеры серии «Гарпун» выпускаются в моноблочном варианте, что
обеспечивает их повышенную надежность в производственных
условиях. В одномодовом режиме генерации диаметр пучка таких
лазеров равен 35 мм, а расходимость - 2 мрад. Многомодовые лазеры
серии «Гарпун» имеют диаметр пучка 45 мм, а расходимость до 5 мрад.
Габариты лазера «Гарпун-2000» мощностью до 2 кВт 1830x920x1875
мм3, лазера «Гарпун-5000» мощностью до 5 кВт - 3800x800x1570 мм3.
Лазер ИЛГН-706 генерирует на переходах молекулы СО.
Основные типы импульсных молекулярных лазеров и их параметры
приведены в табл. 19.2. Лазеры, генерирующие на длине волны 0,337 мкм,
- это азотные лазеры. Они работают на электронно-колебательных
переходах N2 и относятся к типу лазеров на самоограниченных переходах,
^-лазеры широко используются для накачки лазеров на красителях.
Обычно применяется 7Е-схема накачки Ыглазеров. Длительность
импульсов генерации от 5 до 10 не при частоте их следования до 1000 Гц.
Частота следования ограничена тепловыми эффектами.
Таблица 19.2. Основные параметры импульсных молекулярных лазеров
Тип
Длина
волны
излучен
ия, мкм
ЛГИ-50-1
ЛГИ-50-2
ЛГИ-502
ЛГИ-503
ЛГИ-52*
ЛГИ-501*
ЛГИ-512A)
ЛМИ-3
????? 5-10
10,6
0,337
0,337
0,337
10,6
10,6
Имп-ная
мощность,
кВт или
энергия
импульса
излучения,
мДж
50мДж
5 мДж
25; 15
320
3
>20
40-400
30
5000
Длительность
импульса,
не
C0-
130I03
300
8
5
10
5-J0
130103
100
100
Частота
следования
импульсов, Гц
!00
2000
1 - 100;
1000
10
1000
500
1 - 1000
300
Средний
ресурс, ч
8 000
5 000
5 000
1000
1 000
1000
5 000
1000
3 000
0,337
344
Лазер «Макро 5-10» - это СОг-лазер атмосферного давления с
поперечным возбуждением - ???-лазер. Лазер имеет систему
регенерации газа, обеспечивающую работу лазера в течение 8 часов
без изменения смеси газа. Поперечное сечение пучка 30x30 мм2,
габариты излучателя 1400x700x700 мм3, блока питания 480x480x200
мм3 - характерные габариты импульсных С02-лазеров.
Рассмотрим газоразрядный СО-лазер. Лазер на окиси углерода
конструктивно подобен С02-лазеру. Однако механизмы создания
инверсии населенностей в СО- и СОг-лазерах разные.
Как и в СОг-лазере, в СО-лазере переходы молекулы СО из
основного состояния на верхние колебательные уровни происходят
за счет прямого электронного возбуждения:
CO(u = 0)+e->CO(u = Jt). A9.39)
Сечение процесса A9.39) велико, и около 90% энергии
электронов в разряде преобразовывается в колебательную энергию
молекул СО. В системе колебательных уровней молекулы СО
имеется уровень ио, такой, что для уровней ?<?0, скорость
процесса релаксации, в котором колебательная энергия молекулы
СО отдается в виде колебательной же энергии другой молекуле СО
(УУ-релаксация), значительно выше скорости передачи
колебательной энергии молекулы СО в энергию поступательного
движения сталкивающихся молекул СО (КГ-релаксация). При этом
огромную роль начинает играть ангармоническая накачка,
обусловленная процессом
СО(и = л)+СО(и^т)->СО(о = /1 + 1)+СО(и = /я-1),A9.40)
где п>т.
По мере увеличения ? расстояние между колебательными
уровнями уменьшается, т.е. в результате процесса A9.40)
колебательная энергия двух молекул СО уменьшается. Поэтому
вероятность протекания процесса A9.40) в прямом направлении
больше, чем в обратном, и молекулы ??(? = ?) могут переходить на
более высокие колебательные уровни. В результате таких переходов
создается распределение населенностей колебательных уровней,
отличное от больцмановского.
Ангармоническая накачка не обеспечивает полную инверсию
населенностей колебательных уровней молекул СО, но может
обеспечить частичную вращательную инверсию. Частичная
инверсия возникает между колебательно-вращательными уровнями
345
двух соседних колебательных состояний ?' и ?*, когда полные
населенности этих состояний равны. При этом инверсия реализуется
только на переходах Р-ветви. Итак, при частичной вращательной
инверсии возможна генерация. При этом наблюдается явление
каскадной генерации, заключающееся в том, что в процессе
генерации последовательно (с очень малым интервалом времени)
принимают участие много колебательных уровней, расположенных
как выше, так и ниже «затравочной» пары колебательных уровней
? = w и ? = т. Объясняется это тем, что генерация вызывает
уменьшение населенности верхнего лазерного уровня -
вращательного уровня J' колебательного состояния ?' и
увеличение населенности нижнего лазерного уровня -
вращательного уровня У* состояния ?*. Населенность уровня J*
состояния ?* может возрасти до такой степени, что образуется
инверсия относительно вращательного уровня более низкого
колебательного состояния (?'-l). С другой стороны в процессе
генерации населенность уровня У состояния ?' может значительно
уменьшиться, в результате чего он превратится в нижний лазерный
уровень, а верхним лазерным уровнем станет вращательный уровень
более высокого колебательного состояния (?' +1). Каскадные
процессы при крайне низкой скорости РТ-релаксации
сопровождаются переходом значительной части колебательной
энергии молекулы СО в энергию лазерного излучения, что, с учетом
высокой эффективности возбуждения молекул, обеспечивает
высокий (до 20%) КПД СО-лазеров.
Линии генерации СО-лазера обозначаются символом
?ui)_i(y), где ? указывает на то, что лазерный переход относится к
Р-ветви, J - номер вращательного подуровня нижнего
колебательного уровня перехода ? -> (? -1). Так как спектры
молекулы СО изучены хорошо, то такой символики вполне
достаточно.
В табл. 19.1 приведены параметры СО-лазера ИЛГН-706 с
отпаянным активным элементом. Мощность излучения,
расходимость пучка и средний ресурс этого лазера такого же
порядка, как и у С02-лазеров схожей конструкции. Однако
диагностика излучения СО-лазера осуществляется значительно
проще, чем диагностика излучения СОг-лазера, что обусловлено
346
наличием развитого парка приемников излучения, работающих в
диапазоне длин волн до 6 мкм.
Рассмотрим эксимерные лазеры [23]. Эксимерным называется
газовый лазер, в котором лазерная активная среда в виде
неустойчивого соединения ионов создается в газовом разряде при
электрической (или электронным пучком) накачке. Эксимерные
лазеры - это большая группа импульсных лазеров, генерирующих на
переходах с устойчивого верхнего в отталкивательное нижнее
молекулярное состояние. Наибольшее практическое применение
нашли ArF-, KxF- и XeCl-лазеры, генерирующие на длинах волн
0,193; 0,248 и 0,308 мкм соответственно. Читатель вправе удивиться,
увидев, что в состав молекул входят атомы инертных газов.
Действительно, в основном состоянии такие молекулы не могут
существовать, поскольку это состояние соответствует взаимному
отталкиванию атомов инертных газов и галогенов. Однако кривая
потенциальной энергии возбужденного состояния рассматриваемых
комплексов атомов имеет минимум, что соответствует возможности
существования молекул (ArF)*, (KrF)* и (XeCl)*. Такие молекулы
(и им подобные) называются эксимерами (аббревиатура английских
слов exoited dimer. - возбужденный димер). Хотя, строго говоря, они
не должны называться эксимерами, так как состоят из различных
атомов.
При достаточно большой объемной концентрации эксимеров
может быть получена лазерная генерация на переходе между
верхним (связанным) и нижним (свободным) состояниями -
связанно-свободном переходе (рис. 19.1S), т.е. реализован
эксимерный лазер. Этому лазеру присущи два очень важных
свойства: во-первых, при переходе с верхнего лазерного уровня на
нижний (в основное состояние) эксимер моментально диссоциирует;
во-вторых, не существует четко выраженных лазерных переходов.
Из первого свойства вытекает, что нижний лазерный уровень будет
всегда пустым, из второго - то, что лазерный переход достаточно
широкополосный B0 - 100 см'1). Впрочем, в некоторых эксимерных
лазерах кривая потенциальной энергии основного состояния имеет
неглубокий минимум. В этом случае имеет место связанно-
связанный переход. Но молекула в основном слабосвязанном
состоянии быстро диссоциирует либо сама по себе, либо при первом
же столкновении с молекулой или атомом газовой смеси.
347
Возвращаясь к рассмотрению эксимеров (ArF)*, (KrF)* и
(XeCl)*, отметим, что они легко образуются именно в
возбужденном состоянии, когда атомы инертных газов становятся
химически сходными с атомами щелочных металлов, легко
вступающими в реакцию с галогенами.
>
Межъядерное расстояние
Рис. 19.15. Энергетические уровни эксимерного лазера
Наилучшие параметры среди эксимерных лазеров, генерирующих
короткие импульсы, достигнуты в KrF-лазерах, наибольшие энергии
импульса генерации получены от XeCl-лазеров (табл. 19.3).
Лазеры серии «CL» выпускаются Центром физического
приборостроения Института общей физики РАН, лазеры ЛЛ-1 и
серии «Гефест» - Государственным научным центром РФ ФГУП
«Троицкий институт инновационных и термоядерных
исследований», лазер типа «ЛИДА-F» - Институтом сильноточной
электроники СО РАН.
Рассмотрим подробнее KrF-лазер. Рабочая газовая смесь этого
лазера состоит из Кг (/>&. =0,12 ят),?2(р?2 =0>00<> атм) и буферного
газа Не (рНе = 2,4 атм). При электрической накачке образуются в
основном возбужденные атомы Кг* и ионы Кг*, а также атомы F и
348
ионы F". Как Кг *, так и Кг+ в ходе реакций с молекулой F2 и ионом
F" соответственно образуют возбужденные молекулы (KrF)* :
Kr*+F2->(KrF)*+F, A9.41)
F" + Kr+ + Не -» (KrF)* +He. A9.42)
Таблица 19.3. Основные параметры эксимерных ArF-, KrF- и XeCl- лазеров
Тип
CL-5100:
ArF
KrF
XeCl
CL-7100:
ArF
KrF
XeCl
ЛЛ-1:
ArF
KrF
XeCl
ГЕФЕСТ-1
ГЕФЕСТ-2
ГЕФЕСТ-3
МЭЛ 5-1
ЛИДА-F
Длина
волны
излучения,
мкм
0,193
0,248
0,308
9,193
0,248
0,308
0,193
0,248
0,308
0.308
0,308
0,308
0,308
0,308
Энергия
имп.
излучения,
мДж
20
40
25
20
40
25
150
250
200
800
2000
10000
1500
200
Длительность
импульса,
не
8-10
9-11
9-11
17
20
20
10-20
10-20
10-20
100-300
300
300
100-300
30
Частота
следован
ия
импульсо
в, Гц
100
100
100
100
100
100
150
150
200
500
300
100
1
2
Средний
ресурс,
ИМПУЛЬСО!
2 107
1,5107
3-Ю7
5106
10-Ю6
20 10б
0,6106
2106
3-Ю6
Ионы F~ образуются в реакции присоединения электрона с
диссоциацией молекулы F2:
e + F2->F~+F A9.43)
Необходимость присутствия Не в реакции A9.42) обусловлена
требованием одновременного выполнения законов сохранения
энергии и импульса рекомбинирующих ионов. Так как давление Не
велико, то реакция A9.42) идет с очень большой скоростью,
несмотря на то, что расстояние между ионами F~ и Кг+ большое.
Кривые потенциальной энергии, отражающие молекулярную
структуру KrF, изображены на рис. 19.16. В результате лазерного перехода
349
между состояниями ?2?,/2 и ??2?1/2 излучается квант энергии,
незначительно большей 5 эВ. При переходе излучающий электрон
передается от иона F" иону Кг+. Время жизни верхнего уровня
невелико, а давление рабочей смеси велико - более двух атмосфер. Эти
два параметра ограничивают сверху длительность импульса накачки
величиной 20 не. При электрической накачке эксимерных лазеров
применяется поперечный разряд. Этот способ накачки наиболее простой в
технической реализации. Однако объем активной среды при этом не
превышает десятых долей литра. Связано это с тем, что разряд с большой
плотностью тока при сохранении в нем высокой электронной
температуры не может быть реализован в больших объемах.
?,.эВ
12 -
10
8
6
4
2
0
-2
Kr^iaHF"
Kr+B^)+F*
-Kr + FB/>3/2,I/2)
1
5
Я, А
Рис.19.16. Кривые потенциальной энергии, отражающие молекулярную
структуру KrF. Импульсная генерация KrF-лазера на длине волны 0,248
мкм происходит на переходе /^??^-» ?*?\?·
Возможность возбуждения рабочей смеси газов при высоком
давлении и больших объемах открывается при использовании
350
накачки лазерного вещества электронным пучком. Этот способ
накачки имеет ряд достоинств: во-первых, он обеспечивает
получение больших энергий импульсов излучения; во-вторых,
возможна генерация при частотах следования импульсов 100 и более
герц, а значит, возможно получение больших средних мощностей
излучения; в-третьих, накачка эксимерных лазеров электронным
пучком является универсальным методом накачки таких лазеров в
отличие от электрической накачки, которая пригодна только для
накачки лазеров на галогенах инертных газов.
Однако накачке электронным пучком присущи и
существенные недостатки. Среди них проблема введения энергии
электронного пучка в лазерное вещество с равномерным
распределением ее по объему этого вещества; сложность
электронных ускорителей, использование которых значительно
увеличивает стоимость лазера.
Эксимерные лазеры находят широкое применение в тех
случаях, когда требуется иметь источник мощного
ультрафиолетового излучения с высоким КПД, в частности, для
накачки перестраиваемых лазеров на красителях, в космических
системах связи с подводными объектами, при разделении изотопов.
В газодинамическом лазере (ГДЛ) на СР2 используется метод
создания активной газовой среды, принципиально отличный от тех,
которые рассматривались выше [32]. Инверсия населенностей в ГДЛ
на С02 создается за счет быстрого расширения газовой смеси,
состоящей из С02, N2 и паров Н20, предварительно нагретой до
высокой температуры. Инверсия населенностей лазерных уровней
молекул С02 возникает в области расширения потока газовой смеси.
Принцип действия ГДЛ поясним с помощью рис. 19.17.
Нагретый до высокой температуры углекислый газ получают в
камере сгорания 1 в результате реакций горения
2СО + 02->2С02 A9.44)
или C6H6+12N20->6C02+3H2+12N2. A9.45)
Здесь же углекислый газ смешивается с азотом и водяным
паром в пропорции 7,5:91,3:1,2. В результате получается
высокотемпературная (Г] =1400 К) газовая смесь, которая под
давлением/?! = 17,6 атм выходит из камеры сгорания через линейку
сопел Лаваля 3 со сверхзвуковой скоростью (? = AM). Поскольку
смесь газов в камере сгорания находится в состоянии
351
термодинамического равновесия, у молекулы СОг будет достаточно
большой (порядка 10% населенности основного состояния)
населенность уровня 00° 1. Естественно, что при этом населенность
нижележащего уровня 10°0 будет еще больше (~ 25% населенности
основного состояния).
Окислитель N2
Топливо
ЛУЛооо ЛуЛГооо
0,25
б)
1 A0°0)
40 50 2, см
Рис. 19.17. К принципу действия газодинамического лазера: а - схематическое
изображение лазера: 1- камера сгорания; 2 - запальное устройстао;3-сверхзвуковые
сопла; 4 - поток смеси газов; 5 - набавление пучка лазерного излучения; 6 - зеркала
резонатора; 6-1 и 2 -зависимости населенностей нижнего ^ и верхнего Л& лазерных
уровней l(ft) и 00°1 относительно населенности ???? основного уровня (XpQ молекулы
0>2 от расстояния до сопел (координата сопел - ? - 0)
Эта ситуация проиллюстрирована на рис. 19.17,6. В области за
соплами происходит быстрое, практически адиабатическое
расширение газовой смеси, сопровождающееся резким падением ее
352
температуры (до Т2 - 354 К) и давления (до р2 = 0,09 атм).
Населенности уровней 00° 1 и 10°0 за счет КГ-релаксации будут
стремиться к новым равновесным значениям, соответствующим
температуре Тг. Однако, в основном за счет резонансной передачи
энергии от молекул N2, долго живущих в возбужденном состоянии,
молекулам С02, время жизни уровня 00° 1 больше времени жизни
уровня 10°0. Поэтому релаксация уровня 10°0 происходит на более
ранней стадии процесса расширения (рис. 19.17,6), и существует
достаточно протяженная вдоль потока газовой смеси область, в
которой реализуется инверсия населенностей. Протяженность этой
области L определяется приближенно как произведение скорости
потока газовой смеси на время, в течение которого происходит
резонансная передача энергии от молекулы N2 молекуле С02.
Геометрия резонатора определяется длиной линейки сопел t,
высотой сопел h и протяженностью L области потока газовой смеси 4,
в которой реализуется инверсия населенностей. Ось резонатора при
этом перпендикулярна направлению потока газовой смеси.
В ГДЛ тепловая энергия молекул газа непосредственно
преобразуется в энергию когерентного электромагнитного
излучения 5. ГДЛ является своего рода тепловой машиной. КПД
тепловой машины определяется температурами рабочего тела при
его контакте с нагревателем и холодильником и возрастает при
увеличении разности температур нагревателя и холодильника. В
случае ГДЛ функции нагревателя выполняет камера сгорания,
функции холодильника - область, расположенная за соплами.
Поднимать слишком высоко температуру внутри камеры сгорания
нельзя - иначе начинается диссоциация молекул СОг. Предельная
температура смеси газов в камере сгорания, используемая в ГДЛ,
равна 1800 К. Температура газовой смеси за соплами определяется
высотой критического сечения сопла @,3 - 1,0 мм). Путем вариации
этого сечения можно обеспечить еще большее охлаждение газовой
смеси. Однако при этом возрастает опасность конденсации СОг.
ГДЛ характеризуются высокой выходной мощностью (до
нескольких мегаватт) в непрерывном режиме работы. Это
обусловлено тем, что сверхзвуковой поток рабочей смеси газов
может проносить через резонатор огромное количество
возбужденных молекул в единицу времени. К сожалению,
непрерывный режим работы ГДЛ обеспечивается лишь в течение
нескольких секунд, что связано со значительным нагревом
353
отдельных элементов его конструкции, прежде всего зеркал
резонатора 6 (рис.19.17,а), приводящим к выходу их из строя. Для
выравнивания давлений сверхзвукового потока и атмосферного и
выброса в атмосферу отработавшей газовой смеси, используются
диффузоры, имеющие форму рупора, широкая часть которого
является выходом (на рис. 19.17 не показан).
ГДЛ представляют собой сложное инженерное сооружение,
вследствие чего промышленное применение пока не нашли и
используются исключительно в военных целях.
К химическим лазерам (ХЛ) относятся газовые лазеры, в
которых лазерная активная среда создается в результате
экзотермических химических реакций [33]. Некоторые из этих
реакций приведены в табл. 19.4.
Прямое преобразование химической энергии в
электромагнитную при большом выделении энергии на единицу
массы реагентов обусловливает повышенный интерес к ХЛ.
аблица 19.4. Химические реакции, используемые в ХЛ [33?
Компоненты
рабочей
смеси
H2-F2
H2-SF6
D2-F2
DF-C02
cs2-o2
Химические процессы
F + H2->(HF)*+H
? + F2 -»(HF)*+ F
e + SF6 -> e + SF5 + F
F + H2->(HF)» + H
F + D2->(DF)* + D
D + F2-+(DF)* + F
F + D2-*(DF)* + D
D + F2->(DF)* + F
(DF)· + CO, -> DF + (CO,)·
OCS2-»CS+SO
SO + 02 -> S02 + 0
0 + CS-*(CO)* + S
S + Oj -> SO + 0
Активная
лазерная
молекула
HF
HF
DF
C02
CO
Длина волны
излучения,
м км
2,6-3,5
2,6-3,5
3,6-5.0
10,6
4,9-5,7
ХЛ можно разделить на два вида: с инициированием
химической реакции и без внешнего инициирования (так
называемые «чисто химические»). В первом случае требуется
использование дополнительных элементов конструкции -
электрических разрядников, нагревательных камер, ударных труб.
354
Во втором случае химическая реакция возникает при смешивании
компонентов.
В настоящее время известна большая группа экзотермических
реакций диссоциативного и ассоциативного типа, в результате
которых образуется активная газовая среда [23,32].
Наиболее известным ХЛ, основанным на экзотермической
реакции диссоциативного типа, является импульсный лазер на
атомарном йоде. Возбужденные атомы йода получаются путем
импульсной фотодиссоциации молекул CF3I по схеме
CF3I + /iv-^I*B^/2)+CF3, A9.46)
где ?? - квант энергии немонохроматического ультрафиолетового
излучения с максимальной интенсивностью на длине волны
Х«300нм.
Возбужденное состояние атома йода гР\ц опустошается за
счет лазерного излучения на длине волны ? = 1,315 мкм на переходе
2/>1/2->2/эз/2» r^e 2^*з/2 *" основной уровень энергии. Высокая
эффективность использования немонохроматического
ультрафиолетового излучения обеспечивается наличием в этой
области широкой полосы поглощения молекулы CF3I. Кроме
молекулы CF3I, в качестве источника возбужденных атомов йода
применяют молекулы C3F7I и СН31.
Так как фотодиссоциации могут быть подвергнуты большие
объемы газа CF3I (C3F7I или СН31), то йодный лазер характеризуется
большими энергиями импульса излучения. Мощность генерации
йодного лазера ~ 1 кВт, длительность импульса генерации -
несколько микросекунд.
Работу ХЛ, основанных на экзотермической реакции
ассоциативного типа, рассмотрим на примере HF-лазера. Возможны
два механизма накачки HF-лазера:
F + H2->(HF)*+H A9.47)
и H + F2->(HF)*+F. A9.48)
Реакция A9.47) называется холодной. Выделяемая в ней
теплота составляет 31,6 ккал/моль. Реакция A9.48) называется
горячей. Выделяемая в ней теплота равна 98 ккал/моль. В результате
реакции A9.47) молекула HF может оказаться в возбужденном
состоянии вплоть до колебательного уровня ? = 3, в результате
реакции A9.48) - вплоть до ? = 10 (рис.19.18). Относительные
355
населенности ? (?) колебательных уровней при возбуждении
молекулы HF приведены на рис. 19.18 в виде столбцов чисел.
Различие населенностей колебательных уровней объясняется
различием скорости релаксации с различных колебательных
уровней.
?,
98
F + H2->H + HF
i2L
Холодная реакция
? + F2-»F + HF
^v ПО)
JSL
Ж
JZL
JSL
JSL
5
10
2
I
Ж
Ж
Ж
IiL
JSL
Горячая реакция
"(и)
-F)
"F)
"(9)
"A6)
-30
- 33
-20
- 16
- 9
- 6
- 6
Рис. 19.18. Возбуждение колебательных уровней молекулы HF за счет двух
реакций F + Н2->Н + HF* и ? + F2->F + HF*. Показаны также создаваемые
таким образом относительные населенности ?(?)
В результате чего при протекании реакции A9.47)
колебательный уровень ? = 2 обладает самой большой
населенностью, и между уровнями ? = 2 и ? = 1 образуется большая
инверсия населенностей. При генерации на переходе
(? = 2)->(? = ?) населенность уровня ? = 2 будет уменьшаться, а
населенность уровня ? = 1 - расти. Вследствие этого может
возникнуть генерация на переходах (? = 3) -> (? = 2) и
(? = ?)->(? = ?), т.е. каскадная генерация наподобие той, что
наблюдается в СО-лазере. В пределах каждого колебательного
перехода генерация происходит на нескольких вращательных
линиях. Генерация происходит даже тогда, когда между полными
населенностями соответствующих колебательных уровней инверсии
нет, а имеет место только частичная инверсия. Этим также
объясняется, что в результате реакции A9.48) генерация лазерного
356
излучения происходит на шести колебательных переходах от
(? = l)-> (? = ?) до (? = б)-> (? = 5) (? = 2,6-3,5 мкм) и на
нескольких вращательных линиях в пределах каждого
колебательного перехода.
В промышленных ХЛ вместо молекулы фтора применяется
молекула SF6, диссоциирующая под действием электрического
разряда. Объясняется это тем, что при работе со смесью Нг + F2
атомарный фтор, образующийся в реакции A9.48), может снова
принять участие в реакции A9.47), в которой в свою очередь
образуется атомарный водород, инициирующий реакцию A9.48) и
так далее. При этом реакции A9.47) и A9.48) составляют
классическую цепную реакцию, которая может приобрести
взрывной характер.
В заключение краткого описания механизма работы ХЛ
укажем на то, что длина волны излучения DF-лазера попадает в
область прозрачности атмосферы. Однако использование в нем F2,
видимо, наиболее агрессивной из известных молекул, в
значительной мере ограничивает область применения DF-лазера.
Учитывая тот факт, что DF-лазер позволяет получать самую
высокую непрерывную мощность генерации B,2 МВт) среди всех
лазеров, он находит основное применение в военной технике.
357
20. Полупроводниковые лазеры [23,34 - 36]
Полупроводниковым называется лазер с полупроводниковым
активным элементом. Полупроводниковые лазеры (ППЛ) делятся на
три основных класса: инжекционные (с электрической накачкой),
лазеры с электронным возбуждением и лазеры с оптическим
возбуждением. Наиболее удобным методом накачки является
электрическая накачка, когда используется полупроводниковый
диод, в котором возбуждение лазерного вещества происходит за
счет тока, протекающего в прямом направлении. При этом инверсия
населенностей обеспечивается в области /?-я-перехода. Различают
два типа лазерных диодов - гомолазеры, или лазеры на
гомоструктуре (гомопереходе), и гетеролазеры - лазеры на
гетероструктуре. В гомолазерах (исторически первый ППЛ) р- и п-
области диода выполнены из одного и того же полупроводникового
материала. Однако использование гомоперехода сопряжено с
сильным поглощением лазерного пучка в р~ и л-областях диода, в
которые он заходит вследствие дифракции, и дуффузионным
растеканием инжектируемых в />л-переход носителей заряда. Все
это предопределяет большую величину пороговой плотности тока
накачки y'nop (так, для GaAs7nop * 5?0 А/м ), а значит, и перегрев
диода, что не позволяет гомолазерам работать в режиме
непрерывной генерации при комнатной температуре. Как будет
показано ниже, jm в лазерном диоде быстро уменьшается с
понижением его рабочей температуры. При этом снижается и
перегрев диода. Однако для обеспечения работы ППЛ на
гомопереходе в режиме непрерывной генерации требуется
охлаждать лазерный диод до очень низких G7К и ниже) температур,
что резко ограничивает их практическое применение. Широкое
использование инжекционных лазеров началось только после того,
как в 1969 году были разработаны гетеролазеры (сначала на
односторонней, а затем и двусторонней гетероструктуре (ДГС)),
функционирующие при комнатной температуре.
В 80-х годах прошлого столетия началось бурное развитие
новейшего поколения гетеролазеров на основе квантоворазмерных
структур (КРС). Поэтому далее все внимание будет уделено
гетеролазрам на основе ДГС и КРС.
В гетеролазерах на основе ДГС используются классические
(объемные) полупроводники. Электронные переходы в таких
358
полупроводниках происходят между энергетическими зонами, а не
между отдельными уровнями энергии, как в твердотельных и
газовых лазерах.
В гетеролазерах на основе КРС размеры активной среды
соизмеримы с длиной волны де Бройля электронов. Поэтому
проявляются эффекты размерного квантования - электронные
энергетические спектры квантуются. Квантование становится все
более выраженным по мере перехода от квантовых двумерных ям
(тонких активных слоев) к квантовым проволокам (одномерным
КРС) и квантовым точкам. Квантовые точки являются как бы
«искусственными атомами» (в том смысле, что носители заряда
ограничены в движении во всех трех направлениях) и поэтому
обладают полностью дискретным энергетическим спектром. Лазеры
на квантовых точках, по сути, аналогичны твердотельным лазерам
на диэлектрических кристаллах, активированных ионами примесей.
Они имеют узкие полосы излучения и большую мощность
излучения, сохраняя все преимущества ППЛ. В настоящее время
лазеры на квантовых точках еще не вышли на промышленный
уровень производства, но так как над их созданием работают
ведущие специалисты различных стран - это вопрос не столь уж и
далекого будущего.
Гетеролазеры выгодно отличаются от других типов лазеров:
1) Компактностью: длина менее 0,5 мм; ширина не более
0,4 мм; высота не более 0,1 мм;
2) Простотой накачки (непосредственным преобразованием
электрической энергии в когерентное излучение при низком (несколько
вольт) напряжении накачки и малой (на основе ДГС ~ 10 А/м2, на
основе КРС ~ 106 А/м2) пороговой плотности тока накачки);
3) Достаточно малой инерционностью (от 10'10 до 10*9 с),
обеспечивающей возможность прямой модуляции лазерного
излучения электрическим током с частотами до 1010 Гц.
4) Высоким E0 - 60%) КПД.
5) Простотой конструкции, в частности, отсутствием у
большинства ППЛ внешнего резонатора (резонатором служат грани
скола полупроводникового кристалла).
6) Широким (от 0,32 до 32 мкм) диапазоном длин волн
генерации за счет использования тройных и четверных соединений.
7) Большим (до 106 ч) сроком службы.
359
Научный и технический (технологический) прогресс в области
создания ПГШ привел к архистремительному расширению области
их применения. В настоящее время ППЛ применяются:
1) В основных элементах оптоэлектронных вычислительных
машин - элементах памяти, устройствах для записи и считывания
информации.
2) В лазерных звуковых проигрывателях (компакт-дисках) -
запись и считывание информации.
3) В лазерной диодной накачке твердотельных лазеров.
4) В волоконно-оптических линиях связи, рассчитанных на
передачу информации с большой скоростью и на большие
расстояния.
5) В медицинских приборах.
6) В приборах ночного видения.
Начинают использоваться лазеры, работающие в сине-голубой
и даже УФ-области спектра и обладающие еще большим
быстродействием, чем ППЛ, генерирующие в красной области
спектра. Ведутся успешные разработки ИК ППЛ (диапазон длин
волн генерации до 50 мкм).
Спектр излучения ППЛ определяется в целом собственными
свойствами полупроводниковых кристаллов, а не примесями
(которые, конечно, оказывают влияние на свойства кристаллов, но
не играют определяющей роли). При этом лазерными переходами
являются переходы носителей заряда из зоны в зону, т.е. активными
квантовыми частицами являются квазисвободные частицы.
Рассмотрим принцип действия полупроводникового лазера
[23]. Принцип действия ППЛ поясним с помощью рис.20.1, на
котором V - это валентная зона, С - зона проводимости и Eg -
ширина запрещенной зоны классического (объемного)
полупроводника. Известно, что при температуре ? = 0 К валентная
зона полностью заполнена, а зона проводимости пуста. Эта ситуация
зафиксирована на рис.20.1,а. Положим теперь, что при Г = 0К
значительная часть электронов под внешним воздействием перешла
из валентной зоны в зону проводимости. При этом в валентной зоне
образовалось соответствующее число дырок. Поскольку
внутризонные переходы происходят за значительно меньшее время
(- 10'10 с), чем межзонные (от 10 до 10 с), внутри каждой зоны
практически сразу установится тепловое равновесие. Поэтому
можно по отдельности рассматривать вероятности заполнения
360
fc {?) и Л {?) Данного состояния с энергией ? в зоне
проводимости и в валентной зоне
Л (?) = {1 + ехр[(? - Fe)l{kt)tx; B0.1)
fv{E) = {1 + ехр[(? - F0)/{kT)Tl, B0.2)
где Fc и Fu - энергии так называемых квазиуровней Ферми зоны
проводимости и валентной зоны.
У>77У7У7У1
Рис.20.1. Принцип действия полупроводникового лазера: а - ? - 0 К,
накачка не производится - состояние термодинамического равновесия; б -
Г= 0 К, накачка производится - состояние термодинамического равновесия
нарушено. V и С - валентная зона и зона проводимости; Eg - ширина
запрещенной зоны; F»n Fc- квазиуровни Ферми в валентной зоне и зоне
проводимости; ?? - энергия испускаемого фотона: Eg<hv<Fc-FO
При ? = 0 К эти уровни являются границами между полностью
заполненными и абсолютно пустыми уровнями энергии внутри
каждой зоны. (Поэтому очевидно, что чем больше электронов
переходит в зону проводимости, тем выше располагается
квазиуровень Ферми Fc и ниже - FO).
Эта ситуация отражена на рис.20.1,6, где показано, что между
зоной проводимости и валентной зоной возникает инверсия
населенностей. Электроны из зоны проводимости переходят в
валентную зону, рекомбинируют с дырками, находящимися у
потолка валентной зоны, и испускают при этом фотон с энергией
361
hv^Eg. При наличии оптического резонатора и выполнении
соответствующих пороговых условий процесс вынужденного
рекомбинационного излучения обеспечивает лазерную генерацию.
Определим первое И второе лазерное условие ППЛ.
Необходимое условие лазерной генерации в полупроводниках -
первое лазерное условие f условие Бернара и Дюряфура^ [34]
Рассмотрим два уровня энергии, один из которых с энергией
Е2 находится в зоне проводимости, а второй с энергией Ех - в
валентной зоне. Обозначим вероятность заполнения состояния с
энергией Е2 через fc{E2), с энергией Ех через /?{??), а разность
энергий Е2 и Ех - через Е2Х. Теперь мы не будем ограничиваться
случаем, когда ? = О К.
Для выполнения условия лазерной генерации на переходе с
центральной частотой v0=E2X/h9 где h - постоянная Планка,
необходимо, чтобы число актов вынужденного излучения на этом
переходе было больше числа актов поглощения. Интенсивности
этих процессов пропорциональны спектральной объемной
плотности энергии вынуждающего излучения ?(?2?) в резонаторе и
коэффициенту Эйнштейна В2Х~ВХ2-В данного перехода. Кроме
того, вероятность вынужденного излучения пропорциональна также
произведению вероятности заполнения верхнего (с энергией Е2)
уровня и вероятности того, что нижний (с энергией Ех) уровень
свободный, а вероятность поглощения пропорциональна
произведению вероятности заполнения нижнего уровня и
вероятности того, что верхний уровень окажется свободным.
Поэтому необходимое условие лазерной генерации на переходе
между уровнями с энергией Е2 и ?? может быть представлено в
виде неравенства
В?Ф2\\ -Фх)]> BpfO{Ex\\-fc{E2)). B0.3)
Из B0.3) вытекает условие fc{E2)> /?(??). B0.4)
С учетом уравнений B0.1) и B0.2) из неравенства B0.4)
получаем первое лазерное условие:
Fc-FO>E2-Ex=hv, B0.5)
где ? - частота испускаемого фотона.
362
Очевидно, что энергия излучаемого фотона должна быть
больше ширины запрещенной зоны Eg. Поэтому условие B0.5)
должно быть дополнено:
Eg<hv<Fc-FO. B0.6)
Условие B0.6) позволяет приблизительно установить ширину
контура усиления в ППЛ (она достаточно велика - ?? « 400 см*1).
Определим второе лазерное условие. Первое лазерное условие
является необходимым для возникновения лазерной генерации ППЛ,
но не достаточным, так как мы пока не установили, на сколько
усиление в активной среде должно быть больше потерь в ней и
каковы условия обеспечения когерентности генерируемого
излучения. Другими словами, мы пока не учли влияние резонатора
на формирование лазерного излучения. Рассмотрим теперь это
влияние, принимая во внимание то, что зеркала резонатора ППЛ
выполнены, как правило, в виде сколов полупроводникового
кристалла. В этом случае отношения амплитуд отраженного и
падающего излучения внутри оптического резонатора равны
?|???(/??) на первом зеркале (сколе) и г2ехр(кр2)-на втором. В
ППЛ фазовые сдвиги ф] и ?2, вносимые зеркалами, малы, что
позволяет пренебречь ими. Тогда ? = yJR\ B0.7)
иг2=Й» <20·8)
где i?! и й2-коэффициенты отражения первого и второго зеркала
(сколов) соответственно.
Рассмотрим лазерную среду протяженностью L9
расположенную между двумя зеркалами с коэффициентами
отражения ? и г2 и характеризуемую показателем усиления as и
показателем ослабления а, учитывающим паразитное поглощение и
рассеяние излучения, а также дифракционные потери в резонаторе.
Проследим путь электромагнитной волны Е = Е0 exp[/(cof - кх)],
направляющейся от первого зеркала в активную среду. Положим,
что начало координат совпадает с положением первого зеркала, т.е.
? = 0 . Тогда на зеркале волна описывается выражением
Ег=Е&ш. B0.9)
Когда волна подходит ко второму зеркалу ее интенсивность
возрастает в exp[(ae-a)l] раз, а амплитуда в ехр[(ж-а)?/2] раз.
363
?, = ?'?'
•f...
B0.11)
При этом амплитуда умножается на коэффициент фазового сдвига
exp(i?L). Часть волны, равная г2, отражается от второго зеркала и
проходит через активную среду, приобретая при этом
дополнительные усиление амплитуды в exp[(ae-a)Z/2j раз и
фазовый сдвиг exp(i&). Наконец часть волны, равная ?, отражается
от первого зеркала. После чего завершается полный (туда и обратно)
проход между зеркалами. Электрическая компонента
электромагнитной волны после ее полного прохода может быть
записана в виде
Еп = ?0П Vtole(r"e) V2*6. B0.10)
Электромагнитное поле возле первого зеркала является
суперпозицией всех волн распространяющихся как от зеркала, так и
к зеркалу, и поэтому его электрическая компонента
?, = ?j + ?? + Ет +... или:
«Vю1 l\-rxr2e^-a)Lei2kL]
Обращение в нуль знаменателя в формуле B0.11) есть условие
того, что напряженность Et электрического поля волны, прошедшей
через активную среду, может иметь конечную величину при
нулевом значении ?0, что и является условием генерации.
Таким образом, генерация возникает тогда, когда
W^eiB"a)V2tt = 1. B0.12)
Это и есть второе лазерное условие.
Следует заметить, что это условие могло бы быть получено с
учетом требования, чтобы в стационарном режиме генерации два
выражения для напряженности поля при ? = 0 - Е0 и
^orir2e a ~ были эквивалентными.
Из условия B0.12) вытекает, что до установления режима
генерации лазерного излучения в резонаторе должны быть
одновременно удовлетворены два условия: условие усиления (или
амплитудное условие) и фазовое условие.
Амплитулное условие заключается в том, что усиление в
активной среде должно превышать уровень всех потерь, как
полезных - за счет пропускания зеркал, так и паразитных,
364
характеризуемых показателем ослабления а. Это условие может
быть представлено в виде следующего неравенства
\гхг2\е{к'аI>\. B0.13)
Анализ неравенства B0.13) показывает, что существует
некоторый порог авпор, выше которого среда начинает генерировать.
Этот порог генерации находится из условия превращения
неравенства B0.13) в равенство и дается выражением
= a-(l/L)ln|r1r2|. B0.14)
?
пор
С учетом B0.7) и B0.8) равенство B0.14) может быть
записано другим образом:
= ?-(?/2?)??(?,?2). B0.15)
?
пор
При идентичных зеркалах, когда R{=R2-R
ю
nop
»a-(l/l)ln(*) B0.16)
Фазовое условие, которое приводит к нулевому значению
знаменателя суммы B0.11) строго может быть представлено в виде
*? + ??+?2=9?, B0.17)
где к = —— волновое число; ? - длина волны в активной среде; L -
длина активной среды; <pj и ?2 - фазовые сдвиги, вносимые
первым и вторым зеркалами; q ~ 1,2,...
В случае диэлектрических зеркал (сколов), граничащих с
воздухом, как уже отмечалось выше, фазовые сдвиги ?! и ?2 малы
и ими можно пренебречь.
Поэтому B0.17) можно представить в виде
^ = 9?. B0.18)
Кя
Таким образом, усиленными будут моды
с
2"а.сЛ
где с - скорость света в вакууме; wac - показатель преломления
активной среды; q и L - означают то же, что и в условии B0.17).
Рассмотрим лазер на двойной гетероструктуре Классические
/7-л-переходы формируются путем легирования донорными и
акцепторными примесями одного и того же монокристалла. При
этом по обе стороны границы раздела р- и л-полупроводника
?,=??—Г' B0.19)
365
свойства монокристалла одинаковы, т.е. имеет место гомоструктура.
Однако, как мы увидим ниже, для создания ППЛ наиболее
эффективным оказалось использование гетероструктур, которые
получают при формировании монокристаллического слоя одного
полупроводника на монокристаллической подложке другого
полупроводника.
Для изготовления совершенных гетероструктур необходимо,
чтобы контактирующие полупроводниковые материалы имели, во-
первых, одинаковый тип решетки, и во-вторых, практически
одинаковый период решетки. Такими параметрами обладают, в
частности, GaAs и AlAs. Поэтому изменение стехиометрического
состава твердого раствора A^Ga^As путем замещения алюминия
галлием, и наоборот, происходит практически без изменения
периода решетки, и в формируемой на базе этого материала
гетероструктуре дефекты несоответствия крайне малы.
Схематически ППЛ на ДГС представлен на рис.20.2.
~ 1 мкм
-0,1-0,3 мкм
~ 1 мкм
~ 1 мкм
4>J3JUI1*»JJP>J*IJJJJJJJIJJJJJI.
Подложка ? - GaAs
^-уч-уу-^-уу-уч-^-уу->ч-^-а-уч-уч-учуч-^-уч-уч
^-Alo^Gao^As
- 13 МКМ
Металлизированная
поверхность
Активная область
? -GaAs
ркисел
Металлизированный
слой
Припой
Медный теплоотвод
Рис.20.2. Схематическое изображение структуры полупроводникового
лазера с двойным гетеропереходом. Активная область представляет собой
слой из ?-GaAs
Лазерным материалом является GaAs р-типа - /?-GaAs. В
классических (объемных) ППЛ на ДГС активная среда - это слой
/>-GaAs толщиной ~ 0,1 мкм (на рис.20.2. - покрытая волнистыми
линиями область). В рассматриваемом ППЛ реализованы два
перехода между различными материалами: Al03Ga07As р-типг
366
GaAs «? «3,6, a AI03Ga07As n2 «3,4 (рис.20.3,а). Благодаря этому
наблюдается явление полного внутреннего отражения, и лазерный
пучок локализуется в основном в слое ? - GaAs, т.е. в активной среде
(рис.20.3,6). Ширина запрещенной зоны Eg2 в Al03Ga07As ~ 1,85 эВ,
а в GaAs - 1,424 эВ (рис.20.3,в). Поэтому на каждом гетеропереходе
образуется энергетический барьер, не позволяющий инжектированным
в активную среду электронам и дыркам покидать ее.
1 Лг. ·
- « * * » LfJ Egl
*° 0_°_*_<Лгд1 ¦
/*-областъ! jtf-область
? ?
Активная область
в ?-GaAs
Рис.20.3. К пояснению основных особенностей лазерного диода с двойной
гетерострукгурой: а - профиль показателя преломления; б - поперечное сечение
пучка; в - зонная структура полупроводника с двойным гетеропереходом
При фиксированной плотности тока накачки это приводит к
увеличению концентрации электронов и дырок в активной среде, а
значит, и усиления излучения в ней. Часть лазерного пучка (крылья
поперечного сечения пучка) заходит в области ? - и
N-Al03Ga0jAs. Но, так как Eg значительно больше Eg , a
частота лазерного излучения vftH»Eg /h9 то лазерный пучок
практически не поглощается bP-hN- областях гетероструктур.
Лазерные гетероструктуры изготавливаются методами
эпитаксиального выращивания - жидкофазной эпитаксией,
367
эпитаксией из молекулярных пучков и осаждением из газовой фазы
[34].
Для того, чтобы запереть излучение в возможно более узкой
области и обеспечить большие плотности тока накачки при малых
токах накачки используется полосковая геометрия - полосковый
контакт. Этот контакт формируется благодаря наличию
изолирующего слоя из Si02, в котором на всю длину активного
элемента вытравлена полоска шириной 5 = 5-10 мкм. Площадь
полоскового контакта, равная произведению величин L и s, мала,
поэтому при пороговой плотности тока упор = 2 -10 А/см2, 1 = 250
мкм и s = 10 мкм /пор = 50 мА, т.е. величина порогового тока также
мала. На самом деле этот расчет носит оценочный характер, так как
в ППЛ с полосковым контактом кроме дрейфа носителей заряда
через /ья-переход происходит их растекание в боковых
направлениях.
Вторым эффектом, приводящим к уширению
пространственного распределения тока в активной области, является
обусловленный рекомбинацией диффузионный ток неосновных
носителей. Таким образом, в отличие от лазеров с широким
контактом, когда протекание тока одномерное и плотность тока в
активной области постоянна и равна току накачки ППЛ, деленному
на площадь поперечного сечения лазера, в ППЛ с полосковым
контактом j ? const, а профили концентраций носителей заряда в
активной области зависят от ширины полоскового контакта
(рис.20.4).
Из рис.20.4 видно, что ширина области усиления в плоскости
перехода соизмерима с шириной полоскового контакта. Такое
сужение области усиления при $?10 мкм обеспечивает генерацию
только основной поперечной моды ТЕМщ. На выходе ППЛ
формируется дифракционно-ограниченный пучок эллиптического
поперечного сечения, с осями эллипса - 1 мкм и - 10 мкм. Так как
поперечные размеры активной среды малы, то дифракционная
расходимость пучка велика: в плоскости, перпендикулярной
активному слою, ?? =25-50°, в плоскости активного слоя
несколько меньше (определяется в основном шириной полоскового
контакта) - ?? =8» 15° (рис.20.5). В настоящее время разработан
368
целый ряд оптических систем, преобразующих пучок излучения
ППЛ в осесимметричный.
w(y)'10VM*3
-32 -24 -16 -8 0 8 16 24 32
Рис.20.4. Профиль концентрации носителей заряда в активной области при
различной ширине полоскового контакта s в мкм (при сопротивлении
растекания ps m 167 Ом и рабочем токе / ¦ 0,2 А)
Рис.20.5. Диаграмма направленности излучения и картина поля
полоскового ДГС-лазера: 1 - лазерный пучок на выходе лазера; 2 -
лазерный пучок в дальней зоне
На рис.20.6 приведены зависимости выходной мощности излучения
полоскового ПИЛ на ДГС от тока накачки при различных температурах
активного элемента. Благодаря использованию полоскового контакта
пороговый ток при комнатной температуре не превышает 100 мА, что
369
хорошо согласуется с проведенным выше оценочным расчетом этого
параметра. Опытным путем установлено, что температурная зависимость
порогового тока большинства лазерных диодов может быть представлена
в виде
B0.20)
^???=/????G'/7?))
где Т0 - характеристическая температура.
мВт
300 / иА
Рис.20.6. Зависимость выходной мощности ДГС-лазера от тока накачки:
1-приГ=298К,2-приГ=358К
Величина Г0 для объемной активной среды равна 381 К, для
квантоворазмерной активной среды в виде квантовой ямы - 558 К,
для квантовой проволоки - 754 К и для квантовых точек -
бесконечности! Очевидно, что чем больше Т0, тем слабее
температурная зависимость порогового тока Imp.
Типичный спектр излучения лазерного диода представлен на
рис.20.7. Генерация происходит на большом числе продольных мод
резонатора ППЛ, который является ни чем иным, как резонатором
Фабри-Перо. Согласно условию B0.18) длина резонатора должна
удовлетворять условию L = qX0 /2пш с . Поэтому два соседних пика,
соответствующих соседним продольным модам, разделены
промежутком ?? - ?0 / 2яа с L, где ?0 - длина волны генерации
ППЛ, л, с - показатель преломления активной среды.
370
В ППЛ на GaAs ??»4 А, Ширина спектра излучения
варьируется от 5 до 10 нм, т.е. достаточно велика, что затрудняет, в
частности, использование ППЛ в волоконно-оптических линиях
связи из-за дисперсии оптического волокна.
1,434 1,436 М38
1,440
1.442 1,444 /,у(ЭВ
Рис.20.7.Типичный спектр излучения полупроводникового лазера. ?? -
энергия кванта излучения, ?? - расстояние между двумя соседними
продольными модами
Наилучшим способом реализации существенно меньших
ширин спектра излучения является использование гетеролазеров с
распределенной обратной связью (так называемых РОС-лазеров).
Оптимальной является схема РОС-лазера, представленная на
рис.20.8. Здесь заштрихована активная область ППЛ. На
дополнительной поверхности вблизи активной области создается
периодическая гофрированная структура. За счет этого получается
периодическое изменение эффективного показателя преломления
активной среды rjy^ вдоль направления распространения
излучения. При брэгговском рассеянии лазерного пучка на такой
периодической структуре возникает его распределенное отражение.
Другими словами, гофрированная поверхность ведет себя как
распределенная фазовая решетка. Максимум обратной связи на
длине волны ?0 получается, если пространственный период ??,
гофрированной поверхности удовлетворяет условию
371
?? = ?0/2*3??. B0.21)
Согласно условию B0.21) значительная обратная связь
реализуется лишь в очень узкой полосе вблизи ?0. Поэтому спектр
излучения РОС-лазера обычно состоит из одной продольной моды,
т.е. имеет место одночастотный режим генерации с шириной линии
в несколько мегагерц.
Сечение лазерного
пучка у/
p-Alo.07Gao.93As
/>Alot2Gao,8As
p-GaAs
— P-AlojGaojAs
W-Alo^Gao^As
Рис.20.8. Схематическое изображение полупроводникового лазера с
распределенной обратной связью (РОС-лазера) с гофрированной
структурой на дополнительной поверхности вблизи активного слоя
(активная среда заштрихована)
Следует, впрочем, заметить, что технология изготовления
РОС-лазеров достаточно сложна, так как связана с созданием
чрезвычайно мелкой гофрированной структуры. В частности, при
?0 =0,85 мкм период AL должен быть равен 0,12 мкм!
Рассмотрим лазеры на гетероструктурах с квантовыми ямами
[35, 36]. Однослойная квантоворазмерная структура. В настоящее
время в качестве активного слоя ППЛ используются КРС.
Использование КРС позволило достичь при комнатной температуре
большой (до нескольких ватт) мощности излучения в режиме
непрерывной генерации ППЛ, малой, близкой к дифракционному
пределу расходимости и высокого (более 50%) полного КПД.
Значительно расширился набор полупроводниковых лазерных
материалов, что позволяет создавать ППЛ, генерирующие от УФ до
дальнего ИК-диапазона.
Как уже отмечалось, основные трудности, возникающие при
изготовлении лазерных гетероструктур, обусловлены несовпадением
периодов кристаллических решеток материалов с разной шириной
372
запрещенной зоны. Вследствие этого при эпитаксиальном росте
разных слоев на гетерогранице возникает множество дефектов -
сетки дислокаций несоответствия. Эти дефекты не только
способствуют росту безызлучательной рекомбинации и потерям
тока накачки за счет паразитных утечек, но и ускоренной
деградации ППЛ.
Известны два пути, которые позволяют избежать
формирование дефектов несоответствия. Один из них - подбор
материалов для гетероструктур с совпадающими периодами
кристаллических решеток - был пройден при создании ППЛ на
GaAs и AlxGa1-:tAs. Второй путь - это создание тонких
эпитаксиальных слоев при наличии вполне допустимого
рассогласования периодов кристаллических решеток. При этом
следует учитывать, что критическая толщина эпитаксиальных слоев
обратно пропорциональна рассогласованию периодов решеток, а
значит, речь идет о создании сверхтонких слоев. Для выращивания
ДГС со сверхтонкими слоями используется либо молекулярно-
пучковая эпитаксия (МПЭ), либо газофазовая эпитаксия из паров
металлоорганических соединений (МОС ГФЭ), сопровождаемые
непрерывным, высокой точности контролем толщины, планарности
и состава слоев. В результате применения этих технологий
выращиваются гетероструктуры с квантовыми ямами любого вида с
толщиной активного слоя от 1 до 5 нм и с размером переходных
областей порядка периода кристаллической решетки.
В ППЛ на обычных ДГС наличие разной ширины
запрещенных зон материалов активной среды и эмиттер но го слоя
приводит к локализации электронов и дырок внутри активной
среды, а различие показателей преломления этих материалов - к
пространственному ограничению лазерного пучка. И то и другое
приводит к уменьшению плотности порогового тока.
Степень локализации электронов и дырок возрастает по мере
уменьшения толщины активной среды. При этом происходит
дальнейшее уменьшение плотности порогового тока. При толщине
активного слоя, соизмеримой с длиной волны де Бройля электрона
(для невырожденных полупроводников она варьируется от 2 до 20
нм), начинают проявляться квантовые свойства электронов и дырок,
а значит, и квантоворазмерные эффекты. Следует, однако, иметь в
виду, что размеры активного слоя должны быть все же достаточно
велики, чтобы можно было еще пользоваться такими элементами
373
зонной теории как ширина запрещенной зоны и эффективная масса
носителей заряда.
Диаграмма энергетических уровней КРС на основе
AlxGalejr As / GaAs / A^Ga^ As приведена на рис.20.9. Слой
узкозонного полупроводника GaAs заключен между более
широкозонными полупроводниками AljGa^As и представляет
собой потенциальную яму шириной d. Согласно квантовой механике
в интервале энергий, соответствующем глубине потенциальной ямы,
энергия электрона квантована, т.е. может принимать только
определенные значения Ет. В том случае, когда ширина и высота
барьерных слоев велики
где т = 1,2,3..., mt - эффективная масса электрона.
Квантованные значения энергии Ет (на рис.20.9 это Е}, Е2 и
Ег) электрон будет иметь только в направлении оси 2, а в плоскости
хуь перпендикулярной оси ?, электрон ведет себя как свободная
частица с эффективной массой те. Поэтому кинетическая энергия
электрона в рассматриваемом случае равна
E = Em+±-(k2x+kl), B0.23)
где кх = 2тШ| / Lx; ку- 2пп21 Ly; Lx и Ly - размеры активного
элемента вдоль осей ? и у\ пх и п2 - произвольные целые числа.
Нижнее (основное) состояние характеризуется кинетической
энергией локализации Е0, отделяющей основной уровень от дна
потенциальной ямы. Эта величина, согласно соотношению B0.22),
обратно пропорциональна квадрату ширины ямы. Если учесть, что
энергия перехода между основными состояниями в квантовой яме
больше энергии межзонного перехода в том же материале, то это
позволяет изменять длину волны излучения путем изменения
размеров квантовой ямы. Верхняя граница диапазона величин Е0
определяется условием ?0 < ??, где ?? - глубина квантовой ямы.
При Е0^АЕ уже невозможно локализовать носители заряда в
374
активном слое. Этому условию соответствует некоторая
минимальная толщина активного слоя dmin. Так, для GaAs
dm{n «4-5 нм. Там же, на рис.20.9, изображены в валентной зоне
квантованные уровни энергии тяжелых дырок - ???? и Е^Н1, и
легких дырок- EoLX и EoL2.
AlGaAs
AlGaAs
GaAs
Рис.20.9. Диаграмма уровней энергии квантоворазмерной структуры на
основе AljGai-jAs / GaAs / A^Ga^As; d - ширина потенциальной ямы,
соответствующая толщине активной области (области, занимаемой
лазерным веществом)
В однослойной КРС носители заряда в плоскости ху обладают
двумя степенями свободы, а функции плотности состояний для
соответствующих уровней энергии в зоне проводимости и в
валентной зоне имеют вид ступенек (рис.20.10). Для описания
поведения носителей заряда в валентной зоне используются две
функции плотности состояний - для тяжелых дырок (Н) и легких
дырок (L) - это функции ???(?) и ?„?(?) соответственно.
Разности энергий Е2-Ех и ?3 ~ ^г могут значительно превышать
величину кТ.
375
ME)
Рис.20.10. Плотности состояний в зоне проводимости и валентной зоне
однослойной квантоворазмерной структуры. Лазерное вещество - GaAs. ?
- подзона тяжелых дырок, L - подзона легких дырок
Так как в квантоворазмерном слое функция плотности
состояний имеет ступенчатую форму, а не параболическую, как в
объемном кристалле, то число остаточных носителей с высокой
энергией в этом слое уменьшается. В результате этого снижается
скорость спонтанного излучения. В дополнение к этому, если
выполняется условие
F„-F„>Et-E
?
Н\>
B0.24)
где Ех - энергия уровня, расположенного в зоне проводимости;
Еих - энергия уровня для тяжелых дырок, расположенного в
валентной зоне, то плотности состояний на краях подзон резко
увеличиваются. Это приводит к возрастанию показателя усиления
активной среды. Так как толщина активного слоя мала, то
показатель усиления резко возрастает при плотности тока накачки
100 - 200 А/см2. Резким увеличением плотности состояний на краях
подзон объясняются также слабые температурные зависимости
376
показателя усиления и порогового тока (характеристическая
температура для ППЛ на GaAs T0 = 558 К).
К сожалению, в лазерах на однослойной КРС при уменьшении
толщины активного слоя d существенно уменьшается и
коэффициент оптического ограничения П, показывающий,
насколько хорошо удерживается лазерный пучок в активной среде, и
равный
dll /-к»
П= JfcWfd*/ JfeMfdr, B0.25)
-dll I -oo
где Ex(?)- собственная мода - функция, характеризующая
изменение вдоль оси ? амплитуды распространяющейся вдоль оси у
линейно поляризованной в направлении оси ? электромагнитной
волны (оси х9 у и ? взаимно перпендикулярны, ось ?
перпендикулярна активному слою).
С уменьшением коэффициента ? возрастает пороговое
значение показателя усиления активной среды, а значит, возрастает
и плотность порогового тока накачки.
Увеличения коэффициента ? можно добиться путем
использования либо сверхтонких активных слоев переменного
состава, что сопряжено со значительными технологическими
проблемами, либо многослойных КРС с чередующимися
квантоворазмерными активными слоями. Зонная диаграмма ППЛ с
модифицированной многослойной КРС, когда число
квантоворазмерных слоев равно четырем, приведена на рис.20.11, а
функция плотности состояний для зоны проводимости такой КРС -
на рис.20.12. В общем случае каждый кватованный уровень Ет в
направлении оси ? внутри одной квантовой ямы расщепляется на N
{? - число ям) подуровней за счет взаимодействия между
различными ямами. В рассматриваемом нами варианте (рис.20.12)
N = 4.
Использование КРС открывает возможность управлять
плотностью состояний, что позволяет улучшать характеристики
ППЛ. Действительно, для выполнения условий генерации вполне
достаточно обеспечить инверсию населенностей рабочих уровней,
т.е. таких уровней в зоне проводимости и валентной зоне,
вынужденные переходы между которыми при сверхпороговой
накачке происходят с необходимой скоростью. В объемном
377
полупроводнике плотность состояний пропорциональна корню
квадратному из кинетической энергии. Поэтому рабочие уровни
удалены от дна зоны проводимости и потолка валентной зоны, и с
длинноволновой стороны от пика лазерного излучения в объемном
полупроводнике всегда есть «неработающие» уровни. В квантовой
яме плотность состояний возрастает скачком, и если она
обеспечивает нужное для лазерной генерации усиление, то
«неработающие» уровни отсутствуют.
?с —г
'82
??
«I
?'.
8г
¦I *
I I
Ее
2 12 12 12 1 2
82
??
Рис.20.11. Зонная диаграмма для лазера с модифицированной
многослойной квантоворазмерной структурой. Случай, когда число
квановоразмерных слоев - 4. 1 - GaAs, 2 - AIzGai_xAs, ? , ? и ?' -
ширины запрещенных зон в GaAs и A^Ga^As
Необходимо также отметить, что оптическим свойствам
квантовых ям присуща анизотропия - возникает сильная
зависимость показателя усиления от поляризации излучения.
Обычно преимущество имеет мода, вектор Ё в которой параллелен
плоскости квантоворазмерного слоя. Оптическая анизотропия
является следствием видоизменения правил отбора для
излучательных переходов, которое, в свою очередь, вызвано
изменениями, происходящими с атомной конфигурацией в
квантовых ямах.
378
Ek
?24
?23
?22
?2?
Ей
?l3
?l2
En
>Ег
??
N(E)
Рис.20.12. Функция плотности состояний для зоны проводимости в
многослойной квантоворазмерной структуре. Число квантоворазмерных
слоев N = 4. Показано расщепление нижних уровней энергии ?, и ?2 в зоне
проводимости на N « 4 подуровня
Деградацию ППЛ принято разделять на постепенную и
катастрофическую.
Постепенная деградация является важнейшей причиной,
ограничивающей более широкое применение ППЛ, Деградация
обусловлена образованием дислокаций. Заметная плотность
дислокаций возникает даже и при незначительной разности
периодов решеток материалов, образующих гетеропереход. При
увеличении толщины эпитаксиального слоя его структурное
совершенство повышается, но вблизи границы раздела структура и в
этом случае остается сильно нарушенной. Во время работы лазера
из-за этого возникает сильная локализация выходного излучения в
отдельных точках выходного зеркала (скола) даже при плотности
тока ниже порогового. Из единичных дислокаций формируются со
временем так называемые «дефекты темных линий» и возникают
379
дислокационные сетки. Дислокации нарушают также
диффузионный профиль. Впрочем, в диффузионных переходах
практически невозможно разделить влияние дислокаций,
обусловленных диффузией, от эффекта естественной
неоднородности легирования.
Катастрофическая деградация ППЛ связана, прежде всего, с
повреждением зеркальных поверхностей торцов активных
элементов (сколов).
Рассмотрим одновные типы полупроводниковых лазеров и их
Параметры. Выше исключительное внимание было уделено ППЛ на
ДГС на основе Al^Gai.xAs/GaAs/AUGai.jAs. Однако использование
принципа изопериодического замещения в многокомпонентных
твердых растворах позволило осуществить целый ряд достаточно
совершенных лазерных гетероструктур - InGaAsP/InP,
InGaAsP/GaAs, GaAlSbAs/GaSb, InGaSbAs/GaSb, PbSnSeTe/PbTe - и,
тем самым, существенно расширить диапазоны длин волн генерации
ППЛ. В частности, использование четверного соединения AlGalnP -
позволило создать ППЛ видимого диапазона, a InGaAsP - ППЛ,
генерирующие на длинах волн 1,3 и 1,55 мкм, т.е. на длинах волн,
базовых для волоконно-оптических линий связи.
В таблицах B0.1 - 20.4) указаны основные параметры ППЛ на
КРС, производимых одним из ведущих отечественный предприятий
- ФГУП «НИИ «Полюс» им. М.Ф.Стельмаха (г. Москва). Все
параметры приведены для температуры 25°С B98 К). В названии
модели ППЛ буква S означает, что лазер одномодовый, буква ? -
многомодовый.
Таблица 20.1. Пар
квантоворазмернь]
Тип
IDL5S-
640
IDL10S-
650
IDL15S-
670
Длина
волны
излуче
ния,
нм
635 -
640
645 -
660
660 -
680
аметры ППЛ видимого диапазоне
е структуры
Мощность
излуче
ния,
мВт
5
10
15
Рабочий
ток
накачки, мА
50
60
55
Рабочее
напряжение,
В
2,3
2,4
2.3
Пороговый
ток,
мА
40
35
35
i.MOCVDAlGalnP
димость
пучка,
град
10x35
10x30
10x30
Ширина
линии
излучения,
нм
2,0
2,0
2,0
Ширина
полоски,
мкм
5
5
5
380
Тип
IDL20M-
635
IDL30M-
670
IDL50M-
670
IDL100
М-670
IDL250
М-670
IDL250
М-680
Длина
волны
излуче
ния,
нм
630 -
640
660 -
680
660 -
680
660 -
680
660 -
680
680 -
690
Мощность
излуче
ния,
мВт
20
30
50
100
250
250
Рабочий
ток
накачки, мА
160
160
200
260
500
500
Рабочее
напряжение,
В
2,5
2,4
2,5
2,5
2.5
2.5
Пороговый
ток,
мА
160
90
100
100
300
300
димость
пучка,
град
8x30
8x30
10x35
10x35
10x35
10x35
Ширина
линии
излучения,
нм
2,0
2,0
2.0
2,0
2,0
2,0
Ширина
полоски,
мкм
12
12
15
30
100
100
Таблица 20.2. Параметры одномодовых ППЛ ИК диапазона. MOCVD
GaAlAs квантоворазмерные структуры
Тип
IDL5S-
760
IDL10S-
770
IDL100S
-780
IDL50S-
810
IDL100S
-810
IDL50S-
830
IDL100S
-830
1DL50S-
850
IDL100S
-850
Длина
волны
излуче
ния,
нм
755-
765
770-
780
770-
790
800-
820
800-
820
820-
840
820-
840
840-
870
840-
880
Мощность
излуче
ния,
мВт
5
10
100
50
100
50
100
50
100
Рабочий
ток
накачки, мА
75
80
180
130
160
120
160
150
160
Рабочее
напря
же-
нис, В
2Л
2,2
2.2
2,2
2.2
2,2
2,2
2Д
2,2
Пороговый
ток,
мА
55
45
55
3
3
25
35
40
35
димость
пучка,
град
10x35
8x30
8x30
10x40
10x35
10x30
10x35
10x35
10x35
Ширина
линии
излуче
ния,
нм
1.5
1.5
1.5
1,5
1,5
1.5
1.5
1.5
1.5
Ширина
полоски,
мкм
3
3
3
30
30
3
3
3
3
311
Тип
IDL50S-
875
IDL50S-
900
IDL50S-
915
IDL100S
-920
Длина
волны
излуче
ния,
нм
860-
880
870-
910
910-
920
915-
925
Мощность
иэлуче
ния,
мВт
50
50
50
100
Рабочий
ток
накачки, мА
130
180
80
170
Рабочее
напря
же-
ние, В
2,1
2.2
2,2
2.2
Пороговый
ток,
мА
30
40
30
35
димость
пучка,
фад
10x30
10x30
10x30
10x30
Ширина
линии
иэлуче
ния,
нм
1.5
1,5
1,5
1,5
Шири*
и·
полос·
ш.
мкм
3
3
3
3
Таблица 20.3. Параметры ППЛ ИК диапазона. MOCVD InGaAsP
квантоворазмерные структуры
Тип
IDL5S-
1300
1DL10S-
1300
IDL15S-
1300
IDU0S-
1300
IDL30S-
1300
IDL40S-
1300
IDL50S-
1300
IDL100
М-1300
IDL30S-
1550
IDLIOO
М-1550
Длина
волны
излучения,
нм
1270-
1330
1270-
1330
1270-
1330
1270-
1330
1270-
1330
1270-
1330
1270-
1330
1270-
1330
1520-
1580
1520-
1580
Мощность
излуче
ния,
мВт
5
10
15
20
30
40
50
100
30
100
Рабочий
ток
накачки, ыА
50
75
100
95
120
180
200
350
150
400
Рабо
чее
напр
яже-
ннс,
В
1.5
1.8
2,0
1.6
1.75
2,1
2,3
3.5
2,0
2,4
Пороговый
ток,
мА
30
30
30
20
20
25
25
50
25
50
димость
пучка,
фад
20x35
20x35
20x35
20x35
20x35
20x35
20x35
20x35
20x35
20x35
Ширина
линии
излуче
ния,
нм
3,0
3,0
3,0
3,0
3,0
3.0
3,0
3,5
3,0
3,0
Ширина
полоски,
мкм
2,5
2,5
2,5
3,5
3,5
4,0
4,0
6.0
4,0
6,0
382
Таблица 20.4. Параметры высокомощных ППЛ на основе AlGaAs и InGaAs
Тип
IDL100
М-808
IDL250
М-808
IDL500
М-808
IDL1000
М-808
IDL200
М-830
IDL2S0
M-8S0
IDL20M-
915
IDL500
М-980
IDL1000
М-980
IDL500
М-1200
IDL10O0
М-1200
Длина
волны
излуче
ния,
им
805-
811
805-
811
805-
811
805-
811
820-
840
830-
870
905-
925
960-
990
960-
990
990-
1040
990-
1040
Мощность
излуче
ния,
мВт
100
250
500
1000
200
250
120
500
1000
500
1000
Рабочий
ток
накачки, мА
300
450
900
1400
450
450
180
800
1500
900
1700
Рабочее
напря
же-
нис, В
2,2
2,0
2.0
2,2
2,2
2,0
2,4
1,8
1.9
1,9
2,0
Пороговый
ток,
мА
180
180
230
350
180
180
35
150
200
200
250
димость
пучка,
град
8x30
12x35
12x35
8x30
12x35
12x35
10x35
12x32
12x32
12x32
12x32
Ширина
линии
излуче
ния,
нм
10
10
10
10
Ширина
полоски,
мкм
100
80
120
100
30
80
3x1,5
50
too
100
100
383
Библиографический список
1. Никитин В.А. Физика и мировозрение: антропный принцип Вселенной, в
кн. «Наука, философия, религия. Восьмая международная конференция». -
Дубна: Паломник, 1997.- С. 10 - 34.
2. Осипов А.И. в кн. «Наука, философия, религия. Восьмая
международная конференция». - Дубна: Паломник, 1997.- С. 94.
3. Первушин В.Н. Физика на рубеже третьего тысячелетия, в кн. «Наука,
философия, религия. Восьмая международная конференция». - Дубна:
Паломник, 1997.- С.73 - 88.
4. Рохлин Г.Н. Дуговым источникам света 200 лет, - М.: ВИГМА, 2001.-
72 с.
5. Петров В.И. Азбука освещения. - М: ВИГМА, 1999. - 84 с.
6. Гуторов М.М. Основы светотехники и источники света. - М.:
Энергоиздат, 1983. - 384 с.
7. Уэймаус Д. Газоразрядные лампы. - М.: Энергия, 1977. - 344 с.
8. Международный светотехнический словарь. Под общей ред. Лазарева
Д.Н.: - М.: Русский язык, 1979. - 280 с.
9. Мешков В.В. Основы светотехники, часть 1. - М.: Энергия, 1979. - 368
с.
10. Криксунов Л.З. Справочник по основам инфракрасной техники. - М.:
Сов.радио, 1978.-400 с.
11. Зверева СВ. В мире солнечного света. - Л.: Гидрометеоиздат, 1988. -
160 с.
12. Романов С.С., Гвоздев СМ. Приборы с электронно-оптическими
преобразователями. - М.: МЭИ, 1982. -104 с.
13. Павлов А.В. Характеристики излучения источников и методы их
расчета. - М.: МО СССР, 1970. -148 с.
14. Берг ?., Дин П. Светодиоды. - М.: Мир, 1979. - 686 с.
15. Литвинов B.C., Рохлин Г.И. Тепловые источники оптического
излучения. - М.: Энергия, 1975. - 248 с.
16. Иванов АЛ. Электрические источники света. - М.: Госэнергоиздат,
1955.-288 с.
17. Рохлин Г.Н. Разрядные источники света. - М.: Энергоатомиздат, 1991.
- 720 с.
18. Троицкий А.М. Лабораторные работы по курсу ПРА.
Электромагнитные аппараты для люминесцентных ламп. - М.: МЭИ, 1988.
-20 с.
19. Мешков В.В., Матвеев А.Б. Основы светотехники, часть 2. - М.:
Энергоиздат, 1989. - 432 с.
20. Хайнц Р., Вахтман К. Неорганические светодиоды. Обзор. //
Светотехника. - №3, 2003. - С.7-13.
384
21. Юнович А.Э. Светодиоды как основа освещения будущего. //
Светотехника. - №3, 2003. - С. 2 - 7.
22. Карлов Н.В. Лекции по квантовой электронике: Учебное руководство
- 2-е изд., испр. и доп. - М: Наука, 1988. - 336 с,
23. Звелто О. Принципы лазеров. - 3-е перераб. и доп. изд. - М.: Мир,
1990.-560 с.
24. Мэйтлэнд ?., Дани М. Введение в физику лазеров. - М.: Наука, 1978. -
408 с.
25. Рябов С.Г., Торопкин Г.Н., Усольцев И.Ф. Приборы квантовой
электроники. - 2-е изд. - М.: Радио и связь, 1985. - 280 с.
26. Байбородов Ю.В. Основы лазерной техники. - 2-е изд., перераб. и доп.
- Киев: Выща шк. Головное изд-во, 1988. - 383 с.
27. Лазеры на неодимовом стекле / А.А. Мак, Л.Н. Соме, В.Л. Фромзель,
В.Е. Яшин. -М.: Наука, 1990.-288 с.
28. "Лазерные источники излучения": Каталог-справочник по странам
СНГ и Балтии, изд. 7-е (дополненное). Часть 2 (Твердотельные лазеры). -
М.: Научно-технический информационно-учебный центр ЛАС, 2005. - 66 с.
29. Лазеры на алюмоиттриевом гранате с неодимом / Г.М. Зверев,
Ю.ДГоляев, Е.А. Шалаев, А.А. Шокин. - М.: Радио и связь, 1985. - 144 с.
30. Новик А.Е. Газоразрядные лазеры. - М.: Радио и связь, 1982. - 120 с.
31. Галутва Г.В., Рязанцев А.И. Селекция типов колебаний и
стабилизация частот оптических квантовых генераторов. - М.: Связь, 1972.
-73 с.
32. Андерсон Дж. Газодинамические лазеры: Введение. - М.; Мир, 1979. -
202 с.
33. Аблеков В.К., Денисов Ю.Н., Прошкин В.В. Химические лазеры. - М.:
Атомиздат, 1980. - 224 с.
34. Кейси Л., Паниш М. Лазеры на гетероструктурах. Т. 1 и 2. Пер. с англ.
/ Под ред. П.Г. Елисеева. - М.: Мир, 1981.
35. Алферов Ж.И. История и будущее полупроводниковых
гетероструктур // Физика и техника полупроводников. - Т. 32, 1998. - С. 3-
18.
36. Елисеев П.Г. Полупроводниковые лазеры - от гомопереходов до
квантовых точек // Квантовая электроника. - Т. 32,2002. - С. 1085-1098.
Предметный указатель
Азот, молекулярный лазер 343
-роль в С02-лазере 331
Активная среда 31,223
Аргоновый лазер 301
Баланс энергии ЛН 134
-газополной лампы 124
-идеальной нити 113
-спирали 117
-разряда в газах 150
—положительного столба 160
—электрической дуги 182
Балласт ЛЛ
-емкость 160
-индуктивность 160
-резистор 158
Безызлучательные переходы 32
Безэлектродные
люминесцентные лампы 208
Биспиральное тело накала 117
Брюстера угол 283,285
Вещество лазерное 246,247,272
Вибронные переходы 380
Видимое излучение 29
Виды люминесценции 79
Вольтамперная характеристика
-разряда в газах 145
~светодиода216
Волна 26
Волноводные лазеры 337
Волоконные лазеры 266
Воспроизводимость частоты
генерации 292
Временная когерентность 27,28
Выжигание «дырок»
-пространственное 239
-частотное 239 - 241
Вынужденное излучение 32,328
Высокого давления
газоразрядные лампы 179
Газовые лазеры 268,269
Газовый разряд 142
Газодинамические лазеры 350
Газоразрядные лампы
-низкого давления 170
-высокого давления 179
Галогенные лампы 137
Гелий-кадмиевый лазер 313
Гелий-неоновый лазер 270 - 285
Геометрический фактор 40
Двухатомные молекулы
-вибронные переходы 320
-вращательные переходы 321
-колебательно-вращательные
переходы 321
—правила отбора 322
Дифракционно-ограниченные
пучки 225
Дуговой разряд 146
Дуговая ртутная
люминесцентная лампа ДРЛ 147
Естественный излучатель 55
Затягивание частоты 235 - 239
Захват излучения 273
Звездная величина 57
Зодиакальный свет 59
Идеальная вольфрамовая
нить 113
Излучатель селективный 71
—неселективный 71
Излучение атмосферы 58
-видимое 29
-вольфрама ПО
—естественное 55
-звезд 57
—земной поверхности 63
—инфракрасное 29
-ландшафта 64
-облаков 59
-планет 56
—Солнца 56
386
-тепловое 66
-ультрафиолетовое 29
—черного тела 66
Инверсия населенностей
-механизм создания в лазерах
-аргоновом 302
-гелий-кадмиевом 314
-гелий-неоновом 272
-на парах меди и золота 298
-полупроводниковом 366
-рубиновом 251
-эксимерном 347
-СО 435
«С02 329
~(KrF)* 355
-Nd:K4G257
-пороговая 232
-частичная 346
Индекс цветопередачи 54
Инерционные характеристики
люминофора 92
Инжекция неосновных
носителей 98,366
Ионные лазеры 301
Источник излучения
—белого цвета 53
-естественный 55
-точечный 30
—селективный 71
-неселективный 71
—серый 71
Квазиуровни Ферми 360
Квантовый выход
люминесценции 87
Кривая распределения силы
света 48
Когерентность
-временная 27,28
-пространственная 27. 224
Колебательно-вращательные
переходы 321
Компактные люминесцентные
лампы 175
Конкуренция переходов
-методы борьбы с ней 282 - 285
Координаты цвета излучения 51
-цветности 52
Корпускулярно-волновой
дуализм 26
Коэффициент
-излучения 69
-направленного излучения 70
—отражения 42
-поглощения 42
—пропускания 42
- использования энергии 249
-поглощения при
насыщении 240
—усиления лазера
насыщенный 240
—ненасыщенный 240
«яркости 43
КПД лазеров 255,300,301-
Кристаллофосфоры 83
Ксеноновые лампы ВД 204
-трубчатые 206
—шаровые 207
Лазер аргоновый 301
-механизм создания инверсии
населенностей
-на атомном йоде 354
-галогенидах инертных
газов 348
-двойном гетеропереходе 364
-квантоворазмерной
структуре 371
—неодимовом стекле 254-256
-парах меди и золота 298
-полупроводниковый 364
—рубиновый 249
-химический 353
-эксимерный 347
-AljGai^As 366
-CO 344
-C02 329
-DF 356
»GaAs361
~He-Cd314
-He-Ne 272
~HF 354
»InGaAsP361
-KrF355
-N2 375
-Nd:MG 260-266
Лазерная генерация
-возникновение 223
«когерентные свойства 27,224
-пороговая инверсия 232-235
-мощность накачки 232-235
—стационарная, условие 231,232
Лазерное вещество 246,247,272
Лазерные скоростные
уравнения
—трехуровневые лазеры 231
-четырехуровневые лазеры 227
Лампа
-галогенная 137
-дуговая ртутная 187
-ксеноновая 204
-люминесцентная
—низкого давления 170
—высокого давления 179
—сверхвысокого давления 179
-металлогалогенная 189
-накаливания 103
-натриевая
—низкого давления 199
—высокого давления 201
Лоренцева форма линии 32
Лэмба провал 241
Люминесценция 79
Люминесцентные лампы
-низкого давления 170
-высокого давления 179
Люминофор ЛЛ
-галофосфат кальция 178
-узкополосный 178
Моды, гауссово распределение
в резонаторе
-высшего порядка 286
-поперечные 286
-продольные 287
Монохроматическое
излучение 28
Метаплогалогенные лампы 189
Натриевые лампы
-низкого давления 199
-высокого давления 201
Направленность
-пучков 224
—пространственная
когерентность полная 224
частичная 225
Населенность уровня
энергии 31
Насыщение
-интенсивность 240
-поглощения 240
-усиления 35, 224
-линия, уширенная
неоднородно 35,240
—однородно 35
Насыщенность цвета 53
Неодимовые лазеры 234
Неупругие столкновения 274
Ночное свечение атмосферы 60
Ночная освещенность 60
Область когерентности 235
Одномодовый режим
генерации 285
Одночастотный режим
генерации 287
Оптимальная связь на выходе
лазера 230,235
Оптическое излучение 29
388
Оптические переходы 32
Оптические резонаторы
-гауссовы моды 285
-дифракционные потери 229
-добротность 242,243
-конфокальные 287
-концентрические
(сферические) 287
-моды 285-292
-общие свойства 223
-плоский 223
-резонансные частоты 235
-устойчивые 223
-ширина линии 242
Оптический фактор 40
Освещенность 41,48
-в сумерки 60
Относительная спектральная
световая эффективность
излучения 44
Отражение 43
Переход запрещенный 327
-разрешенный 328
-сечение 248
-/>-, Q- и R- ветви 328
Поглощение 32
Полупроводниковые лазеры
—выходная мощность 369
—на двойном гетеропереходе
364
—квантоворазмерной
структуре 371
—накачка 366
—первое и второе лазерные
условия 361
—применение 359
—спектр излучения 370
—с полосковой геометрией 367
—распределенной обратной
связью РОС 370
Положительный столб 146,150
Полярное сияние 61
Поток излучения
—световой 45
-энергетический 36
Правила отбора, переходы
атомные 319
-вибронные 320
-вращательно-колебательные
321
-вращательные 320
Преломление 30
Пропускание 30
Пучок дифракционно
ограниченный 235
Равнояркий излучатель 40, 50
Рассеяние 30
Распределение потока
излучения 36
Расходимость
-и степень пространственной
когерентности 225
-пучка 225
Резонансная передача энергии
273,274
Резонаторы, см. Оптические
резонаторы 285
РОС-лазер 370
Рубиновый лазер 249
Светимость
-энергетическая 41
-световая 50
Светлота 54
Световая отдача 50
Световой поток 45
Свечение самостоятельное 81
-вынужденное 81
—рекомбинационное 82
Светоизлучающие диоды 213
Светодиодный модуль 220
Сила излучения 39
—света 47
Скоростные уравнения,
стационарное решение 227-235
Солнце 55
Спектр излучения открытого
пламени 72
-люминесценции 81
-ламп
—накаливания 111
—низкого давления 178
—высокого давления 187,195,
197, 200
-светодиодов 102
Спектральная (ный) линия
-плотность
—светового потока 45
—энергетического потока
излучения 38
—энергетической светимости
41
-коэффициент излучения 69
Срок службы ЛН 105
Стабилизация частоты 292
Стекло с неодимом, лазер 254
Столкновительное уширение 33
Твердотельные лазеры 245,269
Тело накала
-нити 112
-спирали 114
-биспирали 115
-в атмосфере инертного газа 124
Температура
-радиационная 72
-яркостная 73
-цветовая 73
Тепловое излучение
-черного тела 66
-реальных тел 69
Тлеющий разряд 144
Трехуровневый лазер 227,231
Удельные координаты цвета 53
Уровни энергии
-гелий-кадмий 314
-гелий-неон 273
-ион аргона 303
-молекулы 380
??« >Г.<
• М»1 9
1* **!'·¦
•mnm*w
-пары меди и золота 297 -ни·*; ¦ *
-рубин 251
«эксимерный лазер 349
-С02 330
«(KrF)* 355
-Nd:K4G257
Ультрафиолетовое излуч
29
Уширение линии, механя
—доплеровское 34
-естественное 32
-неоднородное 33
-однородное 33
-столкновительное 33
Форма линии
-гауссова 34
-лоренцева 32
»< <
,·»**
+Ф-
**
>Умрш:>«»
'M^HVYK
щЩр ***
лиши** ·
ЩтШ**0*
'***···
ИШИР*
¦ >щШШЩЯ
*Щ/Шр
щЩрь*
mmt
-уширенная неоднородно Mfl4f
—однородно 33
Фотон 25
Фотолюминесценция 84
*¦*
*Н|ЯИ«
*1*4*
Фотометрическая поверхнисль ·'
48
Цвет 51
Цветность 52
Цветовой тон 52
Характеристики ПРА 161
Химический лазер 353
Чистота цвета 52
Ширина линии
-доплеровская 34
-естественная 32
-столкновительная 33
Эксимерный лазер 318
¦
·.
Экспозиция энергетическая 41
-световая 50
Эквивалентная схема ЛЛ 156
390
Электрический разряд
-в газах 144
--парах металла 171, 189
Электролюминесценция 98
Электронная температура
газа 148
Энергия вращательная
-излучения 324
-колебательная 312
-лазерного излучения 259
-электронная 319
Энергетическая(ий)
-светимость 41
-сила излучения 39
-освещенность 41
-поток излучения 36
—выход люминесценции 86
Эталонный источник излучения
-штифт Нернста 74
-Глобар 75
-типовая конструкция 75
Эффективные величины 43
Яркость
-энергетическая 39
-световая 49
СО-лазер 344
С02-лазер
-атмосферного давления с
поперечным возбуждением 341
-волноводный 337
-газодинамический 350
-отпаянный 336
-с прокачкой поперечной 339
—продольной быстрой 337
—медленной 336
He-Ne-лазер 270
Ш:К4С-лазер260
ТЕАС02-лазеры341
Оглавление
О Валентине Александровиче Фабриканте 3
Предисловие 5
Список условных обозначений 7
1 Введение 11
2 Краткая историческая справка 14
3 Основные положения 25
4 Физические величины, характеризующие излучение в
энергетических и световых величинах 36
5 Естественные источники излучения 55
6 Тепловое излучение нагретых тел 66
7 Люминесцентные источники излучения 79
8 Лампы накаливания 103
9 Галогенные лампы накаливания 13 7
10 Электрический разряд в газах и виды разряда, используемые
в газоразрядных лампах 142
11 Ртутные люминесцентные лампы низкого давления 170
12 Разрядные лампы высокого и сверхвысокого давления 179
13 Безэлектродные люминесцентные источники света 208
14 Твердотельные источники света - светоизлучающие диоды 213
15 Основные характеристики и режимы генерации лазерного
излучения 223
16 Твердотельные лазеры 245
17 Атомарные лазеры 268
18 Ионные лазеры 301
19 Молекулярные лазеры 319
20 Полупроводниковые лазеры 357
Библиографический список 383
Предметный указатель 385