Лазеры: устройство и действие. Учебное пособие - Борейшо А.С.

Автор: Борейшо А.С.

Теги: электротехника физика лазеры учебное пособие

Год: 1992

Похожие

Лекции по квантовой электронике

Оптическая и квантовая электроника

Квантовые источники излучения

Основы лазерной техники

Текст

Министерство науки, высшей школы и технической Политики
Российской Федерации
МЕХАНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ
А. С. БОРЕИШО
ЛАЗЕРЫ:
УСТРОЙСТВО И ДЕЙСТВИЕ
УЧЕБНОЕ ПОСОБИЕ
Санкт-Петербург
1992
УДК 621.373
Лазеры: Устройство и действие: Учеб, пособие/А. С. Бо-
рейшо; Мех. ин-т. СПб, 1992. 215 с.
В пособии рассмотрены физические принципы и конструк-
ции лазеров, свойства лазерного излучения, вопросы, связан-
ные с распространением лазерного излучения в средах и вза-
имодействием излучения с различными материалами. Дается
представление об основных направлениях применения лазе-
ров в промышленности, космических исследованиях, медицине.
Предназначено для студентов, обучающихся по специаль-
ностям «Лазерные системы».
Ил. 100. Табл. 19. Библиогр.: 70 нг
ПРЕДИСЛОВИЕ
"Лазер является одним из наиболее интересных научно-
технических достижений XX века. Создание лазеров привело
ко второму рождению научной и технической оптики и раз-
витию совершенно новых отраслей промышленности.
Лазеры находят разнообразное применение в технологии
эбработки материалов, становятся частью многих специали-
зированных информационных систем, используются в науч-
ных исследованиях, медицине, военной технике. В обозримом
5удущем лазерные технология, связь, химия и энергетика
цолжны привести к революционным преобразованиям в этих
эбластях?
Настоящее пособие знакомит студентов с основами лазер-
зой техники, физическими принципами, определяющими ра-
боту лазеров и характеристики лазерного излучения, вопро-
сами распространения излучения в средах и его взаимодей-
ствия с материалами. В нем также рассматриваются основ-
зые направления применения лазеров в различных областях
iaродного хозяйства.
Основное внимание в пособии уделено мощным лазерам,
юторые используются в качестве источников энергии. .
Каждый раздел заканчивается списком рекомендуемой ли-
'ературы, знакомство с которой позволит существенно рас-
пирить и дополнить материалы, представленные в настоя-
цем пособии.
(С) Механический нн-т, г. С.-Петербург. 1992
3
I
1. ПРИНЦИПИАЛЬНАЯ СХЕМА ЛАЗЕРА
1.1. Электромагнитное излучение и кванты
В конце XIX века в физике сложилось убеждение, что
представление о свете как электромагнитной волне позволяет
успешно объяснить практически все многообразие явлений,
связанных с распространением и природой света.
Светом в широком смысле называют оптическое излуче-
ние, характеризующееся длиной волны X в диапазоне от 1 нм
до 1 мм, т. е. помимо воспринимаемого человеческим глазом
видимого света (диапазон длин волн от 380 нм до 760 мм)
в это понятие включают ультрафиолетовое (УФ) и инфра-
красное (ИК) излучения. Кроме длины волны, в рамках вол-
нового подхода основными характеристиками излучения яв-
ляются его частота v и интенсивность Zv. Длина волны и час-
тота электромагнитного поля связаны между собой извест-
ным соотношением:
X = c/v, (1.1)
где с — скорость света.
Интенсивность излучения, распространяющегося в опре-
деленном направлении (или плотность потока), Д есть энер-
гия, которая протекает через единичную площадку dS, пер-
пендикулярную к направлению потока в единичном телесном
угле dtp, в единичном частотном интервале dv в единицу вре-
мени dt, Iv—dEv/ (dSdtpdvdt), где dEv — количество лучистой
энергии в частотном интервале (v, v + rfv), проходящей через
площадку dS внутри телесного угла dtp за время dt.
Интенсивность монохроматического излучения, проинтег-
рированная по частоте, дает интегральную интенсивность.
Поле излучения однородно, если I постоянна в любой
точке; оно изотропно, если I не зависит от направления в лю-
бой точке. Некоторая область, через которую проходит элек-
тромагнитное излучение в любой момент времени, будет со-
держать определенное количество протекающей лучистой
энергии. Эта электромагнитная энергия, содержащаяся в еди-
нице объема, определяет плотность электромагнитной энер-
гии р: р= (Д2 + Я2)/8л, где Е и Н— соответственно электриче-
ское и магнитное поля.
Обозначая единичный объем dV и учитывая, что dSdt—
= dV!c, можно записать выражение для энергии, присутству-
ющей в dV в любой момент времени: dEx = IxdqdvdVlc. Излу-
4
чение со всех направлений, присутствующее в dV в любой
момент времени, определяется интегрированием этого равен-
ства по всем телесным углам и по всему объему V:
yf rfV f АЙ-
Разделив обе части равенства на V и dv, получим спект-
ральную плотность энергии в единичном частотном интер-
вале: pv=l/c J Ivdq>. Для изотропного излучения pv = 4nJv/c.
Если излучение распространяется в виде узкого пучка с те-
лесным углом Аф, плотность энергии излучения равна: pv=
= IvAq/c.
В то же время ряд явлений, связанных с взаимодействием
света с материей, главным образом со свечением и поглоще-
нием излучения, не могут найти достаточно строгого объясне-
ния в рамках“волновой теории. Так, экспериментальная кри-
вая спектральной плотности излучения термодинамически
равновесных систем (спектр излучения абсолютно черного
Рис. 1. Спектральная плотность излучения абсо-
лютно черного тела, описываемая с помощью вы-
ражений, полученных В. Вином (/), Дж. Рэле-
ем и Дж. Джинсом (2) и М. Плаиком (3)
тела) в области больших значений Х-Т>7,8-105 мкм К
(Т — равновесная температура системы) хорошо описывается
полученной на основе волновой теории формулой Рэлея—
Джинса (см. рис. 1):
pv = 8л Vs kTjc*,
5
где k= 1,38• 10~23 Дж/К — постоянная Больцмана. При ма-
лых ХГ<3000 мкм • К результаты экспериментов хорошо опи-
сываются формулой Вина !
8к х'2 Нч
где /i = 6,63 • 10“34 Дж • с — постоянная Планка.
В 1900 г. М. Планк, анализируя оба выражения — для
области коротких и области длинных волн, нашел способ
объединения этих формул в одно выражение, получить кото-
рое на основе известных в то время физических законов было
цевозможно:
Планку удалось получить формулу (1.3), рассматривая
излучение в полости в состоянии равновесия с ее стенками,
т. е. для термодинамически равновесных систем, только вве-
дя принципиально новое предположение о том, что энергия,
которую несет свет, может поглощаться и испускаться не не-
прерывно, а отдельными порциями. Эти элементарные, неде-
лимые порции энергии он назвал квантами энергии e = hv.
Рассмотрение предположения Планка совместно с энергети-
ческим (точнее термодинамическим) анализом излучения при-
вело Эйнштейна к заключению, что этот постулат есть след-
ствие квантовых свойств самого излучения, что именно свет
по своей природе несет элементарные порции энергии — кван-
ты, что именно свет является квантованным, т. е. состоит из
потока особых частиц (корпускул), названных позднее фото-
нами, каждая из которых несет порцию энергии, описываемую
формулой Планка. При таком корпускулярном подходе ин-
тенсивность монохроматического света выражается через
объемную концентрацию фотонов пр и их энергию: Д,=
= hvnp-c. На основании корпускулярной теории Эйнштейн
просто объяснил и другое явление, не нашедшее объяснения
с помощью волновой теории света, а именно — фотоэлектри-
ческий эффект, который состоит в том, что некоторые мате-
риалы, например, цинк, освещенные светом определенной ча-
стоты, испускают поток электронов. Это явление было под-
робно исследовано, однако попытки его осмысления с помо-
щью волновой теории всегда приводили к противоречиям.
6
Еще одной проблемой, не решенной физиками на рубеже
XIX—XX вв, был характер спектров элементов в газообраз-
ном состоянии, состоящих из отдельных спектральных линий,
структура которых индивидуальна для каждого газа. Объяс-
нить эту картину удалось лишь в 1911—1913 годах Н. Бору
на основе представлений квантовой механики. Согласно этим
представлениям энергия электрона, связанного в атоме, а сле-
довательно, и энергия атома в целом непроизвольна. Она мо-
жет иметь лишь определенный дискретный ряд значений ео,
ej, ..., &п, называемых уровнями энергии, или энергети-
ческим спектром атома. Самый нижний уровень энергии ео
(рис. 2), при котором энергия атома наименьшая, называется
основным. Остальные уровни ец ег, ..., еп соответствуют бо-
лее высокой энергии атома и называются возбужденными.
Сплошной спектр в верхней части рис. 2 начинается с энер-
Рнс. 2. Энергетические уровни атома
ни Еоо и соответствует ионизированному состоянию атома,
е. полному отрыву электрона от атома.
При переходе атомного электрона с одного уровня на
другой атом может излучать или поглощать кванты электро-
магнитного излучения, частоты которых определяются соот-
ношением: vmn=(em—en)lh. Разность энергий между уров-
нями внешних, валентных электронов атома соответствует,
частотам или длинам волн (см. формулу (1.1)) видимого
света; разность энергии между уровнями внутренних элект-
ронов больше, она соответствует рентгеновскому излучению.
Дискретность энергетического спектра свойственна не
только атомам. Она присуща вообще любой системе взаимо-
7
действующих друг с другом микрочастиц: молекуле, иону,
твердому телу.
Молекула имеет гораздо большее число уровней энергии,
чем атом, что отражает сложность ее,строения. Одни из них
также связаны с движением электронов. Разность энергий
между этими уровнями, как и в атоме, велика, они соответ-
ствуют видимому и ультрафиолетовому свету и рентгеновс-
кому излучению. Другие уровни молекулы обусловлены ко-
лебаниями составляющих ее атомов около положения рав-
новесия. Разности энергий между этими уровнями меньше,
они соответствуют инфракрасному излучению. И, наконец,
есть уровни, связанные с вращением молекулы как целого.
Разность энергий между вращательными уровнями еще мень-
ше, они соответствуют радиоволнам. В твердом теле элект-
ронный и колебательный спектры гораздо богаче, чем у изо-
лированных атомов или молекул.
При переходе на более низкий уровень частица отдает
энергию, а при переходе на более высокий — получает. Раз-
личают излучательные и безызлучательные квантовые пере-
до ,сгполк.ио^еич'->
после „столкновения
-Рис. 3. Три типа квантовых переходов между уровнями: а — спонтанный;
б — вынужденный, при котором поглощается фотон; в —вынужденный,
при котором число фотонов’ увеличивается иа 1
ходы. При излучательных квантовых переходах частица из-
лучает или поглощает электромагнитное излучение. В случае
безызлучательных переходов частица получает или отдает
энергию при взаимодействии с другими частицами (не фото-
нами) или системами частиц.
Рассмотрим, в первую очередь, взаимодействие частиц с
электромагнитным излучением (рис. 3).
Если частица в данный момент времени находится в од-
ном из возбужденных состояний ет, то такое состояние не-
устойчиво, даже если на него не влияют другие частицы. Че-
рез некоторое время частица перейдет в одно из состояний
с меньшей энергией еп. При этом она излучит квант света с
частотой vmn и энергия электромагнитного поля увеличится
на величину hvmn (рис. 3, а). Такой самопроизвольный
(спонтанный) переход с одного уровня на другой и сопро-
вождающее его спонтанное излучение столь же случайны во
времени, как радиоактивный распад атома. Основная харак-
теристика спонтанных переходов — среднее время А/, через
которое происходит переход, или обратная ему величина Атп,
называемая коэффициентом Эйнштейна для спонтанного пе-
рехода и имеющая смысл вероятности.
Случайность спонтанных переходов приводит к тому, что
различные атомы излучают неодновременно и независимо.
Излучение всех обычных источников света (ламп накалива-
ния, газоразрядных ламп и др.) возникает за счет актов
спонтанного испускания.
Если частица находится на нижнем уровне еп, а электро-
магнитное излучение, падающее на вещество, содержит кван-
ты света частотой утп, то может произойти переход частицы
на уровень гт, при котором атом поглощает квант излучения
(рис. 3, б). Такие вынужденные переходы называются резо-
нансными и характеризуют поглощение света.
Анализируя процессы, связанные с поглощением и испус-
канием квантов света веществом, находящимся в термодина-
мически равновесном состоянии, А. Эйнштейн в 1916 г. при-
шел к выводу, что для поддержания равновесия в системе
должен существовать еще один механизм взаимодействия
света с веществом — так называемое стимулированное (или
индуцированное) излучение. Частица, находящаяся в возбуж-
денном состоянии, может перейти с уровня е,п на уровень еп
не спонтанно, а под действием кванта света, если только его
частота достаточно близка к частоте перехода vmn=(em—
—гп)/к. Такие переходы также называются вынужденными
(рис. 3, в).
Особенность стимулированного излучения заключается в
том, что «новорожденный» квант света абсолютно не отли-
чим от вызвавших переход «первйчных» квантов: он имеет
те же частоту и фазу, направление движения и поляризацию.
9
Вероятности вынужденных переходов wmn и wnm пропор-
циональны спектральной плотности энергии электромагнит-
ного ПОЛЯ.' Wmn ~ Втп ' pv, Wnm= $пт * pv, Где Втп И Впт КО-
эффициенты Эйнштейна для вынужденного излучения и по-
глощения соответственно.
В системе из многих частиц в электромагнитном поле мо-
гут происходить все три процесса: спонтанное-и индуцирован-
ное излучение и поглощение.
В термодинамически равновесных системах полная энер-
гия системы не изменяется, поэтому число переходов т-->-п
и п->т должно совпадать:
NnBnm ^=--(Bmri 4-Л„,я) Nm, (1.4)
где Nn и Nm— число частиц на уровнях пит соответст-
венно.
При тепловом равновесии распределение частиц по уров-
ням описывается распределением Больцмана
Л^Л^ехр^--^), (1.5)
где gi — статистический вес уровня, характеризующий число
возможных состояний с энергией е,-. Для простоты изложе-
ния будем считать, что рассматриваемая система невырож-
денная, т. е. gt = 1. '
Используя распределение Больцмана, преобразуем выра-
жение (1.4):
. (Атп + Втп рДехр( - sJ^T) = ехр(—ея/АТ). (1.6)
При 7->ео спектральная плотность энергии неограниченно
возрастает и, следовательно, при достаточно высоких темпе-
ратурах Втп • pv^>v4TO)1, однако при этом экспоненты в фор-
муле (1.6) будут стремиться к единице. Отсюда можно полу-
чить первое соотношение между коэффициентами Эйнштейна:
Втп = Впт, т. е. вероятности процессов вынужденных погло-
щения и излучения равны. Тогда (1.6) можно переписать в
виде
Известно, что при достаточно больших КТ (или T/v) спект-
ральная плотность энергии p-v должна Определяться форму-
лой Рэлея—Джинса (1.2); Тогда, разложив экспоненту в вы-
10
ражении (1.7) в ряд и ограничиваясь первым членом разло-
жения, можно получить второе соотношение между коэффи-
циентами Эйнштейна:
Атп:Втп = 8т:Ь:!/с8. (1.8)
Подставляя равенство (1.8) в формулу (1-7), приходим к
формуле Планка (см. (1.3)), полученной на основе квантоме-
ханических представлений:
Ьлж' li'i
Такой вывод явился первым подтверждением правильности
гипотезы Эйнштейна о наличии процессов вынужденного из-
лучения. Именно эта возможность рождения индуцированных
квантов света оказывается решающим обстоятельством, при-
ведшим к созданию генераторов направленного монохрома-
тического излучения — лазеров.
В приведенных выше рассуждениях предполагалось, что
при квантовых переходах частица излучает или поглощает
кванты света строго одной и той же частоты vmn = (ет—e,n)/h
(рис. 4, а). Если бы это было так, то спектры излучения (или
поглощения) состояли из бесконечно тонких спектральных
Рис. 4. Размытие энергетических уровней е,п и еп, обуславливающее на-
блюдаемую ширину спектральной линии
линий. Наблюдаемые же в действительности спектральные
линии имеют некоторую ширину (рис. 4, в). Их ширина свя-
зана с тем, что уровни энергии частиц в реальных условиях
несколько размыты (рис. 4, б) вследствие влияния различ-
ных факторов. Даже для изолированной квантовой системы
11
линии спонтанного излучения имеют конечную ширину. Это
так называемая естественная ширина линии является мини-
мально возможной и связана с соотношением неопределенно-
стей, являющимся одним из фундаментальных законов кван-
товой механики, согласно которому неточность в определении
энергии системы и времени ее существования должна удов-
летворять соотношению Де-Д/>А/2л, или с учетом определе-
ния коэффициента Эйнштейна для спонтанного излучения
естественная ширина линии &у0=Атп/2п. В оптическом и ин-
фракрасном диапазоне эта ширина, как правило, незначи-
тельна.
Реально наблюдаемые уширения спектральных линий свя-
заны, в первую очередь, с процессами возбуждения частиц
при столкновениях с другими частицами или со стенками со-
суда. Рост ширины спектральной линии в этих случаях назы-
вается столкновительным уширением и увеличивается с рос-
том давления. Кроме того, даже в разреженных газах на-
блюдаемые линии уширяются из-за эффекта Доплера, вызы-
ваемого тепловым движением частиц. В твердых телах уши-
рение спектральных линий может быть связано с воздейст-
вием электрических и магнитных полей. В общем случае
полная ширина линий излучения или поглощения определя-
ется всеми механизмами уширения. Учет реальной формы
спектральных линий важен при количественном анализе про-
цессов вынужденного излучения и поглощения.
1.2. Принцип действия лазера
Рассмотрим вещество, в котором имеется достаточное чис-
ло возбужденных частиц с энергией ет. Число таких частиц
Nm называется населенностью уровня gm. Если населенность
уровня ет больше населенности Nn уровня еп, расположен-
ного ниже, т. е. Nm>Nn, то такое вещество называется ак-
тивным. Если на активное вещество падает электромагнит-
ное излучение, частота которого vmn, то по мере прохожде-
ния электромагнитной волны через вещество будет происхо-
дить его усиление благодаря тому, что количество вынужден-
ных переходов атомов с уровня ет на будет превосходить
число актов поглощения е„->ет. Таким образом, квантовое
усиление происходит за счет внутренней энергии системы. С
точки зрения квантовых представлений, это означает, что
пролет квантов (фотонов) через активное вещество вызывает
12
рождение новых, точно таких же фотонов, т. е. .происходит
отвинное «размножение» фотонов.
Чем больше фотонов содержится в электромагнитном из-
учении (т. с. чем выше интенсивность излучения), падающем
1 активное вещество, тем больше вынужденных квантовых
"реходов может произойти. Поскольку скорость нарастания
интенсивности излучения пропорциональна самой интенсив-
ности, то ее изменение
dljdl = kj4, (1.9)
где kv— коэффициент усиления активной среды.
Интегрируя уравнение (1.9), получаем
/., = /рч ехр(£/), (1.10)
где I — расстояние, пройденное электромагнитной волной в'
активном веществе. Естественно, что возрастание интенсив-
ности излучения в активной среде, описываемое выражением
(1.10), не может происходить неограниченно.
В процессе «размножения» фотонов, даже при существо-
вании механизма, обеспечивающего поддержание инверсной
населенности в активной среде, неизбежно наступит момент,
когда концентрация фотонов превысит концентрацию возбуж-
денных частиц и прекратится экспоненциальный рост интен-
сивности излучения. Фактически это будет выражаться в
уменьшении коэффициента усиления, начиная с некоторой ве-
личины интенсивности излучения, называемой интенсивно-
стью насыщения Av Коэффициент усиления, характеризую-
щий активную среду при A<CAv и не зависящий от конкрет-
ного значения А, называют коэффицснтом усиления слабого
сигнала (или ненасыщенным коэффициентом усиления). Из-
менение коэффициента усиления от роста интенсивности па-
дающего излучения выражается зависимостью (см. рис. 5):
, ________
% = 1 + а/А, ’
где kv' — коэффициент усиления с учетом насыщения.
Однако в естественных условиях для термодинамически
равновесных систем населенность энергетических уровней
подчиняется известному распределению Больцмана (см. фор-
мулу (1.5)), т. е. уровни с меньшей энергией еп населены
больше, чем уровни с большей энергией ет, т. е. ЛА,<ЛА.При
этом одновременно с усилением света за счет индуцирован-
13
ных квантовых переходов, сопровождающихся излучением
фотонов, происходит подавляющее ослабление за счет вынуж-
денного резонансного поглощения. Отсюда следует, что для
усиления света веществом необходимо искусственно из-
менить населенности уровней в веществе, а именно: увеличить
населенность верхнего уровня Nm и уменьшить — нижнего
Nn. Такое активное состояние вещества называется состоя-
нием с инверсной населенностью уровней. Основная труд-
ность в получении инверсной населенности состоит в том, что
«антибольцмановское» распределение частиц по энергиям яв-
ляется сильно неравновесным, и его невозможно достичь
Рис. 5. Зависимость коэффициента усиления актив-
ной среды от интенсивности монохроматического
излучения
обычным способом передачи энергии. Инверсную населен-
ность можно формально представить как состояние с отри-
цательной абсолютной температурой (рис. 6). Действитель-
но, рассматривая отношение населенностей верхнего уровня
к нижнему (на каждом из них число частиц связано с тем-
пературой и энергией выражением (1.5)), получаем:
отсюда
р ___ __ 5/П гп
hint Nm/Nn) /
Поскольку em>en и Nm>Nn, то Гтп<0 (см. рис; 6).
Получение «антибольцмановского» распределения не про-
тиворечит, однако, третьему началу термодинамики (согласно
14
которому невозможно достигнуть температуры, равной абсо-
лютному нулю, а тем более низшей) потому, что утвержде-
ние это относится к термодинамической температуре, а тем-
пература, определенная для населенностей уровней, имеет
совершенно другой характер (она называется статистической
Рнс. 6. Зависимость статистической температуры
Ттп двухуровневой системы от населенностей
уровней
температурой или температурой перехода). Для реальных
тел можно определить много статистических температур —
столько, сколькими способами можно связать в пары его
энергетические уровни. Все они равны друг другу и термо-
динамической температуре тогда и только тогда, когда ве-
щество находится в термодинамически равновесном состоя-
нии, характеризующемся распределением Больцмана.
Необычность инверсной населенности в реальных систе-
мах и сложность ее получения надолго отодвинули время
практической реализации таких состояний вещества, т. е.
создания лазера.
Первые эксперименты были проведены в 1939 г. Советский
ученый В. А. Фабрикант наблюдал усиление света, прошед-
15
шего чёрез пары ртути, которые светились под воздействием
электрического разряда. На этой основе он высказал мысль
о возможности создания соответствующего усилителя света.
В 1950 г. американские физики Э. М. Переел и Р. В. Паунд
наблюдали усиление радиоволн в результате вынужденного
усиления, происходившего в установке, в которой случайно
возникла инверсия населенностей. Наконец, в 1954 г. почти
одновременно Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым в СССР
и Ч. Таунсом в США был создан первый квантовый генера-
тор на молекулах аммиака. И хотя это был источник не оп^
тического, а микроволнового излучения (?.~1 см), в нем
впервые был практически использован перевод рабочего тела
в активное состояние с инверсной населенностью энергетиче-
ских уровней. Идея великолепна по своей простоте: необхо-
димо рассортировать молекулы рабочего тела таким обра-
зом, чтобы в нужном месте оказалось достаточно много мо-
лекул в возбужденном состоянии при минимальном количе-
стве невозбужденных частиц.
Молекула аммиака состоит из одного атома азота (N) и
трех атомов водорода (Н), а его химическая формула NH3.
Рис. 7. Схематическое представление молекулы
аммиака в основном (а) н в одном нз возбуж-
денных состояний (б)
В основном состоянии атомы образуют пирамиду, основанием
которой служит равносторонний треугольник (рис. 7, а) с
атомами водорода в вершинах и атомом азота, являющимся
вершиной пирамиды.
Одним из возможных возбужденных состояний является
состояние, в котором атом азота совершает колебания, по-
очередно проходя то вверх, то вниз через плоскость, образо-
16
ванную атомами водорода (рис. 7, б). Молекулы аммиака в
основном и в возбужденном состоянии, о котором идет речь,
имеют разные электрические свойства. Эта молекула в ос-
новном состоянии является электрическим диполем и может
подвергаться воздействию электрических сил, тогда как в
возбужденном состоянии, с электрической точки зрения, она
полностью симметрична и абсолютно безразлична к воздей-
ствию внешнего электрического поля. Эта особенность и была
использована.
Молекулы аммиака, выходя из источника через малое от-
верстие (капилляр), образуют молекулярный пучок (рис. 8).
В пучке летят молекулы, находящиеся на различных уров-
нях в соответствии с распределением Больцмана. Однако до-
статочно пропустить такой пучок через электрическую сор-
________________-
° • • • • • Сортирующая ° - 0 о ° ° ° • 0
, • о • • ° О* * ‘ система 0 ° . 0 о * о • •
\\\ \ \
Рис. 8. Принцип действия электрической сортирующей системы молекул
аммиака: ф—молекулы в основном состоянии (п); О —молекулы в
возбужденном состоянии (т)
тирующую систему или через соответствующим образом ус-
троенный источник неоднородного электрического поля, как
это поле вытянет из пучка практически все молекулы, нахо-
дящиеся в основном состоянии,- Молекулы же в возбужден-
ном состоянии пройдут через сортирующую систему без ка-
ких-либо отклонений. В результате пучок молекул NH3, ха-
рактеризовавшийся распределением Больцмана, будет пре-
вращен в пучок активной среды с иверсной населенностью
энергетических уровней. Поскольку разность между рассмат-
риваемыми энергетическими уровнями для молекул аммиака
2 Зак. № 43 . 17
сравнительно невелика и соответствует длине волны см,
то процесс, происходящий в таком устройстве, изобретатели
описали с помощью семи слов: Microwave Amplification by
Stimulated Emission of Radiation, что в переводе с англий-
ского означает: микроволновое усиление [излучения] вынуж-
денным испусканием излучения. Первые буквы этих слов со-
ставили новое слово мазер, которое с этого времени стало
названием нового устройства.
Первые два квантовых генератора света были созданы в’
1960—1961 гг. в США Т. Мейманом и А. Джаваном. Общий
принцип действия этих устройств был таким же, как у мазе-
ра, однако, поскольку они работали в оптическом диапазоне
длин волн, то в названии слово microwave (микроволновый)
было заменено на light (свет) и по первым буквам сочетания
Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation (уси-
ление света с помощью вынужденного испускания излучения)
было получено слово лазер.
Однако только создания активной среды, способной уси-
ливать свет, еще недостаточно для реализации источника (ге-
нератора) светового излучения. Чтобы превратиться в гене-
ратор излучения, усилитель должен работать в режиме поло-
жительной обратной связи, т. е. необходимо, чтобы часть из-
Рнс. 9 Схема генератора
как усилителя с положи-
тельной обратной связью
лучаемой световой энергии все время оставалось внутри ра-
бочего вещества. Под положительной обратной связью пони-
мается здесь такое воздействие выходного сигнала на вход-
ной, которое приводит к усилению входного сигнала. Усили-
тель будет работать как генератор, если, по крайней мере,
часть сигнала, выходящего из усилителя, вернется на вход,
чтобы увеличить входной сигнал (рис. 9).
18
В общем случае устройствами, реализующими в лазерах
положительную обратную связь, являются резонаторы. Про-
стейшим оптическим резонатором, который позволяет направ-
лять пучок света так, чтобы он эффективно усиливался, слу-
жит система из двух зеркал, одно из которых полупрозрачно.
Испущенная в какой-либо точке в результате спонтанного
излучения световая волна усиливается за счет вынужденного
излучения при распространении ее в активной среде. Дойдя
до полупрозрачного зеркала, свет частично пройдет через не-
го. Эта часть энергии излучается лазером вовне и может быть
использована. Часть же света, отразившаяся от полупроз-
рачного зеркала, даст начало новой лавине квантов света,
которая не будет отличаться от предыдущей в силу свойств
вынужденного испускания. Но выполнения двух описанных
.словий еще недостаточно для возникновения генерации
। вета. Должны быть учтены различные энергетические поте-
ри, в том числе и потери на лазерное излучение. Чтобы по-
рыть их, необходим некоторый минимальный, или порого-
вый коэффицент усиления kv, обеспечивающий начало и под-
держание лазерной генерации. Можно определить минималь-
ный, необходимый для работы лазера, коэффициент усиле-
Акти&ная среда'
а.
Генерируёмый
свет
Рис. 10. Схема лазерного резонатора
лия, рассмотрев увеличение интенсивности светового пучка
на резонансной частоте при его двукратном отражении от
зеркал резонатора.
Положим, что однородная активная среда полностью за-
полняет пространство между зеркалами (рис. 10). При про-
хождении пучка света от зеркала М| до зеркала Л12 его ин-
тенсивность возрастает от начальной величины /0 до конеч-
ной величины 71,
Д = /0 ехр ((Л, — р,)7),
где L — расстояние между зеркалами, 0V — распределенные
потери на единицу длины из-за рассеяния и возможного по-
2* 19
глощения на неактивных составляющих среды. После отра-
жения от зеркала интенсивность пучка
/2 = Д (1
где я2— коэффициент потерь на зеркале Af2, представляю-
щий собой отношение интенсивностей отраженного и падаю-
щего света.
Относительное увеличение интенсивности пучка после то-
го, как он прошел через активную среду в обратном направ-
лении и испытал отражение от зеркала Мi (коэффициент по-
терь которого равен ait а коэффициент пропускания т), равно:
К = (1 — (1 -а2)Х
' конечная интенсивность пучка
Х(1 — x)exp(2(fev — ^,)А) = ---------------------------,
4 ‘ 7 начальная интенсивность пучка’
где Д'—полное усиление пучка в лазере за один цикл.
Если Д>1, то случайные флуктации на резонансной ча-
стоте лазера растут в каждом цикле прохода через резонатор
и в резонаторе нарастает интенсивность излучения. В слу-
чае, когда Д<1, интенсивность излучения в резонаторе будет
затухать. Как правило, потери в зеркалах малы, поэтому ус-
ловие для возникновения лазерной генерации имеет вид:
Д~(1—а)(1—т)ехр(2(/г¥—|3v)L) = l, где a = ai + a2.
Усиление, необходимое для поддержания генерации ла-
зера, зависит от активной среды (т. е. kv, ра) и от конструк-
ции лазера (т. е. а, т, L), поэтому пороговое значение коэф-
фициента усиления
, / 1 \
jfev=₽,+ — (1~g(1~T) • =?v + ?m, (МП
где — потери на зеркалах резонатора.
Если полезный выход рассматривать как потери излуче-
ния, то условие непрерывной генерации можно сформулиро-
вать следующим образом: усиление должно равняться сумме
всех потерь в лазере.
Таким образом, для создания лазера необходимы:
1) активная среда с инверсной населенностью. Только
тогда можно получить усиление света за счет вынужденных
переходов;
2) система зеркал, между которыми помещается актив-
ная среда, и с их помощью осуществляется положительная
обратная связь;
20
3) усиление, обеспечиваемое активной средой, а значит,
и число возбужденных частиц в среде, должно быть больше
порогового значения, зависящего от потерь излучения в ре-
зонаторе.
1.3. Классификация и структура лазеров
В последние тридцать лет лазерная техника бурно разви-
валась. Исследовано множество явлений, которые были ис-
пользованы для создания лазеров различных видов (рис. 11).
Несмотря на разнообразие активных сред, широчайший диа-
пазон спектральных, временных и энергетических характери-
стик излучения общими для лазеров являются не только
принцип действия, но и в значительной мере структурные и
конструктивные схемы лазерных устройств. Основным эле-
ментом любого лазера является рабочее тело, которое может
тем или иным способом переводиться в активное состояние,
характеризующееся инверсной населенностью энергетических
уровней атомов, ионов или молекул, составляющих эту среду
(см. рис. 12).
В качестве рабочих тел современных лазеров использу-
ются вещества, находящиеся в различных агрегатных состоя-
ниях: газы, жидкости, твердые тела. Характерные размеры
активной среды для лазеров разных типов в зависимости"от
энергетических характеристик могут составлять от несколь-
ких метров для мощных газовых лазеров до долей милли-
метра для полупроводниковых лазеров. Рассмотренный выше
способ создания активной среды в мазере на аммиаке с по-
мощью специальной сортирующей системы, хотя и очень на-
глядно иллюстрирует принципиальную возможность реали-
зации инверсной населенности в рабочем теле, в лазерах
практически не используется. Это объясняется прежде всего
невозможностью обеспечения высоких плотностей энергии.
Наиболее часто в лазерах применяют другой способ созда-
ния инверсной населенности, связанный с передачей энергии
рабочему телу, таким образом, что, по крайней мере, часть
ее оказывается возможным преобразовать в лазерное излу-
чение.
Такое энергетическое воздействие на среду получило на-'
звание накачки, а соответствующая система лазера, обеспе-
чивающая реализацию этого процесса, называется системой
Чакачки.
21
ЛАЗЕ
по устройству[-
по Активной сред’е|—
по способу
накачки-
газовые
твердые тела
оптическая
твердотельные
диэлектрические
кристаллы
и стекла
-и электричес <ая
жидкостные
полупроводники
с самостоятельным
разрядом
жидкости
газы и плазма
атомарные
и молекулярные
смеси
полупровод-
никовые
высокойонизован-
иая холодная
плазма
фотодиссоци-
онные
разреженная
горячая плазма
плазмодинами-
ческие
на свободных
электронах
|с несамостоятель-
—1 ным разрядом
использование продуктов ядерных реакций

тепловая
химическая
рекомбинационная
Рис. 11 Возможные
22
по времени действия - по спектральному диапазону — jno использованию

непрерывные — видимый — научные исследования
—

1 ? импульсные — инфракрасный
связь

импульсно- периодические ультра- фиолетовый - технологические

по уровню энергии — раскрой, резка
- рентгеновский
сварка

гамма-излучение по типу носителя
высокоэнергети- ческие —
упрочнение материала
—

среднеэнергети- ческие геодезия, топография
станционарный —

низкоэнергети- ческие - инициирование химических реакций
мобильный

по движению среды
по взаимодейст- вию с окружаю- щей средой разделение изотопов

-
с неподвижной средой медицина
с замкнутым ' циклом

- диагностика

. с движущейся средой (проточный)
е открытым циклом -
лечение

военная техника
классификации лазеров
Следует отметить, что в большинстве случаев источник
энергии не входит в состав лазера и энергия отбирается от
внешних по отношению к лазеру устройств. Так для питания
системы накачки низко- и среднеэнергетических лазеров ис-
пользуется электрическая энергия. И только в самых мощ-
ных лазерных установках, например газодинамических и не-
прерывных химических лазерах, почти вся необходимая для
работы системы энергия запасена в самом рабочем теле и
вырабатывается непосредственно в процессе функционирова-
ния. Поэтому лазер следует рассматривать, скорее, как пре-
образователь различных видов энергии в энергию монохро-
матического ‘'оптического излучения. Способы передачи энер-
гии от системы накачки к рабочему телу определяются са-
/)азерное излучение
Рис. 12. Структурная схема лазера
мой средой, принципиальной схемой лазера, его назначением,
условиями работы, носителем и т. д.
В самом первом лазере видимого диапазона, созданным
Т. Мейманом в 1960 г., активной средой являлся рубиновый
стержень, а накачка осуществлялась освещением этого стер-
жня с помощью импульсного источника. Такой способ полу-
чил название оптической накачки и широко используется для
создания активной среды в твердотельных лазерах с рабо-
чим телом из диэлектрических кристаллов и стекол.
24
Оптическая накачка также применяется в жидкостных и
фотодиссоционных лазерах, хотя в последних процесс накач-
ки носит более сложный характер и связан с химическими
превращениями. Для большинства газовых лазеров исполь-
зование оптической накачки неэффективно из-за слабого по-
глощения широкополосного излучения в газах. Чаще для воз-
буждения газовых сред применяется электрический разряд.
Это наиболее общий метод получения инверсии в газовых ла-
зерах, так как электроны разряда легко возбуждают газ в
широком диапазоне энергий, создавая инверсию населенно-
стей уровней энергии ионов, нейтральных атомов, устойчи-
вых молекул. Газоразрядный метод применим для возбужде-
ния лазеров как в непрерывном, так и в импульсном режи-
мах.
I Электрический разряд в газе может быть самостоятель-
ным и несамостоятельным. В последнем случае проводимость
газа обеспечивается вводимыми извне носителями заряда или
источниками ионизации, а передача энергии возбуждения ра-
бочему телу (энерговклад) осуществляется независимо от
условий пробоя газа при оптимальном значении напряжен-
ности электрического поля.
Высокой энергетической эффективностью характеризуется
накачка рабочего тела энергией, высвобождающейся в ре-
зультате химических реакций, при которых образуются воз-
бужденные атомы, радикалы, молекулы. Лазеры с химиче-
ской накачкой интересны тем, что прямое преобразование
химической энергии в энергию лазерного излучения позво-
ляет реализовывать исключительно высокие абсолютные зна-
чения излучаемой лазером энергии. Непрерывный химичес-
кий лазер — один из наиболее перспективных типов мощных
чазеров для использования в космосе. Иногда к химическим
лазерам относят и лазеры, инверсия населенностей в кото-
рых достигается с помощью реакций фотодиссоциации.
В газодинамических лазерах удается осуществить тепло-
вую накачку, т. е. непосредственно преобразовать тепловую
энергию нагретого газа в монохроматическое лазерное излу-
чение. Такие лазеры также могут иметь очень высокие энер-
гетические характеристики.
Резонаторы лазеров, как правило, только для небольших
маломощных лазеров состоят из двух зеркал. Для лазеров,
характеризующихся большими' объемами активной среды,
эффективный съем энергии осуществляется более сложными
25
Многопроходными системами, состоящими из нескольких зер-
кал. Большие плотности электромагнитной энергии, характер-
ные для лазерного излучения, и необходимость обеспечения
малой расходимости луча определяют высокие требования к
качеству изготовления зеркал и точности их взаимного рас-
положения.
В ряде случаев лазерный луч, выходящий из резонатора
лазера, не может быть использован непосредственно для
практических целей. Это связано с тем, что оптимальная, с
точки зрения эффективности преобразования энергии, кон-
струкция резонатора, не всегда обеспечивает получение луча
с пространственными характеристиками, оптимальными для
конкретных практических задач. Такая ситуация может воз- |
никать при передаче лазерной энергии на большие расстоя- I
ния, для подвижных объектов и т. п. Тогда для формирова- |
ния требуемых пространственных характеристик луча может ’
быть использована специальная система лазера.
Характерная особенность лазеров как энергетических сис-
тем — их невысокая энергетическая эффективность. Наряду
с необходимостью больших энергетических затрат для полу-
чения лазерного излучения это приводит к тому, что не вы-
веденная в виде лазерного луча, выделившаяся в рабочем
процессе энергия вызывает высокие тепловые и силовые на-
грузки в элементах конструкции лазера. И если для неболь-
ших маломощных лазеров тепловой режим работы удается
обеспечить только за счет естественного охлаждения при вза-
имодействии с окружающей средой, то с ростом мощности
лазера возникает необходимость в специальных системах ох-
лаждения.
Для непрерывных лазеров большой мощности невозможно
отвести выделяющуюся тепловую энергию из активной среды,
поэтому в них применяются системы обмена рабочего тела,
действующие таким образом, что в процессе работы лазера
отработавшая очередной цикл активная среда подается в
систему подготовки, после чего может быть использована
вновь.
Для газовых лазеров организуется непрерывная прокачка
рабочего тела по замкнутому контуру, включающему холо-
дильник. Наконец, в очень мощных системах и такой способ
охлаждения может оказаться неприемлемым из-за габарит-
ных или каких-либо других ограничений. Тогда используются
26:
газодинамические схемы открытого цикла, в которых отрабо-
тавшая активная среда удаляется из лазера. Аналогичные
схемы применяются и в химических лазерах. Получение и
подача в зону использования рабочего тела осуществляются
с помощью систем подготовки рабочего тела (СПРТ).
Давление активной среды газовых лазеров часто намного
меньше атмосферного, поэтому при организации удаления
отработавшей смеси могут возникнуть естественные в таких
случаях трудности. Эти проблемы решаются специальными
системами вывода рабочего тела. Для проточных химических
тазеров, кроме того, эти системы должны обеспечивать нейт-
рализацию или уничтожение вредных веществ, образующих-
ся при функционировании лазеров.
Лазеры представляют собой сложные инженерно-техниче-
ские системы, требующие организации соответствующих
средств контроля и управления рабочими процессами.
Естественно, что в полном объеме структурная схема ла-
зера, представленная на рис. 12, может быть реализована
только для специальных высокоэнергетических систем.
Структуры лазеров меньшей мощности в зависимости от на-
значения и конкретной конструкции могут содержать мень-
шее число составляющих элементов и систем. Однако во всех
случаях в состав лазера входят активная среда, система на-
качки и резонатор.
Литература к разд. /
1. Голубев В. С., Лебедев В. Ф. Физические основы технологических
лазеров. М.: Высшая школа, 1987. 191 с.
2. Карлов И. В. Лекции по квантовой электронике. М,: Наука, 1988.
336 с.
3. Комарек Ф. Введение в физику лазеров. Ml: Мир, 1987. 540 с.
4. Квантовая электроника: Маленькая энциклопедия. М.: Сов. энцик-
лопедия, 1969. 432 с. «
5. Мейтленд А., Данн М. Введение в фнзнку лазеров. М.: Наука,
1978. 408 с.
6. Плохоцкий 3. Что такое лазер? Минск: Высшая школа, 1987. 207 с.
7. Русин С. П., Пелецкий В. Э. Тепловое излучение полостей. М.: Энер-
гоатомиздат, 1987. 152 с.
8. Страховский Г. М„ Успенский А. В. Основы квантовой электроники.
М.: Высшая школа, 1979. 303 с.
9. Шелухин Г. Г. Теория лазеров: Учеб, пособие. Ч. I, II. Ленингр.
мех. ин-т. 1990.
10. Эткинс П. Порядок и беспорядок в природе. М.: Мир, 1987. 224 с.
27
2. ЛАЗЕРНЫЕ АКТИВНЫЕ СРЕДЫ
2.1. Твердые тела
2.1.1. Диэлектрические кристаллы и стекла
Диэлектрические кристаллы и стекла используются в ка-
честве активных сред в так называемых твердотельных лазе-
рах. Возбуждаемыми частицами, в которых и создается ин-
версная населенность энергетических уровней, являются ио-
ны примеси в твердотельной матрице. Примесными ионами
могут быть ионы переходных металлов (марганец, хром, ни-
кель, кобольт) или ‘редкоземельных элементов. Эти вещества
имеют незаполненные внутренние оболочки при наличии
электронов на внешней. На ионы примесей действует силь-
ное электрическое поле кристаллической решетки матрицы,
что приводит к уширению спектральных линий возбуждаемых
частиц. Это, в свою очередь, облегчает получение инверсной
населенности.
В качестве матриц твердотельных активных сред исполь-
зуются такие кристаллические и аморфные материалы, как
корунд (А120з), иттрий — алюминиевый гранат (Y3AI5O12),
стекло.
Лазерная генерация впервые была осуществлена на ру-
бине— окиси алюминия с примесью ионов хрома ( А12О3 :
:Сг3+), концентрация которых составляет 0,05 %, или 1025
ионов в м3. Тем не менее, именно с введением атомов Сг
кристалл принимает характерный для рубина красный цвет.
В кристалле на атомы Сг действует сильное электрическое
поле, создаваемое атомами О и А1, вклад которых ничтожно
мал, так как мала их концентрация. Поэтому взаимодействие
атомов Сг друг с другом очень слабо. Их энергетический
спектр соответствует спектру свободного атома Сг, помещен-
ного в сильное электрическое поле кристалла, расщепляю-
щее уровни атома. Из структуры уровней Сг в рубине
(рис. 13) видно, что имеется основное состояние gj и два воз-
бужденных состояния е2а и s25. Переходы между ними
и уровнем Bi и используются для генерации света.
Наряду с узкими уровнями еь е2я и s2(7 имеются две
сравнительно широкие полосы энергии ез и е4. Длина волны
излучения, соответствующая переходам между уровнями е2
и 61 ( — 0,69 мкм),— почти на красной границе видимого диапа-
зона. Если атом Сг возбудить, переведя его из основного со-
28
стояния в полосу ез или 'ез, то за очень короткое время
(~1(Т8 с) он перейдет на один из уровней е2. При этом
атом не излучает. Его энергия тратится на возбуждение ко-
лебаний кристаллической решетки рубина. Возможность воз-
вращения атома из полос ез и ез снова на уровень ei (зеле-
ный п голубой фотоны) хотя и существует, но скорость этого
Рйс. 13. Схема энергетических уровней Сг3+ в рубине*
процесса пренебрежимо мала по сравнению со скоростью пе-
рехода атомов на уровни е2. На уровнях е2 атом «живет»
Ю~3 с, что по атомным масштабам является большим време-
нем. Такие долгоживущие уровни энергии называются мета-
стабильными.
Большое время жизни возбужденной частицы позволяет
накапливать атомы на уровнях е2, и, если достаточно быстро
переводить атомы с уровня ei в полосы ез и ез, то на уровни
?2 можно перевести более половины атомов. В таком случае
уровни е2 окажутся более населенными, чем уровень еь т. с.
зозникает инверсия населенности по отношению к переходам
T2-*-ei. Такая схема энергетических уровней носит название
грехуровневой. Важной характеристикой схемы энергетиче-
ских уровней активных частиц в лазерной среде является
квантовый КПД системы, который определяется как отно-
шение энергии, выделяющейся при лазерном переходе (с вер-
хнего лазерного уровня на нижний), к энергии, которую не-
обходимо подвести к активной частице для того, чтобы она
29
оказалась на верхнем лазерном уровне. Для трехуровневой
схемы иона Сг в рубине квантовый КПД можно рассчи-
тать следующим образом:
•Пк-—^0,7.
Это довольно высокая величина, что характерно для трех-
уровневой схемы генерации лазера. Существенным недостат-
ком трехуровневой схемы создания инверсии населенностей
является необходимость возбуждения большого числа актив-
ных частиц (/V2>/Vi). Это условие налагает серьезные тре-
бования на скорость возбуждения, а следовательно, и мощ-
ность энергии накачки. Типичные размеры кристаллов из
рубина составляют 5... 10 мм в диаметре до 350 мм в длину
и ограничены технологическими трудностями выращивания
заготовок. Некоторые физические свойства рубина приведены
В табл. 2.1. Таблица 2.1
Свойства ' Рубин Иттрий- алюминие- вый гранат с неодимом Стекло с неодимом
Состав А12Оа: Сг3+ Y3A13O13: Nd»* силикат- ный фосфат- ный
Плотность, кг/м3 3920 4550 2660 3520
Максимальная длина активного элемента, мм 350 150 12 ЮО
Температура плавле- ния, к 2313 2200 960* 870*
Тепропроводиость, Вт/(м-К) 23,0-5-25,0 11,04-14,0 0,4—1,0 0,4
Теплоемкость, Дж/кг • К 750 5904-630 670 570
Область прозрачности, мкм 0,144-6,5 0,34-5,5 0,3- -2,0
Длина волны излуче- ния, мкм 0,693 1,064 1,060х 1,055
Порог разрушения ак- тивного элемента при длительности импульса 20 мс, Дж/м2 2-104 1,0. . . 3,0-104 4,7 • 10«
* Для стекол приведены температуры точки размягчения.
30
Энергетические уровни иона неодима Nd3+ образуют в оп-
тическом диапазоне четырехуровневую квантовую систему,
очень удобную для получения инверсии населенностей
(рис. 14). Квантовый КПД четырехуровневой схемы несколь-
ко ниже, чем у трехуровневой и для нона Nd3+ составляет
— 50 %.
В процессе накачки возбужденные частицы переводятся
на энергетические уровни е4, характеризующиеся широкой
спектральной полосой с очень коротким временем жизни
—1СН1... 10~7 с. Поэтому в результате быстрых безызлуча-
тельных переходов возбуждение с этих уровней передается
на метастабильный уровень е3, время жизни которого состав-
ляет в зависимости от вида матрицы 10~4... 10-3 с. С уровня
е3 частицы переходят также на достаточно узкий нижний ла-
зерный уровень е2, который, в отличие от рубина, находится
несколько выше основного состояния. Из-за малого времени
жизни этого уровня ( —10~7 с) и его низкой равновесной за-
селенности инверсия в данной схеме возникает при сравни-
тельно низких уровнях возбуждения ( — 1 Дж/см3), и таким
образом четырехуровневая схема энергетического обмена в
Л = 1.06 мкм
Рис. 14. Схема энергетических уровней
иона Nd3+
ионах Nd3+ позволяет устранить один из наиболее серьезных
недостатков рубиновых лазеров. Кроме того, содержание при-
месей неодима в твердотельных матрицах может быть на
порядок большим, чем концентрации ионов хрома в рубине,
что также заметно улучшает энергетические характеристики
лазеров на их основе. В качестве матриц наибольшее рас-
пространение получили иттрий-алюминиевый гранат (ИАГ)
। стекло.
31
Достоинством активной среды на ИАГ: Nd является, на-
ряду с низким порогом генерации, высокая теплопроводность
кристаллов, что позволяет реализовывать генерацию при
большой частоте повторения импульсов и в непрерывном ре-
жиме. Как и рубин, иттрий-алюминиевый гранат с неодимом
представляет искусственно выращиваемый кристалл, поэтому
размеры активных элементов из него также сравнительно не-
велики и составляют до 5—10 мм диаметром и до 150 мм
длиной. Характеристики этого материала приведены в
табл. 2.1. Большинство стекол, применяемых в качестве ак-
тивных элементов лазеров, представляют собой неорганиче-
ские пластичные аморфные материалы на силикатной осно-
ве. В последнее время появились несколько типов перспек-
тивных фосфатных стекол. В качестве активного поля в них
используется тот же трехвалентный ион Nd3+, что и в ИАГ:
Nd, поэтому схема уровней, показанная на рис. 14, в общем
не изменяется. Структурные, оптические и технологические
особенности стекла обуславливают следующие его преиму-
щества перед кристаллическими элементами: многосерийность
производства, малая стоимость из-за дешевизны сырья; про-
"тота изготовления активных элементов больших размеров
ч любой формы; высокая оптическая однородность элемен-
тов; возможность введения активного иона в больших кон-
центрациях.
Малая теплопроводность — основной недостаток стекла
(табл. 2.1) — препятствует получению высокой частоты повто-
рения лазерных импульсов.
Твердотельные активные среды нашли широкое примене-
ние в лазерной технике. Высокие плотности рабочего тела
позволяют создавать компактные мощные источники моно-
хроматического света. Поскольку активная среда таких ла-
зеров— диэлектрик, единственно возможным методом накач-
ки является оптическая накачка. Поэтому для эффективного
использования твердотельных активных сред необходимо
обеспечить соответствие спектральных характеристик среды
и источников освещения. 4
* 2.1.2. Полупроводники
Полупроводники как рабочее вещество для лазеров при-
влекли к себе внимание, во-первых, возможностью создания
лазеров в широком диапазоне длин волн — от далекой инф-
32
пакрасной области до ультрафиолетового диапазона, во-вто-
рых, возможностью достижения очень высокого КПД гене-
раторов света, близкого к 100%. Обе эти возможности свя-
(лны с особенностями энергетического спектра в полупро-
водниках.
В отличие от отдельных атомов и молекул, полупроводни-
овые кристаллы обладают не узкими энергетическими уров-
;ями, а широкими полосами (зонами) разрешенных энерге-
тческих состояний. Разрешенные зоны отделены одна от
фугой запрещенными зонами (рис. 15). Электроны в кри-
галле не могут обладать каким-либо значением энергии, ле-
жащим в пределах запрещенной зоны. В диэлектриках и по-
лупроводниках на верхнюю энергетическую зону кристалла —
юну проводимости — электронов не хватает — она пуста. Зо-
на проводимости отделяется запрещенной зоной от последней
.^полненной (или почти заполненной) электронами зоны,на-
зываемой валентной. Ширина запрещенной зоны Де — очень
~Лона
проводимости
£ ' ~ Валентная
V--------' '" - —- зона
Рис. 15. Энергетический спектр
полупроводникового кристалла
важная характеристика полупроводника, поскольку она опре-
деляет его электропроводность и оптическую прозрачность.
Электроны, которые переходят из валентной в зону проводи-
мости, могут играть роль носителей заряда и называются
лектронами проводимости. При перескоке электрона в зону
проводимости в валентной зоне остается пустое место —
нырка, которая ведет себя как положительная частица и,
тедовательно, тоже является носителем электрического за-
ряда. Перескок электронов из валентной в зону проводимо-
сти и образование электронно-дырочных пар могут происхф-
тнть при нагреве под действием электромагнитных полей, а
также при взаимодействии с квантами света. Одновременно
3 Зак, № 43 33
с Этим в полупроводнике могут происходить и обратные про-
цессы — спонтанная и вынужденная рекомбинация электрон-
но-дырочных пар, сопровождающаяся спонтанным или вы-
нужденным излучением квантов света. Это означает, что в
полупроводнике при определенных условиях возможны уси-
ление и генерация света.
Естественно, в нормальном равновесном состоянии полу-
проводник способен лишь поглощать, а не усиливать свет.
Если в проводнике нарушить тепловое равновесие с тем, что-
бы электроны плотно заполнили область, примыкающую к
дну зоны проводимости ее, а дырки плотно заполнили об-
ласть у потолка валентной зоны (такое состояние называ-
ется вырожденным), то полупроводник приобретет способ-
ность усиливать свет, т. е. его состояние будет характеризо-
ваться инверсией населенностей энергетических уровней.
Однако в чистых полупроводниках создать’одновременно
вырождение электронов и дырок трудно. Этого легче добиться
в полупроводниках, содержащих примеси, энергетические
уровни которых расположены в запрещенной зоне. При этом
атомы, легко отдающие электроны-доноры (Те, Se и др.), об-
разуют уровни в запрещенной зоне вблизи дна проводимо-
сти в,., а атомы, легко воспринимающие дополнительные
электроны-акцепторы (Zn, Cd и др.), образуют уровни вбли-
зи верхнего края валентной зоны ег. При преобладании до-
норных примесей полупроводник называется полупроводни-
ком n-типа, а при преобладании акцепторных примесей —
p-типа. Если примесей очень много, то они начинают взаимо-
действовать между собой, и их уровни расширяются в зоны,
которые могут сливаться с зоной проводимости или валент-
ной зоной. При этом электронов в зоне проводимости или
дырок в валентной зоне может оказаться так много, что в
полупроводнике станут вырожденными либо электроны, либо
дырки (рис. 16).
Если взять два полупроводника п- и p-типов, в которых
электроны и дырки вырождены, и соединить их, то в месте
соединения, ' называемом p-n-переходом, может • возникнуть
инверсия населенностей. Естественно, что инверсия в обла-
сти перехода будет существовать только в первый момент
присоединения полупроводников. Для того, чтобы снова до-
биться создания инверсной населенности, необходимо прило-
жить к переходу электрическое поле. При этом через переход^
потечет электрический ток, состоящий из двух компонентов—!
34
лектронов и дырок, двигающихся навстречу друг другу, и
; переходном слое будут поддерживаться условия, достаточ-
ные для вырождения электронов и дырок и, следовательно,
' нем будет сохраняться состояние инверсной населенности.
п-пблпс.ть
о- обметь
Рис. 16. Энергетическая схема р-п-перехода при соедииеиии
полупроводников р- н п-тнпа
На взаимодействии полупроводников р- и л-типов работают
наиболее широко распространенные инжекционные полупро-
водниковые лазеры на р-л-переходах. В табл.- 2.2 приведены
Таблица 2.2
Полупроводник Рабочая температура T, К Длина волны, мкм
ZriS 80 0,330
.' ZnSc 80 ? 0,453
CdS 44-300 0,485-0,796
GdSe . ' ’80 • 0,695 *
, Ga As 44-300 0,8204-0,901
InAs ... 20 ... 3,008
’ PbS 4 4,270
PbSe I ' ' 8,55
35
некоторые характеристики активных сред полупроводниковые
лазеров. Высокая концентрация активных центров в полу
проводниках, используемых для лазеров, предполагает высо
кую вероятность излучательных переходов. Например, ллг
получения 10-кратного оптического усиления в рубине длин;
кписталла должна быть около 100 мм, в полупроводнике ж?
достаточно 0,1 мм. Размеры активных сред полупроводнике
вых лазеров при столь высоком усилении ограничены и
превышают долей миллиметра.
2.2. Жидкие активные среды
2.2.1. Жидкости с активными ионами
редкоземельных металлов
В определенной мере жидкие растворы могут иметь пре-
имущества перед твердотельными матрицами. Поскольку
концентрация активных ионов в них может быть того же по-
рядка, что п в стеклах, то и энергии, получаемые с единицы
объема активных сред, могут быть сравнимы с характеристи-
ками твердотельных лазеров. Объем активных сред при этом
ограничен лишь объемами кювет. В жидкостях отсутствуют
постоянные напряжения, структурные неоднородности и вклю-
чения, однако при оптической накачке в них могут возникать
значительные неоднородности. Возможна прокачка активной
среды через лазерную кювету для охлаждения рабочего тела.
При больших плотностях энергии в активной среде не возни-
кает необратимых разрушений. В качестве активных частиц
в жидкостных матрицах используются те же редкоземельные
ионы, что и в стеклах. Наиболее часто, как и для твердо-
тельных лазеров, ионом-активатором является ион неодима
Nd3+ (рис. 14). Жидкие лазерные материалы делятся на два
класса: металлоорганические (хелатные) и неорганические
(апротонные).
Характерной особенностью растворов хелатов как рабо-
чего тела лазеров является то, что в них возбуждение актив-
ного иона происходит не непосредственно под действием оп-
тической энергии накачки, а в результате внутримолекуляр-
ной передачи энергии органической части комплекса к воз-
буждаемому иону. Это позволяет расширить возможный круг
используемых ионов за счет частиц с узкими полосами соб-
ственного поглощения. Недостаток хелатных лазеров — не-
высокая энергетическая эффективность, что, в первую оче-
36
редь, объясняется большим коэффициентом поглощения сче-
иакачки. В табл. 2.3 приведены характеристики двух ти-
пичных хелатных активных сред.
Таблица 2.3
Характеристика t Жидкие активные среды
хелатные апротонные
ЕцЗ+' (ортохлор- пензоилтри- фтороцето- национ) ди- метиломмо- ний в CH3CN Nd3+(NO3-)3 (дейтериро- ванный три- бутилфос- фат) в СС14 Nd3+: SeOCl2: SnCl4 Nd»+: POC13. SnCl4
Плотность, кг/м3 783 1,593 2400 1900
Температура плавле- ния, к 228 250 270 270
Температура кипения, К 355 350 450 380
Длина волны, мкм 0,6117 1,054 1,056 1,0525
Характерная особенность неорганических растворите-
лей — отсутствие в них водорода (поэтому их называют ап-
ротонными), что позволяет эффективно использовать четы-
рехуровневую схему инверсной населенности в ионах Nd3+
с поглощением света накачки собственными полосами погло-
щения Nd3+. Спектры поглощения растворов Nd3+ в неорга-
нических жидкостях и другие характеристики процесса обра-
зования инверсии в них схожи с аналогичными параметрами
активных сред на основе стеклянных матриц. Неорганические
Жидкие материалы имеют в своей основе двухкомпонентные
растворы SeOCl2 или РОС13 с галогенидами III, IV и V групп.
Растворы на основе SeOCl2 токсичны и имеют большую вяз-
кость, что препятствует прокачке жидкости, на основе РОС1з
нетоксичны и менее вязки. Однако обе жидкости весьма аг-
рессивны, что сужает выбор возможных конструкционных
37
материалов и требует тщательной герметизации кювет. Не-
которые физические характеристики таких активных сред
приведены в табл. 2.3.
2.2.2. Растворы органических красителей
К органическим красителям относят сложные органичес-
кие соединения, обладающие интенсивными полосами погло-
щения в видимой и ближней ультрафиолетовой областях
спектра, распределяемые по следующим классам: ксантены,
полиметины, оксазины, кумарины, антрацены, азины, фтало-
цианины. В качестве растворителей используют воду, этанол,
метанол, циклогексан, толуол, глицерин, бензон, ацетон и
другие жидкости, а также полимерные материалы: полисти-
рол, полиметакрилат. Молекулы красителей имеют сложную
структуру и характеризуются большим числом энергетических
состояний, представляющих собой сложные комбинации
Рис. 17. Схема энергетических
уровней лазера на красителях
электронных колебательных и вращательных состояний. При
рассмотрении механизма создания инверсии населенностей
пользуются упрощенной пятиуровневой схемой (рис. 17).
Большинство химически устойчивых молекул содержит
четное число электронов, которые в молекулах с ковалент-
ными связями спарены, и результирующий спин равен нулю.
Такое энергетическое состояние называют синглетным, и
38
^означают символом S. Если в результате возбуждения и
перевода электрона на более высокий энергетический уровень
дины пар электронов останутся антипараллельными, то со-
,‘ояние системы останется синглетным. Но возможны и та-
ie переходы, когда спин электрона, перешедшего на более
ысокий энергетический уровень, становится параллельным
,ртнеру. Такое состояние системы называется триплетным
обозначается символом Т. Излучательные переходы между
ииглетными состояниями называются флюоресценцией, а
между различными состояниями — фосфоресценцией.
В результате возбуждения (оптическая накачка) молеку-
л из состояния So переводится в синглетное состояние .$!
или S2. Возбужденная молекула быстро (10-11 с) безызлуча-
цльно релаксирует на нижний колебательный уровень синг-
ктного состояния S), отдавая избыток энергии растворите-
ле. При этом возникает инверсия населенностей между этим
.ровней и одним из уровней So. Далее молекула может со-
вершить либо излучательный лазерный переход Si->S0, либо
един из следующих переходов, конкурирующих с лазерным:
S ->S2, связанный с поглощением энергии накачки, безызлу-
чательный переход S,—<-S0 (внутренняя конверсия), также
безызлучательный переход в триплетное состояние
(синглет-триплетная конверсия), который затем может при1
водить к дополнительному поглощению излучения накачки
на переходе Т\-+Т2 (трицлет-триплетное поглощение), либо
к переходам Т^8й (излучательным или безызелучательным).
Для возбуждения органических красителей применяют оп-
шческую накачку, создаваемую с помощью лазеров (в ви-
димом или ультрафиолетовом спектральных диапазонах) или
специальных импульсных газоразрядных ламп.
В зависимости от характеристик красителя и используе-
мого источника накачки лазерная генерация может быть осу-
ществлена практически на любых длинах волн в пределах
спектрального диапазона 0,340... 1,100 мкм.
2.3. Газы и плазма
2.3.1. Смеси нейтральных атомов
Энергетический спектр газа отличается от спектра твер-
дого тела прежде всего тем, что он весьма точно соответст-
вует энергетическим уровням отдельных атомов и молекул.
Это свойство газов позволяет предсказать множество воз-
39
।
можных схем энергетических переходов в различных газах.
Достоинство газа как рабочего тела лазеров — высокая оп-
тическая однородность. Самым существенным недостатком
газообразных активных сред можно считать значительно
меньшую, чем у твердых тел, плотность и, следовательно,
меньшие удельные энергетические характеристики. Смеси
нейтральных атомов являются наиболее распространенной га-
зовой лазерной средой. Инверсную населенность в них по-
лучают, как правило, между двумя достаточно высоко распо-
ложенными электронными уровнями. Наиболее известной ак-
тивной средой из нейтральных атомов является смесь неона
с гелием, на основе которой был создан в 1961 г. А. Джава-
ном в США первый газовый лазер. He-Ne-лазеры до сих пор
остаются самыми распространенными.
Излучающими частицами в таком лазере являются атомы
Ne, которые имеют большое число метастабильных энерге-
тических уровней. Однако именно это оказывается одной из
причин, по которой в Ne трудно обеспечить возбуждение ка-
кого-либо одного избранного энергетического состояния, что-
бы возникла инверсная населенность относительно нижних
уровней при помощи подводимой извне энергии накачки.
Удачным решением этой проблемы, достаточно широко при-
меняемым в лазерах^ стало использование донорного газа,
который эффективно возбуждается с помощью внешних ис-
точников энергии и в то же время сам не может избавиться
от запасенной энергии, а передает ее атомам Ne. В рассмат-
риваемом случае такую роль исполняет Не. Смесь Не с Ne
является прекрасной активной средой. На рис. 18 представ-
лена схема энергетических уровней атомов обоих газов.
Энергии двух возбужденных метастабильных уровней его
и е2(у атомов Не точно совпадают с энергиями уровней е5а и
атомов Ne. Поэтому при столкновениях возбужденных
атомов Не с невозбужденными Ne возможна резонансная
передача возбуждения, в результате которой атомы Ne ока-
жутся в возбужденных состояниях е5а или ег>(?, а атомы Не а
основном. Если правильно подобрать давления Ne и Не в
смеси, то можно добиться заселенности одного или обоих
уровней 65a и s5(J атомов Ne, значительно превышающей на-
селенность этих уровней в чистом Ne, и получить инверсию
населенностей между уровнями е5, е4 н ез.
I
40
Таким образом, в системе Не—Ne остается лишь обеспе-
чить эффективный способ возбуждения (накачки) атомов
Не и расселения нижних лазерных уровней ез и атомов Ne.
Наиболее распространенным способом возбуждения ак-
тивных частиц в газовых лазерах является использование
электрического разряда в газе. Это объясняется высокой эф-
фективностью взаимодействия потока электронов при столк-
новении с атомами и молекулами и возможностью легко уп-
равлять этими процессами. В частности, таким образом осу-
ществляется накачка в лазерах на нейтральных атомах. Под-
держанию инверсной населенности в смеси Не—Ne может су-
щественно мешать наличие метастабильного уровня е2 у ато-
мов Ne с большим временем жизни частиц. Расселение уров-
ня е2 происходит при столкновениях атома Ne со стенками
Рис. 18. Схема энергетических уровней в He-Ne-лазере
разрядной камеры. Вместе с условием эффективной накачки
газовым разрядом это, определяет требования к разрядной
камере, которая для He-Ne-лазеров выполняется в виде стек-
лянной трубки с диаметром менее 5 мм, длиной от 100 мм до
1 м и более. В трубке содержится газовая смесь Не—Ne в
отношении парциальных давлений рне/рхе~3-4-7 и полном
давлении «0,1 .. 3,0 кПа.
Как видно из схемы энергетических уровней, He-Ne-лазер
может генерировать лазерное излучение нескольких длин
волн. Выбор какой-либо из них зависит от условий для ге-
нерации. Первый лазер, созданный под руководством А. Джа-
вана, испускал инфракрасное излучение с X— 1,153 мкМ. Наи-
41
более сильный эффект можно получить для длины волны
Х = 3,3913 мкм. Видимый свет с длиной волны ^=0,6328 мкм
генерируется с меньшей эффективностью, но именно эта воз-
можность определяет широчайшее распространение He-Ne-ла-
зеров, которые, несмотря на малую выходную мощность
(10—100 мВт), безусловно, представляют наиболее много-
численную группу ладеров.
Среди возможных активных сред из двухкомпонентных
смесей нейтральных атомов следует упомянуть и гелий-ксе-
ноновые смеси, на которых работают соответствующие лазе-
ры. В них Не так же является донором, который резонансно
ередает энергию излучающему атому.
Однако генерация получена и в чистых инертных газах
(Хе, Кг, Аг, Ne) без примесей. Специальным подбором дав-
ления газа, размера трубки и режима газового разряда уда-
ется создать инверсию населенностей и без резонансной пере-
дачи возбуждения от донорных частиц. В табл. 2.4 приве-
дены длины волн некоторых лазеров на нейтральных атомах.
Таблиц* 2.4
Состав Не-Ne Не-Хе Хе
Длины волн, мкм 0,632а * .
1,153 3,507 2,026
3,39|3
2.3.2. Смеси ионов
.. С точки зрения практического использования большой ин-
терес в качестве рабочих сред лазеров представляют ионизи-
рованные газы. В настоящее время получена генерация ме-
жду уровнями ионов более 30 химических элементов. В таких
активных средах лазерные переходы происходят между уров-
нями ионизированных атомов, причем степень ионизации мо-
жет быть очень большой, например, ультрафиолетовый им-
пульсный, лазер на длине волны 0,2358 мкм работает на трех-
кратно ионизированных атомах Ne (см. табл. 2.5). Инверсия
населенностей уровней в ионных лазерах осуществляется ме-
42
жду двумя возбужденными уровнями ез'.и е4' ионов (рис. 19).
Нижний лазерный уровень е3' обладает очень коротким вре-
менем жизни относительно основного состояния иона, что
приводит к его быстрому опустошению. С другой стороны,
уровень е/ с большим временем жизни сильно заселяется
ионами при соударениях их с быстрыми электронами в раз-

£г
ез
Лазерное излучение
Спонтанное излучение
Основное состояние иона
Основное состояние атпнн.
Рис. 19. Схема энергетических уровней ионизированных
активных сред
ряде не только за счет переходов ионов из основного состоя-
ния, но и за счет последовательных переходов ионов из груп-
пы уровней е5' на уровень е4'. Оба эти фактора обеспечивают
создание инверсии населенностей в ионизированной активной
среде.
Прежде чем возбуждать ионные уровни, необходимо иони-
зировать нейтральные атомы, что достигается пропусканием
через смесь очень больших токов. Квантовый КПД ионных
лазеров невелик и для аргонового лазера составляет около
7 %. Диаметры разрядных трубок ионных лазеров от 2 до
5 мм при давлениях смеси не более 500 Па. Спектральные
характеристики наиболее распространенных ионных лазеров
приведены в табл. 2.5. Таблиц 2.5
Активный ион Аг* АГ’2* - Ne* Ne3* Кг* Кг3*
Длины волн, 0,4579' 0,5282
мкм 0,3611 0,3324 0,3507
0,4880 0,2358 0,6471
0.3638 0,3378 0,3564
0,5145 0,6764
43
Наибольшее распространение среди ионных лазеров по-
лучил аргоновый, использующий переходы между электрон-
ными состояниями иона Аг+.
2.3.3. Пары металлов
Активные среды лазеров на парах металлов состоят как
из нейтральных атомов, так -и из ионизированных смесей.
Одной из наиболее важных особенностей, позволяющей вы-
делить такие смеси в отдельную группу, следует считать то,
что при обычных условиях все металлы не являются газами
и для обеспечения необходимой для работы лазера концент-
рации атомов в активной среде нужно предпринимать специ-
альные меры, которые, как правило, заключаются в ее на-
греве. Например, температура активной среды может состав-
лять HOOK, для смесей на основе бария и около 1900К для
смесей с парами меди. Это вынуждает использовать СПРТ.
Повышение температуры создает не только технические, но
и более принципиальные трудности, поскольку при высокой
температуре могут заметно заселяться нижние рабочие уров-
^зызлучательный ^ene'toS
-0,578 мк"
= 0,511 пкн
Рис. 20. Энергетические
уровни меди
ни. Особенно это опасно для сред, в которых нижний рабо-
чий уровень лежит невысоко над основным состоянием, что
характерно для наиболее эффективных с точки зрения энер-
гетики активных частиц.
Наиболее интересны две группы активных сред с парами
металлов — среды, в которых происходят переходы с резо-
нансных на метастабильные уровни (самоограниченные пе-
реходы), и среды с взаимодействием нейтральных атомов и
атомарных ионов.
Среди лазеров на самоограниченных переходах наилуч-
шие результаты получены на смесях паров меди в гелии.
Возбужденному состоянию меди (рис. 20) соответствуют два
44
близко лежащих резонансных уровня ез, которые эффективно
возбуждаются электронами в разряде. Излучательные лазер-
ные переходы осуществляются на нижние метастабильные
уровни е2, при этом длины волн Xi = 0,578 мкм и Х2 = 0,511 мкм
соответствуют желтому и зеленому областям видимой части
спектра. Самоограниченными эти переходы называют из-за
того, что их длительность ограничена свойствами самого пе-
рехода. Естественно, что генерация лазера на таких актив-
ных средах может быть только импульсной. Характерные ча-
стоты повторения импульсов могут достигать 20 кГц при дли-
тельности импульса до 10-8 с. Кроме меди генерация полу-
чена на парах бария, свинца, золота и др.
Принцип работы гелий-кадмиевого лазера имеет много
общего с работой гелий-неонового лазера. Донором в гелий-
кадмиевой активной среде является не нейтральный атом Нс,
а ион Не+, который передает возбуждение излучающему ато-
му Cd в процессе перезарядки Cd + He+->Cd+*4-Hc. Возбуж-
дение атому Cd может передаваться также от находящегося
в метастабильном состоянии атома Не*, в результате образу-
ется возбужденный ион Cd+* (реакция Пеннинга): Cd +
+ He*->'Cd+* + He-|-e. Наибольший интерес представляет по-
следний процесс, поскольку он лежит в основе получения не-
прерывной генерации с длиной волны Х=0,4416 мкм в фио-
летовой области. На основе смесей Не—Cd, Не—Se, Не—Zn
созданы лазеры видимого и ультрафиолетового диапазона,
близкие по техническим характеристикам к He-Ne-лазеру.
2.3.4. Молекулярные смеси
В отличие от рассмотренных выше активных сред с вы-
нужденными переходами атомов (или ионов) между элект-
ронными энергетическими уровнями, в молекулярных систе-
мах используются переходы между характерными для моле-
кул колебательно-вращательными уровнями. Это определяет-
ся качественно более сложной структурой молекулы по срав-
нению с атомом. Связующим элементом молекулы служит
электронное облако, образуемое внешними «валентными»
электронами атомов. При этом не только заряд, но и масса
гакой системы имеют определенное пространственное рас-
пределение. Молекула может вращаться вокруг центра масс
и колебаться различными способами. Обеим формам движе-
ния присущи дополнительные уровни энергии. Переходам
45
между колебательными и вращательными уровнями соответ-
ствуют в общем случае меньшие, по сравнению с электрон-
ными, уровни разности энергии. Спектральные линии такого
излучения лежат обычно в инфракрасной области и даже в
диапазоне микроволн.
В настоящее время известно много лазеров, активной сре-
дой в которых являются молекулярные газы и их смеси. Пер-
вый молекулярный лазер, созданный К. Пателем в США в
1964 г., остается до сих пор самым распространенным и осо-
бенно широко используемым в лазерных технологиях. Этот
лазер работает на вынужденных переходах между колеба-
тельными уровнями молекулы СО2 (рис. 21). Молекула СО2
имеет линейную структуру, в которой атомы кислорода (О)
могут совершать симметричные (мода vj, деформационные

Симметричные О,
0CQ
-^(ппСр'-..
гьгI
\~9,6 мкм
Деформационные -?г
с
Асимметричные
О С о
ОммфлААЛф
е
е
! мкм
(010)
1020'1
g ...и........L
' .. сог
(ооо)—;——
N,
Рйс. 21. Типы колебании н схема основных энергетических
уровней молекул COs и Na
(мода v2) и асимметричные (мода V3) колебания относитель-
но атома углерода (рис. 21, а). Употребляемые для описания
состояний такой молекулы квантовые числа Vj,v2, V3 характе-
ризуют число квантов, соответствующих колебанию данного
типа.
Использование активной среды на основе чистого СО2 не'
позволяет получить хорошие лазерные характеристики. Это
связано с невысокой эффективностью процессов возбужде-
ния и поддержанием инверсии населенностей между уров-
нями ев, 64 и ез молекулы СО2.
46
Резкий рост показателей СО2-лазера был достигнут вве-
дением в состав смеси N2 и Не. Молекула N2 имеет колеба-
тельный энергетический уровень v=l, почти точно совпадаю-
щий с уровнем е5 (001) молекулы СО2. Поскольку переход
для молекулы азота безызлучательный, то она явля-
ется эффективным «донором» для молекулы СО2 аналогично
атому гелия для атома неона в He-Ne-лазере. В СО2-лазерах
молекулы Не способствуют расселению нижних уровней 84,
8з, 82 молекулы СО2 и обеспечивают выравнивание и пониже-
ние температуры смеси. Вместо Не можно применять с той
же целью пары воды. Характеристики активной среды в боль-
шой мере определяются системой накачки и назначением ла-
зера.
В сравнительно маломощных лазерах, возбуждаемых с
помощью непрерывного самостоятельного разряда, тепловой
режим работы удается обеспечить за счет теплопроводности
через стенки разрядной трубки. В этом случае смесь СО2:
: N2: Не в соотношении 1:1: (3... 6) содержится в стеклян-
ных трубках диаметром 10—30 мм суммарной длиной до
200 м при давлениях до 0,5 кПа.
Повышение мощности лазера возможно только при при-
нудительном охлаждении смеси периодической прокачкой от-
работавшего газа через холодильник. Для этого в схему ла-
зера включают систему подготовки рабочего тела, состоя-
щую из холодильника и вентилятора. И наконец, в самых
мощных лазерах открытого цикла требуется непрерывное
производство и подача рабочего тела в зону генерации. При
этом интерес представляют составы активных сред, в кото-
рых гелий заменен водородом или водой. В отличие от ге-
чия, оптимальное содержание этих примесей не. превышает
нескольких процентов. Но наибольший интерес к смесям
СО2—N2—Н2О объясняется возможностью получения их в
процессе сжигания углеводородных топлив и их использова-
нии в СО2-газодинамических лазерах (ГДЛ). Активная среда
СО2-ГДЛ содержит компоненты СО2—N2—Н2О в соотноше-
нии 8:90:2 при давлениях в зоне генерации 0,2:1.кПа, по-
лученные в результате быстрого расширения в сверхзвуко-
вом сопле. . . .
Использование для накачки несамостоятельного разряда
позволяет реализовать импульсные СО2-лазеры высокого дав-
ления, ;в которых активная среда испытывает давление до
47
нескольких атмосфер. Лазеры такого типа получили наиме-
нование TEA СО2-лазеров, т. е. СО2-лазеров атмосферного
давления с поперечным возбуждением (Transversly Excited
Atmospheric).
Оптимальная температура активной среды для СО2-лазе-
ров составляет 300—400 К и может несколько снижаться с
ростом давления. Из молекулярных лазеров наиболее близ-
ким к СО2-лазерам по энергетической схеме является N2O-
лазер, в котором активной частицей является молекула N2O,
имеющая лазерные переходы в диапазоне 10,6—11,0 мкм, при-
чем в роли «донора» используется молекула N2.
Молекулярный лазер на окиси углерода (СО) обладает
существенными особенностями, которые отличают его от
других молекулярных лазеров, хотя, как и СО2-лазер, он ра-
ботает на колебательно-вращательных переходах в основном
электронном состоянии. Структура колебательных энергети-
ческих уровней молекулы СО характеризуется небольшой

Рис. 22. Схема энергетических уровней молекулы СО
ангармоничностью, т. е. энергия, отдаваемая молекулой, на-
ходящейся в нижнем энергетическом состоянии, несколько
превышает (на величину Де) энергию, которую способна при-
нять молекула, находящаяся в верхнем энергетическом со-
стоянии (рис. 22).
Из-за уменьшения расстояния между соседними уровня-
ми вероятность столкновения с передачей энергии возбужде-
ния от частиц, находящихся на нижних энергетических уров-
нях, к частицам на верхних уровнях превышает вероятность
48
обратного процесса, требующего преодоления энергетического
барьера, равного Де. Лазерная генерация может возникнуть \
между произвольной парой энергетических уровней, если сис-
тема находится в состоянии инверсии. Конечное состояние
итого лазерного перехода может служить начальным со-
гоянием для другого. Молекула СО на нижнем лазерном
\ ровне может быть снова возбуждена при соударении, а ее
возврат в основное состояние, которое в общем случае нахо-
дится ниже уровней лазерных переходов, не является необ-
ходимым условием. Вследствие этого в излучение может быть
переведено свыше 90 % энергии, получаемой средой от сис-
темы накачки. Каскадный характер переходов приводит к
некоторому разбросу длин волн генерации, в результате ла-
и’р одновременно работает в целой спектральной полосе
5... 6,5 мкм.
Эффективность активной среды зависит от ее температуры
(температура кипения СО равна 83К), при температуре
большей 400К инверсию получить почти невозможно. Рабо-
чая смесь СО-лазеров помимо СО включает молекулы Аг,
\2, Не, О2.
Способы возбуждения СО-лазеров практически не отли-
чаются от лазеров на СО2. Они эффективно накачиваются
при самостоятельном и несамостоятельном разряде, а также
нои глубоком охлаждении в сверхзвуковом потоке.
К недостаткам активных сред на основе молекулы СО, на-
ряду с низкими температурами для их эффективного псполь-
•ования, следует отнести токсичность рабочей смеси, чтотре-
бгет принятия специальных мер зашиты. Имеется еще ряд
|'.эк двухатомных, так и многоатомных молекул, на которых
получена генерация, например Н2О (27,9 мкм, 118,6 мкм),
MCN (337 мкм) и др. Однако их использование в лазерах
существенно меньшее, чем СО и особенно СО2.
2.3.5. Химически реагирующие смеси
Интерес к использованию в лазерах химически реагирую-
щих смесей связан прежде всего с тем, что в ходе химических
Реакций может выделяться значительное количество энергии,
по крайней мере, часть которой, может возбуждать электрон-
ные колебательные и вращательные состояния молекул. Кри-
териями при выборе химической системы служат распределе-
ние энергии в молекулах, возникающих в результате химиче-
ской реакции, и релаксационные процессы.
4 Зак. № 43
40
Прежде всего, число образующихся возбужденных моле-
кул должно превышать количество молекул в низших энерге-
тических состояниях (возможность создания инверсии насе-
ленностей). Кроме того, время жизни частиц в возбужден-
ном состоянии не должно быть слишком малым. В настоя-
щее время в химических лазерах используются колебатель-
но-вращательные переходы молекул. Более подробно хими-
ческие реакции, приводящие к созданию активных сред, бу-
дут рассмотрены ниже.
Самыми подходящими для создания активных сред явля-
ются реакции окисления или горения, в ходе которых выде-
ляются большие количества энергии. Поэтому наиболее ча-
сто в качестве горючего в таких системах используются водо-
род или дейтерий, реже углерод и металлы, а в качестве
окислителей — молекулы галогенов и кислород. Поскольку
хранение этих компонентов в чистом виде сопряжено с извест-
ными сложностями, то иногда применяются и соединения, со-
держащие эти компоненты: гидриды, SFe, NF3, N2F4, N2O.
Хотя возбуждение излучающих молекул происходит вместе
с их образованием в ходе химической реакции, для иници-
ирования реакций могут быть использованы тс же способы,
что и для накачки лазеров, в частности, световое излучение
мощных импульсных ламп, самостоятельный и несамостоя-
тельный электрический разряд, нагрев компонентов, лазер
ное или ионизирующее излучение. Длины волн излучения
химических лазеров такого типа лежат в ближней инфракра-
сной области в диапазоне 3—6 мкм.
К активным средам, образующимся в ходе химических
псакций, могут быть отнесены и рабочие тела фотохимиче-
ских пли фотодиссоционных лазеров. Рабочим веществом та-
ких лазеров являются соединения иода — перфторпропилпо-
диды ((CF3)2AsJ, C3F7J и др.), а активной частицей — атом
J, образующийся в ходе диссоциации под действием импульс-
ных световых источников. При этом рабочее вещество содер-
жится в стеклянных трубках под давлением до 15 кПа, пе-
риодически освещаемых импульсными лампами. Лазерный
переход возбужденного атома иода соответствует длине вол-
ны 1,315 мкм.
С еще меньшим основанием, чем фотодиссоционные, к хи>
мическим лазерам могут быть отнесены лазеры на эксимер-
ных молекулах, поскольку возбуждение активных частиц i
них происходит не в результате химической реакции, а под
50
действием внешнего источника энергии системы накачки.
Однако поскольку рабочие процессы в активной среде лазе-
па сопровождаются химическим взаимодействием, то в этом
мысле такие активные среды относятся к химически реаги-
рующим смесям.
Активной частицей в эксимерных лазерах являются мо-
.скулы — димеры некоторых инертных газов и их галоидные
□единения, способные существовать устойчиво только в воз-
бужденном состоянии. Собственно название эксимер — обра-
зование от слов excited dimer (возбужденный димер), стро-
го говоря, относится только к молекулам типа Хе2, Кг2, Аг2,
но сейчас это название применяют и к другим подобным- со-
единениям инертных газов, как правило, их галоидам АгС1,
KrF, XeCl, XeF и др. Время жизни таких молекул в возбуж-
денном состоянии составляет 10-7—10*9 с, в то время как в
основном состоянии их эффективное время жизни не превос-
ходит 10~и—10~15 с, поэтому и опустошение нижнего лазер-
ного уровня происходит естественным путем.
В качестве источников накачки эксимерных лазеров ис-
пользуются самостоятельный и несамостоятельный электри-
1еский разряд в газовых смесях, состоящих из инертных га-
юв и галогенов в соотношении (100... 1000): 1 соответствен-
но. Уникальной особенностью лазерных переходов в актив-
ных средах эксимерных лазеров является спектральный ди-
апазон, перекрывающий практически всю ультрафиолетовую
>бласть.
2.3.6. Плазма
Рекомбинация свободных электронов с положительными
зонами в плазме может привести к эффективному накопле-
нию атомов или ионов в возбужденном состоянии. В газовых
азерах рабочее тело также может находиться в частично
"ли даже полностью ионизированном состоянии, однако при
->том возбуждение активной среды не связано с процессами
'екомбинации плазмы. Рекомбинирующая плазма должна
одновременно характеризоваться высокой концентрацией
’.тектронов (1020...1022 м-3) и достаточно низкой электрон-
ной температурой (100К), т. е. это плотная высокоионизиро-
ванная плазма, электроны которой переохлаждены. Разность
чергии между электронными уровнями атомов и энергией
отрыва электрона соответствует видимой, ультрафиолетовой
и рентгеновской части спектра. Именно этим объясняется по-
вышенный интерес к плазменным лазерам.
<* 51
Плазменные лазеры созданы на парах легкоионизируе-
мых щелочно-земельных металлов Mg, Са, Sr, Ва. Иониза-
ция в таких лазерах производится импульсом электрического
разряда.
В плазмодинамических лазерах плазму получают путем
электродугового нагрева рабочего тела, а инверсия населен-
ностей образуется при быстром расширении (разлете) плаз-
мы. Аналогичные процессы лежат в основе идеи рентгенов-
ского лазера, создание активной среды в котором происходит
’пи разлете полностью ионизованной плазмы после воздей-
ствия мощного импульса лазерного излучения или ядерного
взрыва. Использование таких экзотических способов накачки
для возбуждения лазерных переходов в коротковолновой ча-
сти спектра не случайно, а связано с сильной зависимостью^
энергии накачки от длины волны излучения лазера. «
2.4. Системы подготовки рабочего тела
Под системой подготовки рабочего тела лазеров пони-
мают часть лазерной установки, в функцию которой входит
хранение, подготовка и подача рабочего тела или его компо-
нентов в систему накачки или в зону образования активной
среды в процессе работы лазера. Естественно, что такие сис-
темы имеются только у определенного класса лазеров, пре-
жде всего, у газовых проточных лазеров открытого цикла
и газовых лазеров с замкнутым контуром и частичной заме-
ной рабочей смеси.
СПРТ является одной из важнейших подсистем газовых
проточных лазеров открытого цикла и обеспечивает хранение
исходных компонентов рабочего тела, подготовку и подачу
в другие подсистемы лазера массовых потоков компонентов
определенного состава с требуемыми термодинамическими и
теплофизическими характеристиками. Расходные характери-
стики СПРТ могут составлять от десятков граммов до сотен
килограммов в секунду при временах работы от долей се-
кунды до нескольких часов. Также различны и. как правило,
очень жестки требования, предъявляемые к химическому со-
ставу и теплофизическим характеристикам. Вместе с разно-
образными условиями эксплуатации лазеров, все это, в свою
очередь, определяет разнообразие соответствующих техниче-j
ских решений различных СПРТ для разных типов лазером
52 I
2.4.1. Топлива и топливные компоненты СПРТ
Для газовых проточных лазеров открытого цикла, в пер-
вую очередь, газодинамических и непрерывных химических
лазеров, характерно использование в качестве рабочего ,тела
высокотемпературных агрессивных газовых смесей при высо-
ких давлениях, которые не могут храниться и должны под-
травливаться в ходе использования. Существуют два прин-
ципиально различных способа нагрева газовых смесей:
внешними источниками путем теплообмена и за счет тепла,
выделяющегося в химических реакциях непосредственно в
процессе образования смеси требуемого состава. Внешние
источники тепла позволяют получать рабочие смеси практи-
чески любого состава, не содержащие вредных или балла-
стных примесей и, следовательно, способствуют реализации
максимально высоких лазерных характеристик. Правда, при
лом требуются весьма энергоемкие нагревательные источ-
ники. С другой стороны, высокотемпературные рабочие тела,
получаемые при горении и других химических реакциях, поч-
П1 всегда содержат примеси, и, кроме того, оказываются
чваимозависимыми состав и теплофизические характеристики
смеси.
В качестве исходных компонентов рабочего тела могут
использоваться чистые вещества (Н2, D2, Не, N2, О2, F2) и
и к смеси, различные топливные компоненты (N2O, СО, СО2,
СиНв, C2N2, NF3, N2F4, SF6), а также специальные топлива
(жидкие и твердые). Некоторые физические свойства этих
веществ приведены в табл. 2.6.
2.4.2. Системы хранения и подачи компонентов
рабочего тела
В зависимости от своих физических свойств компоненты
могут храниться в газообразном, жидком и твердом виде,
i также в переохлажденном сжиженном состоянии с исполь-
зованием криогенной техники.
Хранение компонентов в газообразном виде при высоком
давлении позволяет обходиться без специальных систем по-
дачи, что делает конструкцию более простой и универсаль-
ной. Недостаток такой системы — большие массогабаритные
Характеристики и изменение температуры газа в баллоне по
53
'^11
Таблица 2.6
54
мере его опорожнения. Объем баллона определяется следу-
ющим выражением:
_ т* R То нач_________
0 ~ Г. IРк + Ари1'*! ’
< Ро нач Н — I--------1
L \ Ро нач / J
где тк —расчетная масса компонента, необходимая для ра-
боты лазера; 7?— газовая постоянная компонента; Гонач —
начальная температура компонента; ро нач — начальное давле-
ние; рк — давление в камере, в которую подается компонент;
\/'р — минимальный перепад, обеспечивающий подачу; k —
показатель адиабаты.
Масса шарового баллона тб для хранения запаса газа
массой mi; при температуре Го равна:
_ _ 3 тк/?7орм
тб — —------—----,
2 [а]
где рм—плотность материала баллона, [ст] — предельное на-
пряжение материала баллона. Интересно, что в этом случае
масса баллона оказывается независимой от давления хра-
нящегося в нем газа.
Для жидких компонентов массогабаритные характеристи-
ки системы хранения в основном определяются массой и
н.ютностью жидкости, а вес баков составляет не более 20 %
л веса хранящегося компонента.
Для криогенных систем важное значение имеют тепло-
толяционные свойства материалов, предназначенных для за-
шиты емкостей с жидкими компонентами и трубопроводов
•и теплопотоков извне. В табл. 2.7 приведены значения плот-
Таблица 2.7
1 11 1 — —— Материал Плотность, кг/м8 Эффективный коэффи- циент теплопроводнос- ти, Вт/м-К
’иловая изоляция при атмосфер- ам давлении:
аэрогель 50 0,02...0,025
минеральная вата 100 0,03...0,044
пенопласт 40 0,02...0,04
Вакуумная теплоизоляция:
аэрогель 100 (0,5...1,4)-10"»
стекловата 150 (5.0...11,0)-10-»
Вакуумно-экранная изоляция'.
стеклобумага СВР с экранами из АС - 100 5,0-10-6
стекловуаль ЭВТИ-7 с экранами из АС 70 4,5-10-6
55/.
. HqcTH И эффективного коэффициента теплопроводности (А.э)
учитывающего все механизмы теплопереноса через стенку
для наиболее характерных материалов, используемых в кри-
огенной технике.
При определении запаса компонента, хранящегося в пе-
реохлажденном виде (т), необходимо учитывать массу ис-
парившейся за предполагаемое время хранения (!) жидко-
сти (тя):
т
т = тк 4- та = т„ -)-2----, ’*
к ' и “ 6„ Q I!
где S — поверхность криогенной емкости; 6П — толщина теп-
лоизоляции; Q — удельная теплота испарения компонента.
Подача жидких компонентов из системы хранения может
осуществляться путем вытеснения их газом под высоким дав-
лением (вытеснительная подача) или откачки с помощью
турбонасосных агрегатов.
Вытеснительная система подачи отличается простотой и
надежностью, но ее главный недостаток заключается в том,
что топливные баки находятся под давлением подачи компо-
нентов. Вследствие этого растут необходимая толщина сте-
нок баков и их масса.
Основное преимущество турбонасосных систем состоит в
разгруженности топливных баков, что позволяет обеспечить
их минимальную массу. Недостатком этих систем является
их относительно высокая сложность и длительность запуска
и остановки. В любом случае использование систем подачи
требует дополнительных затрат энергии и ведет к увеличе-
нию массогабаритных характеристик лазера.
В системах на твердотопливных компонентах заряды рас-
полагаются непосредственно в камере сгорания. Хорошие
эксплуатационные характеристики, простота хранения, удоб:
ство обслуживания, автономность, быстрый выход на режим
привели к широкому использованию таких систем в военном
ракетостроении, возможно их применение в лазерной техни-
ке. Их главный недостаток заключается в большой сложно-
сти создания эффективных лазерных топлив, сочетающих в
себе преимущества твердотопливных зарядов и требуемые,
с точки зрения лазера, характеристики продуктов горения
или газификации. _
56
2.4.3. Камеры сгорания
Только небольшая часть запасенных компонентов может
быть использована непосредственно в том же виде, в кото-
ром компоненты находятся в системе хранения. Обычный
чуть подготовки рабочего тела газовых проточных лазеров —
смешение и сжигание компонентов в специально предназна-
ченных для этих целей устройствах. Системы смешения, в
Рис. 23. Камера сгорания СПРТ СО2-ГДЛ: /-корпус камеры
сгорания; 2 — полость охлаждающей жидкости; 3, 7 — кол-
лекторы подачи кислороде и азота; 4,9 — отверстия подачи
кислорода и азота; 5 — коллектор подачи горючего; 6 — от-
верстия подачи горючего; 8 — коллектор подачи кислорода;
10 — воспламенитель
которых хотя бы часть компонентов вступает в экзотермиче-
ские химические реакции, называются камерами сгорания.
Конструкции камер сгорания газовых лазеров в зависимости
от решаемых задач, исходного состояния компонентов, вре-
мени работы могут быть различны (рис. 23).
57
Основным требованием, предъявляемым к конструкциям
камер сгорания, является обеспечение максимально быстрого
завершения всех химических реакций, заданного уровня рав-
номерности состава и других характеристик рабочего тела в
выходном сечении камеры при минимальном времени пребы-
вания компонентов или минимальном уровне теплопотерь.
В камере сгорания (рис. 23) компоненты вводятся через два
пояса инжекторов. Окислитель (кислород) в смеси с азотом
подается в коллекторы 3 и 7 и вводится в камеру через от-
верстия в боковых стенках 4, 9, причем в первом поясе к нему
дополнительно подмешивается чистый кислород 8. Горючее
(СО и Н2) вводится также в первом поясе 5 через форсунки
6, расположенные концентрично по отношению к отверстиям
для ввода окислителя. Инициирование горения производится
воспламенителем 10. В химических лазерах в камерах сгора-
ния происходит образование исходного компонента химиче-
ской реакции, в результате которой в системе накачки про-
исходит образование возбужденных частиц. Этим компонен-
том является диссоциированный фтор (см. подразд. 3.5). По-
лучение атомов F может происходить при термической дис-
социации F2 или фторсодержащих молекул. В лабораторных
установках с этой целью используется гексафторид серы
SFg, который диссоциирует в плазмотроне. В автономных
установках источником энергии служит реакция горения пер-
вичного горючего (D2 для лазера на HF или Н2 для лазера
на DF) в окислителе (F2, трифторид азота NF3, тетрафтор-
гидрозин N2F4), причем в реакцию вступает только часть
(около половины) исходного количества окислителя, а ос-
тальная его часть в результате термической диссоциации
становится источником атомарного фтора, который из камеры
сгорания вместе с продуктами горения подается в систему
накачки. Конструкция камеры сгорания непрерывного хими-
ческого лазера (НХЛ) приведена на рис. 24.
Окислитель и первичное горючее, разбавленные в требу-
емом соотношении гелием, подаются через входные штуцеры
в коллекторы 1 и 2, откуда в чередующиеся между собой
ряды отверстий в смесительной головке и далее через фор-
сунки поступают в камеру сгорания. Для охлаждения смеси-
тельной головки и камеры сгорания в коллектор 3 подается
вода, которая, проходя через зазор между рубашкой и стен-
кой камеры, нагревается и далее собирается в коллектор 11.
58
В твердотопливных газогенераторах исходные компонен-
,ы — это заряды твердых топлив, которые, как правило, хра-
: ятся непосредственно в камерах сгорания.
I Зада
I Вода
t
Рис. 24. Схема камеры сгорания непрерывного химического HF(DF)
лазера: 1 — коллектор первичного горючего; 2 — коллектор окисли-
теля; 3, 9—11— коллекторы системы охлаждения; 4 — смеситель-
ная головка; 5 — рубашка; 6 — корпус; 7 — коллектор вторичного
горючего; 8 — сопловой блок
Время работы, расход и другие характеристики СПРТ на
пердотопливных компонентах определяются выбранной фор-
ой и конструкцией заряда.
Литература к разд. 2
1. Аблеков В. К- и др. Справочник по газодинамическим лазерам. М.:
Машиностроение, 1982. 168 с.
2. Белостоцкий Б. Р., Любарский Ю. В., Овчинников В. М. Основы ла-
:рной техники. Твердотельные ОКТ- М.: Сов. радио, 1978. 408 с.,
59
3. Борейшо А. С. Системы подготовки рабочего тела газовых проточных
лазеров открытого цикла: Учеб. пособие/Ленингр. мех. ин-т. Л., 1990. 222 с.
4. Зверев Г. М. и др. Лазеры на алюмоиттриевом гранате с неодимом.
М.: Радио и связь, 1985. 145 с.
5. Карнюшин В. Н„ Солоухин Р. И. Макроскопические и молекуляр-
ные процессы в газовых лазерах. М.: Атомиздат, 1981. 200 с.
6. Лазеры на красителя/Ф. Шефер и др. М.: Мир, 1976. 309 с.
7. Лосев С. А. Газодинамические лазеры. М.: Наука, 1977. 335 с.
8. Панченков Г. М„ Лебедев В. П. Химическая кинетика и катализ.
М.: Химия, 1985. 592 с.
9. Радциг А. А., Смирнов Б. М. Справочник по атомной и молекуляр-
ной физике. М.: Атомиздат, 1980. 240 с.
10. Справочник по лазерам/Под ред. А. М. Прохорова. Т. 1. М.: Сов. ра-
дио, 1978. 504 с.
Зг СИСТЕМЫ НАКАЧКИ
3.1. Оптическая накачка j
- 3.1.1. Излучение источников накачки j
Наиболее интенсивные полосы поглощения в энергетиче-
ском спектре большинства активных сред расположены в ви-
димой области спектра и в прилегающих к ней участках ин-
фракрасного и ультрафиолетового диапазона. Поэтому основ-
ное требование, предъявляемое к характеристикам излучения
источника накачки,— необходимость излучения большей ча-
сти энергии именно в этих областях спектра. Как следует
из выражения (1.8), соотношение между коэффициентами
спонтанного (Amn) и вынужденного (Bmn) излучения про-
порционально X-3: AmnjBmn = 8-/z/a3. Оно резко возрастает
с уменьшением длины волны, чем обуславливаются трудности
создания коротковолновых лазеров с оптической накачкой.
Поскольку частота излучения накачки должна превышать
частоту излучения лазера, то для накачки твердотельных,
жидкостных и фотодиссоционных лазеров требуются источ-
ники более коротковолнового спектра, чем длины волн этих
лазеров. Проинтегрировав по всему спектру выражение для
плотности излучения, определяемое формулой Планка (1.3),
можно получить соотношение, известное как закон Стефана—
Больцмана: ю
9= f = °о 7Л
о
где оо = 5,67-10~8 Вт/(м2-К)—постоянная Стефана—Больц-'
мана. Закон устанавливает для абсолютно черного тела за-,
висимость интегральной плотности потока излучения от тем-
пературы.
60
Каждому значению температуры (рис. 1) соответствует
тлина волны Хтах, для которой pv максимальна. Условие эк-
стремума dpv/dv = 0 после некоторых упрощений приводит
к соотношению, которое еще до открытия закона Планка
предложил Вин: • Т= 2,9 • 1О '; м • К. Действительные ха-
рактеристики реальных источников излучения в общем слу-
чае могут отличаться от «абсолютно черного тела», посколь-
ку все тела обладают некоторой отражательной способно-
стью, которая является функцией длины волны и темпера-
туры. Тем не менее, такая идеализация весьма полезна, так
,ак в целом ряде случаев излучение источников света может
Рис. 25. Зависимость
плотности мощности из-
лучения в полосе 0,1
чкм с поверхности аб-
солютно черного тела
при различных темпера
турах
быть с достаточной степенью точности определено по закону
Стефана—Больцмана при введении коэффициента, теплового
излучения е: д = е,а0Т*.
Рассчитанные по формуле Планка спектральные зависи-
мости мощности излучения абсолютно черного тела в полосе
Шириной 0,1 мкм (рис. 25) являются типичными для ширины
61
полосы поглощения многих активных сред. При температуре
порядка 3000К излучение заключено в основном в инфра-
красном диапазоне. Поэтому
(лампы накаливания) мало
лазерных сред. Эффективные
ка 5000—10000К реализуются
ных ламп, которые получили
пение как источники накачки лазеров.
Зависимости доли энергии излучения абсолютно черного
тела, поглощаемой в полосах ез и 64 рубина рн (см. рис. 13),
тепловые источники излучения
эффективны для большинства
температуры излучения поряд-
при использовании газоразряд-
наиболее широкое распросгра-
Рис. 26. Зависимость эффективности поглоще- .(
ния излучения абсолютно черного тела $'.
в зависимости от температуры приведены на’рис. 26. Шири-
на обеих полос принята равной 0,1 мкм. Как видно, для по-
лосы Ез (0,56 мкм) максимум эффективности имеет место
при Г^ббООК, а для полосы 0,41 мкм при 10000К. Суммар-
ное значение доли поглощенной энергии —30%. Для реаль-
ных ламп накачки эффективность использования энергии на-
качки ц„ не первышает 15 % (т]н<0,15) для активных ионов
Сг3+ и Nd3+. Максимальную энергию накачки можно подсчи-
тать исходя из концентрации активных частиц. Рубин содер-
62
жит около 1,6- 1025 ионов Сг3+ в кубическом метре. Посколь-
ку для рубина характерна трехуровневая схема лазерных пе-
реходов (см. п. 2.1.1), то для создания активной среды необ-
ходимо перевести на уровни ез и е4 больше половины всех
ионов хрома, т. е. по крайней мере 8-1024 м~А На возбуж-
дение иона затрачивается энергия ез—Ki~4- 10 ’9 Дж/час-
тицы. Минимальная энергия, необходимая для возбуждения
единицы объема рубина, emin = 6 • 1024 • 4 • 10-,9 = 3,2 • 106 Дж/м3.
Однако с учетом эффективности использования излучения
ламп величина пороговой энергии накачки для рубина
^пор^"^т1п/т|н~ 25 • 106 Дж/м3.
Несмотря на то, что концентрация активных частиц в
твердотельных лазерах на неодимовом стекле и иттрий-алю-
миниевом гранате (НАГ) с неодимом более чем на порядок
превышает содержание ионов хрома в рубине, пороговая
энергия накачки для лазеров на Nd3+ из-за эффективной че-
тырехуровневой энергетической схемы оказывается сущест-
венно меньшей и составляет ~106 Дж/м3. Это объясняется
тем, что для создания инверсии населенностей в четырех-
уровневой схеме на верхний лазерный уровень достаточно
перевести несколько процентов частиц из основного состоя-
ния.
Наиболее эффективными полосами поглощения в спектре
активных сред на ИАГ + Ш3+ являются полосы 0,74 и
0,81 мкм, поэтому для их накачки могут быть использованы
наряду с газоразрядными лампами и лампы накаливания,
полупроводниковые лазеры или светодиоды и даже солнеч-
ное излучение.
Поскольку в хелатных и апротонных жидкостных лазерах
применяются те же активные частицы, что и в лазерах на ди-
электрических кристаллах и стеклах, то все вышесказанное
> значительной степени относится и к возможности оптиче-
ской накачки таких лазеров. Особенность хелатных актив-
ных сред состоит в том, что свет накачки поглощается в ши-
роких полосах поглощения молекулярных комплексов ме-
таллоорганической жидкости, соответствующих переходам на
синглетные возбужденные уровни. С синглетных уровней про-
исходит переход комплексов на их триплетные уровни, а за-
тем энергия передается на метастабильный уровень актив-
ного лазерного иона, вынужденное излучение с которого идет
по обычной схеме генерации. Процесс накачки в таких лазе-
рах сложен из-за коэффициента поглощения света накачки
63
г
в растворе, поэтому свет накачки почти полностью поглоща-;
ется в слоях, составляющих доли миллиметра. 1
Для возбуждения растворов органических красителей в-
импульсном режиме чаще всего используют основные частоты
излучения твердотельных лазеров (вторая гармоника руби-
нового— 0,347 мкм; вторая — 0,530 мкм, третья — 0,353 мкм
и четвертая — 0,265 мкм гармоники неодимового лазера), а
также излучение импульсных газовых и эксимерных лазеров
видимого и ультрафиолетового диапазона.
Лазерная накачка красителей может осуществляться с
большой частотой повторения импульсов. При циркуляции
раствора, обеспечивающей достаточно быструю смену ак-
тивной среды в рабочей зоне лазера, частота следования
Импульсов генерации красителя ограничивается лишь рабочей
частотой возбуждающего лазера.
Оптическая эффективность преобразования энергии воз-^
буждающего импульсного лазера в энергию излучения лазе-)
ра на красителе достигает нескольких десятков процентов.
В импульсных лазерах может применяться также аналогии- ]
но твердотельным лазерам немонохроматическая накачка при |
помощи газоразрядных импульсных ламп. j
Источником непрерывной накачки красителя в больший-я
стве случаев служит аргоновый ионный лазер выходной мощ- <
ностью в несколько ватт. При этом необходимо обеспечить 1
быструю прокачку рабочего тела через систему накачки и
зону генерации. ]
Основные полосы поглощения молекул перфторпропилио-(
дидов расположены в видимой и ультрафиолетовой части)
спектра, поэтому для накачки этих лазеров также исполь-j
зуются импульсные газоразрядные лампы. J
Главный критерий при выборе осветителя в системах бп-'®
тической накачки лазерных активных сред — совпадение по-
лос излучения осветителя с полосами поглощения активной
~^°ды, обеспечивающими заселение верхних лазерных уров-
ней.
3.1.2. Оптические схемы систем накачки i
Излученная источником накачки световая энергия долж-1
на быть с минимальными потерями передана активной среде. *
Низкая эффективность использования оптической энергии i
накачки немонохроматических источников излучения (г)н~ |
=»6... 15 %) вместе с невысоким коэффициентом преобра-1
64 I
зования электрической энергии в световую (у газоразрядных
ламп т]Сн'~30... 50 %, а у ламп накаливания т)сн'<Ю%) и
потерями в оптических схемах накачки (г|Сн// = 30 ... 70 °/о)
являются основными факторами, определяющими невысокий
суммарный КПД лазеров с оптической накачкой (г|л = 0,1...
5%).
Выбор оптической схемы накачки зависит от требований,
предъявляемых к лазеру в каждом конкретном случае. Наи-
Рис. 27. Схемы систем иакачки твердотельных лазеров: / — активное те-
ло, 2 — лампа накачки, 3 — отражатель
большей простотой отличаются схемы накачки на основе по-
гостных или спиральных ламп. В полостных лампах
(рис. 27, а) отражающее покрытие наносится непосредст-
5 Зак. Ns 43 65
венно на наружную поверхность лампы, а для спиральных
ламп требуются специальные осветители, которые выполня-
ются в виде цилиндрического экрана, внутри которого рас-
полагается лампа с рабочим телом лазера (рис. 27, б). Ис-
пользование осветителей с полостными лампами позволяет
получить наибольшую концентрацию энергии в активном теле
при хорошей равномерности. Охлаждающая жидкость про-
качивается в зазоре между внутренней полостью лампы и
активной средой, что обеспечивает высокую эффективность
охлаждения.
В лазерах с непрерывной генерацией могут применяться
сфероконические осветители (рис. 27, в), для которых ха-
рактерно многократное прохождение света через активную
среду. Оптические схемы с осевой симметрией эффективно
работают со сравнительно короткими активными, имею-
щими диаметр на 1 —1,5 мм больше, чем диаметр лампы.
Наиболее широко в твердотельных лазерах применяются
осветители, имеющие форму эллиптического цилиндра, у ко-
торых лампа расположена параллельно активному телу,
причем оси лампы и активной среды лазера совпадают с фо-
кальными осями цилиндра (рис. 27, г). Одноламповые эллип-
тические цилиндры имеют высокую эффективность (цсн^
~75 %). Кроме того, они позволяют раздельно охлаждать
лампу и рабочее тело и обеспечивают сравнительно равно-
мерную оптическую накачку активной среды, если ее сечение
много меньше поперечных размеров отражателя.
В лазерах с большой выходной энергией применяются ра-
бочие тела в виде стержней, диаметр которых превосходит
диаметр лампы накачки. В этом случае для повышения эф-
фективности накачки используют многоламповые оптические
схемы. Каждая лампа располагается в фокальных осях эл-
липтических цилиндров, а на их общей сопряженной фокаль-
ной оси размещают рабочее тело (рис. 27, д). Относительная
величина энергии, попадающей в активную среду, возрастает
по мере увеличения количества ламп, однако общая эффек-.
тивность системы снижается. В очень мощных лазерах вы-1
ходные энергетические параметры определяются стойкостью
материала активной среды, поэтому в таких системах необ-!
ходимо увеличивать поперечные размеры рабочего тела. Од-
нако увеличение диаметра цилиндрического рабочего тела
ограничено неоднородностью накачки, связанной поглоще-
нием излучения. Кроме того, в некоторых случаях примене-
66
ние цилиндрических активных тел нежелательно из-за воз-
никающих в них высоких термических напряжений.
Для снижения осевого градиента температуры и повыше-
ния выходной энергии без разрушения торца используют дис-
ковые системы (рис. 27, е). В них диски накачиваются со сто-
роны торцевой поверхности и имеют наклон, близкий к углу
Брюстера, что снижает потери при отражении и предотвра-
щает возможность паразитной генерации за счет отражения
от торцев.
Оптические схемы накачки для жидкостных лазеров с ак-
тивными ионами редкоземельных металлов те же, что "и для
1вердотельных лазеров (рис. 27). Жидкость заливается в
прозрачные кюветы. Возможными конструкционными мате-
риалами для кювет и элементов систем прокачки активной
среды являются кварц, стекло и фторопласт. Для систем с
"спользованием лазерных жидкостей на основе РОС13 может
быть применен также никель. Для исключения самовозбуж-
дения лазеров из-за отражения поверхности окон ска-
пливают относительно оси кюветы. Используются также
юветы с наружными поверхностями окон под углом Брю-
тера.
Особенность накачки лазеров на органических красите-
1ях—применение в качестве источников накачки других ла-
еров, которые характеризуются высокой направленностью
злучения. Наиболее распространены две основные оптиче-
ские схемы накачки: поперечная, когда направление возбуж-
дающего излучения перпендикулярно направлению излуче-
ния накачиваемой активной среды органического красителя,
продольная, когда оба этих направления совпадают
(рис. 28. а и б соответственно).
Продольная схема работает наиболее эффективно, если
' озбуждение проводится через селективное зеркало, хорошо
пропускающее излучение накачки и обладающее высоким
коэффициентом отражения в спектральной области генера-
пии красителя. Этому требованию удовлетворяет схема с
призмой полного внутреннего отражения (рис. 28, в), в ко-
торой излучение накачки с незначительными потерями на
отражение проходит через призму со стороны ее ребра и
слегка сфокусированным пучком попадает в объем актив-
ного вещества. Излучение формируется в резонаторе, обра-
зованном призмой внутреннего отражения и выходным по-
•прозрачным зеркалом. Такая схема эффективно работает
5* 6'7
при любых длинах волн излучения накачки И генерации. Дл$
оптимально подобранных параметров раствора и резонатора
энергетическая эффективность продольной и поперечной схе-
мы одинакова. Непрерывная генерация получается в очень
тонком . слое красителя, прокачиваемого через некоторыь
объем.
В схеме с замкнутой системой прокачки (рис. 29, а) из
лучение непрерывного лазера, проходя через плоское зер
Рис. 28. Схемы накачки лазеров на органи-
ческих красителях
кало резонатора Mi (продольная схема), фокусируется лин-
зой Л] в активной среде. Излучение лазера выводится через
полупрозрачное зеркало М2 и формируется линзой Л2. В про-
стой и надежной конструкции (рис. 29, б) кювета с красите-
лем отсутствует, а лазерная генерация происходит в тонкой
плоскопараллельной струе раствора, формируемой специаль-
ным соплом. Плоскость струи ориентирована под углом Брю-
стера к резонатору (Л4Ь М2), чтобы свести к минимуму отра-
68
жение от ее поверхности. Излучение непрерывного аргонового
лазера вводится через призму и зеркальную оптическую сис-
тему (Af3, М4).
Оптические схемы накачки фотодиссоциониых лазеров
включают импульсные лампы и кюветы с газовой активной
Рис. 29. Системы накачки непрерывных лазе-
ров на органических красителях
средой. Из них, как правило, образуют несколько усилитель-
ных каскадов, позволяющих получить излучение в виде вы-
сокоэнергетических очень коротких импульсов.
Наиболее мощным природным источником непрерывного
оптического излучения является Солнце, поэтому естестве-
нен интерес к возможности использования солнечного света
8 системах оптической накачки, обеспечивающих непрерыв-
ный режим работы. Лазерную генерацию от солнечного из-
лучения получают в твердотельных лазерах на ионах Ne, од-
нако заметные значения выходной мощности могут дости-
6&
гаться только- при охлаждении стержня. Солнечная накачкг
перспективна для фотодиссоционного лазера (рис. 30).
Ожидается, что солнечная накачка будет особенно эффек
тивна в космическом пространстве, поскольку можно буде-i
использовать коротковолновую часть солнечного спектра,
глощаемую атмосферой Земли.
3.2. Накачка электрическим разрядом
3.2.1. Свойства газового разряда !
Наиболее эффективно частицы в газовых средах возбуж-
даются в результате взаимодействия нейтральных атомов ил1
молекул с заряженными частицами или взаимодействия меж-
ду заряженными частицами.
Частично или полностью ионизированный газ называется
плазмой. Если суммарный электрический заряд конечного
объема плазмы равен нулю, то такая плазма называется
квазинейтральной.
Одним из наиболее удобных и распространенных способов
получения плазмы является-электрический разряд. Под элек-
трическим разрядом в газах понимают совокупность физиче-
ских явлений, сопровождающих протекание электрического
тока через газовую среду (рис. 31). Энергия, выделяющаяся
в единице объема газового разряда, пропорциональна плот-
ности тока / и напряженности электрического поля Е. В элек-
троразрядных газовых лазерах состояние плазмы характери-
зуется широким диапазоном значений основных параметров.
Концентрация электронов изменяется от 1021... 1022 м~3, тем-
70-
юратура нейтральных атомов от сотен До тысяч кельвинов,
средняя энергия электронов от 10“20 до 10~'8 Дж.
Многообразие свойств плазмы и происходящих в ней яв-
лений определяется многообразием элементарных процессов,
которые могут иметь место при столкновениях заряженных
л нейтральных частиц между собой. Наиболее характерными
являются два вида столкновений: упругие и неупругие. В пер-
вом случае суммарная энергия поступательного движения
Рис. 31. Схема электрической цепи с
, газовым разрядом
частиц не изменяется, а происходит лишь ее перераспределе-
ние. Во втором случае столкновение сопровождается измене-
нием внутренней энергии частиц.
Возбуждение активной среды газовых лазеров происхо-
дит в результате упругих столкновений, сопровождающихся
следующими основными процессами.
1. Возбуждением частиц при столкновениях с электроном
(электрический удар): е+А—»~е+А*. Естественно, что для
реализации такого процесса подходят лишь электроны, энер-
1 ия которых превосходит энергию возбуждения частицы. При-
мером таких реакций могут служить процессы возбуждения
Донорных молекул Не и N2:
е 4-Не->г + Не*, е + N2->e + N2*,
। таюйе возбуждение излучающих атомов в лазерах на само-
ограниченных переходах, например, е+Си-^е + Си*.
2. Передачей возбуждения от одной частицы к другой:
4* + В^4 + В*.
71
Максимальная скорость такого процесса определяется
близостью возбужденных уровней энергии молекул. Примером
могут служить резонансные передачи энергии от донорных
молекул в He-Ne и СО2-лазерах:
Не* 4-Ne-»Ne* 4-Не,
n,*+co,->co2*+n2.
3. Возбуждением при прямой или ступенчатой ионизации:
А + е->А+* + 2е,
д±е^А+ + 2е,1
А+4-е-*А+*4-е. )
Подобный процесс происходит при накачке аргонового ион-
ного лазера: |
Аг -|- Аг+ + 2е, Аг+ -|- е->Аг+* 4- е. I
4. Возбуждением активных частиц в процессах переза-'
рядки при ионных столкновениях: А+В+-+-А+*+В.
5. Возбуждением, совместным с отлипанием электрона
(реакция Пеннинга):
А 4-В*-*А+* В +
Такие процессы характерны для He-Cd-лазеров:
He+4-Cd-He + Cd+% г
Не*+ Cd->He4-Cd+*4-e. ?
Кроме возбуждения частиц в газовом разряде протекают об-
ратные им процессы тушения при спонтанном излучении и
в результате столкновений, а также целый ряд реакций, свя-
занных с образованием и перераспределением энергии в плаз-
ме.
Большую роль в работе газоразрядной системы накачки
играют поверхностные явления на электродах и ограничива-
ющих плазму поверхностях: фотоэффект, термо- и автоэлект-
ронная эмиссия электронов на катоде и другие. Направлен-
ное движение заряженных частиц в ионизированном газе под
действием электрического поля называется дрейфом. Элект-
роны в электрическом поле набирают энергию в интервале
между столкновениями и отдают ее при упругих и неупру-
гих столкновениях с ионами, атомами и молекулами. i
72
Приближенно скорость дрейфа электронов выражается
ависимостью:
ие^ЬеЕ, (3.1)
где Ье—коэффициент пропорциональности, называемый по-
движностью электронов.
Аналогично для тяжелых заряженных частиц—ионов ско-.
□ость дрейфа в направлении электрического поля можно за-
исать как
tit^btE, (3.2)
где bj — подвижность ионов.
Плотность тока заряженных частиц в плазме определя-
ется их плотностью, зарядом и скоростью дрейфа:
J = ^пугуеиг (3.3)
где пу — концентрация заряженных частиц сорта у, гу — их
заряд в единицах электронного заряда е. С учетом (3.1)...
..(3.3) плотность тока в плазме можно представить в виде
}^=}e + h = eneue + ziniul.
Гак как масса электронов пге много меньше массы ионов
(те<СОТг), то их подвижность должна быть много больше
(be^>bi) и при примерном равенстве Пе-гц соотношение элек-
тронных и ионных токов удовлетворяют неравенству
г. е. ток в квазинейтральной плазме переносится в основном
электронами. *
3.2.2. Вольт-амперная характеристика (ВАХ)
Протекание электрического тока в газоразрядном проме-
жутке характеризуется многообразием электрических, кван-
товых, газодинамических процессов, точное описание кото-
рых вызывает серьезные трудности. Поэтому при изучении
электрического разряда в газах часто отказываются от рас-
смотрения всех сопутствующих явлений и останавливаются
на анализе связи между напряжением на разрядном про-
межутке и током через этот промежуток. Такой подход к опи-
санию электрического разряда в газе получил название ме-
тода вольт-амперных характеристик (ВАХ).
ВАХ описывает связь между напряжением и током U=
ив общем случае определяется не только значениями
73
и и J, но и их производными по времени. Вольт-амперная
характеристика, полученная для установившихся значений
тока, называется статической и определяется только свойст-
вами конкретного разрядного промежутка.
Напряжение на разрядном промежутке (между точками
А и В, рис. 31) U может быть выражено следующим обра-
зом: U=E—JRbh, где Е— ЭДС источника электропитания;
Rbh — сопротивление внешней цепи.
Изменяя величины Е и Rm по одиночке или одновремен-
но, можно, определяя при каждом новом значении Е и RBh
значения U и J, получить кривую ВАХ, имеющую характер-
ный вид (рис. 32).
Прежде всего на этой кривой выделяются два участка:
OABCD — участок несамостоятельного разряда, для сущест-
вования электрического тока в котором необходим, кроме по-
дачи напряжения на электроды, внешний источник иониза-)
ции газа, и DEFGHRL — участок самостоятельного разряда,^
Рис. 32. Вольт-амперная характеристика газового
разряда
в котором электрический ток поддерживается только за счет;!
энергии электрического поля, подводимой к электродам раз-1
рядного промежутка. На участке ОА ВАХ сопротивление га-1
зового промежутка постоянно и зависимость U=U(J) линей-^
ная. Участок ВС характеризуется насыщением, когда элект- t
рический ток, протекающий через разрядный промежуток]
перестает зависеть от напряжения. Дальнейший рост напря-
жения (участок CD) приводит к появлению заметного коли-^
чества вторичных электронов, образующихся при столкнове-'
ниях частиц в газе и бомбардировке катода положитель-j
ными ионами. Начиная с точки D при напряжении на раз-1
74 - I
рядном промежутке, называемом напряжением зажигания
'Лаж, число вновь образующихся носителей электрического
,ока сравнивается с числом гибнущих в разряде частиц. Уча-
сток DE— это самостоятельный разряд, поддерживаемый при
напряжении зажигания разряда. Он называется таундсенов-
ским, или «темным». Свечения разряда при этом не наблю-
дается, токи очень малы (/= 10~10... 10~5 А).
С ростом тока за точку Е самоподдержание разряда обес-
печивается за счет падения напряжения в узкой прикатодной
юласти, а поле во внешней области лишь обеспечивает про-
одимость газового промежутка. При этом суммарное напря-
жение на разрядном промежутке падает до величины, значи-
ельно меньшей напряжения зажигания Лаж. Участок пра-
see точки F называется областью тлеющего разряда. Сна-
1ала он занимает лишь часть площади катода, при этом плот-
ность тока называется «нормальной». С ростом тока пло-
цадь, занимаемая на катоде разрядом, увеличивается при
охранении «нормальной» плотности тока (участок FG). Это
происходит при почти постоянном напряжении на разрядном
промежутке. После заполнения всей площади катода разря-
юм рост тока сопровождается увеличением плотности тока
। напряжения на разрядном промежутке. Этот участок GH
пзывается участком «аномального» тлеющего разряда. При
щльнейшем росте тока происходит разогрев поверхности ка-
ода, приводящий к росту термоэмиссии электронов. Поло-
жительная обратная связь между этими явлениями приводит
; переходу правее точки Н к дуговому разряду, причем ток
продолжает расти при снижающемся напряжении на разряд-
ном промежутке. В газовых лазерах для возбуждения актив-
ной среды могут использоваться как несамостоятельный, так
и самостоятельный электрический разряд.
3.2.3. Накачка газовых лазеров
несамостоятельным электрическим разрядом
Использование несамостоятельного разряда для накачки
активной среды лазеров позволяет работать в области воз-
растающей вольт-амперной характеристики, т. е. повышенной
устойчивости разряда, и отказываться от использования в
цепи (см. рис. 31) балластных сопротивлений R.c, на которых
рассеивается значительная мощность. Это определяет перс-
пективы применения несамостоятельного разряда для высо-
комощных молекулярных и эксимерных лазеров.
Основными способами поддержания несамостоятельного
разряда являются фотоионизация, ионизация пучком элект-
ронов и ионизация вспомогательными импульсными разря-
дами (рис. 33).
Использование для ионизации газа оптического излучения
основано на явлении фотоэффекта, когда энергия фотонов,
взаимодействующих с частицами, оказывается достаточной
для отрыва электронов с верхних уровней атомов или моле-
кул рабочей среды. Естественно, что наиболее эффективны
в этом случае высокоэнергетические кванты излучения ульт-
рафиолетового и рентгеновского диапазонов. В схеме, пред-
ставленной на рис. 33, а, в качестве источника ультрафио-
летового излучения используется искровой разрядник 4. Фо-
тоны (Av), попадая в активную среду 1, вызывают ее иони-
зацию, т. е. образование положительных и отрицательных
Рис. 33. Схемы организации несамостоятельных разрядов: а — под-
держиваемого фотоионизацией от искрового разрядника; б — под-
держиваемого пучком быстрых электронов; в — с периодической
ионизацией

частиц, которые обеспечивают электрический ток в газовому
разряде между катодом 3 и анодом 2. Такой способ иониза-
ции неэффективен и практически не используется в техноло-
гических СО2-лазерах.
Наибольшее распространение получили схемы, использу-
ющие для ионизации пучок быстрых электронов (рис. 33, б).
Источником электронов является катод электронной пушки
5. Электроны, эмиттированные катодом, ускоряются в элект-
рическом поле высокой напряженности. Давление в камере
электронной пушки не должно превышать 10-5 Па. Между
камерой электронной пушки и находящейся под давлением
активной-средой лазера 1 устанавливают тонкую фольгу (на-
76
пример, титановую) толщиной в несколько десятков микрон,
через которую могут пролетать электроны с высокой энер-
гией, обеспечивающие ионизацию газовой смеси. Созданные
этим пучком вторичные, медленные электроны дрейфуют ме-
жду катодом 3 и анодом 2 разрядного промежутка и возбуж-
пают активные частицы лазерной смеси. Схема несамостоя-
тельного разряда с ионизацией вспомогательным разрядом
показана на рис. 33, в.
Ионизация газа в такой схеме происходит при подаче на
электроды газоразрядной камеры (<?, 2) коротких вспомога-
тельных импульсов высокого напряжения на фоне дежурного
пониженного напряжения. Если напряжение вспомогатель-
1ых испульсов достаточно для создания условий самостоя-
тельного разряда, то после его окончания в газовой смеси /
ще остаются носители заряда, обеспечивающие поддержа-
ние несамостоятельного разряда в распадающейся плазме до
начала следующего импульсу.
Схемы накачки с использованием несамостоятельного раз-
ряда применяются в TEA СО2-лазерах и в эксимерных лазе-
рах.
3.2.4. Накачка газовых лазеров
самостоятельным электрическим разрядом
Наиболее распространена накачка газовых лазеров само-
стоятельным электрическим разрядом, поскольку при этом
не требуются дополнительные системы ионизации газовой
среды. Область самостоятельного разряда включает весь
участок вольт-амперной характеристики, находящийся пра-
вее точки D (рис. 32). Возбуждение электроразрядных лазе-
ров может происходить как при режимах, характерных для
тлеющего разряда, так и в дуговом газовом разряде. Ха-
рактеристики этих разрядов приведены в табл. 3.1.
Таблица 3.1
Разряд Рабочее напряже- ние, В Плотность тока, Л/см2 Темпе- ратура ионов Т, К Темпера- тура электронов Т, К Концент- рация электро- нов Относи- тельная ионизация, %
Тлеющий Свыше 1Сз 10-'. .0,1 3-102 Свыше 10< 1О15...1О17 10~4... 10-’
Дуговой 10...100 102.. .10’ . 10» 10* 10»» Свыше 1
' 77
Тлеющий разряд применяется для накачки непрерывных
атомных и молекулярных лазеров. В тлеющем разряде Не-
Ne-лазера возбуждение атомов Не и Ne происходит за счет
прямого столкновения с электронами разряда. Атомы Не
при столкновениях с атомами Ne могут передавать энергию
возбуждения с уровней еД на уровни esa и г:,б атома Ne (см.
рис. 18), что приводит к их селективному заселению. Отли-
чительной чертой газовых лазеров на атомных переходах яв-
ляется низкий КПД процесса накачки в тлеющем разряде.
Это принципиально и связано с тем, что верхний рабочий
уровень атомных переходов лежит высоко над основным уров-
нем. Поскольку в этих лазерах инверсия населенности созда-
ется при электронном возбуждении из основного состояния,
только очень немногие (высокоэнергетические) электроны
принимают участие в процессе возбуждения. Например, раз-
ность между возбужденным и основным состояниями атомов
в He-Ne-лазере составляет Ае — 3,2-10-18 Дж, в то время как
электронная температура Те плазмы тлеющего разряда в
смеси Не—Ne может достигать 105 К- Если считать распре-
деление электронов по скоростям в плазме газового разряда
максвелловским, то относительная доля электронов, имеющих
энергию большую, чем Ае. не превышает ехр(—АеДДЛ^
<0,05. Это значит, что КПД системы накачки т]н в этом слу-
чае не превышает 5%. Увеличить эффективность накачки
He-Ne-лазера за счет плотности разрядного тока также не
удается. Мощность излучения лазера на смеси Не—Ne с уве-
личением разрядного тока, сначала растет, а при больших
величинах тока начинает падать (рис. 34). Повышение мош,*
ности объясняется тем, что с увеличением тока растет плот-
ность электронов в плазме и, следовательно, увеличивается
число возбужденных атомов Ne. При больших плотностях
тока начинает играть роль возбуждение нижних лазерных
уровней атомов Ne за счет электронного возбуждения, при-
чем скорость возбуждения этих уровней пропорциональна
квадрату концентрации электронов, в то время, как зависи-
мость скорости возбуждения верхних уровней от концентра-
ции электронов линейная. В результате, начиная с некото-
рых значений разрядного тока, инверсная населенность ато-
мов Ne снижается и мощность излучения лазера также
уменьшается.
Намного более эффективным оказывается использование
тлеющего разряда для накачки молекулярных лазеров, по-
78
скольку колебательные энергетические уровни расположены
близко к основному состоянию. Например, в СОг-лазере раз-
ность энергии между верхним лазерным уровнем и основным
состоянием молекулы углекислого газа составляет всего
Рис. 34. Зависимость выходной мощности
He-Ne-лазера от тока разряда
Рис. 35. Зависимость эффективности
передачи энергии, передаваемой элек-
тронами в различные возбужденные
состояния молекул СОг и N2 от от-
ношения Е/р
Ае=»0,46-10-19 Дж, т. е. гораздо меньше, чем в гелий-неоно-
йом-лазере. Поэтому КПД накачки активной среды СО2 —
Тазера тлеющим разрядом очень высок. На рис. 35 приве-
79
дена зависимость эффективности передачи энергии электро-
нами тлеющего разряда в различные возбужденные состоя-
ния молекул СОг и N2 (КПД накачки) от отношения напря-
женности электрического поля к давлению лазерной смеси..
Существует оптимальное соотношение между параметрами
электрического разряда и газовой смеси, при котором КПД
накачки может составлять более 90 %..
Одной из наиболее серьезных проблем, возникающих при
использовании самостоятельного тлеющего разряда для на-
качки мощных газовых лазеров, является его худшая, по
сравнению с несамостоятельным разрядом, устойчивость при
больших объемах активной среды. Это связано с трудностями
обеспечения равномерного протекания тока через большие
поверхности анода и катода. Для поддержания устойчивости
разряда приходится либо снижать давление активной среды,
Рис. 36. Создание однородного самостоятельного разряда в
больших объемах при низких (а) и высоких (б) давлениях
рабочей смеси
что ухудшает удельные энергетические характеристики ла-
зера, либо переходить к использованию «ножевых» и «шты-
ревых» катодных элементов (рис. 36). Такой подход позво-
ляет работать с большими объемами активных сред при вы-
соких давлениях (свыше 104 Па). При этом каждый катод-
ный элемент подсоединяется к общему источнику через ин-
дивидуальное балластное сопротивление Rst', необходимое нс
только для стабилизации разряда, но и для обеспечения под-
жигания всех отдельных разрядов и поддержания в них при-
близительно равных токов.
При наличии потока газа и больших размерах разряд-
ной камеры секционирование катода необходимо и при низ-
ких давлениях активной среды.
80
В ионных лазерах Вйсокоионизрованную плазму полу-
чают в дуговом разряде с высокой плотностью тока. Так, в
ионном аргоновом лазере необходимый уровень ионизации
достигается применением сильноточного дугового разряда
плотностью до 2000 А/см2 и разрядного капилляра малого
диаметра. Оптимальные давления газовой среды лежат в
пределах 13—130 Па. Для увеличения концентрации элект-
ронов в центре капилляра создается продольное магнитное
поле, которое сжимает разряд и уменьшает взаимодействие
электронов и ионов со стенками капилляра.
Для аргонового лазера суп
объемной плотности выходной
разрядного тока /: W/V= 10“5,
ность накачки с помощью ду-
гового разряда сравнительно
in велика (из-за рассеяния
подводимой энергии в виде
тепла) при высоком уровне
температур в плазме дугового
разряда (температура ионов
в разряде 3000 К). Для арго-
нового лазера КПД накачки
не превышает 10%. Однако
использование для электронно-
го возбуждения мощного дуго-
вого разряда позволяет сни-
чать с ограниченных объемов
активных сред высокие мощ-
ности лазерного излучения в
(ествует простая зависимость
мощности W/V от плотности
’2. Энергетическая эффектив-
Рис. 37. Электрическая схема ем-
костного высокочастотного газо-
вого разряда
непрерывном режиме.
Весьма перспективным способом возбуждения активной
ереды газовых СО2-лазеров является использование тлею-
щего высокочастотного (ВЧ) разряда либо самого по себе,
либо в комбинации с тлеющим разрядом постоянного тока.
В электрической схеме ВЧ-разряда последовательно с нели-
чным «омическим» сопротивлением плазмы, обладающей
юицательным дифференциальным сопротивлением (см. ВАХ
' рис. 32), включается емкостное сопротивление 1/соС, где
— эффективная емкость конденсатора, образованного за-.
jPom с диэлектриком между плазмой и внешней металличе-
' ">ой прокладкой (рис. 37). Такой разряд отличается более
чсокой устойчивостью по сравнению с разрядами постоян-
6 ЗаК, № 43
81
ного тока. Кроме того, для ВЧ-разряда не нужны баллас
пые сопротивления, роль которых играют емкостные э«г
менты, что позволяет сократить потери энергии в разряди
цепи. Конструкция электродов газоразрядных камер прон
чем для разрядов постоянного тока. Более высокая усто
чпвость разряда допускает введение больших мощност
энергии на единицу объема активной среды.
3.3. Накачка полупроводниковых лазеров
По способу накачки полупроводниковые лазеры мс
разделить на инжекционные (рис. 38, а) с оптической на
кой (рис. 38, б) и с накачкой пучком быстрых электр
(рис. 38, в).
При соединении полупроводников р- и n-типов (рис.
создается инверсия населенностей. Для поддержания сс

*)
Рис. 38. Схемы накачки полупроводниковых лазе-
ров: а — инжекционный, б — с оптическим возбуж-
дением, в— с- возбуждением электронным пучком
82
яния инверсии необходимо приложить к этому переходу элек-
трическое напряжение и, как показано на рис. 39. При этом
через р-п переход потечет электрический ток, состоящий из
двух компонентов: электронов и дырок, двигающихся навст-
речу друг другу. Эти два потока частиц встречаются в тон-
ком слое перехода и рекомбинируют, излучая свет. Условие
инверсии в р-п-переходе выполняется с тем большим запа-
сом, чем больше напряженность электрического поля в пере-
ходе и, следовательно, чем больший ток протекает через пе-
Рис. 39. Энергетическая схема p-ti-ne-
рехода при наложении напряжения U
' (е — заряд электрона)
реход. Минимальный ток, при котором вынужденное излуче-
ние сравнимо с поглощением (потерями света), называется
пороговым. Если ток, пропускаемый через р-п-переход, боль-
ше порогового, то р-п-переход является усиливающей средой
для света, распространяющегося в плоскости р-п-перехода.
Лучший результат дает лазерный переход в арсениде гал-
лия GaAs (см. табл. 2.2), характеризующийся очень высоким
коэффициентом усиления, причем лазеры на основе GaAs
могут работать при комнатной температуре. КПД накачки
лазеров на р-п-переходах превышает 50 %. Схема инжек-
ционного лазера на арсениде галлия приведена на рис. 38, а.
6*
83
В чистом полупроводнике можно добиться инверсии на-
селенностей, облучая кристалл интенсивным светом (опти-
ческая накачка). Если энергия световых фотонов накачки
/zvh больше ширины запрещенной зоны Де, то такие фотоны,
поглощаясь в полупроводнике, переводят электроны из ва-
лентной зоны в зону проводимости. При значительно интен-
сивной световой накачке число переходов может оказаться
достаточным для вырождения электронов и дырок. Если же
энергия фотона меньше /гун<Л8, то фотон поглотиться не мо-
жет, для таких фотонов полупроводник прозрачен. Выгоднее
всего облучать полупроводник светом, энергия квантов кото-
вого только немного больше Де. В этом случае рождающиеся
электроны и дырки будут находиться вблизи краев соответ-
ствующих зон. Например, для кристаллов GaAs источником
накачки служит излучение рубинового лазера, прошедшее
через жидкий азот, в результате несколько уменьшается его
длина волны. Поэтому энергия фотона довольно точно сов-
падает с шириной запрещенной зоны GaAs. Устройство та*|
кого лазера показано на рис. 38, б. )
Эффективность оптического возбуждения также доста->
точно высока (т|н~50 %), однако при этом следует иметь в
виду низкий энергетический КПД рубинового лазера как ис-
точника накачки.
Полупроводниковые лазеры с накачкой пучком быстрых
электронов (рис. 38, в) перекрывают очень широкий диапа-
длин волн от инфракрасных до ультрафиолетовых (см.
-•’бд. 2.2). Такие лазеры работают в импульсном режиме, их
КПД накачки составляет около 20 %.
3.4. Тепловая накачка в газодинамических лазерах :
. Характерная особенность молекул азота N2 —сохранят»
длительное время колебательное возбуждение, находясь наЧ
метастабильном уровне v=l (см. п. 2.3.4)—была замечена в
газодинамических экспериментах задолго до создания лазе-
ров. При расширении горячего азота или воздуха в не очень
больших сверхзвуковых соплах Лаваля в кинетическую энеп-
.гию направленного поступательного движения газа удается
пепевести несколько меньшее количество тепловой энергии
нагпетого газа, чем это следует из равновесного расчета те-
чения газов в соплах. Это объясняется тем, что часть полной
энергии нагретого газа, которая была сосредоточена во внут-
84
имолекулярных колебаниях Ns, не достаточно быстро при^
ходит в соответствие с поступательной температурой охлаж-
ающегося при расширении газа. На рис. 40 приведена зави-
чмость доли полной энергии, запасенной в колебательных
гепенях свободы молекул Ns и COs (или КПД по запасу
колебательной энергии при тепловом возбуждении TjcnpT), от
1емпературы.
Из приведенных оценок видно, что колебательная энер-
гия молекул азота при высоких температурах превышает
Рис. 40. КПД газовой смеси по запасу
колебательной энергии при тепловом
возбуждении; 1 — неразбавленный азот;
2 — смесь 15% СОг+83 % N2+2 % Н2О;
3— смесь 10% СОг+40% N2 + 50 % Не;
------без учета диссоциации СО2; - --с
учетом диссопиации
Ю % полной тепловой энергии нагретого газа и эта энергия
может быть «замороженной» при быстром расширении газа
в соплах. В подразд. 2.4 уже отмечалась принципиальная
возможность получения нагретых смесей азота, углекислого
''аза и воды при сжигании различных топлив. Все эти обсто-
ятельства и предопределили создание газодинамического
СО2-лазера, инверсная населенность в котором создается за
счет быстрого охлаждения высокотемпературной смеси (N2,
СО2, Н2О) в сверхзвуковом сопле до комнатных^ температур.
При этом населенность возбужденных Колебательных уров-
85
ней молекул N2 и СОг не успевает прийти в соответствие <
поступательной температурой газовой смеси и запасенная
колебательная энергия может быть преобразована в оптиче
скоеизлучение (рис. 41).
Инверсная населенности образуется непосредственно з;
Критическим сечением сопла и может сохраняться достаточщ
Рис. 41. Схема образования инверсии
населенностей в СОг-ГДЛ: а — кон-
тур сверхзвукового сопла; б — изме-
нение по соплу тепловой (Дт), кине-
тической (£к) и колебательной энер-
гии Е,: лазерной смеси; в — измене-
ние по соплу температуры смеси н
населенностей верхнего (001) и ниж-
него (100) лазерных уровней моле-
кулы СО2
долго за его срезом, чтобы обеспечить вывод излучения,
фективность тепловой накачки определяется в основном
мя факторами: долей колебательной энергии в полной
гии нагретого газа (лспрт)’ характеризующей эффективг
86
использования энергии, затраченной на нагрев газовой смеси,
и отношением колебательной энергии газа на выходе из соп-
иа к колебательной энергии, содержащейся в газе на входе
н сопло, называемым обычно КПД сопла (или накачки т]я).
Тогда эффективность тепловой накачки в газодинамическом
.юзере с учетом квантового КПД (т]к) будет равна:
^0 ^СПРТ с Ео
3 )7 "7 7 = ’IcnPT ’’Ih ’’Ik-
^СПРТ с
(3-4)
Коэффициент полезного действия сопла определяется соста-
вом, температурой и давлением смеси и конструкцией сопла
। пзодинамического лазера. Зависимости т|с от параметра
• A* (pod») приведены на рис. 42.
Размеры сопла зависят от его критического и выходного
сечений или степени расширения. Чтобы обеспечить инвер-
сию населенностей, газовую смесь в гдл нужно охладить
Рис. 42. КПД сопл ГДЛ (смесь 10 % СО2+87%
N2+3»/o Н2О)
до температуры ниже 500 К (оптимальная температура для
СО2-лазеров, как известно, 350...400 К). В свою очередь,
приемлемые уровни КПД по запасу колебательной энергии
'icnpT (Рис- 40) достигаются при температурах смеси, превы-
шающих 1500 К, поэтому степени расширения сопл газоди-
намических лазеров (отношений площади выходного сече-
ния к площади критического сечения) для характерных ла-
зерных смесей должны превышать So/S*>15... 20. Известно,
Что организовать расчетное безотрывное течение в сверхзву-
ковом сопле можно только, если давление газа на срезе соп-
ла незначительно меньше атмосферного. Но такие уровни
87
примерно на порядок превышают оптимальные давления ак-
тивной среды СОг-лазера, поэтому для обеспечения вывода
использованного рабочего тела в схему лазера включают спе-
циальные устройства (диффузоры, эжекторы), а на полное
давление накладывают определенные ограничения, обеспечи-
вающие надежную работу этих устройств. s
В целом совокупность рассмотренных факторов опреде-1
ляет характерные размеры сопла и параметры рабочего тела|
газодинамического СОг-лазера 1
— температура в ресивере — 1500 ... 2000 К; 1
— давления в ресивере—1,5... 10 МПа; J
— размер критического сечения /г* (d*)—0,2 ... 1,0 (0,4. .1
... 1,0) мм;
— степень расширения So/S. — 25 ... 100.
При этом удельный запас [п3] колебательной энергии Еа
в единице массы активной среды, который, в принципе, мо-
жет быть преобразован в лазерное излучение, составляет для
СОг-ГДЛ:
К] = E0/mclf — (fvj^npT Ih ~ ^T'lcnpT (3-5)
где тСм — масса рабочей смеси; Es = mCM-RT— полная теп-
ловая энергия смеси. Тогда для характерных параметров
СОг-ГДЛ значения энергозапаса [п3] = Е0/тсм~ 10... 100
кДж/кг. Отсюда следует, что для создания лазером
мощности более 10 кВт необходимо обеспечить рас-
ход рабочего тела в количествах, превышающих не-
сколько килограммов в секунду. Эти цифры реальны для
СПРТ на основе газогенераторов, где сжигаются различные
топливные композиции (подразд. 2.4). Так расход современ-
ных авиационных и ракетных двигателей может превышать
многие сотни килограммов в секунду.
С другой стороны, расходные характеристики сопла ГДЛ,
в котором собственно и происходит образование активной
среды, составляют не более нескольких граммов в секунду
для осесимметричных сопл и несколько десятков граммов в
секунду для плоских. Поэтому в реальных газодинамических
лазерах для создания активной среды с расходами в десятки
килограммов в секунду применяют сложные конструкции
многосопловых аппаратов (рис. 43).
Наиболее распространен сопловой блок из плоских соп-
ловых лопаток (рис. 43, а), обеспечивающий эффективное
«замораживание» колебательной смеси и хорошую работо-
способность в условиях высоких тепловых и силовых нагру-
юк. Сопловые блоки современных мощных газодинамических
[азеров состоят из нескольких сотен плоских сопловых ло-
:аток высотой до полуметра и размером критического сече-
:;ия 0,2 ... 0,3 мм.
В осесимметричном сопле (рис. 43, б) из-за значительной
скорости охлаждения газа возможно достижение более вы-
соких, чем в плоском сопле, показателей эффективности пре-
Рис. 43. Сопловые аппараты газодинами-
ческих лазеров: а — блок плоских сопло-
вых лопаток; б — блок осесимметричных
сопл; в — тарельчатые сопла
образования энергии. Однако для мощных лазеров необхо-
димы сопловые блоки из десятков тысяч таких сопл. Если
удастся решить конструкторские и технологические пробле-
мы, возникающие при их разработке, то сопловые аппараты
из осесимметричных сопл могут составить серьезную конку-
ренцию плоским сопловым решеткам.
89
Особенностью тарельчатых сопл (рис. 43, в) является ин-
тенсивное охлаждение смеси при расширении газа за срезом
соплового аппарата. Такие конструкции получили развитие
в непрерывных химических лазерах. К их достоинствам сле-
дует отнести компенсацию реактивной силы, возникающей
при истечении газа из сопл, что особенно важно для разме-
щения лазеров в космосе.
Ьесьма перспективным путем повышения эффективности
тепловой накачки СО2ТДЛ является переход к селективному
силовому возбуждению рабочего тела при смешении ком-
понентов. Такие лазеры называются также лазерами на сме-
шении. Увеличение относительной доли колебательной энер-
гии азота в общей тепловой энергии смеси при росте темпе-
ратуры ограничивается началом заметной диссоциации СО2
при Г>2500 К, тогда как диссоциация азота начинается
только при температурах выше 4500 К. При этом в одном
килограмме чистого азота величина запасенной энергии мо-
жет достигать 700 кДж, что на порядок превышает соответ-
ствующие значения для обычных СО2-ГДЛ. Кроме того, эф-
фективность «замораживания» колебательной энергии в соп-
ле определяется скоростью передачи колебательной энергии
от N к СО2, в то время как при расширении чистого азота
КПД сопла т)н~ 1.
Чтобы создать активную среду, необходимо к такому
сверхзвуковому потоку колебательно возбужденного N2 под-
мешать излучающий газ СО2 и создать условия для эффек-
тивной передачи энергии от азота к углекислому газу. Этот
процесс удается реализовать в специальных смесительных
сопловых аппаратах газодинамических СО2-лазеров с селек-
тивным возбуждением (рис. 44).
Наиболее сложной задачей при создании смесительных
аппаратов СО2-ГДЛ является обеспечение высокой скоро-
сти перемешивания компонентов при минимальном уровне
потерь колебательной энергии, определяемым конечностью
времени смешения и возникновением газодинамических воз-
мущений, сопровождающих процессы взаимодействия сверх- ,
звуковых струй.
Наименьшие возмущения потока возникают при парал-
лельном сверхзвуковом смешении струй (рис. 44, а, б), од-
нако при этом скорость перемешивания определяется только
диффузией компонентов и зависит, прежде всего, от масш-
таба смешения (расстояния между осями смешивающихся
90 ' . |
струй йсм). По имеющимся оценкам полная длина перемеши-
вания LCM для плоских или осесимметричных струй при ха-
рактерных для СО2ТДЛ условиях составляет: LCM~
«(40... 100) асм.
Рис. 44. Схемы смешения и сопловые аппараты СО2-ГДЛ с
селективным возбуждением: а — параллельное .смешение пло-
ских сверхзвуковых струй; б — вдув излучающего газа пер-
пендикулярно основному потоку; в — сопловые блоки сото-
вой конструкции; г —вдув излучающего газа через пористую
стенку; д — сопловая лопатка со щелевым соплом излучаю-
щего газа; е — вдув излучающего газа в критическом сечении
сопла
91
За время смешения, естественно, происходят потери коле-!
бательной энергии, которые можно характеризовать эффект
тивностью смешения, определяемой как отношение колебав
тельной энергии, запасенной в чистом азоте перед началом
смешения, к колебательной энергии полностью перемешен-1
ного потока т]н'. Тогда для смесительных лазеров с селек-'
тивным возбуждением эффективность накачки будет опреде-^
ляться аналогично (3.4): £'0/^'2 = Пспрт ’ Лн' ’ Лк- Для опти’>
мальных конструкций смесительных аппаратов —
...0,9. Интересно отметить, что, если для ГДЛ с предвари-
тельным смешением эффективность определяется временем
пребывания газа в сопле (т. е. длиной сопла), а в смеситель-
ных лазерах зависит от масштаба смешения (т. е. размера
выходного сечения сопла), то в конечном счете и в том и в
другом случае следует использовать сопла минимальных раз-
меров. Следовательно, и для смесительных лазеров необхо-
димо создавать многосопловые аппараты сложной конструк-
ции.
Тепловая накачка может быть использована не только в
СОг-ГДЛ. Известны работы, в которых обсуждается возмож-
ность создания N2O газодинамического лазера, рабочие про-
цессы в котором аналогичны рабочим процессам в СО2-ГДЛ.
Однако смеси N2O—N2 невозможно получать в газогенера-
торах, к тому же закись азота N2O токсична.
Интересны перспективы СО-ГДЛ, однако высокая эффек-
тивность тепловой накачки СО требует исключительно низ-
ких степеней охлаждения активной среды, что вместе с не-
обходимым уровнем ее плотности делает практически нераз-
решимой задачу создания источника рабочего тела (давле-
ние на входе в сопловой аппарат должно достигать тысяч ат-
мосфер). Определенные перспективы создания эффективных
СО-ГДЛ могут быть связаны с реализацией газодинамиче-
ских схем со смешением.
Эффективность тепловой накачки сравнительно невелика
(см. выражения (3.4), (3.5)), что, прежде всего, объясняется
небольшой долей энергии, идущей на возбуждение колеба-
тельных степеней свободы при нагреве газа (рис. 40). Тем
ие менее, интерес к газодинамическим лазерам достаточно
высок, из-за возможности получения тепловой энергии в
больших объемах при сжигании топлив и, следовательно, воз-
можности создания мобильных автономных лазеров большой
мощности.
92 Я
3.5. Химическая накачка
Под химической накачкой понимается такой способ воз-
буждения активной среды лазера, при котором необходимая
для этого энергия получается за счет неравновесного распре-
деления химической энергии среди продуктов реакции непо-
средственно в системе накачки (реакторе).
Практический интерес к лазерам с химической накачкой
объясняется прежде всего тем, что в ходе многих экзотерми-
ческих химических реакций выделяется значительная энергия
на единицу массы прореагировавшего вещества. Так, при
сгорании современных высокоэффективных ракетных топлив
епловой эффект реакций составляет более миллиона джо-
i лей на килограмм рабочего тела. И если полезное исполь-
ованпе этой тепловой энергии в газодинамических лазерах
может быть осуществлено с эффективностью, в лучшем слу-
чае не превышающей нескольких процентов, то эффектив-
ность химических лазеров может быть на порядок выше.
Как правило, энергии, выделяющейся в химических реак-
циях, достаточно для возбуждения колебательных степеней
свободы молекул, хотя нельзя исключить и возможность воз-
буждения и даже ионизации некоторых атомов. Поэтому в
настоящее время именно переходы между колебательными
уровнями используются в подавляющем большинстве хими-
ческих лазеров. Естественно, что максимальный интерес вы-
зывают высокоэнергетические реакции между самыми эффек-
тивными горючими и окислителями, например реакция горе-
ния водорода или дейтерия во фторе:
H(D) + F5->HF*(DF*)-|-F,
(3.6)
F + H?(D,)-*HF*(E)F*) + H(D).
Энергия, выделяющаяся в ходе этих реакций, достигает
420,0 кДж/моль для первой «горячей» реакции и
136,0 кДж/моль для второй «холодной». Причем значитель-
ная часть энергии может быть сосредоточена в колебатель-
ных степенях свободы молекул HF*(DF‘).
Еще одним важным свойством этих компонентов является
возможность организации цепного процесса, в котором обра-
зующиеся химические реагенты воспроизводят новые актив-
ные центры, как видно из (3.6). В общем случае вместе с
(3.6)- рассматривают еще реакции диссоциации: F2+HF*->-
93
—«-HF + F + F и рекомбинации H + H^±H2, F + F^*F2. Отноше-
ние скорости наработки возбужденных молекул HF*(DF*)
к скорости гибели активных центров называется лазерной
длиной цепи v.t Эта величина характеризует количество эле-
ментарных актов химической реакции, полезных для полу-
чения лазерного излучения, которое позволит провести один
активный центр.
Если не учитывать релаксационные процессы, приводя-
щие к потере возбужденных молекул HF*(DF*), то для лю-
бой отдельно взятой реакции из (3.6) ул=Е Теоретически эта
величина может быть существенно больше, что открывает
возможность реализации такой схемы лазера, которая почти
не требует подвода энергии извне на образование активных
центров. Поскольку оптимальные условия для создания ин-
версной населенности в активной среде лазера характеризу-
ются умеренными температурами (300... 450 К) и давлени-
ями (0,1... 0,5 кПа), то очевидно, что одной из важнейших
проблем организации непрерывного лазерного процесса в
HF(DF)-химическом лазере является перегрев рабочей смеси.
В настоящее время в рабочих процессах HF(DF)-HXJI
используется только «холодная» реакция:
F + H2(D2)->HF*(DF*) 4- Н.
Образование активных центров реакции накачки атомов фто-
ра происходит в процессе термической диссоциации фторсо-
держащих компонентов при их нагреве в камерах сгорания
или плазмотронах (см. п. 2.4.3). Причем, как уже говорилось,
в качестве первичного горючего используется дейтерий для
HF-лаЗера и водород для лазера на DF. Это связано с тем.
что, попадая вместе с рабочим телом в систему накачки, про-
дукты сгорания (молекулы HF или DF в основном состоя-
нии) могут поглощать фотоны, образующиеся в ходе излу-
чательных переходов в активной среде, состоящей из возбуж-
денных молекул HF*(DF*), а также приводить к ускоренной
дезактивации последних в столкновительных реакциях.
В то же время из-за заметного отличия энергий излуча-
тельных переходов молекул HF* (/гу = 7,04 • 10~20 Дж, Xя*
— 2,8 мкм) и DF* (/zv = 5,28 • 10~20 Дж, Х=3,8 мкм) их вза-
имное влияние друг на друга незначительно.
Для того чтобы получить высокие степени диссоциации
окислителя («<0,95), температура в камере сгорания должна
превышать 1500 К при давлениях более 0,2 МПа, что суще-
94
ственно отличается от оптимальных условий образования ак-
тивной среды. Поэтому необходимо разделить процессы об-
разования активных центров, т. е. атомов'F, и возбужденных
частиц HF*(DF*). Кроме того, желательно организовать бы-
строе удаление «отработанных» молекул HF(Df) из зоны
реакции, чтобы избежать теплового «запирания» процесса.
Техническим устройством, обеспечивающим решение прак-
тически всех перечисленных проблем, связанных с созданием
активной среды НХЛ, является смесительный сопловой ап-
парат, конструктивно близкий к сопловым аппаратам газо-
динамических лазеров на смешении (рис. 45). Сопловой ап-
парат НХЛ решает ряд задач, необходимых для эффектив-
Рис. 45. Конструкция элемента соплового аппа-
рата (а) и схема .смешения реагентов (б)
96
ной работы лазера. Первая и самая главная — создание окис-1
лительных струй фтора и струй горючего (водорода), кото-]
рые после смешения вступают в реакцию, образуя колеба- ]
тельно возбужденные молекулы. Быстрая скорость переме-1
шивания, необходимая для высокого значения КПД, достига-1
ется, как известно, использованием большого числа малых!
сопл. Геометрические параметры сопл подбираются таким об-!
разом, чтобы производить сверхзвуковой поток при темпера-1
туре и давлении, оптимальных для процесса накачки. ,1
Вторая задача, решаемая соплом в НХЛ при работе толь-|
ко на «холодной» реакции, заключается в химическом «за-|
мораживании» молярной доли диссоциированных атомов фто-|
ра на уровне или вблизи его значения в камере сгорания.!
Рис. 46. Энергетическая схема возбужде-
ния молекулы HF в химическом лазере
Таким образом, сопловой аппарат НХЛ устанавливает дав-
ление, температуру и состав смеси, необходимые для проте-
кания реакций накачки. Кроме того, высокая скорость сверх-
звукового потока увеличивает длину активной среды и обес-
печивает быстрое удаление «отработавших» молекул. Изве- ?
стно много конструкций смесительных сопловых аппаратов!
НХЛ. Наиболее перспективными в настоящее время считав
ются аппараты, построенные по трехструйиой схеме, когдгИ
между струями горючего и окислителя вдувается струя инертв’
ного газа — Не, что позволяет еще более растянуть активнуЛ
зону и обеспечить в ней лучший тепловой режим. Ц
Особенностью энергетической схемы накачки HF-лазерад
(рис. 46) является то, что энергия продуктов реакций!
96 1]
(—АН+£а) достаточна для возбуждения молекулу HF
вплоть до уровня v = 3. Расстояния между энергетическими
уровнями для молекул HF не совсем одинаковы, поэтому ла-
зер на HF, если не предпринимать специальных мер, не мо-
нохроматический: в его спектре излучения существует боль-
шое число линий (каждый колебательный уровень имеет еще
ряд вращательных состояний), занимающих диапазон длин
волн в интервале от 2,6 до 3 мкм. Приведенная выше длина
волны HF-лазера Л = 2,8 мкм соответствует середине этого
интервала. Наибольшая населенность при холодной реакции
создается на уровне v = 2, что обеспечивает самый высокий
коэффициент усиления лазера на колебательно-вращатель-
ных переходах в полосе v = 2-*v = 1.
Для лазера на DF спектральный диапазон составляет от
3.6 до 4 мкм, что обеспечивает преимущества при использо-
вании этих лазеров в атмосфере (см. подразд. 4.3).
Коэффициентом полезного действия химической накачки
т]н в HF-НХЛ можно считать отношение энергии, идущей иа
возбуждение колебательных степеней молекулы HF* Ео к
полной энергии, выделяющейся в ходе реакции, £спрт =
= —АН + £а. Для «холодной» реакции эта величина, как уже
указывалось, составляет ~0,7 (ц.,-70 %). При этом £0/£спрт
как видно из рис. 46, имеет смысл и квантового КПД т]н.
Однако для проточных газовых лазеров более показатель-
ной оценкой процесса накачки является величина удельного
шсргозапаса (см. (3.5)), т. е. количество запасенной в ак-
тивной среде колебательной энергии £0, которая может быть
преобразована в лазерное излучение, приходящееся на еди-
:цу массы активной среды:
f ~ тсм ~ тсм 71л 7!"’ (3-7)
где цнг==20 кг/кмоль—молекулярная масса HF; g = 0,15 —
относительная концентрация молекул HF* в рабочей смеси'
Для «холодной» реакции накачки HF-НХЛ [и3]~
:s7,30 кДж/кг. Удельный энергозапас может быть рассчитан
|! другим способом. Если число фотонов, излучаемых одной
возбужденной молекулой HF, равно k, концентрация возбуж-
денных молекул HF* в рабочей смеси g, то для k = 2 и
5 = 0,15:
[п3]=Ь ^/pHF А-В~730кДж/кг, (3.8)
7 Зак. № 43 97
I
где /zv = 7,04 • 10-20 Дж — энергия одного кванта излучения;
Na = 6,022-1026 кмоль-1 — число Авогадро.
Важность величины энергозапаса для проточных лазеров
открытого цикла связана с оценкой необходимого количе-
ства рабочего тела.
Кроме непрерывных химических лазеров существуют хи-
мические лазеры импульсного действия. Рабочая смесь им-
пульсного лазера готовится в специальном реакторе. Для при-
готовления смеси необходимо использовать взаимностабиль-
ные компоненты, а затем инициировать реакцию созданием
химически активных центров — свободных атомов или ра-
дикалов. В качестве инициирующих воздействий наибольшее
распространение получили фотолиз (фотодиссоциация) и дис-
социация молекул электронным ударом. Возбужденными мо-
лекулами, получающимися в результате химических реакций,
как правило, являются HF*, DF*, НС1* и OD*, которые могут
излучать сами или передавать возбуждение другим молеку-
лам (например, СО2).
Одним из наиболее перспективных мощных лазеров яв-
ляется химический кислородно-йодный лазер (ХКЙЛ). По су-
ществу это фотодиссоционный йодный лазер (см. п. 2.3.5) с
химической накачкой. Особый интерес к этому лазеру объяс-
няется тем, что в нем впервые успешно использована хими-
ческая накачка для получения инверсии на электронном пе-
реходе со сравнительно короткой длиной волны (Х=
= 1,315 мкм).
В рассмотренных выше HF(DF)-химических лазерах энер-
гия накачки высвобождается в процессе экзотермической хи-
мической реакции и реализуется в виде колебательного воз-
буждения молекул, причем создание активной среды связано
с высокотемпературными процессами нагрева и течения га-
зовых смесей. Действие ХКЙЛ основано на создании инвер-
сной населенности уровней энергии в атомарном йоде J* за
счет передачи энергии от молекулярного синглетного (см.
п. 2.2.2) кислорода О2*:
j-I-o;-j*4-o2. (3.9)
Концентрация йода в лазерной рабочей смеси в 30—300 раз
меньше концентрации кислорода, что позволяет уменьшить
затраты энергии, запасенной в синглетном кислороде на дис-
социацию йода. При этом каждый атом йода многократно
участвует в циклах передачи энергии и высвечивания лазер-
ного кванта.
Газообразный синглетный кислород в количестве, доста-
точном для создания активной среды лазера, можно полу-
чать в химической газожидкостной реакции хлорирования ще-
лочного раствора перекиси водорода:
С1, + Н2О, + 2МОН^О3*+2МС1 + 2Н,О. (3.10)
Для эффективного проведения этой реакции используют
известные схемы массообменных аппаратов химической тех-
нологии. По способу организации поверхности контакта жид-
кость—газ аппараты делятся на пленочные, барботажные и
аэрозольные. Наибольшая выходная мощность ХКЙЛ (2 кВт)
достигнута с помощью генератора синглетного кислорода
барботажного типа.
Кислород О2* в синглетном состоянии может существо-
вать достаточно долго, что обеспечивает возможность его
транспортировки по трубопроводам длиною в несколько мет-
ров. Энергия О2* близка к энергии кванта лазерного пере-
хода, что обеспечивает' высокую эффективность преобразова-
ния энергии синглетного кислорода в лазерное излучение.
В химическом кислород-йодном лазере с барботажным
генератором синглетного кислорода (рис. 47) генератор пред-
ставляет собой цилиндр, в который подается жидкий 5П %-
ный раствор Н2О2 и KOH(NaOH). Газообразный С12 прока-
чивается через этот раствор и при этом протекает реакция
(3.10) с образованием синглетного кислорода. Синглетный
кислород из газогенератора очищается от паров воды в труб-
чатой ловушке. После расширителя, формирующего необхо-
димую геометрию потока, он попадает в лазерную секцию, в
которой происходит его смешение с молекулярным йодом.
Подача разогретого в термостате и разбавленного аргоном
иода осуществляется через смесительную систему, состоя-
щую из перфорированных трубок и- обеспечивающую равно-
мерное перемешивание компонентов и протекание реакций
диссоциации йода и лазерной накачки (3.9).
7»
99
Рис. 47. Схема химического кислород-ионного лазера: /—лазерная
секция; 2 — ловушка выходная; 3 — откачка; 4 — расширитель; 5 —
ловушка; 6 — газогенератор; 7 — зеркало -
Литература к разд. 3
1. Андерсон Дж. Газодинамические лазеры: введение. М.: Мир, 1979.
202 с.
2. Богданкевич О. В. и др. Полупроводниковые лазеры. М.: Наука,
1976. 415 с.
3. Веденов А. А. Физика электроразрядных СО2-лазеров. М.; Эиерго-
издат, 1982. 111 с.
4. Гудзенко Л. И., Яковленко С. И. Плазменные лазеры. М.: Атомиз-
дат, 1978. 253 с,
100
5. Исследования по химическим лазерам: Труды ФИАН СССР
им. П. Н. Лебедева, М.: Наука, 1990. Т. 194. 216 с.
6. Микаэлян А. Л., Тер-Микаелян М. Л., Турков Ю. Г. Оптические ге-
нераторы на твердом теле. М.: Сов. радио, 1967. 384 с.
7. Райзер Ю. П. Физика газового разряда. М.: Наука, 1985. 590 с.
8. Солоухин Р. И., Фомин Н. А. Газодинамические лазеры иа смеше-
нии. Минск: Наука и техника, 1984. 248 с.
9. Уивер У. Р., Ли Я. Г. Газовый лазер с солнечной накачкой для пря-
мого преобразования солнечной энергии//Авиакосмическая техника, 1985.
Г. 3, № 9. С. 3... 8.
10. Химические лазеры/Под ред. Дж. Гросса и Р. Ботта. М.: Мир,
1980. 832 с.
4. ЛАЗЕРНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ
4.1. Резонаторы '
4.1.1. Спектр излучения лазера
При рассмотрении в подразд. 1.2 распространения излу-
чения в резонаторе лазера не учитывалось влияние на этот
процесс длины волны X. Однако из-за интерференции свето-
вых волн в пространстве между двумя параллельными зер-
калами возможно развитие электромагнитных колебаний
только строго определенных длин волн.
Между двумя зеркалами распространяются две волны: па-
дающая на зеркало и отраженная от него. Из-за интерфе-
ренции они могут гасить друг друга или взаимно усиливаться
в зависимости от того, имеют ли они одинаковую фазу или
нет. Идеально отражающие зеркала (коэффициент отраже-
ния /?~100 %) обладают таким свойством, что амплитуда
световых колебаний на зеркале равна нулю; в противном
случае свет будет проникать дальше за зеркало и оно уже
не будет идеально отражающим. Это же условие должно
быть выполнено и на втором зеркале. Но при этом фаза от-
раженной волны может совпадать с фазой падающей только
в том случае, когда между зеркалами укладывается целое
число полуволн, т. е. величина 2£/Х (рис. 48, а, б). Таким
образом, при заданной длине между идеальными зеркалами
могут существовать (возбуждаться) только такие электро-
магнитные колебания, длины волн которых определяются
формулой: Хп = 2£/п, где п — целое число. Отсюда ясно, что
два зеркала являются для световых волн резонатором, по-
лучившим название открытого, или резонатора Фабри—Перо,
101
который резонирует на определенных (собственных) часто-
тах:
'/п = c/2L-n. ' (4.1)
Интервалы между соседними частотами одинаковы и равны
c/2L (рис. 49, а). В действительности, спектр собственных
колебаний резонатора болеё сложен из-за того, что каждая
частота, определяемая формулой (4.1), расщепляется на ряд
близко расположенных частот. Это расщепление связано с
Рис. 48. Интерференция прямой и отраженной волны
в пространстве между зеркалами М: а —усиление пря-
мой волны, б — гашение прямой волны
отражением волн от края зеркал внутрь резонатора и дру-
гими эффектами. Реальные зеркала лазера никогда не мо-
гут иметь коэффициент отражения, равный 100 %. Потери в
зеркалах, связанные с выходом излучения наружу и погло-
щением в самом материале зеркала, приводят к тому, что
102
9
условия резонанса выполняются для небольшой полосы Avp
частот вблизи каждой из собственных частот резонатора vn
(рис. 49, б).
Действительно, при идеально отражающих зеркалах элек-
тромагнитная волна, отражаясь от них, проходила бы беско-
нечное число раз между зеркалами. Путь, проходимый вол-
ной, был бы бесконечно велик. Поэтому даже небольшое от-
ступление от резонансной частоты Vo в конечном счете при-
вело бы к гашению прямой и обратной волны из-за интерфе-
ренции. Если же 7?<100 %, то, сделав несколько проходов,
*
Рис. 49. Спектр собственных частот ре-
зонатора Фабри—Перо; а — в случае
идеальных зеркал, б — реальных зеркал
(/?== 100 %)
волна покинет резонатор. Например, если коэффициент от-
ражения каждого зеркала —90 %, то при каждом отражении
волна будет терять 0,1 от своей интенсивности и за 10 про-
ходов полностью выйдет из резонатора. Путь ее пробега мо-
нет быть велик, но он конечен. На конечном пути неболь-
шое отклонение частоты колебаний от ее резонансного зна-
чения Vo может не привести к полному взаимному гашению
прямой и отраженной волн (рис. 48). В этом случае происхо-
103
дит лишь частичное гашение, тем большее, чем больше раз-
ность частот (расстройка Avp между резонансной частотой
vn и частотой электромагнитной волны) и чем больше про-
ходов осуществляется этой волной между зеркалами. Поэто-
му резонансный характер колебаний сохраняется, но они не-
сколько расширены по частоте.
Спектральная линия лазерного перехода обладает неко-
торой шириной Av.i (см. подразд. 1/2, рис. 4). Если эта ши-
рина меньше разности частот между двумя собственными
частотами резонатора (v„—1), т. е. если Ava<c/2L, ю
в пределах спектральной линии может возбуждаться только
одно резонансное колебание резонатора vn (рис. 50). В этом
случае излучение лазера будет монохроматическим. Перво-
Рйс. 50. Формирование спектра лазерного излу-
чения при ширине спектральной линии Avn<
<c/2L (L — расстояние между зеркалами, с —
скорость распространения света в активной среде)
начально за счет спонтанного излучения будет испущен свет
во всем контуре спектральной линии Av.n. Однако резонатор
сразу вырезает более узкую полосу частот Avp. В дальней-
шем интенсивность световых волн, частоты которых равны
собственной частоте резонатора vn, будет испытывать наи-
большее усиление, что при многократном прохождении резо-
натора приведет к доминированию частоты vo над всеми ос-
тальными. Если же в ширину спектральной линии попадает
104
несколько собственных частот резонатора Av.4>c/2L, то воз-
можна генерация сразу на нескольких частотах v„, попав-
ших в пределы спектральной линии. Излучение лазера ста-
новится немонохроматичным: оно будет состоять из целого
набора частот (рис. 51), хотя генерация на каждой собствен-
ной частоте будет почти монохроматичной. В некоторых лазе-
рах, например в Не—Ne-, СО-лазерах, лазерах на органиче-
ских красителях, активные среды обладают усиливающими
свойствами на нескольких энергетических переходах, т. е.
!.ля них возможна одновременная генерация на нескольких
Рис. 51. Формирование спектра излучения лазера при ширине спект-
ральной линии Ava>c/2i; vn, Vn-i, v«+i— собственные частоты резо- ,
натора
заметно различающихся длинах волн. В этих случаях при
необходимости перестройки и сужения спектра генерации в
резонатор лазера могут вводиться специальные спектрально-
селективные элементы (селекторы). В качестве селекторов
применяются спектральные покрытия зеркал или светофильт-
ры, клиповые и плоскопараллельные интерферометры Фаб-
ри—Перо, дифракционные решетки, дисперсионные призмы
и некоторые другие устройства (рис. 52). Введение одного
селективного элемента сужает ширину линии генерации до
10“5...10“3 мкм без существенного уменьшения выходной
мощности и позволяет перестраивать спектр генерации в пре-
делах 0,1 ... 1 мкм.
105
Рис. 52. Схемы лазерных резонаторов со спектраль-
ными селекторами: а — дифракционной решеткой;
б, в — плоскопараллельным и клиновым интерферо-
метром Фабри—Перо; г — дисперсйоиной призмой
4.1.2. Качество лазерного луча
Кроме монохроматичности получаемое в резонаторе ла';
зерное излучение обладает такими показателями качества,,
как когерентность, поляризация, а также модовая структура.^
Когерентность—- это согласованное протекание во време-‘;
ни нескольких колебательных или волновых процессов. При;
изучении лазерных пучков выделяют временную и простран-1
ственную когерентность. Временная когерентность связана]
со степенью монохроматичности световой волны и характер
ризуется временем когерентности /КОг=1/Аул, в течение ко-
106
дорого возможный сдвиг фазы колебаний в пределах шири-
ны линии излучения достигнет максимальной величины,
или соответствующей этому времени длиной когерентности
йког = С ' A;or = C/AVji.
Для газовых лазеров LKOr« 10... 103 м, а для твердотель-
ных LKOr~U,o мм. Это объясняется большей шириной спект-
ральных линии твердотельных лазеров, что связано с воздей-
ствием на излучающую частицу сильных электрических и
магнитных полей кристаллической решетки, а также нали-
шем неоднородностей в твердотельной матрице и, как пра-
,1.ю, небольшой длиной резонатора.
Для описания когерентных свойств волны в направлении,
перпендикулярном направлению ее распространения, приме-
няют термин пространственная когерентность, которая мо-
лет характеризоваться объемом когерентности, т. е. обла-
гаю пространства, где волна сохраняет когерентность.
для количественной оценки когерентности излучения мож-
.10 пользоваться коэффициентом контрастности интерферен-
ционной картины, образуемой в результате сложения двух
лазерных пучков из одного источника, прошедших путь раз-
НОИ ДЛИНЫ: У= (Апах—Anin)/(Апах+ mln) » ГДб /max И Anin ИН-
и'нсивность света в максимумах и минимумах интерферен-
ционной картины. Для когерентного излучения у-И, а в слу-
чае полной некогерентности у->-0.
Электромагнитное излучение, у которого направления
электрического £ и магнитного Н полей сохраняются неиз-
мененными в пространстве или изменяются по определен-
ному закону, называется поляризованным. Направлением по-
ляризации условились называть направление электрического
ноля Е(И£Е). Естественный свет неполяризован, его можно
Рассматривать как совокупность волн произвольной поляри-
зации. Если в резонатор лазера не введены специальные по-
ляризаторы, выделяющие световое излучение с определен-
ьям направлением поляризации, то направление поляриза-
ции лазерного излучения произвольно. Часто в качестве се-
лектирующего элемента в резонатор вводят прозрачную для
^лучения пластину, расположенную под углом Брюстера к
иен резонатора (в газовых лазерах эту роль могут играть
'орцевые пластины разрядных трубок). Поскольку при про-
"эждении излучения через такую пластину наименьшие по-
1ери будет иметь излучение, плоскость поляризации которого
Роходит через ось резонатора и перпендикулярна плоскости
107
пластины, то в резонаторе будет развиваться только излуче-
ние, имеющее соответствующую плоскость поляризации. Вы-
деление преимущественного направления поляризации осу-
ществляют также с помощью металлических зеркал, распо-
ложенных под углом к падающему излучению. !
Резонатор Фабри—Перо, состоящий из двух плоскопарал-1
лельных зеркал, редко применяется в качестве лазерного ре-’
зонатора (например, в полупроводниковых и твердотельных
лазерах в случае использования в качестве зеркал торцевых
поверхностей кристаллов). Это связано прежде всего с боль-
шими потерями излучения в таких резонаторах. Поскольку
1 размеры пучка всегда ограничены, то из-за дифракции на
краях пучок расширяется в поперечном направлении и может
выйти за пределы оптической системы. Угловое дифракцион-
ное расширение пучка с поперечным размером d составляет
0d = a(Z/d), где коэффициент а зависит от формы поперечного
сечения пучка. До обычных активных сред лазеров расстоя-
ние между зеркалами L^d, и Потери из-за дифракции для
инфракрасного излучения могут достигать 10 % и более. По-
этому резонаторы современных лазеров, как правило, состоят
из плоских и сферических зеркал с разными радиусами кри-
визны отражающей поверхности г. Их свойства зависят от
знака и величины радиуса кривизны и расстояния между зер-
калами и определяются стабильностью существования в них
электромагнитной волны. Критерием возможности использо-
вания для анализа распространения излучения волнового
или геометрического приближения является число Френеля
Mj>: A%=d2/(AL). При А/<!.;§> 1 для анализа распространения
излучения можно пользоваться геометрическим приближе-
нием, а при тУф <1 необходимо учитывать волновые свойства
света. Для лазерных резонаторов число Френеля может соот-
ветствовать как условиям волновой оптики (тУф~1), так я
геометрическому приближению (А-'ф>-1).
В геометрической оптике любое рассмотрение, как пра-
вило, начинают с луча света, распространяющегося в резона-
торе на малом расстоянии от оптической оси под небольшим
углом к ней (такой луч носит название параксиального)-
Схема резонатора со сферическими зеркалами Mi и Мг
приведена на рис. 53. Расстояние между зеркалами L, а ра-
диусы кривизны Г! и г2 положительны для вогнутых и отри-
цательны для выпуклых поверхностей. Если при многократ-
ных отражениях от зеркал расстояние луча от оптической
108
цл возрастает по мере роста числа отражений и он в конце
концов выходит из резонатора, то в таком резонаторе потери
б\дут велики. При этом относительная величина смещения
положения луча на выпуклом зеркале за один проход назы-
вается коэффициентом увеличения резонатора М. В случае,
когда луч остается вблизи оптической оси, резонатор харак-
теризуется низкими потерями. Выполнив такой анализ для
произвольного расстояния между зеркалами и произвольных
Рис. 53. Схема резонатора со сферическими
зеркалами
радиусов кривизны, можно показать, что для резонатора с
малыйи потерями должно удовлетворяться условие устойчи-
вости. Это условие обычно записывается в виде неравенства:
0<(1 -L/r,) (1 -L/r2)<l.
Пока для резонатора выполняется это неравенство, паракси-
альные лучи остаются вблизи оптической оси даже после
многих отражений, и такой резонатор называется устойчи-
вым. В противном случае, если (1—L/r^) (1—L/r2)<0 или
П—L/n)(l—L/r2)>l, резонатор будет неустойчивым и после
Многократных отражений луч удалится от оси. Величину ко-
эффициента увеличения неустойчивого резонатора можно вы-
разить через отношение радиусов зеркал М = | rl/r21 > 1. Для
Озеров небольшой мощности наиболее распространенным яв-
ляется устойчивый резонатор с вогнутыми зеркалами или
эквивалентный ему резонатор с плоским и вогнутым зерка-
лом. Подобные резонаторы легко юстируются, удобны в ра-
боте, излучение выводится через отверстие на оси выводного
(Ркала или через частично прозрачное покрытие на пропус-
ка
кающей лазерный луч пбдложке й имеет в поперечном сече
нии круглую форму.
Неустойчивые резонаторы, которые, как правило, приме
няются для лазеров средней и большой мощности, также
имеют определенные достоинства. Во-первых, даже в случае
применения очень коротких резонаторов такого типа активная
Рис. 54. Распростраиеиие излучения в резонаторах
различных типов: а — устойчивом, б—неустойчи-
вом, в — многопроходном
среда в них используется очень эффективно. В типичном ус-
тойчивом резонаторе лазера пучок сжимается и становится
очень узким (рис. 54, а). Вклад в усиление пучка дает только
та часть активной среды, которая близка к оптической оси
В неустойчивом лазерном резонаторе весь объем активно!'1
среды может участвовать в процессе усиления светя
(рис. 54, б).
Второе достоинство неустойчивых резонаторов состоит р
удобстве регулировки и изменении размеров выходного све
ПО
тового пучка. Выходную мощность лазерного излучения мо-
жно изменять в широких пределах, варьируя расстояния ме-
жду зеркалами. Прозрачность неустойчивого резонатора оп-
ределяется не пропусканием одного зеркала, а геометриче-
скими размерами системы и составляет: т=1 — 1/Л42. Для вы-
сокоэиергетических лазеров с большими объемами активной
среды применяют многопроходные резонаторы (рис. 54, в),
Рис. 55. Развитие поперечных мод в резонаторах:
О устойчивый, А'ф -J.], fj — устойчивый,
в — неустойчивый, A^3>1
позволяющие эффективно использовать в процессе генерации
излучения всю активную среду.
Короткие резонаторы с большими поперечными размерами
зеркал (область больших чисел Френеля ЫфЗ>1) вызывают
ссложнение поперечной структуры лазерного пучка, что свя-
зано с развитием в резонаторе поперечных мод электромаг-
нитных колебаний.
В лазерном резонаторе, характеризующемся небольшими
числами Френеля АД ~ 1 (рис. 55, а), роль дифракции ве-
лика и все области усиливающей среды оказываются связан-
Ш
ными дифракционной поперечной связью, т. е. вынужденное
излучение всех активных частиц будет синхронизовано по
фазе и выходной пучок может иметь постоянную по фронту
фазу. Излучение, сформированное в таком резонаторе, ха-
рактеризуется одномодовой структурой.
В резонаторах с дифракционными поперечными
связями можно пренебречь и, согласно приближенной геомет-
рической оптике, пучки в таком случае могут распростра-
няться по независимым друг от друга замкнутым траекто-
риям, которые могут существовать в активной среде и под-
держиваться зеркалами резонатора (рис. 55, б). Отбирая
энергию с разных частей активной среды, эти различные по-
перечные моды генерируют независимо друг от друга и вы-
зывают пространственную некогерентность выходного пучка.
Если в резонаторе вблизи оптической оси существует цент-
ральная область, радиальный размер которой соответствует
ТУф5»! и в которой, следовательно, лазерное излучение свя-
зано дифракцией, то излучение из этой области согласовано
по фазе. Однако в неустойчивом резонаторе происходит не-
прерывное расширение пучка при каждом проходе, поэтому
излучение центральной моды, имеющей постоянную фазу, за-
полняет всю активную среду и, в конечном счете, обтекает^
одно из зеркал, формируя лазерный луч (рис. 55, в). Таким
образом, неустойчивый резонатор можно представить как со-
вокупность одномодового генератора и окружающего его мно-
гопроходного усилителя. Так как фаза выходного излучения
задается центральной частью резонатора, то в таких резона-,
торах поддерживается высокое качество выходного излуче-|
ния. I
4.1.3. Энергетическая эффективность резонатора 1
Энергия и мощность лазерного излучения определяются
характеристиками активной среды (коэффициентом усиления,
пороговой интенсивностью излучения, населенностью уров-
ней) и параметрами резонатора (оптической схемой, геомет-
рическими размерами, коэффициентом пропускания зеркал,
уровнем потерь). Для вычисления мощности стационарной ге-
нерации лазера существуют расчетные методы, позволяющие
получить численные значения этой величины для различных
типов лазеров и конструкций резонаторов. Наиболее общим
подходом, позволяющим оценить эффективность работы ре-
112 н
онатора, является определение коэффициента полезного дей-
ствия резонатора цр.
КПД резонатора цр характеризует отношение энергии, вы-
веденной из резонатора £р, к энергии активной среды Ео, на-
ходящейся в резонаторе, которую в принципе можно преоб-
разовать в излучение:
Т|р =p/-f о =х Др/(Да с " Ли ‘ Лк),
где Еас — энергия, затрачиваемая на накачку активной сре-
ды. Пренебрегая потерями в активной среде, для оценки цР
можно воспользоваться соотношением: г)р= 1—kv!kv, где ^v —
коэффициент усиления слабого сигнала; kv — пороговый ко-
эффициент усиления (см. (1.11)).
Для устойчивого резонатора КПД максимален при оп-
тимальном коэффициенте пропускания выводного зеркала
topt: Topt = У2а • kv • L—а, где а — суммарные потери на зерка-
лах (поглощение). Тогда T]popt=(l—ia-/2kvL)2(Vv/V&P), где
V'p/Va с — отношение объема той части активной среды, кото-
рая участвует в усилении света (см. рис. 54), к общему объ-
ему активной среды.
Для неустойчивого резонатора максимальная эффектив-
ность
y'p °р‘ ~ \ 1 V 2k^L I
может быть получена при коэффициенте увеличения М, где
21пЛ4 = У2а/г.,Т—а.
В общем случае баланс энергии в резонаторе с движу-
щейся активной средой характеризуется различными видами
потерь (рис. 56). Энергия излучения может быть представле-
на как энергия активной среды за вычетом всех потерь энер-
!ин в резонаторе:
Др ~ До АДрел ^Дпогл АДрас ^Дд АД„.
°оль отдельных видов потерь может быть различна в каждом
конкретном случае. Обычно т}р = £р/£в=0,3... 0,7,
8 Зак. № 43 . ЦЗ
Рис. 56. Баланс энергии в резонаторе
4.2. Расходимость лазерного излучения
4.2.1. П рост ранет венные характеристики лазерного
луча*
Расходимость лазерного излучения на больших расстоя-
ниях от источника (в дальней зоне) определяется простран-
ственной когерентностью выходного пучка, которая зависит
от оптического качества активной среды лазера и характери-
стик резонатора.
Картина распределения интенсивности в дальней зоне
(рис. 57, а) может быть получена с помощью скалярной тео-
рии дифракции, позволяющей рассчитать распределение ин-
тенсивности в любой точке на пути распространения лазер-
ного излучения по известному распределению электромагнит-
ного поля в выходном устройстве лазера.
В основе решения лежит математическое описание прин-
ципа Гюйгенса—Френеля: амплитуда волны в любой точке
плоскости изображения является суперпозицией (суммой)
114
Рис. 57. Расходимость лазерного излучения: а — формирование распре-
деления интенсивности в дальней зоне, б — распределение интенсивности
в фокальной плоскости линзы Л, а — влияние распределения интенсивно-
сти (—) и фазы (--------) в выходном сечении лазерного пучка на рас-
пределение интенсивности лазерного излучения в дальней зоне
8*
115
сферических волн, исходящих с поверхности источника элект-
ромагнитного излучения (рис. 58).
В плоскости с координатами х0о0у0 расположена область
S, которая называется областью объекта или источника. В
каждой ее точке считается известной амплитудно-фазовое
распределение поля излучения и(х0, у0)-ехр[/(р(х0> у0)]. На
некотором расстоянии расположена плоскость изображения,
в которой введены координаты Xio^. Требуется определить
комплексную амплитуду в любой точке в плоскости изобра-
жения.
Рис. 58. Определение распределения, интен-
сивности в дальней зоне
Распределение интенсивности /(хь (/!) в дальней зонеопМ
ределяется как квадрат модуля комплексной амплитуды: I
/(*ь У1) = I«(*i, У,) I2 = « (*i, У1) у,)- (4-2)1
Поле монохроматической волны U(xt, у{) находится в со-|
ответствии с принципом Гюйгенса—Френеля: 1
expl?^) __ J
a(jcn у t) =ж Jj и (х0,у0)-—-——cos (п, zot) dS. (4.3) f
Выражение (4.3) часто называют интегралом Кирхгофа. И
Практический интерес представляет получение значений^]
распределения интенсивности на больших расстояниях от‘;
плоскости объекта, в так называемой области дифракции J
Фраунгофера для J
Z^>K (Х$ -|- Уо)пгахА-
При выполнении этого условия можно ограничиться рассмот-
рением задачи только вблизи оси (параксиальное приближе-
ние), что существенно упрощает решение уравнений (4.2),
(4.3). Интересно, что распределение интенсивности излуче-
ния монохроматического пучка в фокальной плоскости линзы
(рис. 57, б) эквивалентно распределению интенсивности в
дальней зоне. Это следствие того, что построение изображе-
ний с помощью сферических линз и зеркал является частным
случаем более общего изложенного выше подхода. Резуль-
таты решения уравнений (4.2), (4.3) для некоторых наиболее
характерных задач лазерной оптики приведены в табл. 4.1.
Под расходимостью лазерного излучения понимают угол
20, в пределах которого содержится определенная доля (см.
табл. 4.1) мощности или энергии лазера. Для Гауссовых пуч-
ков в пределах угла расходимости интенсивность пучка па-
дает в е2 раз. Для остальных угол расходимости определя-
ется направлением на первые дифракционные минимумы.
Обозначая долю лазерного излучения, заключенного в угле
расходимости, как у, можно оценить плотность энергии из-
лучения q на расстоянии L:
q = , • (4.4)
7.2 02 ’ ' '
где Дл — энергия излучения на выходе из лазера. Размер
фокального пятна при фокусировке лазерного излучения без
учета аберраций:
dP=bf, (4.5)
где f — фокусное расстояние оптической системы. При расфо-
кусировке размеры пятна возрастают:
^ = (0/)2+(тг)’ <4-6)
\ в/ /
где А///— степень расфокусировки.
Наименьший дифракционный угол расходимости при оди-
наковой выходной апертуре наблюдается для пучков с Гаус-
совым распределением интенсивности и только для них со-
храняется профиль радиального распределения интенсивно-
сти по мере удаления от лазера.
Независимо от формы выходной апертуры важнейшее зна-
ние для угловой расходимости лазерного излучения имеют
ее поперечные размеры (вернее, отношение X/d). Поэтому
117
оо-------------------------
Распределение
Плоскость
объекта
Таблица 4.1
Плоскость
изображения
Тауссов пучок
Вид распределения
Дифракционная
расходимость_____
Однородный круг
•2
I TZtl3'
Вид распределения
У х’ + yl
________zt
Ttd Ух?
zk
Дифракционная
расходимость
Однородное
кольцо
Вид распределения
вж (91М) =.А/л, ву(91%) = Х/6
Дифракционная
« расходимость
<о

для решения задач, связанных с передачей энергии лазернсь
гО излучения на большие расстояния, необходимо использо-
вать специальные формирующие телескопические системы,
на выходе которых получаются пучки с большими попереч^
ными сечениями.
Представленные в табл. 4.1 результаты расчетов распре-
деления интенсивности лазерного излучения в дальней зоне
получены в предположении, что выходящая световая волна
имеет одинаковую фазу во всех точках плоскости объекта.
Такой волновой фронт называется плоским. Распределение
фазы в выходном сечении является определяющим для фор-
мирования распределения интенсивности в плоскости изо-
бражения, и именно это оказывается причиной того, что для
различных форм выходной апертуры (т. е. различных рас;
пределений интенсивности в плоскости объекта) распределе-
ния интенсивности в плоскости изображения подобны. В то
же время нарушение фазовой однородности излучения сразу
приводит к существенному изменению распределения интен-
сивности излучения в плоскости изображения и к ухудшению
расходимости лазерного луча (рис. 57, в).
Причинами пространственной некогерентности лазерного
луча и искажений фазового фронта могут быть многомодо-
вый характер излучения, недостаточное качество поверхности
зеркал резонатора или формирующей оптики, а также опти-
ческие неоднородности активной среды.
В случае многомодовой структуры пучка, состоящего из
п отдельных некогерентных между собой пучков, для нахож-
дения распределения интенсивности в дальней зоне угловую
расходимость определяют исходя из .размера наименьшего
пучка dmin, т. е. B~X/dmln^ (ХДОф/г, где d — общая апертура
излучения.
Для исключения отрицательного влияния формы зеркал
на фазовые искажения лазерного излучения требуется высо-
кое качество обработки зеркальных поверхностей. Так, от-
клонение от заданной формы по всей поверхности не должно
превышать к/25, а высота микронеровностей должна быть
менее Х/ЮО, что для оптики видимого диапазона соответст-
вует сотым долям микрона. Причем, эти требования необхо-
димо обеспечить в эксплуатационных условиях под воздей-
ствием реальных силовых и тепловых нагрузок, обусловлен-
ных функционированием лазера. Очевидно, что указанные
120 :
требования относятся и к точности взаимного расположения
зеркал в резонаторе (точности юстировки зеркал).
Наибольшее распространение в маломощных непрерыв-
ных лазерах получили стеклянные или кварцевые зеркала с
диэлектрическим покрытием. Диэлектрические покрытия мо-
гут обеспечить высокие коэффициенты отражения (почти до
100 %) при поглощении порядка долей процента.
Диэлектрические зеркала получают путем последователь-
ного нанесения па подложку чередующихся слоев с низким
п высоким коэффициентом преломления. Для излучения ви-
димой и ближней инфракрасной области в качестве покры-
тия используется сернистый цинк, фтористый магний, фто-
ристый стронций и др. Подложка выводных зеркал устойчи-
вых резонаторов, естественно, выполняется из материала про-
зрачного для лазерного излучения.
Для зеркал лазеров, работающих в дальней инфракрас-
ной области, часто используют металлические покрытия из
меди, серебра, золота. Такие зеркала имеют более высокую
механическую прочность и более стойки к мощному излу-
чению.
Для мощных лазеров зеркала целиком изготавливаются »
из металла с высокой теплопроводностью (медь, хромистые
бронзы) с золотым или серебряным покрытием. Если теп-
лопроводность материала зеркал оказывается недостаточной
для стационарной работы в условиях больших тепловых на-
грузок, то используют охлаждаемые зеркала, в которых
обеспечивается эффективный отвод тепла из поверхностного
слоя и сохранение формы поверхности (см. рис. 72, 73).
4.2.2. Оптическое качество активной среды
Помимо возмущений, связанных с качеством покрытий
зеркал и их разъюстировкой, в лазерах могут возникать до-
полнительные возмущения фазы, связанные с наличием в ре-
зонаторе активной среды. Неоднородность оптических харак-
теристик активной среды, прежде всего разные скорости рас-
пространения электромагнитного излучения в различных об-
ластях, приводит к изменению фазового фронта световой
волны при ее прохождении через активную среду.
Причинами появления неоднородностей могут быть как
исходные характеристики активных сред лазеров (неоднород-
ности распределения оптических свойств твердотельных крис-
121
галлов и стекол, связанные с их изготовлением, неоднород-
ности распределения плотности газовых сред, обусловленные
их движением в резонаторе), так и воздействие иа рабочее
тело накачки. Например, при оптической накачке твердотель-
ных лазеров происходит неравномерное поглощение энергии
в поперечном сечении активной среды, что, в свою очередьл
вызывает возникновение термических напряжений и дефори
маций рабочего тела и оказывает сильное влияние на егяИ
оптические свойства. Л
В жидких активных телах также возникают значительны^
оптические неоднородности, связанные с неравномерностью
накачки, вследствие чего расходимость излучения сущест-
венно возрастает. Поэтому в таких лазерах трудно получить
дифракционную расходимость лазерного излучения вместе
с высокими энергетическими характеристиками. Неоднород-
ности газовых активных сред существенно меньше, что, в
первую очередь, объясняется меньшей плотностью газа по
сравнению с твердыми телами и жидкостями. Поэтому в га-
зовых лазерах небольшой мощности с неподвижной газовой
средой сравнительно легко обеспечивается дифракционная
расходимость излучения. Однако с ростом поперечных разме-
ров активных сред и переходу к лазерам с движущимися сре-|
дами также появляются проблемы, связанные с достижением
высокого качества излучения. |
В электроразрядных лазерах с поперечным разрядом (см|
подразд. 3.2) возникают существенные неоднородности рас-*
пределения температуры и плотности, а следовательно, и ко4
эффициента преломления по объему активной среды из-за|
особенностей пространственных характеристик электричев
ского разряда в движущейся плазме. На рис. 59, а приведении
: интерферограмма активной среды электроразрядного лазера,!
на которой контрастные полосы можно сопоставить с изоли-м
ниями коэффициента преломления в газе. Результатом обраЦ1
ботки экспериментальных данных являются построенная на
рис. 59, б поверхность волнового фронта, искаженная в ре-
зультате прохождения плоской световой волны через неодно-
родную газовую среду, и соответствующее прошедшей волне
трехмерное распределение интенсивности излучения в даль-
ней зоне (рис. 59, в).
122г Я
Рис. 59. Интерферограмма газодинамического тракта
(а), распределение фазы излучения в выходном сече-
нии (б) и распределение интенсивности излучения в
дальней зоне (в) для электроразрядного СОа-лазера
121
Приведенное распределение интенсивности построено для
случая одного прохода плоской электромагнитной волны че-
рез активную среду и определяет характеристики скорее уси-
лителя, чем лазера, поскольку в нем не учитываются особен-
ности распределения электромагнитного поля в резонаторе
и влияния зеркал. Тем не менее, оно может быть использо-
вано для оценки влияния неоднородности активной среды на
расходимость лазерного излучения. Влияние газовой дина-
мики на оптическое качество активной среды газодинамичес-
кого СО2-лазера с сопловым блоком сотовой конструкции по-
казано на рис. 60.
Сверхзвуковой поток за срезом соплового блока сотовой
конструкции имеет оптические неоднородности с характерной
ромбовидной структурой скачков уплотнения (рис. 60, а), об-
разующихся при взаимодействии струй, истекающих из ин- /
дивидуальных сопл (см. рис. 43, 44), и следов, обусловленных
стекающими со стекол сопл пограничными слоями. С увели-
чением расстояния от среза блока уровень оптических неоМ I
породностей уменьшается, поэтому искажения волновог |
фронта, прошедшего через активную среду излучения, так» I
снижаются вниз по потоку (рис. 60, б). I
Интересной особенностью регулярных газодинамически I
структур, образованных мелкомасштабными соплами, явля I
ется сильная зависимость оптического качества среды от углг |
наклона оптической оси к оси симметрии блока. При опти*
мальных углах наклона, для которых обеспечивается хоро-
шее взаимное перекрытие неоднородностей от соседних сопл
диаграмма направленности имеет вид, близкий к дифракци-
онному (рис. 60, в), в то время как для той же активной сре-
ды, но ориентированной неоптимально относительно прохо|
дящего излучения, расходимость излучения существенно уве-
личивается (рис. 60, г). |
Картина течения активной среды в сверхзвуковом вепре -,
рывном химическом лазере, полученная методом тальбот-инД
424
Рис. 60. Структура течения в сверхзвуковом тракте (а), распределение фазы в выходном сече-
нии (б) и распределение интенсивности излучения в дальней зоне (в и г) для СОг-газодинами-
ческого лазера
125
терферометрии (рис. 61, а), показывает структуру течения
смешивающихся химически реагирующих сверхзвуковых
струй. Искажения фазовой поверхности наблюдаются по
всей апертуре (рис. 61, б). Тем не менее, распределение ин-
я)
Рис. 61. Интерферограмма газодинамического
тракта (я) и распределение фазы (5) в выходном
сечении непрерывного химического лазера
тенсивности в дальней зоне и в этом случае характеризуется
центральным максимумом, в котором сосредоточена основ-
ная энергия излучения. Эти результаты получены в предпо-
ложени, что размеры активной среды пренебрежимо малы
но сравнению с расстоянием между плоскостью объекта и
плоскостью изображения, т. е. влияние неоднородностей ак-
тивной среды определяет только начальное распределение
фазы электромагнитного излучения в выходной апертуре ла-
зера, а далее световая волна распространяется в пустом
пространстве. Наиболее точно такое предположение соответ-
ствует распространению лазерного излучения в вакууме.
4.3. Распространение лазерного излучения в средах
4.3.1. Ослабление лазерного излучения
В пространстве, заполненном газовыми молекулами и кон-
денсированными частицами, будет изменяться пространствен-
ное распределение света, по сравнению с рассчитанным по
скалярной теории дифракции, и наблюдаться снижение пол-
ной мощности распространяющегося излучения.
Для широкого круга практических задач при умеренных
плотностях электромагнитной энергии взаимодействие излу-
чения со средой не зависит от интенсивности самого излуче-
ния, и все особенности распространения света в различных
средах объясняются его ослаблением в результате рассея-
ния и поглощения. Ослабление излучения в средах рассчи-
тывается законом Бугера, характеризующего свойства среды
пропускать излучение. Пропускание излучения D определя-
ется экспонентой
D = ехр
- J* К (2) dz
zo
(4.7)
где k-f.— показатель ослабления среды для излучения с дли-
ной волны Z, имеющей размерность м-1. В общем случае по-
казатель ослабления складывается Из показателей рассея-
ния kxp и поглощения k-^-
В прозрачной однородной среде плоская волна распрост-
раняется только в прямом направлении, не испытывая рас-
сеяния в стороны. Например, параллельный пучок света в
чистом воздухе или в высококачественном стекле почти не
виден при наблюдении сбоку, т. е. свет почти не рассеива-
127
126
ется в стороны. В то же время при наличии в среде частиц!
даже очень мелких, пучок света становится отчетливо виден’
со всех сторон. Рассеяние света происходит и тогда, когда
сами взвешенные частицы имеют размеры, меньшие длины
волны, и недоступны прямому наблюдению. Такие среды на-
зывают мутными. В соответствии с законом Рэлея интенсив-
ность рассеянного мутной средой света обратно пропорцио-
нальна 4-й степени длины волны. Опыт показывает, что рас-
сеяние света происходит не только в мутных средах, но и в
среде, тщательно очищенной от посторонних примесей или
включений. Причиной этого являются флуктации плотности
и, следовательно, показателя преломления, вызываемые хао-
тическим тепловым движением молекул. Такой тип рассея-
ния называют молекулярным. Наиболее известный пример —
молекулярное рассеяние солнечного света в земной атмо-
сфере, которым объясняется голубой цвет неба. Этот эффект
легко наблюдаем благодаря большой толщине рассеиваю-
щего слоя газа, в то же время рассеяние в чистом веществе,
как правило, очень слабое. Исключение составляет явление
резонансной флуоресценции, при котором энергия падающе-
го пучка может почти целиком перейти в энергию рассеян-
ного излучения. Оно наблюдается при совпадении частоты I
падающего света с собственными частотами частиц среды. I
Рассеяние света на мельчайших частицах и молекулах, для |
которого выполняется закон Рэлея, называют рэлеевским
, рассеянием. Вероятность поглощения фотонов оптического
излучения молекулами среды определяется, как известно (см.
подразд. 1.1), структурой энергетических молекул и длиной
волны излучения. Поэтому молекулярное поглощение очень
сильно зависит от конкретных характеристик среды (в пер-
вую очередь, ее состава) и спектральных характеристик ла-
зерного излучения.
Влияние состава связано с двумя факторами: 1) с при-
сутствием в среде молекул, энергетические спектры или от- |
- дельные спектральные линии которых совпадают со спект- I
ром или линией излучения лазера. Только в этом случае, как I
известно, может происходить поглощение квантов излучения |
молекулами; 2)>с количеством или концентрацией таких мо- I
лекул в среде. I
В более общем виде для всех частиц это положение со- |
стоит в том, что показатель ослабления в законе Бугера (4.7) I
пропорционален концентрации поглощающих частиц n(z) и
128
сечению ослабления на длине волны X в расчете на одну ча-
стицу Sk(z); —n(z)-SK(z) . Сечение ослабления Sx (z) оп-
ределяется как отношение потока поглощаемой частицей
энергии к интенсивности падающего на частицу излучения.
Эта величина имеет размерность площади. Если в среде на-
ходятся частицы, размеры которых сравнимы или превышают
длину волны падающего излучения, то взаимодействие из-
лучения с этими частицами не может описываться законом
Рэлея.
Теоретическое решение задачи о взаимодействии плоского
волнового фронта электромагнитного излучения со сфериче-
скими частицами, размеры которых могут быть порядка или
больше длины волны, было впервые разработано Дж. Ми в
1908 г. Схематическое изображение процессов, происходящих
при взаимодействии света с частицей, представлено на рис. 62.
Электромагнитное
Дифракция
Рис. 62. Ослабление излучения части-
цей
Отраженный дифрагированный и рефрагированный свет
называется рассеянным. Ослабление излучения складывается
из рассеяния и поглощения. Закон Бугера для объема с оди-
наковыми (монодисперсными) частицами (без учета молекул
лярного ослабления) при концентрации np: £)р = ехр (— SxpX
X/Zp-z), где SxP — сечение ослабления на частицах.
Для среды, содержащей частицы различных размеров и
Переменной концентрации, расчет ослабления существенно'
Усложняется:
Dp = exp f J S,p
Lz» о
(dp) f(z,dp)dz ddp
9 Зак. № 43
129
где f(z, dp) — функция распределения частиц по размерам,
показывающая количество частиц с размером от dv до dp+,
+ddp, содержащееся в единице объема. i
Таким образом, ослабление излучения, проходящего че-;
рез среду, определяется совокупностью процессов рэлеевско-;
го рассеяния на частицах, размеры которых намного меньше;
длины волны, молекулярного поглощения и ослабления на!
крупных частицах, размеры которых сравнимы или превы-;
шают длину волны излучения. Вклад в суммарное ослабле-
ние рэлеевского рассеяния незначителен для большинства
практически интересных задач, поэтому им, как правило, пре-
небрегают. Тогда закон Бугера для среды, содержащей по-
глощающие молекулы с концентрацией и сечением по-
глощения Sxm(z) и монодисперсные частицы с концентрацией
np(z) сечением ослабления Sip(z): J
D = exp
= exp — SkM(z)dz
L
Отсюда видно, что коэффициенты пропускания среды, обус-
ловленные молекулярным поглощением и ослаблением излу-.
чения на частицах, могут рассматриваться независимо друга
от друга.
4.3.2. Прохождение лазерного излучения в атмосфере J
Для определения коэффициента пропускания лазерного
излучения слоем атмосферы необходима обширная информа-
ция о составе и распределении различных газов и паров,кон-
центрации и распределении по размерам аэрозольных частиц,
зависимостях этих параметров от высоты и т. п.
Основное поглощение лазерного излучения в атмосфере
обусловлено парами воды, углекислым газом и озоном, не-‘
обходимо учитывать также поглощение кислородом и раз-
личными примесями. Однако коэффициент поглощения может
очень резко меняться в зависимости от расположения линий
спектра излучения лазера по отношению к узким спектраль-':
чым линиям поглощения молекул атмосферных газов. ’
В ультрафиолетовой части спектра наиболее сильно по-’
глощают излучение молекулы озона Оз, однако их концент >
рация в нижних слоях атмосферы незначительна.
130 I
Наиболее заметный вклад в молекулярное поглощение из-
лучения видимого и инфракрасного диапазона вносят моле-
кулы углекислого газа и особенно воды. Количественные
оценки коэффициента поглощения затрудняются сильной за-
висимостью содержания паров воды в атмосфере (влажности
воздуха) от различных факторов. Поэтому показатель моле-
кулярного поглощения на парах воды определяется по соот-
ношению
= а (>0 ЦН),
где a(Z)—показатель поглощения излучения парами воды на
1 мм осажденного слоя воды, мм-1; 6(H) — толщина осаж-
денного слоя воды на трассе в 1 км, который получится, если
при заданном сечении слоя весь содержащийся в атмосфере
пар превратить в воду (мм • км-1).
Толщина осажденной воды на длине 1 км иа уровне моря
бо зависит от температуры ТВ03д и влажности f воздуха:
г 216,7-1О ,
-------~т-----/^НЮ’
1 возд
где /?н,2о—давление насыщающих паров воды при денной
температуре воздуха, МПа, 1g /?Нзо =4/ТВ03д + В; 4 = 2263,
В = 5,064 для Твозд = 273... 395 К и 4 = 2676, В = 6,582 для
^возД= 175... 273 К- Зависимость толщины осаждаемого слоя
воды от высоты имеет вид:
. 5(H) = ооехр( -0,515Н),
где Н — высота, км.
Углекислый газ оказывает заметное влияние только на
поглощение излучения СО- и СО2-лазеров и HF-химического
лазера, однако его вклад в суммарное поглощение более чем
на порядок меньше водяного пара. Показатели молекуляр-
ного поглощения лазерного излучения в атмосфере приве-
дены в табл. 4.2.
Расчеты ослабления излучения на наклонных траекториях
необходимо проводить с учетом переменных по высоте свойств
атмосферы, а следовательно, и изменений показателей
поглощения. Суммарный показатель молекулярного поглоще-
9* 131
Таблица 4.1
Активная среда лазера Длина волны излучения >, мкм Показатель гоглощеиия Примечание <
парами воды на 1 мм осажденного слоя воды * а >, мм-1 углекислым газом *ХСОа’ км"
Не —Cd Не — Ne А12О3:Сг GaAs 0,4416 0,6328 0,6943 0,84 0 0,003 0,008 0,0067 0 0 0 0
НАГ: Nd3* стекло: Nd»* 1,06 0,0034 0.
Не - Ne HF 1,15' 2,6...3,0 0,09 4,0 0 0,5 для >.=2,8 мкМ
Не - Ne 3,?а 0,01 1,4 ... 5 зависит от Я концентрацииМ метана Я
Не — Хе 3,51 0,0041 0
> DF 3,6...4,0 5,0...6,5 0,006 0 для 1=3,8 мкм
СО 0,6 0,05 для 1=5,2 MKMfc
СО» НИЯ вычисляв! пах поглощаю 10,6 гея сложен щих молек 0,012 ием показат ул: г1м k)M 1 0,001 'елей поглог цения на тИ
Коэффициент поглощения с учетом аэрозольных1 частиц '
можно определить только приближенно с привлечением по-
нятия метеорологическая дальность видимости (МДВ) — рас-
стояния в километрах, на котором отношение контраста ис-
точника Смвд, наблюдаемого на расстоянии МДВ, к конт-
расту источника на нулевом расстоянии снижается до 2 % Л
Контраст источника определяется выражением: JI
С » (/?„ - /?ф)//?ф,
132
где /?и — светимость источника, /?ф — светимость фона. Коэф-
фициент аэрозольного ослабления
k = 3|9t I °’55 |*
МДВ \ х / ’ .
где 6=0,585 (МДВ)|/3, Z в мкм, МДВ в км. Значения МДВ
зависят от конкретных метеорологических условий и изменя-
ются от 0,05 км для очень сильного тумана до более, чем
20 км для чистого воздуха.
4.3.3. Прохождение лазерного излучения в воде
Спектральная полоса пропускания воды почти совпадает
с видимым диапазоном спектра. Наиболее заметно влияние
длины волны на поглощение лазерного излучения. Наимень-
ший коэффициент ослабления излучения обеспечивается для
Рис. 63. Зависимость коэффициента
ослабления от длины волны в воде:
/ — в заливе, 2 — в лаборатории, 3 —
в плавательном бассейне, 4 — про-
фильтрованная морская вода
голубо-зеленой области спектра с длиной волны около
0,5 мкм. Поэтому среди лазеров, излучение которых может
быть использовано для передачи в воде, наиболее перспек-
тивны аргоновый, лазер на парах меди, а также лазеры на
иттрий-алюминиевом гранате или стекле с неодимом, рабо-
тающие на второй гармонике (л~0,53 мкм).
Сильное влияние на ослабление излучения в воде оказы-
вает наличие в ней взвешенных частиц и планктона
(рис. 63).
133
Для оценки дальности действия под водой лазерных сисЛ
тем связи и локаторов используется формула |
I
6 U7„ ’ I
где у — заданное отношение сигнал/шум; 1ГИ, — мощнц!
сти сигнала излучателя и шума приемника. 1
4.4. Нелинейные эффекты в лазерной оптике
4.4.1. Самофокусировка света '.
Оптические свойства среды при слабых интенсивностях
световых потоков, характерных для обычных источников,
описываются такими независисящими от интенсивности вол-
ны характеристиками, как показатель преломления: n — cjv
(v—фазовая скорость света в среде) и показатель погло-
щения k\. По мере распространения в среде на длине L све-
товая волна затухает по закону: / = /оехр(—k^-L). Взаимо-
действие света со средой состоит из последовательных эле-
ментарных взаимодействий с ее атомами или молекулами.
В электрическом поле волны Е атомы или молекулы среды
поляризуются: отрицательно заряженные электроны под дей-
ствием поля смещаются относительно положительно заряжен-
ных ядер, появляется электрический дипольный момент, при-
чем смещение определяется величиной и знаком напряжен-
ности поля, изменяющегося с частотой v. С той же частотой
начинает колебаться электрон и сам становится источником
поля.’ В линейной оптике предполагается, что частота пере-
излученного электроном светового поля точно такая же, как
и у падающей волны, а эти поля различаются только фазами
и амплитудами. Сдвигом фаз между падающим и переизлу-
тенным полями объясняется отличие от единицы показателя"
преломления, а потери энергии при элементарном акте вза-
модсйствия волны с атомом являются причиной поглощения
световой волны.
В лазерных световых пучках, плотность мощности которых
достигает 1012...1014 Вт/м2, напряженность поля Е стано-
вится сравнимой с внутриатомным электрическим полем Еа,
колебания электрона, возбуждаемые световой волной, уже!
нельзя рассматривать как гармонические, а переизлученное
поле отличается от падающего не только сдвигом фаз и амп-
литудой, но и частотой. J
134
В результате возникает зависимость оптических характё-
ристик среды от интенсивности излучения, которая приводит
к принципиально новым нелинейным эффектам, не сущест-
вующим в обычной линейной оптике, например к самофоку-
сировке света. Причиной этого является изменение показа-
теля преломления п в сильном световом поле Е за счет по-
явления поправки пЕ, зависящей от свойств среды:
п=п9 + пеЕ\ (4.8)
где пи,— показатель преломления, фигурирующий в линейной
оптике.
Физические причины появления нелинейной добавки к по-
казателю преломления не исчерпываются нелинейным откли-
ком оптического электрона. Важную роль может играть так-
же электрострикция: в нелинейной среде световая волна мо-
жет приводить к изменению давления, а следовательно, плот-
ности и связанного с ней показателя преломления. Важной
причиной изменения показателя преломления является на-
грев среды лучом. Из (4.8) видно, что ограниченный интен-
сивный пучок света делает среду оптически неоднородной:
показатель преломления среды определяется теперь интен-
сивностью распространяющейся волны. Это приводит к яв-
лению нелинейной рефракции. Ее характер определяется зна-
ком нелинейной добавки пеЕ2. В среде с пЕ>0 области мак-
симальной интенсивности света являются одновременно и
наиболее оптически плотными. В этом случае нелинейная
рефракция приводит к самофокусировке, так как луч в не-
однородной среде отклоняется в сторону больших значений
показателя преломления.
В линейной оптике нарастанию поля в фокальных точках
оптических систем препятствует дифракция. Аналогичную
роль она играет и при самофокусировке, однако в этом слу-
чае дифракционные эффекты не всегда могут скомпенсиро-
вать нелинейную рефракцию (рис. 64).
Рассмотрим цилиндрический пучок радиуса а, распрост-
раняющийся в нелинейной среде с пЕ>0. Вне пучка показа-
тель преломления п0, а внутри п = п0 + пЕЕ2. Лучи, падающие
На границу пучка изнутри, переходят из более плотной в
Нее плотную среду, и, следовательно, для них возможен
фект полного внутреннего отражения. Критический угол
Пп
= arccos-----—=- .
то «О + пЕ Е*
ме-
эф-
135
Лучи С <р>фо отклоняются от оси пучка, лучи С ф<ф0 отклей
няются к оси пучка. В пучке, фазовый фронт которого на
входе в среду является плоским, угол ф0 определяется днф
ракцией: фд = 0,61л/ (п0 • 2а). При фо<Фд пучок расходится, од
нако угол расходимости меньше, чем в линейной среде. Пр^
Фо = фд нелинейная рефракция полностью компенсирует диф
ракционную расходимость и форма пучка остается неизмен
ной при распространении его, в нелинейной среде. Этот режим
/// '"0 /// ///
/V //,' ///''' I
/// /// ?/, ‘ л
/// J/Z /// 1
Рис. 64. Оценка условия самофокуси- Л
ровки Я
называется режимом самоканализации светового луча. При
фо>фд лучи отклоняются к осн пучка, т. е. происходит само]
фокусировка. В реальных световых пучках интенсивность и
следовательно, показатель преломления возрастают от краев
к оси пучка. По мере приближения к фокусу лучи все болев
искривляются, т. е. самофокусировка имеет лавинный харак
тер и в мощном световом пучке вслед за первым фокусом
может появиться ряд последующих.
4.4.2. Генерация второй гармоники
Под поляризацией среды понимают дипольный момент^
приобретаемый атомами или молекулами среды под дейст]
вием световой волны. При небольших интенсивностях света
поляризация линейно зависит от напряженности поля:
3 *Е, (4.9)
где х —линейная восприимчивость среды.
Даже в сильных лазерных полях отличие связи поляриза
ции и электрического поля от линейной не слишком велико
136 а
I
и зависимость (4.9) для больших интенсивностей можно за-,
писать в виде степенного ряда:
3 — *Е -ф %Ег + 6 Е3 -f- . . . или 3 = 3*я Д-Зия,
где &я = лЕ, а Зая — остальная часть ряда.
Поскольку отношение каждого последующего члена ряда
к предыдущему пропорционально ~ 1/£а, то все последующие
члены уменьшаются очень быстро. Одним из наиболее инте-
ресных эффектов квадратичной восприимчивости % является
генерация второй гармоники. В поле монохроматической вол-
ны с координатой г и частотой v нелинейная часть поляри-
зованности имеет вид
^нл-Х^о cos2(?0 - = + jx£o-cos(2<[>0 —2п). (4.10)
Первый член не зависит от времени. Это значит, что в нели-
нейной среде при прохождении через нее интенсивной свето-
вой волны возникает статическая поляризованность, создаю-
щая постоянное однородное электрическое поле, как в плос-
ком конденсаторе, т. е. происходит оптическое детектирование
электрического поля. Второй член в правой части уравнения
(4.10) изменяется с удвоенной частотой основной волны 2v.
Этим объясняется генерация второй гармоники в нелинейной
среде.
Впервые генерация второй гармоники была осуществлена
в 1961 г. П. А. Франленом в США. Освещая кристалл квар-
ца монохроматическим пучком рубинового лазера (Х=
= 0,694 мкм), он наряду с первоначальным пучком зарегис-
трировал также ультрафиолетовое излучение (X —0,347 нм),
что соответствует частоте второй гармоники. Однако коэффи-
циент преобразования энергии в энергию второй гармоники
был чрезвычайно мал (~10-8). Дальнейшие исследования
позволили найти более подходящие вещества. Наилучшими
из них являются кристаллы аммиачного (АДР) и калиевого
(КДР) ортофосфоритов.
' Генерация второй гармоники в нелинейных кристаллах
используется для преобразования инфракрасного излучения
мощных лазеров в видимое.
Эффективным является получение второй гармоники в ла-
зерах на ИАГ : Nd3+ и стекле с неодимом. Для таких лазеров
вторая гармоника представляет собой зеленый свет с
— 0,53 мкм. При оптимальной ориентации кристалла удается
137
получить КПД преобразования около 20.,,30 %. Еще болееЯ
интересным может оказаться помещение нелинейного крис-Я
талла внутрь резонатора. Если использовать зеркала, отра-И
жающие все основное излучение и пропускающие только вто-Я
рую гармонику, то КПД преобразования может быть выше.»
Излучение на второй грамонике удается получить и для не-Я
прерывных газовых лазеров. Я
Аналогичным образом при достаточно высоких интенсив- л
ностях излучения может быть получено излучение на третьей
и более высоких гармониках. I
4.4.3. Обращение волнового фронта Я
В конденсированных средах тепловое движение проявля-Я
ется в колебаниях атомов и молекул. Из-за сильной связи ’
атомов друг с другом эти тепловые колебания формируют
набор плоских звуковых волн широкого диапазона частот,
распространяющихся во всевозможных направлениях. Их
спектр простирается от низких звуковых частот до гиперзву-.
ковых (109... 1011 Гц). Рассеяние света на упругих волнах,
обусловленных тепловым движением, называется рассеянием
Мандельштама—Бриллюэна (РМБ).
С точки зрения квантовой физики рассеяние Мандельш-
тама-Бриллюэна можно представить как рассеяние фотонов
частоты v на фононах (частицах, соответствующих звуковой
волне так же, как фотоны соответствуют световой волне),
движущихся в направлении распространения звуковой вол-
ны со скоростью v и имеющих энергию hvl2n. При рассеянии
на фононах фотон частоты v исчезает, преобразуясь в фонон ?
частоты Av и фотон частоты v±Av. Знак изменения частоты '
определяется направлением распространения звуковой вол- *
ны. Вероятности испускания фонона и появления нового рас-
сеянного фотона не зависят от наличия фотонов, и в этом ‘
смысле рассеяние можно считать спонтанным процессом. I
Если интенсивность падающего света велика, то в резуль- ’
тате РМБ увеличится количество фононов, движущихся на- *.
ютречу световому лучу, а следовательно, возрастает количе-
ство фотонов с частотой v—Av. Вероятность рассеяния, про- j
порциональная числу фононов (т. е. амплитуде звуковой вол-
ны), увеличивается, рождение фононов и фотонов рассеян-
ного света происходит интенсивнее. При этом интенсивность •'
луковой волны н компоненты рассеянного света с частотой
138 Я
Av лавинообразно нарастают. Такой процесс называется
вынужденным рассеянием Мандельштама—Бриллюэна
(ВРМБ).
При достаточно большой интенсивности исходного свето-
вого пучка, когда усиление превысит потери, амплитуды уп-
ругой волны и рассеянного света будут нарастать по мере
распространения в нелинейной среде. Поскольку энергия
этих волн берется из падающей световой волны, то нараста-
ние будет продолжаться до тех пор, пока интенсивность рас-
сеянного назад света не станет сравнима с интенсивностью
падающего пучка.
В качестве сред с нелинейными оптическими характери-
стиками для получения эффекта ВРМБ наиболее часто ис-
пользуют сероуглерод CS2, ацетон, метан под высоким давле-
нием. Если волновой фронт когерентного падающего луча от-
личается от плоского, то при ВРМБ наблюдается исключи-
тельно важное, с точки зрения лазерной техники, явление об-
ращения волнового фронта. Суть его заключается в том, что
волновой фронт излучения, рассеянного назад в нелинейной
среде, в точности воспроизводит сколь угодно сложную струк-
туру волнового фронта падающего пучка, отличаясь лишь
противоположным направлением распространения.
Интерес к этому эффекту связан, прежде всего, с возмож-
ностью его использования для коррекции волновых фронтов
излучения лазеров. В активных средах мощных лазеров, к
сожалению, присутствуют оптические неоднородности (см.
подразд: 4.3), связанные с особенностями протекающих в них
рабочих процессов, что приводит к существенному искаже-
нию волнового фронта выходящего излучения и, следователь-
o', к увеличению расходимости лазерного луча.
Обращение волнового фронта на основе ВРМБ позволяет
осуществить самокомпенсацию искажений, вносимых фазо-
выми неоднородностями активной среды. При этом, что осо-
бенно важно, компенсируются не только статические, но и ди-
намические фазовые искажения. На рис. 65 представлена воз-
можная схема формирования мощного лазерного излучения
ысокого качества с помощью обращения волнового фронта.
Луч маломощного генератора, в котором удается обеспе-
чить дифракционную расходимость, поступает в усилитель,
активная среда которого характеризуется наличием фазовых
неоднородностей. Эти неоднородности искажают волновой
139
фронт и ухудшают расходимость усиленного излучения, rfo
еле обращения волнового фронта в среде с нелинейными ха?
рактеристиками за счет ВРМБ излучение вновь проходи!
Волновой
„ . Волновой фронт после
Волновой Фронтод/ тного да
Хгенератора через уСилрте„ь
Гоператор
Усилитель
Волновой ерронт
после двойного
прохода через
усилитель
Отраженный
\ волновой
) фронт
Среда _с !
нелинейными 1
оптическими 1
характеристи- •
ками ,1
Рис. 65. Двухпроходная схема самокомпенсйции искажений волновой
фронта усилителя
рез усилитель, причем те неоднородности, которые на пря-1
мом проходе искажали фазовую структуру пучка, на обрат-1
ном выправят обращенную и усиленную волну до высокого
качества исходного луча. 1
4.4.4. Вынужденное комбинационное рассеяние 1
При рассмотрении молекулярного рэлеевского рассеяния
света предполагалось, что для монохроматического падаю-
щего излучения рассеянное излучение характеризуется той
же частотой. Однако при рассеянии света в среде частотой
V, содержащей многоатомные молекулы, в спектре рассеян-
ного света наблюдаются добавочные линии (сателлиты), со-
провождающие каждую из спектральных линий первичного
света. Это явление называется комбинационным рассеянием.
Рассеянное излучение оказывается промодулированным по
частоте внутримолекулярными колебаниями атомов, состав-
ляющих молекулы рассеивающей среды. В спектре рассеян-
ного излучения появляются составляющие с частотами v±Av,
где Av —частота собственных колебаний атомов. Таким об-
разом, спектр комбинационного рассеяния состоит из трех
140 I
частот: основной v и двух боковых частот — v+Av, Называе-
мой стоксовой Компонентой, и v—Av, называемой антисток-
' совой компонентой.
Исследование спектров комбинационного рассеяния пред-
ставляет собой исключительно перспективный метод изуче-
ния различных сред, поскольку спектры комбинационного рас-
сеяния каждого вещества несут много информации о внутри-
молекулярных взаимодействиях и структуре молекул. С рос-
том интенсивности падающего монохроматического излучения
может возникать качественно новый вид комбинационного
рассеяния — вынужденное комбинационное рассеяние (ВКР).
При малой интенсивности падающего излучения фазы отдель-
ных рассеянных квантов случайны, поскольку случайны и
фазы собственных колебаний отдельных атомов в молеку-
тах. В результате рассеянное излучение некогерентно. При
большой интенсивности падающего когерентного излучения
за счет нелинейности среды в ней возбуждаются интенсив-
ные когерентные внутримолекулярные колебания, резко воз-
растает интенсивность рассеянных компонентов и их состав.
Появляются кванты с частотами v + nAv и v—nAv, где п =
= 1, 2, 3... . Их называют соответственно первая, вторая,
третья стоксовые (частоты v + nAv) и антистоксовые компо-
ненты (частоты v—л Av).
Явление ВКР используется для плавной перестройки ча-
стоты лазерного излучения. Поскольку рассеивающими сре-
дами могут быть различные газы, жидкости и твердые тела,
a Av определяется огромным количеством энергетических
состояний в них (электронных, колебательных, вращатель-
ных), то с помощью ВКР перестройка частоты может осу-
ществляться в широком спектральном диапазоне.’
На рис. 66 показана одна из возможных схем перестройки
частоты излучения лазера. Излучение СОг-лазера фокусиру-
ется на полупроводниковый кристалл InSb. Изменение маг-
нитного поля Н, приложенного в направлении, перпендику-
чярном излучению, позволяет плавно изменять расстояние
между спиновыми подуровнями (т. е. изменять Av) в кристал-
лической решетке полупроводника и, следовательно, частоту
рассеянной компоненты излучения (показана на рисунке жир-
ными стрелками). Существуют и другие способы регулирова-
ния частоты лазерного излучения на основе ВКР-
141
Рис. 66. Схема перестройки частоты СО2-лазера с помощью
ВКР: I — лазер; 2 — линза; 3 — нелинейный кристалл; 4 —
магнитная система
Литература к разд. 4
1. Ананьев Ю. А. Оптические резонаторы и проблема расходимости
лазерного излучения, М.; Наука, 1979. 328 с.
2. Беспалов В. И., Пасманик Г. А. Нелинейная оптика и адаптивные
лазерные системы. М.: Наука, 1986. 136 с.
3. Бутиков Е. И. Оптика. М.: Высшая школа, 1986. 512 с.
4. Гудмен Дж. Введение в Фурье-оптику. М.: Мир, 1970. 364 с.
5. Зельдович Б. Я., Пилипецкий И. Ф., Шикунов В. В. Обращение вол-
нового фронта. М.: Наука, 1985. 240 с.
6. Криксунов Л. 3. Справочник по основам инфракрасной техники. М.:
Сов. радио, 1978. 400 с.
7. Леонов А. Ф. Теория и проектирование энергетических установок.
Действие промышленных СО2-лазеров. 4.1. Распространение лазерного
излучения в различных средах: Уч. пособие/Ленингр. мех. ин-т, Л., 1985.
56 с.
8. Проектирование и эксплуатация лазерных приборов в судостроении:
Справочник. Л.: Судостроение, 1986. 336 с.
9. Шен И. Р. Принципы нелинейной оптики. М.: Наука, 1989. 560 с.
10. Шифрин К. С. Рассеяние света в мутной среде. Л.: Госэиергоиздат,
1951. 288 с.
5. ЭНЕРГЕТИЧЕСКИЙ БАЛАНС В ЛАЗЕРАХ
5.1. Коэффициент полезного действия лазера
Основные рабочие процессы в лазере связаны с преобра-
зованием и передачей энергии. Энергетическая эффективность
лазера — Генератора электромагнитного излучения, как пра-
вило, невелика, поэтому конечная величина получаемой энер-
гии излучения составляет небольшую часть от выделяющейся
142
в процессе работы лазера энергии различных видов. На
рис. 67 приведена схема энергетических потоков в лазере в
наиболее общем виде.
Для непрерывно работающих лазеров удобнее пользо-
ваться понятием мощности W, относящимся ко всем системам
и элементам лазера. Принципиальная, схема распределения
143
потоков мощности имеет тот же вид, что и приведенная ня
рис. 67 схема распределения потоков энергии. Источник энер-1
гии, который чаще всего не является частью лазера (в этом!
4 случае рассматривается только энергетический поток Ex)J
обеспечивает функционирование всех систем лазера, причем
в основном затрачивается на работу системы накачки Е.1Н.
В некоторых случаях часть энергии может расходоваться на
работу СПРТ Еспрт (нагрев рабочего тела, подача его к ме-
сту использования и т. п.), а также на деятельность вспомо-
гательных систем лазера Еэв (системы ориентации, терморе-
гулирования и т. п.). я
С учетом потерь энергии АЕЭ можно записать я
F F 4- F 4- F -I- А Е . я
^эСПРТ ~ ^э- а
Эффективность источника энергии: 1
спрт + Еэн 4- £зв
. Ъ = I
= -SSE.+4 +-4 . ’ (5.1)
Ct у Сг v С v
Обозначив относительные доли энергии, затрачиваемой на
отдельные системы выражение (5.1) можно записать в ви-
де
Ъ — ^спрт “Ь Не-
полезно используемой частью энергетических потоков счи-
тается энергия, идущая на создание лазерного излучения.
Поэтому коэффициентом полезного действия СПРТ будем
называть отношение энергии, переданной в СПРТ рабочему 4
телу лазера, к величине полной энергии, подведенной к СИС'Я
теме подготовки (или выделившейся в ней): Л
__ ^спрт _ ^спрт (И
’'СПРТ — р — с F .
сэСПРТ ’’СПРТ
Аналогично коэффициентом полезного действия системы на-Я
качки называют отношение энергии, передаваемой системой *
накачки рабочему телу, к энергии, обеспечивающей работу *
системы накачки: т]с Н=ЕС и/Еаи = Ес н/(£н • Ех). Только часть *
энергии, подводимой к рабочему телу для создания активной 4
среды Еас, может быть принципиально реализована в видам
144
4
лазерного излучения Ео. Эта часть определяется коэффици-
ентом полезного действия накачки т)н й квантовым КПД из-
лучающего атома или молекулы Т]к (см. разд. 3, 4):
„ ..
р F (г - д_ т S \ •
Чс г" Г СПРТ 'СПРТ +
Потери энергии в резонаторе характеризуются его коэффи-
циентом полезного действия т]р, как отношением энергии ла-
зерного излучения Ер к запасенной в активной энергии Ео’-
Е'о ('IcnPT ^СПРТ E‘Tic н н) <].. Т|К
Дальнейшие потери энергии связаны с эффективностью пре-
образования излучения в системе формирования (КПД сис-
темы формирования — гр- ф)
„ _ Еизл __ ^изл
* Ер Е^ (^СПРТ '•СПРТ “blc н 5и)’)н Чк Ip
Величина энергии в зоне использования Еп определяется по-
терями на трассе и отражением от поверхности цели ДЕЦ:
£ц=Еизл • г)п, где г)п — КПД передачи энергии.
Эффективность использования лазера i|v зависит от т|л
лазера, потерь на трассе т)п и характеристик объекта, на ко-
торый воздействует лазерное излучение: т)г=т]л • Пп> где Пл =
=ЕИЗЛ/Е2 = ('^спрт^спрт +т)сн • £н)т]н ‘Пк • "Пр • Ле ф энергетиче-
ская эффективность лазера (КПД лазера).
КПД лазера сильно зависит От типа лазера, ха-
рактеристик активной среды, способа накачки, конст-
руктивных и других особенностей конкретных систем. Тем
Не менее, общим для всех лазеров являются невысокие зна-
чения г)л, для самых удачных решений, как правило, не пре-
вышающие 10 %. У подавляющего большинства лазеров ве-
личина г)л значительно меньше. Это указывает на необходи-
мость тщательного анализа эффективности применения ла-
зера в качестве источника энергии.
Перспективы использования лазеров связаны прежде все-
го с уникальными особенностями лазерного излучения, ха-
рактеризующегося когерентностью и таким уровнем направ-
ленности и монохроматичности, который недостижим ника-
кими другими источниками энергии. С помощью лазеров мб-
'Кпо обеспечить исключительно высокие концентрации энер-
гии в пространстве, близкие к условиям в эпицентре ядер-
10 Зак. № 43 145
ного взрыва и в центре звезд, и во времени, обеспечивающи
настолько высокую мощность и интенсивность светового пуч
ка, что при взаимодействии таких пучков с материалами воз
никают принципиально новые физические эффекты.
С другой стороны, низкая энергетическая эффективност
вызывает серьезные трудности, связанные непосредственно
работой лазеров. Если излучаемая энергия покидает ла
зер и ее дальнейшее использование становится самостоятелг
ной задачей, то утилизация оставшейся части полной энерги
AES в конструкции лазера создает серьезнейшие инженерны
проблемы, тем большие, чем выше полная энергия лазера
чем меньше его коэффициент полезного действия:
ДЕ.= Es(1 -т]л)= £ДЕГ,
/
где ДЕ,- — энергетические потери в различных системах лазе
ра (см. рис. 67).
Ппактически единственный способ избавления от это
энергии —ее рассеивание в окружающую среду. Однак
только в редких случаях, для наименее мощных лазеров эт<
удается сделать без применения специальных систем отвод
тепла или систем охлаждения. Поэтому одной из важнейшие
задач, связанных с разработкой лазеров, является оптимиза
ция рабочих процессов, направленная на обеспечение мини
мальных энергетических потерь в конструкции лазера и мак
симальной эффективности системы охлаждения. г
5.2. Охлаждение лазеров
5.2.1. Охлаждение активной среды
Независимо от энергетической схемы создания инверсной
населенности в активной среде лазера энергия излучаемого
возбужденными атомом или молекулой кванта света всегда
меньше энергии, затрачиваемой на возбуждение этих частии-
на величину, определяющую квантовый коэффициент полез-
ного действия т)н. Вследствие этого даже при предельно вы-
соких значениях КПД накачки гь, и кпд резонатора ц„ по11
паботе лазера в активной среде остается запас энергии, к°"
топый будет, в свою очередь, вызывать ее нагрев. Рост тем-
чрпатупы активной среды приводит к росту заселенности ниж-
него лазерного уровня и уменьшению инверсии. Кпоме того
нагрев активной среды может привести к нежелательным из-
менениям ее физико-химических свойств и отрицательному
146
воздействию на элементы конструкции лазера. Поэтому в
процессе генерации излучения необходимо создать условия,
не допускающие перегрева активной среды сверх допустимой
температуры (для большинства активных сред <'350.'..
. 450 К), т. е. обеспечить эффективный отвод тепла. В зави-
симости от интенсивности тепловыделения, свойств активной
среды, схемы лазера отвод тепла активной среды может осу-
ществляться либо через ее наружную поверхность во вне,
либо путем замены нагретой части активной среды новой. По
Рис. 68. К определению температуры актив-
ной среды
этому признаку можно разделить все лазеры на лазеры с не-
подвижной и с движущейся активной средой (или проточные
тазеры).
Для характерной цилиндрической формы неподвижной
активной среды ее температуру Т (при отсутствии движения
среды и для известного объемного тепловыделения wac) мо-
жно определить из решения стационарного уравнения тепло-
проводности для цилиндра (рис. 68):
(5.3)
dr \ dr )
Граничные условия на "йнешней поверхности цилиндра (г = /?)
зависят от конструкции лазера.
Ю* 147
Наиболее распространенной является теплоотдача в ок-
ружающую жидкую или газообразную среду, т. е. граничные
условия III рода, имеющие вид j
. >а„(Г- 7'Д. 1
dr
где X —коэффициент теплопроводности активной среды, al
ао — коэффициент теплоотдачи от наружной поверхности ци-
линдра.
Если пренебречь теплоотдачей с торцевых поверхностей
цилиндра (£>/?), распределение температуры по радиусу!
стержня будет иметь вид Л
wa с Г 2Х . ( г VI I
+ + (₽)|- I
Максимальная температура на оси цилиндра 9
® '/? /1 R \ fl
— Т’оЧ 2 Я
Рассмотрим крайние случаи. Я
1. a^2‘k/R (термически тонкий стержень) Я
w. _ R Я
7'max=7'(r)= 7'0+-^— • Я
Определяющим процессом является скорость отвода тепла cl
поверхности цилиндра. В реальных конструкциях такой ре-
жим может быть реализован только для очень малых попе-,
печных сечений активных сред и при отсутствии специаль-1
ных систем охлаждения, когда перенос тепла обеспечивается
только свободной конвекцией. Такие лазеры называют не-
охлаждаемыми. Тепловое излучение при этом не учитывается
из-за невысоких допустимых температур ТтЯх и малой излу-
чательной способности большинства активных сред. Тогда J
0,09Ав ( Gr Рг)°’125 4Я
где ' тЦ
‘ Qr = 8g (Гтзх Г°^-- - число Грасгофа; Рг = — число]
То '♦в Х I
Прандтля; р= 882 кг/м3; Хв — 3,36-10~2 Вт/м-К; х = 2,61 •
•10"3 м2/с; сра-= 1014 Дж/кг- К— плотность, теплопровод-
ность, вязкость и теплоемкость окружающего воздуха,
= 9,81 м/с2 — ускорение свободного падения, 7’о = ЗОО К, I
Ттях = 400 К, /?= 10~3... 10~2 м. Для таких условий ао~
^5,6• 10-3//? Вт/(м2-К). Отсюда ограничение на внутреннее
тепловыделение будет иметь вид
Wa с < 2a°Ly>y~y’o) ~ Ы вт/м3. (5.4)
л/ /к2
О XX, 2Х
2. «о» -г
1 шах — 1 о "Ч-дТ- “ •
Такой режим характерен для охлаждаемых систем. Опреде-
ляющим процессом является перенос тепла внутри активной
среды, и ограничение на внутреннее тепловыделение в этом
случае имеет вид
4Ха с ( Тщах — То) /С tn
Wac<--------7?2 ~ '--
Для твердотельных лазеров теплопроводность активных сред
X изменяется от 0,4 Вт/(м • К) для стекла и 12 ... 25 Вт/(м • К)
для кристаллов ИАГ и рубина.
Для газовых лазеров наибольшая величина коэффициента
теплопроводности активной среды определяется значением
его для гелия Хне=0,15 Вт/(м-К). Учитывая, что тепловы-
деление в активной среде связано с мощностью излучения
лазеров Wp коэффициентом полезного действия:
UZp _ W3C 7]Н Т)К Т)р
т 1-1н Чк V. ’
можно оценить предельные значения WPIL для различных
типов лазеров. Отметим, что при таком подходе мощность
лазера не зависит от радиуса активного тела (см. выраже-
ния (5.4) — (5.6)) и линейно растет с увеличением его длины.
Для неохлаждаемых лазеров (см. (5.4))
Wp о т)„ т)к iqp
“7“ о, О ’ '— •
L 1 — 4'1 Ik Ip
При реальных значениях КПД эта величина, как правило,
очень мала. Так, для He-Ne-лазера КПД накачки т]в~0,05
(см. п. 3.2.4), а квантовый КПД для Х = 0,63 мкм т]к~0,1.
Даже если положить т]р~1, то в этом случае: WXJL<
Д2- 10_2 Вт/м, т. е. максимальная мощность He-Ne-лазеров
При разумных длинах трубок не превышает 50... 100 МВт.
149
148
Эффективность рабочих процессов в молекулярных лазерал
несколько выше. Так, для СОг-лазера т]~0,8, г)к = 0,41. Тогда!
цолагая и здесь т)р~1, получаем Wp/L~l,7 Вт/м. В твердей
тельных лазерах допустимые при столь низких коэффициен|
тах теплоотдачи уровни энерговклада в активную среду, как^
правило, меньше пороговых значений, обеспечивающих созч
дание инверсии. В лазерах с неохлаждаемой активной средоч
максимальные значения мощности излучения, в лучшем слу|
чае, составляют ватты с метра длины активной среды.
При достаточно высокой интенсивности охлаждения опре4
деляющей является теплопроводность активной среды (см|
(5.5)). Тогда >1
5^1300 ка с — <5-1
1 411 7|К чр я
Например, для СО2-лазера: №р/£.<100 Вт/м. При этом сле-
дует отметить, что величина теплопроводности смеси опре-
деляется высокой концентрацией в ней гелия. Если исклю-
чить гелий из рабочей смеси, то теплопроводность, а следо-
вательно, и удельные энергетические параметры лазера
уменьшатся почти на порядок.
Полагая в лазере на иттрий-алюминиевом гранате (ИАГ:
Nd3+) лас=12 Вт/м • К, г)к~0,5, т)н~0,15, т)р~ 1, получаем для.
непрерывного режима работы ограничения иа выходную мощ|
ность 1Ер/Т<П,2 кВт/м. Я
Таким образом, охлаждение активной среды позволяем
существенно увеличить удельные энергетические характери-
стики активных сред. Повысить выходную мощность лазера
за счет увеличения длины активного тела можно только в
пределах, обусловленных дифракционными явлениями. При
отсутствии отражения от цилиндрической поверхности пре-
дельной длиной будет расстояние, на которое лазерный луч
расширится из-за дифракции на величину, равную радиусу
R. Если 0д«л/2/?, то Lraax <^27?2/Х. Для типичных значений
Д=10~3... 10~2 и л = 0,63...10 мкм L« 10... 100 м. Естест-
венно, что в действительности длина активной среды ограни-
чивается из конструктивных и технологических соображений
существенно меньшими размерами. В случае больших длин
активной среды целесообразно использовать несколько одно-
временно работающих модулей, объединенных в общий резо-
натор системой поворотных зеркал. Тепловой баланс актив-
ных сред лазеров, работающих в импульсном и импульсно-
150 I
периодическом режимах, также ограничивает их энергетй-
пеские характеристики. Если для определения средних пара-
метров импульсно-периодических лазеров можно использо-
вать выводы, полученные при тепловом расчете активных тел,
работающих в непрерывном режиме, то для оценки времени
между импульсами необходимо рассмотреть нестационар-
ный режим охлаждения активного тела лазера. Характер-
ное время тепловой релаксации термически тонкого цилинд-
ра (о«Ж) т~рас-Сас--/?/2а, тогда при остывании на воз-
духе за счет свободной конвекции активного тела из стекла с
неодимом радиусом 10 мм, рас-3-103 кг/м3; сас —
«600 Дж/(кг-К); а—5,6-10-3 Вт/(м2-К) получим т~
«1,6-104 с ~4,5 ч.
Для охлаждаемого цилиндра (а>2Х/7?) время охлажде-
ния можно оценить как
Т = 7?2Са с ' ра с/5,6 Z<a с-
При интенсивном охлаждении рубинового стержня можно
обеспечить временной промежуток между импульсами (7? =
= 5 мм; рас = 3,9-103 кг/м3; сас = 750 Дж/кг-К; 7vac =
= 25 Вт/м • К) т~0,5 с. И при импульсном режиме интенсив-
ное охлаждение активной среды позволяет существенно уве-
личить энергетические показатели лазера. Отметим, что при
этом время охлаждения сильно зависит от поперечного сече-
ния рабочего тела.
Максимальная энергия одного импульса для твердотель-
ных лазеров определяется, в первую очередь, возможностью
разрушения активного тела за счет возникающих в нем тер-
мических деформаций. Пороговые значения энергии разру-
шения стержней, отнесенные к площади поперечного сече-
ния, приведены в табл. 2.1.
Эффективным способом охлаждения активных сред яв-
ляется использование теплоотводов. Этот подход наиболее
характерен для космической техники. Теплопроводность мно-
гих материалов, в частности, таких металлов, как алюминий,
'едь более чем на порядок превышает теплопроводность ла-
зерных активных тел. Поэтому, если такой материал нахо-
дится в полном тепловом контакте с внешней поверхностью
активного тела и имеется возможность поддерживать его
температуру постоянной, по крайней мере, на некотором уда-
лении от поверхности активного тела, то этот материал будет
Играть роль теплоотвода, эффективно отбирающего тепло от
151
(5.
~L~
активного тела. Тогда для уравнения (5.3) необходимо и
пользовать граничные условия I рода T(R) = T0. В этом слу
чае решение фактически совпадает с приведенным выше р
шением для «охлаждаемых» систем (5.5) и (5.7). При это
хотя и остаются проблемы утилизации отбираемого от а
тивного тела тепла, удается обойтись без сложных систе
охлаждения с прокачкой теплоносителей, обеспечивая, вм
сте с тем, высокие энергетические характеристики лазеров н
уровне «охлаждаемых» конструкций (см. п. 7.2.1).
Радикальным решением проблем, связанных с перегреве
активной среды лазера, оказывается ее замена непосредст
венно в процессе генерации лазерного излучения. Различны
схемы лазеров с прокачкой активной среды приведены н
рис. 69 (см. также рис. 71).
При продольной прокачке рабочей смеси в цилиндриче
ской трубке (рис. 69, а) ограничения на объемное тепловыде
ление определяются не только теплопроводностью среды, н
! скоростью выноса тепла потоком газа вдоль оси трубк
(ля ламинарного режима течения
4Ха с ( ТШах — T'ol
Wac < -------------- + <\с Рас
Тогда ограничение на мощность лазера
4л Хд с ( Т щах ' ! Gii Тк Tip /
i I — Т(к Т)! \
Сравнив это выражение с (5.5), (5.6), подучим
( Л , «ас Рас
\ / v \ 7. /о \ Ха с /-
где (Wv/L)v и (Wp/L)o — мощность лазера с единицы длин
трубки с продольной прокачкой смеси и неподвижным газо
соответственно.
При условиях, характерных для электроразрядного СОг
лазера (са с= 1,5... 2• 103 Дж/кг-К, ра с= Ю~2... 10-1 кг/м3
Хас = 0,15 Вт/м-К, 7?2/L«10-4 м)
/ IFP \ / Wp \
< (1+0,06^.).
Заметное влияние продольной прокачки на удельные\^арак-
теристики лазера можно ожидать уже при сравнительно не-
больших скоростях газового потока уг>15...20 м/с. Пре-
152
(T max —• т о)

L
Сас Р
Ха с
дельные значения удельного съема мощности - составляют
(№р/7,)„« 500... 1000 Вт/м, что почти на порядок превы-
шает значения (Wp/L)0. При этом следует иметь в виду, что
Рис. 69. Схемы газовых проточных лазеров с замкнутым контуром:
1— газоразрядная камера, 2— электроды, 3— зеркала резонатора, 4 —
холодильник, 5 — прокачное устройство, 6 — газовый контур, 7 — лазер-
ное излучение, 8 — нагреватель, 9 — сопловой аппарат, 10 —смеситель-
ное устройство, 11— сепараторы, 12 — система отбора и удаления про-
дуктов реакции, 13— система подпитки смеси химическими реагентами
с ростом скорости газа скорость его охлаждения в трубке
может увеличиваться в результате перехода к турбулентному
режиму течения. Однако из выражения (5.8) видно, что при
высоких скоростях прокачки полная мощность лазера Wp на-
чинает слабо зависеть от длины трубки. Поэтому мощность
153
лазеров с продольной прокачкой ограничена и не превышает,
как правило, 1,5 ... 2 кВт.
Для достижения больших значений мощности переходят
к лазерам с поперечной прокачкой, когда направления пото-
ка заряженных частиц, оптической оси резонатора и течения
газа взаимно перпендикулярны (рис. 69, б). Мощность лазера
в этом случае определяется полным расходом смеси из ус-
ловия недопустимости ее перегрева при определенном уровней
внутреннего тепловыделения: I
< Сас '°ас ’ Г|!1:1Х ~ 1* Т'Р Vr 1
Р ~ । - 7i * V Лр 1
где Л^<0,1 м — высота газоразрядной камеры (расстояниеме-1
жду электродами); L — длина камеры в направлении опти-
ческой оси. Отсюда для СО2-лазера 1 ... 100 кВт/м.]
Здесь ограничения связаны с обеспечением устойчивости раз-|
ряда в больших объемах газоразрядных камер при высоких!
скоростях прокачки (см. п. 3.2.3). , 1
Серьезные требования предъявляются к прокачным уст-1
ройствам, создающим циркуляцию газа в замкнутом контуре. |
Они должны иметь высокие расходные характеристики — 1 ...I
...10 м3/с при давлениях рабочей смеси 103... 104 Па и ско-|
рости газа до 150 м/с при степени сжатия лк = рВых/Рвх-Ч|
— 1,5... 10. С этой целью используются компрессоры и вене
тиляторы различных типов (рис. 70). Я
Рис. 70. Схемы прокачных устройств проточных лазеров:
а — пластинчато-реберный компрессор, б — центробеж-
ный компрессор, в — осевой компрессор, г —'диамет-
ральный виитилятор
Затраты энергии на обеспечение работы прокачных уст-
ройств и на охлаждение рабочей смеси, нагреваемой при сжа-
тии, приводят к дополнительным потерям и снижению обще-
го коэффициента полезного действия лазера.
Пластинчато-роторные компрессоры (рис. 70, а), обеспе-
чивая большие степени сжатия (лк~3 ... 6) при повышенных
давлениях лазерной смеси, вместе с тем громоздки, шумны,
1реоуют специальной системы охлаждения и потребляют мно-
го энергии. Центробежные компрессоры (рис. 70, б) при не-
высоких степенях сжатия (лк«1,2...2 в одной ступени) не
всегда хорошо вписываются в газодинамическую схему кон-
тура.
Осевые турбокомпрессоры, широко используемые в авиа-,
ционной технике, целесообразны при больших расходах ра-
оочей смеси. Диаметральные вентиляторы — малошумные и
экономичные устройства — близки по своим характеристикам
к центробежным и осевым компрессорам. Особые требова-
ния к газовому контуру и прокачным устройствам возникают
при создании замкнутых лазерных установок на базе газо-
динамических и непрерывных химических лазеров.
В замкнутом газовом контуре ГДЛ вместо холодильника
на выходе из прокачного устройства устанавливается специ-
альный нагреватель, повышающий температуру рабочей сме-
си. Кроме того, прокачное устройство должно характеризо-
.аться высокими степенями сжатия для создания сверхзву-
кового перепада давления в сопловом аппарате ГДЛ
(рис. 69, в).
В замкнутом контуре НХЛ осуществляется отбор и удале-
ние продуктов химической реакции и подача новых химиче-
ских реагентов в зону образования активной среды, обеспе-
чивающие тем самым непрерывный цикл работы лазера
(рис. 69, г).
Самые высокие абсолютные значения мощности излуче-
ния лазеров в непрерывном режиме получены на проточных
газовых лазерах открытого цикла (рис. 71). Благодаря пре-
дельной простоте газодинамической схемы в таких лазерах
Удается достичь исключительно высоких расходов рабочего
тела — до нескольких сотен килограммов в секунду. Посколь-
ку практически вся необходимая для функционирования энер-
гия выделяется непосредственно в процессе работы лазера
при образовании рабочего тела, которое после использования
безвозвратно удаляется из контура, то важным показателем
154
155
эффективности лазеров открытого цикла является энерго-
съем с единицы массы рабочего тела. Коэффициент полез-
ного действия газодинамического лазера (рис. 71, а) опреде-
ляется как отношение выведенной из резонатора энергии Et
к полной тепловой энергии, выделяющейся при образовании
Рис. 71. Схемы лазеров открытого цикла: I—СПРТ,
2 — сопловой аппарат ГДЛ, 3— смесительный сопло-
вой аппарат НХЛ, 4—зеркала резонатора, 5 — ла-
зерное излучение, 6 — система выхлопа
рабочего тела Ех (см. (3.4), (5.2)): т]л = £р/£2 = Пспрт ЛнХ
Xт]к• Лр и обычно не превышает 1 %.
Удельный энергосъем /?р ГДЛ, равный отношению энер]
гии, выводимой из резонатора, к массе израсходованного paJ
бочего тела, в соответствии с (3.5) будет равен: |
/?р = Ер/л/? =// 7 -ц,;. g
В зависимости от конструкции лазера /?р = 5 ... 50 кДж/кг. 1
Для удаления активной среды из резонатора ГДЛ обычна
достаточно скоростного напора сверхзвукового потока рабо-
чего тела. В качестве системы выхлопа в этом случае исполь-
зуются диффузоры.
В непрерывных химических лазерах полное давление га-
зового потока существенно ниже, чем в газодинамических.
156
Кроме того, и исходные компоненты рабочего тела, й продук-
ты реакции являются токсичными веществами. Поэтому для
обеспечения выброса отработанной смеси в окружающую
среду необходимо предусмотреть специальные устройства, по-
вышающие полное давление газового потока (эжекторы, эк-
сгаустеры), и систему нейтрализации или удаления вредных
продуктов. Наиболее просто эти проблемы решаются, если
тазер располагается в безвоздушном пространстве. При этом
возможно использование цилиндрического соплового аппа-
рата (см. рис. 72, б), в котором по мере смешения потоков
пеагентов от сопл происходит дополнительное расширение и,
следовательно, охлаждение смеси.
О принципиальных трудностях определения энергетиче-
ского КПД НХЛ упоминалось выше (см. подразд. 3.5), по-
этому для этих лазеров представляет интереО оценка энерго-
съема (см. выражения (3.7), (3.8)):
£р —ДЯ 4- Е„
/1Р = -р- =--------- 5 Чн V
m , Инг
В НР(ОР)-НХЛ экспериментально полученные значения
энергосъема составляют до 300... 400 кДж/кг.
ГДЛ и НХЛ открытого цикла большая часть неисполь-
зованной энергии, содержащейся в активной среде, удаля-
ется из лазера вместе с рабочим телом и таким образом ре-
шаются проблемы перегрева активной среды, поэтому основ-
ной задачей системы охлаждения в них является обеспече-
ние заданного теплового режима конструкции лазера.
5.2.2. Охлаждение конструкции лазера
Главные причины нагрева элементов конструкции лазе-
ра— энергетические Потери, связанные с процессами преоб-
разования энергии, а также воздействие высокотемператур-
ных потоков рабочего тела. Наиболее теплонапряженными
элементами мощных лазеров являются электроды газораз-
рядных камер, зеркала оптических резонаторов при больших
плотностях излучения, система подготовки рабочего тела и
сопловые аппараты газодинамических и химических лазеров.
157
Общий вид охлаждаемого катодного элемента мощног!
технологического электроразрядного СО2-лазера с попере!
нор прокачкой активной среды приведен на рис. 72. I
'Тепловой поток к поверхности катодного элемента вызЛ
вается движением рабочего тела в газоразрядной камере!
электрическим током, протекающим через электрод. Распря
деление теплового потока на поверхности катодного элемента
показано в левой части рисунка. Охлаждение катодного эле-
мента происходит за счет протекающей через трубку 5 ох-
лаждающей жидкости 6. Одновременно по трубке подается
я
Рис. 72. Катодный элемент газоразрядной камеры элект-
Поразрядного СОг-лазера: 1—изолятор, 2 — корпус, 3— зЯ
ножевой электрод, 4 — клей-наполнитель, 5 — металличес- Ш
кая трубка (электрод), 6—охлаждающая жидкость Я
электрический ток к ножевому электроду 3. Трубка и ноже-
вой электрод изготавливаются из нержавеющей стали. Кор
пус 2 и крышка-изолятор 1 выполнены из керамики мино-
лунд 7 и скреплены между собой специальным клеющим
составом 4.
Расчетные изотермы (рис. 72) показывают распределе-
ние температуры в элементах конструкции электрода при
стационарном режиме его работы. Несмотря на эффективный
отвод тепла от элемента и умеренный уровень нагрева кон-
158
струкции при эксплуатации катодных элементов возникают
сложности обеспечения их прочности и герметичности. Боль-
шие градиенты температур при сильно отличающихся для
металла и диэлектрика коэффициенте температурного расши-
рения и коэффициенте Пуассона, а также различной проч-
ности этих материалов при растяжении приводят к опасно-
сти растрескивания конструкции и выводу из строя всего эле-
мента.
Особенностью представленной системы охлаждения явля-
ется применение трубки подачи теплойосителя в качестве
проводника электрического тока. Это требует установки в
охлаждающем тракте специальных диэлектрических вставок
и использования непроводящих электрический ток жидкостей
(например, дистиллированной воды) для надежной изоляции
конструкции лазера от высокого напряжения на катоде.
Коэффициент поглощения зеркал оптических резонаторов
отличен от нуля даже при использовании самых перспектив-
ных покрытий и технологий изготовления (см. табл. 5.1). По-
/ Т а б л и п а 5.1
Длина : волны X, мкм Коэффициент отражения полированных покрытий, %
А1 Сг . Си Аи Ni Pt Ag Сталь
0,251 80 32 25,9 38,8 37,8 33,8 34,1 38,0
0,42 86 — 32,7 29,3 56,6 51,8 86,6 —
0,5 88 55 43,7 47,0 60,8 58,4 91,3 56,0
0,7 87 56 82,4 92,3 68,8 69,0 95,4 58,0
1,0 93 ' 57 90,1 95,0 72,0 72,9 97,0 6з,о
4,0 9> 76 97,3 96,9 91,1 91,5 98,5 88
9.0 97 92 98,4 98,0 95,0 95,4 98,7 93
10,6 98,2 93 99,0 99,0 95,0 99,0 95
этому часть энергии электромагнитного излучения, формиру-
емого в резонаторе лазера, преобразуется в тепловую энер-
гию в зеркале, что может привести к его нагреву и, как след-
ствие этого, к ухудшению работоспособности, деформациям
и т. д. Для высокоэнергетических лазеров удельная мощность
излучения в резонаторе достигает 109 Вт/м2, поэтому при ха-
рактерных значениях поглощения в зеркалах 1 ... 5 % сум-
159
марный тепловой поток в зеркало оказывается весьма зна-
чительным. Максимальный прогиб в центре зеркала лазер-
ного резонатора с коэффициентом поглощения ~ 1 % после
30 с работы (рис. 73) составляет ~8 мкм, что намного пре-
вышает допустимые отклонения формы поверхности зеркала
(см. подразд. 4.2) даже для СОг-лазеров с длиной волны
?.= 10,6 мкм. Изменяя условия крепления зеркала, можно не-
сколько уменьшить уровень деформаций, однако, очевидно,
”то при больших плотностях излучения в резонаторе необ-
ходимо использовать охлаждаемые зеркала (рис. 74).
Рис. 73. Деформация неохлаждаемого |
медиого зеркала |
if
Для зеркал важно обеспечить эффективный теплопере-
нос с поверхности, поэтому каналы, по которым протекает
охлаждающая жидкость, располагают как можно ближе к
поверхности зеркала.
Высокие значения коэффициента теплоотдачи и интен-
сивный отвод тепла достигаются с помощью больших расхо-
дов теплоносителя. Например, расход воды для охлаждения
представленной на рис. 74 конструкции зеркала диаметром
150 мм может составлять до 5 кг/с.
Медное зеркало с выполненными на его внутренней по-
верхности спиральными каналами приваривается к корпусу,
в котором имеются отверстия для подачи и отвода теплоно-
сителя. После сборки наружная поверхность зеркала обра-
160
батывается алмазным точением до требуемых геометричес-
ких параметров и на нее наносятся специальные защитные
.покрытия в зависимости от длины волны.
Одним из наиболее теплонапряженных узлов непрерыв-
ных газодинамических и химических лазеров являются соп-
ловые аппараты, в частности, сопловые лопатки. Особен-
ность подхода к созданию этих элементов заключается й
том, что их форма определяется из условий обеспечения нац-
Рис. 74. Конструкция охлаждаемого зеркала:
/ — зеркало, 2 — спиральный клапан охлаж-
дения, 3 — корпус
большей эффективности формирования лазерно-активной сре-
ды, поэтому требуемая тепловая и силовая стойкость лопа-
ток достигается при жестких ограничениях на их геометри-
ческие размеры. Интенсивная тепловая нагрузка на сопло-
вой аппарат, обусловленная высоким уровней начальной тем-
пературы (1500... 3000 К) и давления (2... 10 МПа) рабо-
чего газа, приводит к разогреву сопловых лопаток, темпера-,
тура поверхности которых при отсутствии охлаждения за ко-
роткое время (~1 с) может сравниться с температурой тор-
можения потока. Помимо ухудшения прочностных свойств
Конструкции нагрев стенок лопаток отрицательно влияет на
газодинамику течения (утолщение пограничного слоя, ис-’
Кажение профиля параметров в ядре потока и т. д.) и на
Кинетику релаксационных процессов (уменьшение темпа ох-
лаждения газа, потери при дезактивации в погранслое и на
1'1 Зак. № 43
161
стенках и т. д.'). В итоге снижается эффективность работы;
соплового аппарата. Напротив, при интенсивном охлаждение’
стенок сопл (до 300—400 К) в газе можно получить допол-’
нительный запас колебательной энергии, причем оптическое!
усиление в пограничном слое может возникнуть даже раньше,
чем в ядре. Распределение плотности теплового потока вдоль
контура лопатки (рис. 75) определяется динамикой развития!
Рис. 75. Температурное поле в поперечном сече-
нии лопатки (а — неохлаждаемая т=2 с, б — ох-
лаждаемая т=25 с), распределение плотности теп-
лового потока w (1 — изотермическая лопатка,
Г „. = 300, т=0 с; 2 — неохлаждаемая, т=2 с, 3 —
охлаждаемая, т=25 с) и температуры поверхно-
сти вдоль контура сопла (4—6 — неохлаждаемая,
- т=0.4; 1,2; 2 с; 7—охлаждаемая ,т=25 с)
162
пограничного слоя и типично для течения в сверхзвуковом
сопле. Наличие характерных максимумов теплоотдачи в ок-
рестности лобовой точки и вблизи критического сечения при-
водит к установлению соответствующих максимумов темпе-
ратуры поверхности лопатки. Общая тепловая нагрузка на
лопатку (рис. 75) составляет —70 кВт/м на единицу высоты
Л, при этом 85 % приходится на до- и трансзвуковую область.
Такой высокий уровень нагрузок требует больших расходов
теплоносителя- Для эффективного охлаждения крупногаба-
ритных сопловых аппаратов расход теплоносителя должен
быть сравним с расходом рабочего тела лазера, протекаю-
щего через сопловой аппарат. Поэтому наиболее перспектив-
ными системами охлаждения сопловых аппаратов мощных
газовых лазеров являются регенеративные, где в качестве
еплоносителей используются компоненты рабочего тела (на-
тример, закись азота, воздух, водород, гелий), которые перед
тодачей в СПРТ протекают по теплообменному контуру. И
хотя при этом требуются дополнительные мощности на про-
качку теплоносителя по газовому тракту, с энергетической
точки зрения, такие системы характеризуются минимальным
уровнем потерь.
5,3. Системы охлаждения лазеров
Система охлаждения должна обеспечить отвод тепла бт
наиболее теплонапряженных элементов лазера. Дальнейшая
утилизация тепловой энергии зависит от конкретной схемы
всего лазерного комплекса. Наиболее универсальны при ох-
лаждении теплообменники с замкнутым контуром, в котором
осуществляется циркуляция теплоносителя, передающего
тепло от охлаждаемого объекта к холодильнику. В отдель-
ных случаях для проточных газовых лазеров открытого цик-
ла весьма эффективными могут быть регенеративные систе-
мы охлаждения, использующие в качестве теплоносителя
компоненты рабочего тела лазера. Роль теплоносителей мо-
гут играть различные газы и жидкости. Газы способны пере-
носить тепло практически в любом температурном диапазоне.
Жидкости делят на низкокипящие, которые применяют при
температурах 300—500 К, например вода и некоторые орга-
нические и кремнийорганические соединения, и высококипя-
щис (жидкие металлы — литий, калий, натрий). Некоторые
свойства жидких теплоносителей приведены в табл. 5.2.
11*
163
Таблица 5
Характерно тика Вода Этиловый спирт Триэтил фосфат Лцтий Калий Натрий
Рабочий интервал температур, К 273—373 213-351 213—453 452-1510 337-1033 370—НА
Плотность, кг/м8, при температуре 323 К 988 800 980 — — 1 .
473К — • — — 507 790 904
873К. 470 710 8Ю*,
Динамическая вяз- кость, м-с/м2х10-4, при температуре 213К —. 250 235 — —
293К 10,0 12 13 — —
47зК 2,2 — — 5,96 2,8 4,50
775К — - — — — 1,8 2,43
Теплопроводность, Вт/м-К, при тем- пературе 323К 0,64 0,191 0,189 .— —
473 К 0,69 “7 — 37,8 ; 45,1 81.8
773К 37,7 67,0
Теплоемкость, Дж/кг- КХЮ-1, при температуре 323 К' ”4,17 2.5 ' 2.34
473К 4,27 — — 4,2 0,792 Ь27
773К — — 4,2 0,775 1,27
Выбор оптимальной системы охлаждения и соответственно
теплоносителя — самостоятельная задача, которая должна ре-
шаться в процессе технико-экономического анализа лазерно-
го комплекса с учетом широкого круга конструкторских, тех-
нологических, эксплуатационных, стоимостных показателей.
Однако, поскольку масса и габариты теплообменных аппара-
тов, а также энергия, затрачиваемая на прокачку теплоноси-.
теля, в значительной мере определяются типом теплоноси-
теля, то задачу выбора наилучшего теплоносителя можно
рассмотреть отдельно.
Сравнение целесообразно проводить для отдельных теп-
лоносителей в условиях равной передаваемой тепловой мощй
пости и при одинаковом температурном уровне, поскольку ои
определяет ие только прочность теплообменных агрегатов и
магистралей, но и основные данные всего лазерного комп-
лекса.
Для газов количество тепла Q, переносимое через задан-
ное проходное сечение S, равное Q=G • ср - \Т, где G —
=pr-<?r'S— расход газа. Тогда для сравнения теплоносите-
лей при заданном значении комплекса Q/(SAT): рг- vr-cp =
= const, а с учетом уравнения состояния p = pRrT:
cPvT/(RT- Т) = const.
Полагая давление и температуру одинаковыми, условие
сравнения переменим в виде ср • vr/RT = const или vr=RY/cp,
где индексом «—» обозначаются отношения сравниваемых
параметров. Поверхность теплообмена, обеспечивающая пе-
редачу потока тепла Q,
где Tw — температура стенки, а — коэффициент теплоотдачи.
При турбулентном течении газов a=f(%, Re, Pr),
где Re = pr-nr-rf/Pr — число "’Рейнольдса, Рг=рг-срДг —чис-
ло Прандтля . Относительные величины критериев Re и Рг
при принятых условиях: Re= \Цср • цг); Рг = рг • ср/%г. Тогда
коэффициент теплоотдачи при турбулентном течении
— Т0,57
(С^г)0'37 ’
165
164
Для заданной поверхности теплообмена ST0 температурныйЯ Выражение для бтносительного коэффициента теплоот-
напор Ти-—7'0=1/а. Потери давления при протекании теплоноудачи и температурного напора можно сохранить в прежнем
сителя определяются в основном трением: . виде. В табл. 5.4 приведены результаты сравнения теплоно- •
£ pvs Я сителей — низкотемпературных жидкостей и жидких метал-
Др — 'с — - г . Я дов. В первом случае результаты получены по отношению.
к воде с температурой 323 К, во втором — к натрию, при тем-
Величина коэффициента трения при турбулентном теченйЯ пературе 973 К.
g = f(Re025) т. е. (Срцг)0-25, отсюда'Др —7?гцг°’25/Ср1,75. 4
Мощность, необходимая для прокачки теплоносителя в сис-
теме охлаждения, W=k(G&p/pT) или в безразмерном виде
V=Rr2pr°'25/Cp275.
Пользуясь указанной системой, можно проводить сравни-
тельные расчеты. В табл. 5.3 представлены результаты та-
кого сравнения по отношению к воздуху для газов при тем-
пературе 973 К.
Таблица 5.3
Теплоноситель t’r а Др w Ч
Tw-T»
Воздух 1,0 1.0 1,0 1,0 1,0 -1
Водород 0,9 1,52 0,66 0.09 . 0,1 1
Гелнй 1.58 . 1,45 0,69 0,5 0,54 |
Углекислый газ 0,61 0,99 1,01 0,57 . 0,35,]
Таблица 5.4
Теплоноситель с/)Рж V* О а W
Tw-T
Вода 1.0 1,0 1,0 1,0 1,0 1,0
Этиловый спирт 0,49 2,06 1,67 0,56 1,78 4,99
Триэтилфосфат 0,56 1,8 1,79 0,56 1,78 5,4
Натрий 1,0 1,0 1,0 1,0 1,0 1,0
Калий 0,54 1,87 1,64 0,64 1,61 4,8
Литий 2,16 0,46 0,28 0,87 1,15 0,1
низкотемпературных
тепло-
среди
Из таблицы видно, что
характеристиками обладает
боре теплоносителя необходимо учитывать эксплуатационные
требования и возможность взаимодействия с материалами.
С этой точки зрения преимущества на стороне гелия и угле-
кислого газа. Однако реальные газодинамические схемы ла-
зеров, доступность воздуха и возможность его отбора из ок-
ружающей среды делают весьма перспективными и системы
воздушного охлаждения. Для сравнения жидких теплоноси-
телей можно использовать те же уравнения, что и для газов,
за исключением уравнения состояния. Тогда выражения для
>/иосительных параметров примут вид:
- 1 1 й0-25
ср?ж Ср С р р ж
наилучшими теплотехническими
водород. Тем не менее, при вы-
Из таблицы видно, что
носителей наилучшими характеристиками обладает вода, а
среди высокотемпературных — литий. Однако, как и для га-
зов, различные эксплуатационные и технико-экономические
требования в конкретных условиях могут сильно влиять на
выбор того или иного теплоносителя. Рассмотренный подход
к сравнению теплоносителей может быть видоизменен при-
менительно к задачам выбора лучшего теплоносителя при
задании мощности прокачного устройства, температурного
напора и др.
Литература к., разд. 5
166
___ ц0.25
Ш - ж
Ср75 Р
1. Аблеков В. К-, Денисов Ю. И. Проточные химические лазеры. М.:
Энергоатомнздат, 1987. 176 с.
U 2. Балашин Ю. А., Крылов К. И., Шарлей С. Ф. Применение ЭВМ при
Д разработке лазеров. Л.: Машиностроение, 1989. 236 с.
И 3. Борейшо А. С., Лобачев В. В., Трофимович А. Г. и др. Исследование
сопряженного теплообмена в сопловой решетке ГДЛ//Инженерно-физичес-
кий журнал, 1987. Т. 52. № 5. С. 736—743.
4. Варгафтик И. Б. Справочник по теплофизическим свойствам газов
и жидкостей. М.: Физматгиз, 1972. 720 с.
167.
5; Г.ерцберг А., Кристиансен Ч., Джонстон Е. и др. Фотонные генерй
торы и двигатели для систем передачи энергии с помощью лазеров//Р|
кетная техника н космонавтика, 1972. Т. 10. № 4. С. 394 .. . 400 с. 1
6. Голубев В. С., Лебедев Ф. В. Инженерные основы создания технЯ
логических лазеров. М.: Высшая школа, 1988. 176 с. *
7. Исследование активной среды и элементов конструкций техяологн
ческих лазеров: Отчет о НИР Р4 2194/Ленингр. мех. ин-т. Л., 1983. 75 d
8. Кутателадзе С. С. Теплопередача и гидродинамическое сопротивле^
ние: Справочное пособие. М.: Энергоатомиздат, 1990. 367 с.
9. Фаворский О. Н., Фишгайт В. В., Литовский Е. И. Основы теори«
космических электрореактивных двигательных установок. М.: Высша!
школа, 1970. 488 с. 1
10. Чиркин В. С. Теплофизические свойства материалов ядерной тех
иики, М.: Атомиздат, 1968. 484 с.
6. ВОЗДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА МАТЕРИАЛЫ
6.1. Нагрев материалов лазерным излучением
При обсуждении в разд. 4 вопросов, связанных с взаимм
действием лазерного излучения с различными средами, рас
сматривалось влияние этих процессов на характеристики из
лучения. Вместе с тем, с точки зрения практического исполь
зования лазеров не менее важным является и воздействие
лазерного излучения на различные материалы. Наиболее ха
рактерный результат такого воздействия — нагрев материала
за счет поглощения энергии излучения.
Прохождение лучистой энергии через вещество описывает
ся законом Бугера (см. выражение (4.4)). Поглощенный В
слое толщиной z световой поток равен
Лп (^) ~ а ?ИЗЛ (1 &
где а=1—^ — коэффициент поглощения; R — коэффициент
отражения поверхности материала; </Изл — световой поток на
поверхности материала; k—показатель ослабления излуче]
ния в веществе (рис. 76). >
В дальнейшем обозначим поглощаемый материалом све]
товой поток как <7ц = а<7Изл- Плотность мощности теплового ис-1
точника, распределенного вдоль оси z (см. рис. 75), будем
=</ц Аехр(—Az). J
Характерный размер прогретого слоя в теории теплопроводу
ности определяется как г0=Уат. Если поперечный размер ла-^
зерного луча 2г и толщина материала б много больше zp, ТЯ
задачу можно рассматривать как одномерную, а облучаемое
тело считать полубесконечным в направлении z. Кроме того,
если A>l/z0, то можно пренебречь распространением излучё-
Рис. 76. Расчетная схема взаимодействия лазер-
ного пучка с материалом
ния в глубь материала. При не слишком коротких импуль-
сах излучения лазера (время импульса т^>б2/а, где б — тол-
щина материала, а = \/(ср • р) — его температуропроводность)
уравнение теплопроводности будет иметь вид:
d7 т уц k ехр(—-fez)
д- dz‘- рс
Начальное условие Т (з, О) = То, а граничными условиями бу-
дут:
(z = °.х); д-т- (z->oo, т)=0.
Задача еще более упростится, если считать, что показатель
поглощения k велик и все поглощаемое излучение превраща-
ется в тепло прямо на поверхности. Тогда процесс взаимодей-
ствия излучения’ с поверхностью описывается уравнением
теплопроводности
дТ д-Т
— —а — .
д~. dz*
(6.1)
Решение уравнения (6.1):
T(z,
A
& oo
«К _ j
a~y л о
-.гй
e4a' dz
168
16»
График зависимости [T(z, т)—Г0]-Х/(9ц,г) от критерия
Фурье Fo2 = ot/z2 приведен на рис. 77.
Если размер лазерного пучка сравним или меньше харак-
терной толщины прогретого слоя и профиль интенсивности
лазерного пучка отличается от плоского, то решение задачи
Рис. 77. Нагрев полубескоиечиого
тела лучистым потоком
нагрева материала усложняется. Для гауссовского профиля
распределения интенсивности (см. табл. 4.1) температура в
центре пятна на поверхности тела может быть рассчитана
по формуле
Г(г=0,. г =0, т) = arctg ,
где гг—характерный размер гауссовского пучка.
В режиме стационарного нагрева (т->оо)
T(z=0, г=0, т->оо)=7'0-|—^(Г=2?)---— ♦ I
Весьма интересным с практической точки зрения является
нагрев пластин конечной толщины (рис. 78). Уравнение теп!
лопроводности — (6.1), а начальное условие также Т (z, 0) =|
= Т0. Граничные условия:
• .дТ , g ч дТ . _ . „ "
-X—(z = 8, т) = ?ц, —(z = 0,t)=0.
oz oz
Решить такую задачу для достаточно больших чисел Фурье
можно с помощью выражения
T(z, т) = То + Ifo - 4-(1 -3 — Я.
1 /. 6 \ / J
Температура в любой точке пластины — линейная функция
времени, а распределение температуры по координате опи-
сывается параболой. Если Fo^>l/3, то температура практи-
Рис. 78. Нагрев пластины лучистым по-
током
чески не зависит от координаты z (рис. 79). Такой случай
называется нагревом термически тонких листов. При более
точном расчете необходимо учитывать тепловые потери от
Рис. 79. Нагрев термически тонкой пластины
170.
171
поверхности материала, например, за счет свободной коня
векции н радиационные. I
6.2. Изменение фазового состояния материала при |
нагреве лазерным излучением ]
Поток энергии падающего на поверхность; материала ла
зерного излучения может быть настолько велик, что в рм
зультате воздействия в материале начнут происходить фазо|
вые превращения. |
Для металлов наиболее характерным следствием увеличе-1
ния интенсивности нагрева и роста температуры поверхно-;
сти является образование расплавленного слоя (рис. 80)J
Рис. 80. Нагрев металла лазерным излуче- Я
нием при наличии расплавленного слоя |
Описание процесса нагрева материала с учетом плавления-1
Существенно более сложная задача, чем для однородного мая
териала.
Необходимо рассматривать движущуюся со скоростью ипл
внутри материала границу между расплавленным и твердым
веществом, учитывать скрытую теплоту плавления Qn.r, по-
глощаемую при фазовом переходе. Уравнения теплопровод-
ности должны решаться как для расплава, так и для конден-
сированного вещества:
дТ, д-Т дТ2 д’1
—- — а,------ -----== а, —.
dz dz’2 dz dz2
I
Закон сохранения энергии на движущейся границе:
- (8, х) + Х2 (8> т) = p2Qnji йпл.
(6.2)
(6.3)
В уравненйях (6.2), :(6.3) индексы Г и 2 относятся соответст- .
венно к жидкой и твердой фазе (рис. 79). Граничные усло-
вия:
— к] (z 0,-т) == ^п; (z-*oo, т) = 0;
dz . dz
l\(z = 8, t) = T2(z = 8, т) = Гпл,
где Тпл — температура плавления.
Решить поставленную задачу можно только числ’енно. Для
упрощенных вычислений часто полагают, что нет различия
в теплофизических параметрах металлов в расплавленном и
твердом состоянии. Тогда скорость распространения границ
расплавленного слоя
„ ---------25--------- ехр/_ДпЛ\ (6.4)
пл . P[Qn,3 + ср[Тпя - То)! \ « /
если иПл*6/2а<1, то (6.4) можно упростить:
Яи.
11 г—~ л ж
ЦДШЗХ - —. . t— Т’ ) 1 )
р[Опл + £р(ТпЛ То) ]
где «плтах—максимальная скорость распространения фрон-
та плавления.
При наличии внешних причин, вызывающих удаление рас-
плава из зоны воздействия, скорость движения границы рас-
плава «пл определяется с учетом объемных потерь расплава
dVpIdv.
Мпл «пл — £ '
где S — площадь зоны расплава. f .
На рис. 81 приведены результаты расчета изменения-тол-
щины зоны расплава от времени для алюминия, обдуваемого
поперечным потоком воздуха с числом Маха 1,5 и 3,0. •
Если расплав непрерывно удаляется, то скорость фронта
плавления постоянна и равна «плтях- Если же расплав при
распространении волны плавления в глубь твердого тела не
удаляется, то температура расплава растет (сМ. рис. 80)
вследствие продолжающегося поглощения лазерного излуче-
ния на наружной поверхности расплава. При достаточной ин-
тенсивности падающего излучения температура может возра-
сти до точки кипения Гкип и выше. Это сопровождается воз-
172,
I
173
никновением волны испарения; движущейся Со скоростью иисЛ
и = __________________________Чи________ I
"СП ЯСисп+МТ’кип-Го)] ’
где QItcn — скрытая теплота испарения. С увеличением ско-
рость «исп возрастает, пока не приблизится к скорости звука
В материале и*. При выражение для и имеет вид: а
где ц — молекулярная масса материала, NA — число Авогад-'
ро, k — постоянная Больцмана. При этом температура испа-
ряющейся поверхности Т' может быть существенно выше, чем
Ткип- Скорость перемещения границы поверхности перестаем
Рис. 81. Изменение толщины раем»- Я
ленного слоя алюминия, Обдуваемого Я
воздухом: —М=1,5,-------М=3,0 Я
зависеть от интенсивности, т. е. достигает предельных значе-
ний. Для большинства металлов этот предел соответствует
и~ 103... 104 м/с и 109 кВт/м2.
Результаты расчетов скорости испарения некоторых ме-
таллов в зависимости от интенсивности падающего излуче-
ния представлены на рис. 82. Как правило, такие режимы
удается поддерживать только в течение очень коротких пе-
риодов времени. Причем важную роль в формировании по-
верхности материала играет давление и реактивная сила от-
текающих продуктов испарения, которые при больших энер-
гетических потоках представляют собой высокотемператур-
ную плазму. В этих случаях необходимо учитывать взаимо-
действие излучения с непрозрачной плазмой и воздействие
плазмы на поверхность материала.
Рис. 82. Скорость испарения некоторых металлов под дейст-
вием лазерного излучения
6.3. Взаимодействие лазерного излучения с
композиционными материалами
Значительная роль в современных технических достиже-
ниях во многих областях принадлежит принципиально новым
волокнистым композиционным материалам, обладающим та-
ким высоким уровнем прочностных, теплофизических и дру-
гих характеристик, которые практически не достижимы в тра-
диционных металлических сплавах и полимерных материалах.
Это связано с использованием исключительно высокопроч-
ных волоконных материалов (стекловолокно, бороволокно,
углеродное волокно и др.), объединяемых с помощью поли-
мерных связующих. Кроме различных полимерных смол в ка-
честве связующих для углеродного волокна могут приме-
няться углеродные графитизированные матрицы. Такие ком-
позиции получили название углерод-углеродных материалов.
Если в качестве связующего углеродных волокон выступают
металлы (алюминий, магний, никель), то получаются метал’-
лоуглеродные композиции, также весьма перспективные в ка-
честве конструкционных материалов.
174
175
Особенности взаимодействия композиционных материалов™
с лазерным излучением связаны с анизотропией их свойств,™
что приводит к разной реакции материала на воздействие по Д
различным направлениям и разной скоростью прогрева и де-И
струкции компонентов в процессе облучения. Так, углеволок-™
но начинает заметно возгоняться при температурах болееД
3500 К, в то время как для большинства полимерных связу-Д
ющих температура начала термического разложения не пре-Д
восходит 1000 К. Поэтому при воздействии на поверхность 1
композиционного материала лазерным излучением возможно -т
освобождение волокон в результате пиролиза большей части *
смолы, занимающей пространство между волокнами. Эти ’
процессы сопровождаются выделением газообразных продук- J
тов пиролиза и появлением тепловых потоков, обусловлен- |
ных химическими реакциями или испарением на поверхности I
материала. |
Строгая математическая постановка такой задачи крайне |
затруднена еще и необходимостью использования большого |
количества эмпирических данных о конкретных характеристи- |
ках композиционных материлов. I
Для оценки эффективности действия мощного лазерного I
излучения на композиционные материалы можно воспользо- |
ваться методами, разработанными в ракетно-космической ®
технике, с помощью которых определяется скорость разру-
шения композиционных материалов под действием конвек- f
тивных тепловых потоков. При этом вся сложность процес-
сов, сопровождающих тепловое воздействие на материал, учи-
тывается комплексом «эффективная энтальпия /7Э1)1», значе-
ния которого определяют экспериментально (см. табл. 6.1).
Таблица 6.1
Материал Плотность р-102, кг/мз Эффективная энтальпия . Яэф-10-6, Дж/кг Коэффициент отражения 2? (для Х = 10,6 мкм) |
Углепластики Стеклопластики 13...18 20...210 32 5 0,09 j Г 0,38
Тогда зависимость для определения скорости разрушения •
композиционного материала под действием лазерного излу- у
чения будет иметь вид
Mpiip 9о/р /^эф- (6-5) Jh
176\ И
1
Естественно, что полученные по зависимости (6.5) значения
скорости разрушения носят сугубо ориентировочный характер.
Для их уточнения требуется тщательный анализ реальных
свойств материалов, условий воздействия, характеристик ла-
зерного луча и т. д.
6.4. Регистрация и измерение мощности и энергии
лазерного излучения
Поскольку именно мощность лазерного излучения оказы-
вается важнейшей характеристикой при определении харак-
тера и степени воздействия на материалы, то выбор способа
регистрации и измерения мощности излучения приобретает
большое значение для получения достоверной информации о
протекающих при этом процессах. Мощность и энергия ла-
зерного излучения могут быть весьма значительны, причем
характер их изменения во времени существенно различен,
Поэтому в общем случае используются две различные сис-
темы приемников:
— приемники (регистраторы) излучения, предназначенные
для измерения мгновенных значений интенсивности и измене-
ния их во времени;
— измерители средней мощности или энергии излучения.
6.4.1. Приемники излучения
Основным элементом приемника излучения является чув-
ствительный элемент. По физическому принципу их можно
разделить на две группы: квантовые, или фотонные, и теп-
ловые.
Основными типами фотонных приемников являются фото-
элементы с внешним (фотоумножители) и внутренним фо-
тоэффектом (фотодиоды и фоторезисторы). К тепловым при-
емникам излучения относятся термопары, болометры и пиро-
электрические приемники. В качестве наиболее важных ха-
рактеристик приемников излучения, необходимых для их
оценки используются:
— чувствительность, определяемая как отношение выход-
ного напряжения или тока к мощности падающего излучения;
— пороговая чувствительность, или обнаружительная спо-
собность фотоприемника, позволяющая сравнивать приемни-
ки различных типов;
1 2 Зак. № 43 177
— спектральная характеристика, характеризующая зави-
симость чувствительности приемника от длины волны пада-
ющего излучения;
— постоянная времени, которую определяют как проме-
жуток времени с начала воздействия входного светового по-
тока до момента, когда выходной сигнал приемника достиг-
нет 63 % максимального значения.
Характеристики некоторых приемников излучения приве-
дены, в табл. 6.2.
Таблица 6.2
Тип приемника Область спектральной' чувствительности Постоянная я времени, с Ч
Фотоэлемент Ф5 (Аг : О : Cs) 0,6...1,10 10-» " 1
Фотоумножитель ФЭУ-112 0,23...1,10 10° " Я
Фоторезистр ФС5-22 (Ge : Au) 20 ю-e .-Я
Фотодиод ФД-73 (Si) 0,4...1,2 3-10-5 1
Пироэлектрический приемник МГ.ЗО 2,0
Болометр БКМ-5 — 4 10-3 1
Термопара ГП — 4-Ю-’ |
При выборе йриемника излучения необходимо учитывать
многие требования. Фотоумножители, отличаясь высокой чув-
ствительностью и очень малой постоянной времени, не могут
использоваться практически во всем инфракрасном диапазо-
не. Фотодиоды и фоторезиСторы характеризуются более ши-
роким спектральным диапазоном, однако их временное раз-
ряжение несколько хуже. Кроме того, приемная площадка
фотодиодов и фоторезисторов имеет характерные размеры
порядка 10-3 м.
Достоинством тепловых приемников является широкий
спектральный диапазон, однако их инерционность, как пра-
вило, хуже чем у квантовых. Часто приемники излучения вы-
полняются в виде многоэлементных устройств. Это дает воз-
можность проводить одновременные измерения различных
параметров излучения в оптимальном диапазоне.
6.4.2. Измерители мощности и энергии излучения
Измерители мощности и энергии излучения рассчитаны на
непрерывное рассеяние больших тепловых мощностей. При-
емная часть этих устройств обычно выполняется в виде ко-
нуса, внутрь которого заводится измеряемое излучение. В
зависимости от времени воздействия и величины падающей
энергии измеряется либо непосредственно температура ко-
нуса термопарами, либо температура охлаждающей конус
жидкости. Такие измерители называются калориметрами, и
их основное достоинство заключается в том, что они при-
годны для всего диапазона длин волн (см. табл. 6.3). Одна-
Таблица 6.3
Тип измерителя Диапазон измерения Время срабатывания, с
Измеритель средней мощ- 10-».. .102 Вт 90
ности и энергии ИМО-3 10-2. .10. Дж 10-‘
Калориметр с водяным охлажде- нием 5-102...5-106 Вт 15
Проходной измеритель' мощности с проволочной сеткой 20 мкм ,103...2,5-106 Вт 10-2
ко при этом поглощается вся лазерная энергия, поэтому их
можно использовать только для калибровки лазеров и тари-
рования других приемников. Проходные приемники мощно-
сти выполняются в виде сетки тонких термопар или термо-
резисторов, расположенной перпендикулярно к направлению
лазерного луча и поглощающей некоторую долю энергии из-
лучения. Достоинством таких приемников является возмож-
ность их использования для контроля мощности лазерного
излучения практически без потерь энергии (табл. 6.3). Ос-
новные проблемы связаны с нелинейностью рабочих харак-
теристик и необходимостью тщательной отработки и тари-
ровки. Для измерения очень коротких импульсов энергией до
нескольких джоулей могут использоваться малоинерционные
пироэлектрические приемники, обеспечивающие хорошее вре-
менное разрешение сигнала. Особенностью всех этих прием-
ников является исключительно тепловой принцип регистра-
ции измеряемого излучения независимо от его спектрального
состава.
178
12*
179
Литература к разд. 6
1. Быстров Н. Д„ Шарин В. П. Автоматика лазерных технологичес-
ких установок/КуАИ, Куйбышев, 1988. 210 с.
2. Веденов А. А.. Гладуш Г. Г. Физические процессы при лазерной
обработке материалов. М.: Энергоатомиздат, 1985. 208 с.
3. Григорьянц А. Г., Соколов А. А. Лазерная обработка неметалли-
ческих материалов. М.: Высшая школа, 1988. 191 с.
4. Делоне И. Б. Взаимодействие лазерного излучения с веществом:
Курс лекций. М.: Наука, 1989. 280 с.
5. Душин Ю. А. Работа теплозащитных материалов в горячих газо-
вых потоках. Л.: Химия, 1968. 224 с.
6. Дьюли У. Лазерная технология и анализ материалов. М.: Мир,
1986. 504 с.
7. Леонов А. Ф. Теория и проектирование энергетических установок.
Действие промышленных СОг-лазеров. Ч. II. Физические основы взаимо-
действия лазерного излучения с материалами/Ленингр. мех. ин-т, ' Л.,
1985. 56 с.
8. Лыков А. В. Теория теплопроводности. М.: Высшая школа, 1967.
599 с.
9. Рэди Дж. Действие мощного лазерного излучения. М.: Мир, 1974.
467 с.
10. Хирд Г. Измерение лазерных параметров. М.: Мир. 1970. 539 с.
7. ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ
7.1. Лазерные технологии в обработке материалов
7.1.1. Возможности применения лазеров
для обработки материалов
Обработкой материала будем называть такое воздействие
на него лазерным излучением, в результате которого проис-
ходит удаление части материала или'изменение его физиче-
ских свойств. На рис. 83 приведена диаграмма, показываю-
щая ориентировочные значения интенсивности и длительно-
сти лазерных импульсов, предпочтительные с точки зрения
различных процессов обработки материалов.
Лазерную обработку материалов целесообразно проводить
в области параметров, расположенной ниже порога образо-
вания плазмы. Тогда энергия лазерного излучения может
быть использована на изменение состояния обрабатываемого
объекта более полно. Однако и в этой области существуют
определенные ограничения на характеристики лазера. Так,
например, для оптимальных режимов сварки необходимо
обеспечить определенную глубину проплавленного слоя,чему
соответствует, как видно из рис. 83, достаточно узкий диапа-
зон интенсивности и времени воздействия излучения. В обла-
180
стях больших интенсивностей активно идут процессы испаре-
ния, и, следовательно, для сварки такие режимы менее бла-
гоприятны. При слишком малых интенсивностях температура
поверхности может не достичь точки плавления. При про-
бивке отверстий также оказывается важным обеспечить оп-
тимальные условия воздействия. Слишком короткие импуль-
сы большой мощности приводят к тому, что значительная
Рис. 83. Диапазоны иитенсивиости и времени воздействия
лазерного излучения, пригодные для различных процессов
обработки материалов
часть энергии излучения расходуется на нагрев и диссоциа-
цию оттекающих продуктов. При слишком длительных и ма-
ломощных импульсах заметная часть энергии излучения от-
водится из зоны воздействия и рассеивается в твердом теле
за счет теплопроводности материала.
7.1.2. Лазерная термообработка материалов
Основными видами лазерной термообработки поверхно-
стей являются термоупрочнение, плакирование, легирование,
аморфизация и ударное упрочнение.
Термоупрочнение (закалка) вследствие структурных из-
менений в тонком (0,05... 1,0 мм) поверхностном слое мате-
риала, плакирование и легирование требуют световых пото-
181
ков в диапазоне 0,5 • 10s... 2 - 106 кВт/м2 (Ю5 кДж/м2 в им-
пульсе). Процесс аморфизации протекает при интенсивно-
стях излучения 107... 108 кВт/м2 (10...103 кДж/м2), а удар-
ное упрочнение—при 10'° кВт/м2 (103 кДж/м2) и длительно-
сти импульсов ~10-7 с.
Специфика лазерной термообработки связана с необходи-
мостью предварительного нанесения поглощающих излуче-
ние покрытий, использования лазеров большой мощности со
сложными системами сканирования луча. Наибольшие труд-
ности возникают при выборе оптимальных режимов техноло-
гических процессов и обеспечении высокого уровня автома-
тизации этих процессов с учетом неоднородных поверхност-
ных свойств материала.
Лазерная поверхностная термообработка—наиболее пер-
спективная область использования лазеров в обработке ма-
териалов, с которой труднее конкурировать альтернативным
видам технологии. До 70 % потребности в лазерной обработ-
ке приходится на термическую обработку, причем наиболь-
ший эффект ожидается в таких направлениях, как обработка
ответственных узлов деталей механизмов и машин при их
массовом производстве в автостроении, дорожном и сельско-
хозяйственном машиностроении, закалка валов прокатных
станов, обработка инструментов, штампов, легирование и
ремонт режущих кромок орудий и машин. Для этих целей, ис-
пользуются непрерывные технологические СО2-лазеры мощно-
стью 2... 5 кВт. Закалку инструмента рекомендуется выпол-
нять с помощью лазеров мощностью до 2 кВт, также могут
быть эффективны и импульсные лазеры. Упрочнение деталей
автомобильных двигателей и трансмиссии выполняется ла-
зерами с мощностью излучения 5... 10 кВт.
В процессе лазерной термообработки поверхности мате-
риала (рис. 84) луч 2 от лазера попадает на поворотное зер-
кало 3 и, отразившись под прямым углом, фокусируется оп-
тической системой 4 (обычными объективами из стекла для
твердотельных лазеров с длиной волны 0,53, 0,69, 1,06 мкм
или линзами из КС1, ZnSe и других оптических материалов,
прозрачных для непрерывного излучения СО2-лазеров с дли-
ной волны 10,6 1йкм) на обрабатываемых деталях 5, раз-
мещенных на рабочем столе 6. Соосно с лучом лазера в зону
обработки через сопло 7 подается аргон или азот при давле-
нии (1,5... 2,5) • 105 Па. Размер светового пятна регулируется
в широком диапазоне смещением фокальной плоскости (де-
182
фокусировкой Д/) фокусирующей оптической системы отно-
сительно поверхности обрабатываемой детали (см. выраже-
ния (4.5), (4.6)). Тем самым можно менять в широких преде-
лах интенсивность лазерного излучения.
Обработка проводится, как правило, в расходящемся пуч-
ке (Д/), причем обеспечивается такая интенсивность излуче-
ния, чтобы не происходило повреждение образца вследствие
плавления или испарения материала на поверхности.
Рис. 84. Принципиальная схема процесса лазер-
ной поверхностной термообработки: 1 — лазер,
2 — луч лазера, 3 — поворотное зеркало, 4 — оп-
тическая система, 5 — обрабатываемые детали,
6 — рабочий стол, 7 — сопло для подачи газа в
зону обработки
Из-за влияния теплопроводности и неоднородного распре-
деления энергии в световом пятне глубина зоны упрочнения
сильно уменьшается на краях пятна. Поэтому обработка про-
тяженных участков деталей ведется с перекрытием однократ-
ных зон упрочнения в условиях относительного перемещения
луча лазера и детали, причем перемещение может быть дис-
183
кретным (при импульсной обработке в паузах между импуль-
сами) или непрерывным. Скорость непрерывного перемеще-
ния должна быть меньше скорости процессов поверхностной
обработки. В то же время глубина изменения свойств мате-
риала зависит от его теплофизических характеристик, интен-
сивности излучения, а также времени воздействия луча ла-
зера x — dlv (где d — размер светового пятна, a v — скорость
относительного перемещения луча - по поверхности). На
рис. 85 приведена диаграмма зависимости характерных пара-
метров процесса лазерной закалки чугуна с содержанием
3,5 % углерода (Упл—МУО К) от интенсивности и времени
воздействия излучения. <
о. в
0,4
о, г
Рис. 85. Характеристики лазерной закалки
При увеличении интенсивности излучения вследствие бо-
лее быстрого нагрева поверхности глубина прогретой зоны
уменьшается. Лазерное плакирование заключается в расплав-
лении предварительно нанесенного на поверхность детали ма-
териала, который затем растекается по ней с последующим
быстрым затвердением. При этом обеспечивается получение
поверхностного слоя с заданными свойствами путем нанесе-
ния определенных металлов и сплавов.
Для плакирования, как правило, используются материалы
с высокой температурой плавления (например, С, Ni, сплавы
на основе железа), наносимые на детали из материалов с бо-
лее низкой температурой плавления. Улучшить такие эксплу-
атационные свойства металлов и сплавов, как например,
коррозионная стойкость, жаропрочность, красностойкость,
184
можно с помощью лазерного легирования, сущность которого
заключается в расплавлении участка поверхности металла
или сплава вместе с добавляемыми легирующими элемента-
ми, предварительно нанесенными на обрабатываемый уча-
сток, что позволяет получить в локальном объеме новый
сплав с заданными свойствами.
Использование лазеров для нагрева поверхностей откры-
вает возможности аморфизации металлических сплавов, т. е.
образования слоев в расположении атомов, в которых отсут-
ствуют кристаллические структуры. Сравнительные оценки
различных свойств кристаллических и аморфных сплавов по-
казывают, что у последних наблюдаются более высокие проч-
ностные и коррозионные свойства, увеличение пластичности,
радиационная стойкость и т. д. Для их получения вместе с
высокими интенсивностями облучения (106... 108 кВт/м2)
требуются высокие скорости охлаждения зон обработки
(107 К/с и более), что достигается использованием импульс-
ных лазеров. Импульсный лазер, работающий в режиме
сверхкоротких импульсов с длительностью (т~5-10~8 с),
позволяет получить в фокусе оптических систем интенсивно-
сти излучения 1О1О...1О’ 3кВт/м2 и более. Воздействие излу-
чения с такими параметрами на металлы существенно отли-
чается от действия обычных импульсов лазеров, работающих
в режиме свободной генерации (т~10-3... 10-4 с), или от не-
прерывного излучения. Среди характерных результатов та-
кого воздействия следует назвать локальную закалку сталей,
местный наклеп, обусловленный импульсами давления, воз-
никающими в зоне обработки, травление поверхности газо-
выми и ионными струями, оттекающими от поверхности, и др.
7.1.3. Лазерная сварка
Основные достоинства лазерной сварки:
— высокие интенсивности излучения в зоне воздействия
сфокусированного луча лазера;
— малое тепловыделение в свариваемых материалах;
— незначительное тепловое влияние на металл околошов-
ной зоны;
— малое деформирование свариваемых элементов;
— получение «кинжальной» формы проплавления при
сварке металлов больших толщин;
— высокие скорости сварки;
185
возможность сварки разных металлов, трудно свари®
ваемых другими способами;
— простота автоматизации. $
Выбор типа лазера для сварки должен учитывать общую
мощность лазерного излучения, ее потери вследствие отра-
жения от свариваемых поверхностей, КПД и т. п. Сопостав-
ление эффективности лазеров на иттрий-алюминиевом грана-
те и углекислом газе показывает, что для сварки материалов
толщиной более 5 мм необходимо использовать лазеры на
СО2, имеющие больший энергетический КПД. При больших
толщинах материала основная доля энергии излучения (более
30 %) поглощается в полости, образуемой лучом по всей глу-
бине сварного шва, независимо от коэффициента отражения
материала. Поэтому решающее влияние на общую энергети-
ческую эффективность процесса сварки оказывает КПД ла-
зера.
При сварке материалов малой толщины предпочтительнее
использовать лазеры на ИАГе вследствие значительно мень-
ших потерь мощности излучения за счет отражения и мень-
ших габаритов лазерной технологической установки. Так,
сварка фольги толщиной до 30 мкм из алюминия и меди ла-
зером на ИАГе при мощности излучения 200 Вт проходит
со скоростью 1 м/с, в то же время при перемещении луча ла-
зера на СО2 с мощностью 200 Вт со скоростью 0,1 м/с по-
верхность даже не оплавляется.
По методу воздействия лазерная сварка разделяется на
импульсную и непрерывную.
Импульсная лазерная сварка применяется для точечной
и шовной сварки деталей электровакуумных приборов из ту-
гоплавких металлов и сплавов; шовной сварки стыковых со-
единений тонкостенных элементов, к которым предъявляются
высокие требования относительно остаточных напряжений и
качества поверхности шва; сварки разнородных металлов и
сплавов; точечной сварки в микроэлектронике и точном при-
боростроении; сварки в труднодоступных местах легкодефор-
мируемых деталей, в условиях интенсивного отвода тепла
при минимальной зоне термического влияния и максималь-
ной технологической чистоте.
Плг каждого материала и толщины, которую нужно про-
илавито, существует оптимальный диапазон длительностей •
импульса, в пределах которого можно получить сварное со-
186 •
единение без чрезмерного выброса материала из зоны на-
грева (рис. 86). С ростом времени импульса возрастает теп-
лоперенос за счет теплопроводности и для обеспечения про-
плавления требуется увеличивать энергию импульса. При уве-
личении мощности путем сокращения длительности импульса
достигается большая глубина проплавления, но при этом
Рис.- 86. Зависимость глубины проплавления от энергии им-
пульса при различных значениях его длительности: а — медь,
б — алюминий, в — вольфрам, г — коррозионно-стойкая сталь;
’ / Юз с; 2 — 2 IO-3 с; 3 — 4-10“3 с; 4 — Ю'4 с; 5-2-10~4 с;
6 —5-10-4 с; 7—4-Ю-4 с; 8 —6,5-10-4 с
187
увеличивается объем испарившегося вещества. Поэтому Дли-
тельность импульса при фиксированной энергии излучения
должна быть ограничена как сверху, так и снизу. Для меди
оптимальная длительность 10”4 с<т<5- 10-4 с, для алюминия
5• 10 * с<т<2-10*3 с, для коррозионно-стойкой стали 5х
ХЮ-3 с<т<8-10-3 с. Кроме того, качество соединения, вы-
полненного лазерной сваркой, определяется геометрическими
размерами зоны расплава и структурными изменениями вли-
том ядре, а при сварке разнородных металлов еще и свой-
ствами образовавшегося расплава.
Непрерывная лазерная сварка получила развитие после
создания СОг-электроразрядных лазеров мощностью более по-
лутора киловатт и приблизилась по своим возможностям к
электронно-лучевой, но имеет ряд серьезных преимуществ
Рис. 87. Характеристики лазерной сварки
(возможность сварки в атмосфере, отсутствие опасности воз-
никновения рентгеновского излучения и т. п.).
Повышение выходной мощности лазера и соответственно
скорости сварки приводит к увеличению глубины проплавле-
ния (рис. 87).
Существенное значение для качественной сварки имеет
выбор оптимальной скорости. Наибольшая скорость ограни-
чивается величиной, при которой металл кристаллизуется, не
успев растечься по свариваемым кромкам для обеспечения
188;
(необходимого сплавления, а также образуются усадочная
пористость и другие дефекты. Нижний предел скорости огра-
ничивается значением, при котором вследствие теплопровод-
ности зона расплава распространяется в стороны быстрее,
.см в глубину, т. е. значительно увеличивается ширина шва;
Наблюдается также рост зерен в металле шва.
Рекомендуется защищать зоны сварки потоком защитного
газа (гелий, аргон) для обеспечения сдува плазменно-паро-
вого облака над сварочной ванной. При сварке толстостенных
деталей применяют фокусирующие системы в достаточной
глубиной фокуса, позволяющие получать швы с параллель-
ными стенками.
7.1.4. Резка материалов лазерным излучением
1 Одним из наиболее перспективных направлений примене-
ния лазеров в технологии являются процессы разделения ма-
териалов (резка, термораскалывание и др.)- Для них исполь-
зуются мощные лазеры на СО2 и ИАГ. -СОг-лазеры наиболее
эффективны, поскольку обладают более высоким КПД. Воз-
можны три способа относительного перемещения луча и ма-
териала: движение лазера относительно обрабатываемого
материала, перемещение разрезаемого материала в фокусе
излучения и движение луча лазера относительно обрабатыва-
емой детали.
Разделение материала может осуществляться либо при
полном удалении материала по линии разреза, либо при ча-
стичном, например при образовании последовательности от-
верстий в пластине по линии разделения с последующим раз-
ломом. Такой! метод разделения называется скрайбировани-
ем. Для пластин из хрупких материалов может быть исполь-
зован метод термораскалывания, при котором удаления ма-
териала нет, а перемещение источника тепла создает в объ-
еме материала напряжения и малые трещины. Разделение
материалов производится разломом по линии действия ис-
сточника теплоты.
При лазерной резке обычно используется схема, в которой
в зону реза подается струя газа, способствующая удалению
Продуктов разрушения,-а при необходимости, инициирующая
горение материала в зоне воздействия луча лазера. В первом
случае используют такие нейтральные газы, как азот, аргон,
189
во втором в зону реза подается кислород. Такая резка<назы-)
вается газолазерной (рис. 88). !
Излучение лазера с помощью соответствующей оптической;
системы фокусируется на поверхность обрабатываемого ма-
териала. Коаксиально падающему излучению в зону реза по-
Напра (зление
пере^екие ни я
Рис. 88. Схема газолазерной
резки с подачей струи кисло-
рода в зону воздействия: 1 —
лазер, 2 — зеркало, 3— заслон-
ка, 4 — линза, 5 — окно, 6 —
фокус, 7 —деталь
дается струя кислорода, которая выполняет две функции:
способствует увеличению поглощенной доли излучения вслед-
ствие образования на поверхности пленки окисла, а также
удаляет образующуюся пленку и расплав из зоны реза, пока
материал не будет разрезан полностью.
Луч лазера обеспечивает высокую концентрацию энергии,
что приводит к уменьшению ширины реза, снижению зоны
термического влияния и дает более высокую скорость разре-
зания по сравнению с любым из других методов термической
190
резки. Ширина реза близка к диаметру пятна в фокальной
плоскости или несколько меньше, а размер зоны термиче-
ского влияния составляет 0,05... 2 мм.
Основными факторами, определяющими характеристики
реза, являются энергетические параметры процесса, к которым
относятся мощность и интенсивность излучения, а также тол-
щина материала и скорость резки (рис. 89).
При уровне мощности до 1 кВт можно резать сталь тол-
щиной в несколько миллиметров со скоростями более одного
метра в минуту. Однако такая мощность еще недостаточна
Рис. 89. Влияние мощности лазерного излу-
чения на скорость газолазерной резки раз-
личных металлов: / — нержавеющая сталь
(Л —3,2 мм); 2 — алюминий (Л=0,8 мм);
3 — низкоуглеродистая сталь (Л=2,3 мм);
4 — титаи (h ~ 1,5 мм)
для резки толстых листов высокотеплопроводных материа-
лов, таких как медь и алюминий. Рост мощности излучения
до 20 кВт позволяет резать с высокой скоростью и эти ма-
териалы даже без подачи .газа в зону реза.
Для невоспламёняющихся материалов газовая струя вы-
полняет в основном функции очистки зоны резания, выдувая
продукты испарения и жидкий расплав из зоны резания, а
также способствует охлаждению прилегающих участков ма-
териала. Последнее особенно важно при резке диэлектриче-
ских материалов без обугливания и оплавления.
191
Энергетические условия резки можно характеризовать Я
помощью удельной энергии резания ерез — характеристики^
материала, не зависящей от условий резки (см. табл. 7.1)
Таблица 7.1
Материал £рез» КГ Материал ереЗ, кДж -103 кг Материал ерез, КГ
Текстолит 50 , Асбест 20 Винипласт 1,8
Стеклотекс- толит 47 Керамика 30 Резина 2,1..,2,|
Облицовоч- ный пластик 2 Композиты • 80 Ситалл 25 1
Картон Плексиглас Асбоцемент 0,8 2.0 28 Дерево: сосна Ду5 фанера 0,9 5,4 5,4 Стекло: обыкно- венное кварцевое 3,1 1 45 1
Баланс энергии при лазерной резке определяется для ско- г
роста резки v, толщины материала h и ширины реза б выра-
жением
е₽езРШ= Wa-bW, (7.1)
где р— плотность материала, №ц—мощность излучения ла-
зера, подводимая в зону резания, Л1Г—потери мощности за •
счет теплопроводности и уноса обдуваемым газом. I
Для газолазерной резки в левой части выражения (7.1) |
необходимо учесть выделение (или поглощение) энергии зав
счет химических реакций материала со струей газа:
(«рез -lQx)P^= И
где Qx — удельное энерговыделение химических реакций мет!
жду долей у материала и обдувающим газом. f|
7.1.5. Пробивка отверстий лазером I
Одно из Первых применений лазера в технологии было
связано с пробивкой отверстий. Лазер оказывается эффек-
тивным для изготовления небольших отверстий в соплах, фор-
сунках, фильерах, специальных диафрагмах и мембранах.
Для этих целей используются, как правило, импульсные ла-
192
зеры. На рис. 90 показано изменение осевого сечения отвер-
стия в листе алюминия толщиной 1,6 мм, полученного руби-
новым лазером, который фокусировался с помощью линзы
с фокусным расстоянием 30 мм. По мере увеличения энергии
импульса возрастают как глубина, так и диаметр отверстия.
Размер отверстия изменяется по глубине. Точность и каче-
ство лазерной пробивки в наибольшей степени определяются
объемом жидкой фазы в продуктах разрушения. Длитель-
ность импульса обусловливает количество жидкости и раз-
брос параметров отверстий.
Значительное влияние на эти параметры оказывает про-
странственная и временная структура световых импульсов,
Рис. 90. Изменение формы отверстий в алю- 1
миииевой пластине в зависимости от энер-
гии лазерного импульса
поэтому требования к характеристикам лазеров, используе-
мых для пробивки отверстий, очень высоки. С помощью оди-
ночного лазерного импульса с высокой энергией или после-
довательности импульсов можно пробить отверстия в метал-
лических листах толщиной до 13 мм, хотя в основном лазер
используется для отверстий глубиной менее 1 мм. '
Для того чтобы уменьшить степень неровности стенок от-
верстий, осуществляют продувку отверстий газом в процессе
лазерной пробивки. Чтобы пробить отверстия диаметром бо-
лее 1 мм лазерным лучом, требуются значительные энергии
импульса, если при этом предполагается испарение всего уда-
ляемого материала. Один из путей решения этой проблемы —
замена пробивки резкой, однако такой способ сильно услож-
13 Зак. Ns 43 193
няет технологический процесс. Кроме того, края обрабатыва-
емого отверстия имеют неровности не менее радиуса пятна
обработки. Для отверстий достаточно простых форм боль-
шого диаметра целесообразно формировать луч лазера в со-
ответствии с размерами и формой контура отверстия и затем
направлять его на обрабатываемый материал. На рис. 91
приведена принципиальная оптическая схема лазерной про-
бивки отверстий с помощью конической линзы (аксикона).
Получение отверстий осуществляется следующим образом: с
помощью конической линзы 3 и объектива 4 лазерное излу-
чение концентрируют по заданному контуру на детали 5-
Размеры контура обработки можно изменять в значительном
диапазоне, меняя фокусное расстояние объектива. Поворачи-
вая плоскопараллельную пластинку 2 под разными углами
к оптической оси и вокруг нее, можно плавно изменять рас-
пределение мощности по обрабатываемому контуру. Таким
Рис. 91. Оптическая схема пробивки отверстий большого диа- Я
метра: / — лазер, 2 — пластина, 3 — коническая линза, 4 — Я
объектив, 5 — деталь ™
способом получают точные отверстия высокого качества диа-
метром до 3 мм. В некоторых областях применение лазеров
для пробивки отверстий достигает промышленного значения.
Среди них — пробивка отверстий в алмазах, предназначен-
ных для изготовления фильер для вытягивания проволоки, а
также в рубиновых камнях для часов, пробивка отверстий
в керамике плат электронных схем-и т. д.
7.2. Лазеры в космических исследованиях
7.2.1. Лазерные информационные системы (ЛИС)
Использование лазерных систем связи в космосе позволяет:
— передать значительно большие объемы информации в
единицу времени, чем в радиочастотном диапазоне;
194
—преодолеть ограниченность радиочастотного спектра,
выделенного для радиосвязи;
— повысить направленность излучения, что может обес-
печить высокую скрытность и помехозащищенность линий
связи благодаря малой расходимости луча.
Возможности лазерных систем позволяют рассматривать
их применение по линиям «космос—космос», «космос—Зем-
ля» и «Земля—космос». Принципы построения лазерных ин-
формационных систем во многом определяются типом исполь-
зуемого лазера.
В настоящее время ведутся работы по созданию ЛИС на
основе использования электроразрядных СО2-лазеров (Х=
= 10,6 мкм), полупроводниковых лазеров на арсениде галлия
(л = 0,85 мкм), твердотельных лазеров ИАГ: Nd (?.= 1,06 мкм,
Z = 0,53 мкм), эксимерных лазеров на KrF2 с преобразовани-
ем излучения из ультрафиолетового диапазона в видимый с
/.-<0.5 мкм.
Лазеры последних двух типов считаются перспективными
для использования в космических системах связи с подвод-
ными лодками.
Возможная конфигурация космической системы передачи
информации, которая должна обладать информационной про-
пускной способностью не менее 300 Мбит/с, представлена
на рис. 92. При разработке системы исходили из совместного
использования спутников-ретрансляторов на геостационарной
Рис. 92. Лазерная система передачи информации: 1 — спут-
ники на геостационарной орбите, 2 — лазерные каналы, 3 —
СВЧ-канал, 4 — спутники на низких орбитах
195
орбите и исследовательских спутников на низких орбитах.
Предполагается, что все межспутниковые линии обслужива-
ются лазерными системами связи, а линии «космос—Зем-
ля»— системами радиосвязи. В качестве бортового источни-
ка излучения рассматривается СО2-лазер. Конструкция ла-
зерного передатчика приведена на рис. 93.
Разрядная трубка 1 изготовлена из окиси бериллия — ма-
териала, имеющего хорошую теплопроводность. Тепло, выде-
ляющееся при разряде, отводится от трубки алюминиевым
теплоотводом 5 к основному теплоотводу космического ап-
парата, температура которого поддерживается в пределах
300± 15 К (см. п. 5.2.1). Для уменьшения напряжения вы-
соковольтного источника разрядная трубка лазера разделена
Рис. 93. Лазерный передатчик: 1 — газоразрядная трубка из ВеО; 2-+
отражающее зеркало лазера; 3—анод, 4 — сдвоенный катод, 5—алю-
миниевый теплоотвод, б — решетка, 7 — окно, 8 — модулятор, 9 — по-
ляризатор
на четыре секции. Напряжение разряда — 3,93 кВ. Канал
имеет длину 0,26 м, из которых 0,24 м приходится на полез-
ную длину разряда, и квадратное сечение со стороной 1,5 мм.
При подводимой мощности в 50 Вт мощность излучения ла-
зера составляет —4,5 Вт. Таким образом, рабочий КПД ра-
вен 9 %. Установленный внутри резонатора модулятор 8 с
оптическим каналом, длиной 0,06 м, выполненным из теллу-
рида кадмия, обеспечивает формирование информационного
сигнала путем электрооптической модуляции. Под воздейст-
вием электрического поля происходят изменения показателя
преломления вещества со скоростью изменения напряжен-
ности поля. Электрооптический эффект представляет собой
196
слабое взаимодействие й Для полного гашения луча с Х=
= 10,6 мкм в CdTe необходимо подать напряжение 1,3 кВ,
однако внутрирезонаторное расположение модулятора поз-
воляет осуществить амплитудную, фазовую и частотную мо-
дуляцию при напряжении возбуждения до 120 В. При этом
оптические потери в модуляторе не превышают 1,5 %. Час-
тотная полоса модулятора составляет 500 МГц.
Для селективного выбора генерирующего перехода в ак-
тивной среде СОа-лазера используется решетка (эшелетт) 6,
которая выполняет также функции выходного -зеркала ла-
зера.
Массогабаритные оценки приемопередающих станций на
основе СОа-лазерЪв показывают перспективность их исполь-
зования в линиях космической связи. Так, для связи «кос-
мос—космос» на расстоянии 46720 км потребляемая такой
станцией мощность будет не более 30 Вт, масса аппаратуры
приемника и передатчика приблизительно по 60 кг, а диа-
метр апертуры около 0,24 м.
Большие перспективы имеет использование лазеров В оп-
тической локации: слежение за спутниками и межпланетны-
ми космическими аппаратами, точные геодезические изме-
рения, исследование состояния атмосферы, измерение пара-
метров относительного движения космических аппаратов. Ла-
зерный локатор для обеспечения стыковки космических ап-
паратов (рис. 94) может быть также использован как высо-
Рис. 94. Структурная схема лазерного лока-
тора для обеспечения стыковки космических
аппаратов: 1-—синхронный импульсный гене-
ратор, 2 — модулятор, 3 — полупроводниковый
лазер, 4 — оптическая система излучателя, 5 —
объект, 6 — оптическая система приемника,
7 — интерференционный фильтр, 8 — фотопри-
емник; 9 — согласованный фильтр, 10 — из-
меритель дальности
197
томер для любых летательных аппаратов. В качестве пере- и
датчика в нем установлен полупроводниковый лазер на ар- 1
сениде галлия. Выбор типа лазера определяется его малыми
размерами и массой, высоким КПД, отсутствием необходи-
мости в специальном охлаждении, возможностью прямой мо-
дуляции лазера короткими импульсами. Технические пара-
метры локатора следующие: длина волны излучения Х=
= 0,844 мкм, импульсная мощность — 3 Вт, длительность им-
пульса— 120 нс, частота повторения импульсов — 330 Гц, ток
накачки — 40 А, расходимость луча передатчика 0,4Х |
Х0,8 мрад, фотоприемник — ФЭУ, ширина диаграммы на- |
цравленности приемника — 7 мрад, диаметр приемной апер- I
туры — 0,14 м. I
В настоящее время ведутся активные разработки систем 1
лазерной локации атмосферы для экологических задач, свя- I
занных с определением концентраций различных вреднЪгх Я
примесей.
7.2.2. Лазеры в Системах передачи энергии
. Преимущества лазера при передаче энергии на большие I
расстояния в космосе определяются малой расходимостью ла- Я
зерного луча. Например, если солнечная электростанция, на-
ходящаяся на геостационарной экваториальной орбите иобес- Л
печивающая полезную электрическую мощность на Земле,
5 ГВт, имеет передающую систему диаметром в 1 км дляИ
СВЧ-диапазона, то приемное устройство на поверхности дол-Я
жно занимать территорию 10X13 км2 (на широте 35°). ЕслиЯ
же электрическую энергию преобразовать в лазерное излу-Я
чение, то лазерный передатчик с длиной волны 10,6 мкм дол- Ч
жен иметь апертуру диаметром 31 м. Размеры приемника на
Земле при этом не должны превышать 31X40 м2. Такие же
преимущества характерны и при передаче энергии с Земли
в космос на борт различных орбитальных аппаратов, а так-
же при обеспечении энергией двигательных установок само-
летов и ракет (рис. 95). .
В настоящее время считается, что существенное практиче- I
ское значение в будущем может иметь использование лазе- 1
ров для: передачи энергии из космоса на Землю для произ-
водства электроэнергии и новых материалов, с Земли к кос-
мическим объектам для обеспечения реактивных двигателей
в межорбитальных перелетах, для энергоснабжения из кос-
моса космических аппаратов и самолетов с бестопливными
двигателями.
В качестве высокоэнергетических наземных лазеров могут
быть рассмотрены непрерывные газодинамические и химиче-
ские лазеры с замкнутым циклом работы, а также эксимер-
ные. И хотя в этом случае масса лазера фактически не огра-
Рис. 95. Системы лазерного энергоснабжения летательны* аппара-
тов: а — схема системы, б — авиационный двигатель, в —ракетный
двигатель; 1 — электростанция, 2 — линии электропередачи, 3 — на-
земные лазеры, 4 — ракета, 5 — самолет, 6 — переотражающее зер-
кало, 7 — полезная нагрузка, 8 — рабочее тело (химически инертное
топливо), 9—фокусирующее зеркало, 10—световое окно, 11 — ка-
мера подогрева, 12—авиационный двигатель, 13— окно для ввода
лазерного излучения, 14—компрессор
199
198
ничивается, серьезные проблемы связаны с поглощением ла-
зерной энергии в атмосфере и «расплыванием» луча из-за
атмосферной турбулентности.
Среди лазерных энергетических систем космического ба-
зирования рассматриваются три основных схемы:
— преобразование солнечной энергии в электрическую
(с помощью солнечных батарей или турбогенераторов) и ис-
пользование электроэнергии для накачки электроразрядных
лазеров;
— использование солнечной энергии непосредственно для
оптической накачки лазеров;
— использование лазеров с накачкой ядерной
энергией,
Рис. 96. Схема поражения баллистических ра-
кет с помощью лазера космического базиро-
вания
(с системой радиаторов для рассеивания избытка тепла, про-Я
изводимого реактором).
В связи с развертыванием работ по программе СОИ в J
США широко обсуждаются возможности лазеров космическо-
го базирования в качестве оружия для поражения баллисти-
ческих ракет и космических аппаратов (рис. 96). Наиболее
Перспективными для этих целей считаются HF-химический
200
Лазер и рентгеновские лазеры с накачкой от ядерного взры-
ва. В отдельных случаях могут представлять интерес и газо-
динамические лазеры средней мощности. По оценкам, мощ-
ность непрерывных лазеров, расположенных на низких орби-
тах, для поражения баллистических ракет должна быть бо-
лее 5 МВт при полном времени работы не менее 1000 с. По-
этому даже при самых высоких энергосъемах HF-НХЛ масса
Рис. 97. Непрерывный химический лазер космическо-
го базирования: / — бак с жидким окислителем (Ра);
2 — бак с жидким N2 (или Не); 3 — бак с жидким
Н2; 4 — баллон с D2; 5—7 — системы подачи компо-
нентов; 8 — камера сгорания; 9— камера смешения;
10— теплообменник-испаритель; 11 — лазерный соп-
ловой блок; 12 — зеркала резонатора; 13 — зеркала
системы формирования и управления излучением
станции в основном будет сосредоточена в системе подготов-
ки рабочего тела, а точнее в массе топливных компонентов
(рис. 97). Кроме мощности, определяющее влияние на эф-
фективность действия лазера оказывает расходимость излу-
201
решить еще;
комплексом, .5
выводом его;
чения. Поток энергии на цели вычисляется по формуле (см. Яядерные силы. Наиболее естественным способом обеспечения
выражение (4.4)): условий для начала реакции синтеза является повышение ки-
(7.2) I нетической энергии движения частиц относительно друг друга
г до величины, превышающей кулоновский барьер, составляю-
I щий для ядер водорода ~ 1,6-1014 Дж. Средняя кинетиче-
ская энергия Екин теплового движения частиц пропорциональ-
на абсолютной температуре среды:
j
I Отсюда получается, что для преодоления электрических сил
|отталкивания необходима высокая температура среды:
3 k
Из-за естественного распределения частиц по скоростям кри-
тическая температура может быть снижена на порядок, по-
этому реальная температура, при которой обеспечиваются ус-
ловия инициирования термоядерной реакции, составляет сто
миллионов градусов (108 К). Именно такая температура воз-
никает при взрыве ядерной бомбы. Однако при этом средняя
скорость ядер превышает 106 м/с. Именно из-за высоких ско-
ростей разлета плазмы этот процесс носит взрывной харак-
тер. Особенность солнечного термоядерного реактора заклю-
чается в огромных гравитационных силах, действующих на
Солнце, которые способствуют удержанию плазмы. В отли-
чие от Солнца, в условиях Земли слабые гравитационные си-
лы не могут оказать никакого влияния на условия протека-
ния реакций синтеза легких ядер. Для осуществления на
Земле эффективного в энергетическом отношении, но еще не
носящего характер разрушительного взрыва необходимо вме-
сте с нагревом дейтерий-тритиевой плазмы (такая смесь име-
ет наименьшую из всех возможных температуру инициирова-
ния реакции синтеза) до температуры Г—Ю8 К удерживать
эту плазму в течение определенного времени Дт от соприкос-
новения со стенками реактора для того, чтобы при заданной
концентрации плазмы п большая ее часть успела вступить
в реакцию с выделением энергии, превышающей энергию, за-
траченную на ее нагрев. Это условие носит название крите-
рия Лоусона и составляет /?-Дт>1020 м~3 с. Например, при
давлении газа порядка 1 Па время Дт должно превышать 1 с.
Наиболее известным способом реализации этих условий яв-
ляется удержание плазмы с помощью мощных магнитных по-
203
из наиболее
где т— время действия, L — расстояние до цели, Q — угол
расходимости лазерного излучения.
Параметр В = И7ИЗЛ • т/92 — энергетическая яркость излу-
чения — определяет количество энергии, выделяемое источни-
ком в единицу телесного угла. Используя его и зная энерге-
тический порог поражения цели [9] (уровень энергии на по-
верхности, при которой начинается разрушение), можно пред-
ставить выражение (7.2) в виде L = yB/[q], Ориентировочные
значения [9] двигательных установок баллистических ракет
находятся в пределах 2 • 104... 2 • 105 кДж/м2. Если зеркало |
телескопа системы формирования излучения имеет размер |
— 10 м, то дифракционная расходимость для Z-3-10-6 м со- J
ставляет —5-Ю-7 рад. Тогда время поражения цели на рас-Ц
стоянии 1000 км лазером мощностью 5 МВт будет около 5 с,И
т. е. с помощью системы с полным временем .работы 1000 cj
можно поразить до 200 целей. Несмотря на реальные воз- ;
можности создания лазеров такой мощности, до практике-'
ской реализации космических систем предстоит
огромный круг задач, связанных с управлением
обнаружением, идентификацией целей, наконец,
в космос и функционированием на орбите.
7.3. Лазерный термоядерный синтез
Синтез ядер легких элементов является одной
энергетически эффективных реакций. Лишь процесс анниги-1'
ляции вещества с антивеществом, где в энергию может пре-
вращаться до 100% массы покоя реагирующих частиц — еще
более эффективный источник энергии. До сих пор термоядер-
ная реакция синтеза в земных условиях осуществлена лишь
в неуправляемом виде —взрыве водородной бомбы. Слияние
легких ядер при этом происходит в небольшом объеме веще-
ства вследствие огромной энергии взрыва атомной бомбы.
В естественных условиях процесс слияния ядер атомов во-
дорода осуществляется на Солнце и других звездах. Основная
трудность осуществления реакции синтеза на Земле связана
с необходимостью преодоления действия кулоновских сил от-
талкивания одноименно заряженных ядер при их сближении
до расстояния менее 10~14 м, на котором вступают в действие
202
лей. На основе этой идеи были созданы многочисленные эк-
спериментальные установки, самыми известными из которых
являются замкнутые тороидальные системы «Токомак». Ус-
тановки «Токомак» и подобные им предназначены для рабо-
ты в непрерывном (точнее в квазинепрерывном) режиме. Ра- J
бота по их совершенствованию продолжается, однако она
еще не завершена.
Уникальной особенностью лазера’ является возможность ?
концентрации энергии излучения до значений, сравнимых с g
энергией ядерного взрыва. Поэтому сразу же после созда- ?
ния первых мощных импульсных лазеров Н. Г. Басов и
О. И. Крохин предложили идею лазерного термоядерного .j
синтеза (ЛТС). Для ее реализации необходимы импульсные |
лазеры, способные излучать за короткое время ~10“9... |
...10-11 с до 10 кДж энергии. I
Наиболее перспективными считаются импульсные СО2-ла- I
зеры высокого давления, твердотельные лазеры на стекле с |
неодимом, фотодиссоционные и эксимерные лазеры. Самой |
крупной в мире на сегодняшний день является установка |
NOVA, запущенная в 1985 г. в Ливерморе (США) и пред- |
ставляющая собой каскад лазерного генератора и усилите-
лей на неодимовом стекле (Х= 1,06 мкм) с энергией более
100 кДж при длительности импульса 10-9 с. В системе пре-
дусмотрена возможность с помощью нелинейных кристаллов
преобразовывать излучение на вторую (Z~0,53 мкм) и тре-
тью (Z~0,35 мкм) гармоники с КПД соответственно 70 %
и 50 %. В СССР создаются крупные лазерные установки для t
ЛТС на основе газовых лазеров. В качестве мишеней исполь-
зуются следующие вещества: дейтерид лития, дейтерирован-
ный полиэтилен (CDi2), твердый (замороженный) дейтерий,
а также газообразная смесь дейтерия и трития высокого дав-
ления, заключенная в стеклянную оболочку. На рис. 98 по-
казана схема экспериментальной установки для изучения
проблем ЛТС на основе твердотельных лазеров на стекле с
неодимом. Задающий генератор и первый каскад усиления
имеют активные среды в виде стержней, а в последнем каска-
де усилителя используются стеклянные диски. Последний кас-
кад усиления в мощных установках выполняется по много-
канальной схеме с целью равномерного сжатия мишени. Ми-
шень расположена в сферической вакуумной камере, на стен-
ках которой устанавливаются датчики нейтронов для конт-
роля хода термоядерной реакции. Согласно критерию Лоу-
204
сона при твердотельной плотности (и=»5 • 1028 м~3) достаточ-
но лишь инерциального удержания плазмы в течение Дт~
«2-10~9 с. Это сравнимо с длительностью лазерного импуль-
са. Радиус мишени из твердой смеси дейтерий-тритий г оп-
ределяется из условия г = озв-Дт, где нзв = ]/2^7’/ця — скорость
распространения звуковых волн в среде; ця —средняя масса
ядер. При температуре «зажигания» термоядерной реакции
в смеси -2,5-108 К г~2-10~3 м. Чтобы нагреть такую ча-
стичку лазерным лучом, необходима энергия около 108 Дж,
что существенно превышает современные возможности лазе-
ров. Решением этой проблемы послужила идея об импло-
Рис. 98. Схема экспериментальной лазерной установки для исследования
ЛТС: I—лазерный генератор, II — блок формирования световых им-
пульсов, III, IV — лазерные усилители, V — оптическая фокусирующая
система, VI — вакуумная камера; / — стержни активного тела (стекле
с неодимом), 2 — лампы оптической накачки, 3 — диски активного тела
(стекло с неодимом), 4 — мишень из легкого элемента, 5 — датчики нейт-
ронов
зии (сферической комуляции)—направленном внутрь ми-
шени сферически симметричном взрыве.
Оценки, проведенные учеными из Лос-Аламосской лабора-
тории (США), показали, что, если использовать лазерный им-
пульс специальной формы, то за счет быстрого испарения по-
верхностного слоя мишени можно осуществить ее сжатие до
плотностей, в 104 раз превышающих нормальную плотность \
твердого водорода. При этом оказывается возможным полу-
; чить в центре мишени температуры порядка 108 К при суще-
ственно меньших энергиях лазерного импульса (10...
" ... 103 Дж), что является вполне реальным.
Для промышленного использования ЛТС требуется созда-
ние термоядерных реакторов с энергией лазерного импульса
Ь в 3...5 МДж и частотой их повторения от 1 до 10 Гц. Один
I 205
из возможных вариантов лазерного термоядерного реактору
представлен на рис. 99.
Корпус реактора <3 представляет собой вакуумную каме-
ру диаметром до 2 м с двойными стенками, между которыми
прокачивается жидкий литий, который и поглощает выделя-
ющуюся энергию синтеза. Нагретый литий поступает в теп-
лообменник 6, где передает запас тепловой энергии воде, пре-
вращая ее в пар, приводящий в движение турбину. Тритий,
Рис. 99 Схема лазерного реактора; / — лазеры; 2—.
дейтерий-тритиевые шарики; 3 — охлаждаемый кор--
пус реактора; 4 — холодильное устройство; 5 — до-
затор подачи горючего; 6 — теплообменник; 7 — раз-
делительное устройство; 8 — топливный резервуар
возникающий в литии под действием нейтронов, отделяется
в специальном разделительном устройстве 7 и поступает в
топливный резервуар 8. Таблетки ядерного горючего в виде
сферических ледяных шариков из смеси дейтерия и трития 2
инжектируются в камеру реактора из холодильного устрой-
ства 4 ' частотой 1 Гц. Лазерные лучи с оконечных каскадов
усилителей / симметрично фокусируются в центре вакуум-
ной камеры. При одном импульсе выделяется энергия около)
206
200 МДж. Имеются предложения использовать «зажигание»
твердого термоядерного горючего лазерным лучом для соз-
дания двигателей космических аппаратов (см. п. 7.2.2). Реак-
тивная сила возникает в них при истечении продуктов, обра-
зующихся при последовательных небольших термоядерных
взрывах.
7.4. Лазеры в медицине
Медицинские лазеры — одно из самых молодых и быстро
развивающихся направлений лазерной техники. В настоящее
время большинство высокоразвитых стран мира разрабаты-
вает и производит медицинское лазерное оборудование.
Несмотря на огромное разнообразие областей применения
и реализуемых технических решений все медицинские лазер-
ные установки могут быть поделены на три основные группы:
для оказания лечебных воздействий, для диагностических и
вспомогательных целей.
Наиболее развито направление, связанное с непосредст-
венным использованием лазеров в лечебном процессе. Пер-
вые лазерные лечебные установки — рубиновые коагуляторы
для офтальмологии — были созданы в 1961 г, практически
вместе с разработкой первых лазеров. В настоящее время для
лечебных целей применяют практически все известные типы
лазеров, при этом круг решаемых задач очень широк. ,
Использование лазеров для диагностики — новое направ-
ление их применения в медицине, имеющее большие перспек-
тивы. Эту группу составляют приборы для спектрального
анализа, лазерные интерферометры, лазерные тахометры, раз-
личного рода измерители. Значительная часть пз них пока
остается лабораторными приборами.
К третьей группе можно отнести различные установки и
устройства, например, для искусственного фотосинтеза, фер-
ментной стимуляции роста клеток, системы передачи изобра-
жений, в том числе голографические и т. п. С чисто техниче-
ской точки зрения вся совокупность выпускаемых в настоя-
щее время лазерных лечебных установок может быть, в свою
очередь, поделена иа две группы: высоко- и низкоинтенсив-
ные.
Высокоинтенсивные установки позволяют оказывать не-
посредственно физическое (тепловое и силовое) воздействие
за счет передачи энергии. Они применяются в хирургии, оф-
тальмологии для проведения различных коагуляций, в том
207
числе и через эндоской, сварки тканей, дробления и т. д. В
таких установках используются, как правило, лазеры на уг-
лекислом газе, на органических красителях, ионные и твердо-
тельные. В последнее время в этом направлении начинают
активно применяться эксимерные лазеры.
К группе низкоинтенсивных принято относить установки,
создающие на облучаемом объекте . спектральный световой
поток, не превышающий величины естественной солнечной
радиации, т. е. не приводящий к необратимым изменениям в
биологических тканях. Это терапевтические установки, пред-
' назначенные, в основном, для биостимуляции, снятия боле-
вых ощущений и заживления ран и язв. Наиболее широко
здесь используются Не—Ne и полупроводниковые GaAs-ла-
зеры.
Лазерные медицинские установки, обладая универсальны-
ми свойствами, имеют широкие возможности воздействия на
живую ткань путем облучения, иссечения, испарения и коагу-
ляции биоткани лазерным излучением.
Достижение необходимого эффекта воздействия зависит
от энергетических параметров лазерного луча, времени воз-
действия, теплофизических характеристик биоткани и ее объ-
ема, в котором поглощается энергия излучения. Этот объем
определяется глубиной проникновения в ткань светового по-
тока, что, в свою очередь, определяется длиной волны лазе-
ра. Излучение с длиной волны А. = 0,6... 1,5 мкм глубоко про-
никает в биоткани и применяется для терапевтического воз-
действия. Наиболее распространены при этом He-Ne-лазеры.
используемые в физиотерапии и НАГ: Ыс13+-лазеры, излуче-
ние которых проникает на глубину до 10 мм и используется
для прекращения кровотечения и коагуляции патологических
образований. Лазеры видимого и ближнего инфракрасного
диапазона представляют большой интерес для медицины еще
и потому, что для передачи их излучения можно использовать
волоконнооптические световоды малого диаметра (10...
...100 мкм), с помощью которых обеспечивается воздейст-
вие на внутренние органы без хирургического вмешательства.
Наибольшее распространение СО2-лазеры получили в хи-.
рургии, что обусловлено высоким коэффициентом поглощения
живой тканью излучения с длиной волны 10,6 мкм и, следо-
вательно, воздействием лазерного луча на ограниченную об-
ласть без поражения глубоко лежащих тканей.
208
Основными узлами Лазерной медицинской установки яв-
ляются (рис. 100): блок генерации излучения (лазер), блок
питания, система передачи (наведения) лазерного излучения',
блок управления и контроля параметров излучения и режйг
мов работы лазера. *
Блок генерации излучения содержит один или нескольку
лазеров. Здесь же может располагаться дополнительный ис-
точник видимого излучения, служащий для удобства наведе-
ция рабочего излучения на облучаемый объект. Система пере-
дачи излучения зависит от типа лазера. Для лазеров видимо-
го и ближнего инфракрасного диапазона используются гиб-
кие волоконные световоды, а для лазеров, излучающих в
дальней инфракрасной области,— многоколенные зеркально-
Рис. 100. Схема лазерной медицинской уста-
новки: / — блок питания; 2 — вспомогатель-
ный излучатель; 3 — лазер; 4—система пе-
редачи лазерного излучения; 5 — объект;
6 — блок управления
линзовые или призменные системы.
В табл. 7.2 приведены некоторые характеристики и обла-
сти применения лазеров в медицине. Естественно, что таб-
лица далеко не полностью отражает перспективы медицинс-
ких лазеров. В последнее время, в частности, большой инте-
рес вызывают твердотельные лазеры с длинами волн от 2 до
3 мкм на основе матриц из иттрий-алюминиевых, иттрий-скан-
дий-геллиевых, гадолиний-скандий-алюминиевых гранатов с
активными ионами эрбия, туллия, гольмия и других редко-
земельных металлов. Для этого спектрального диапазона ха-
рактерны очень высокие коэффициенты поглощения био-
тканью, что обеспечивает локализацию области воздействия.
14 Зак, № 43 Я»
®er
Таблица 7.2
Тип лазера Длина волны, мкм Мощность, Вт Область применения Достоинства Недостатки
СОа 10,6 До 100 Общая хирургия, кардиология, нейрохирургия Гинекология Дерматология: удаление борода- вок, различных видов рака кожи- Онкология; удаление опухолей Ортопедия: удаление поврежден- ных участков кости, артоплас- тика Стоматология Высокая мощность излучения в импуль- сном и непрерывных режимах. Коагуляция крове- носных сосудов диаметром до 2 мм Невозможность передачи мощ- ного излучения по гибким воло- конным свето- водам
MAr:Nd** 1,06 Да 100 Офтальмология: хирургия кап- сулы хрусталика; Гинекология: микрохирургия Дерматология: удаление гематом Гастроэнтерология: остановка желудочных и кишечных крово- течений Стоматология Передача излучения по гибким светово- дам. Малое погло- : щение излучения кровью, коагуляция иа глубоком уровне Трудности определения и контроля глубины раз- рушения
ЗЬа
Аг X .0,488.. .0,514 ! 1...5 Офтальмология: фотокоагуляция при кровотечеииях сетчатки, лечение глаукомы Гастроэнтерология: остановка желудочных и кишечных кро- вотечений Гинекология: лечение хроничес- ких кровотечений Дерматология: удаление капил- лярных гематом, удаление та- туировок и варикозных вен Онкология: облучение опухолей Передача излучения по волоконным све- товодам Сильное по- глощение излучения кровью
На органи- ческих красителях 0,6...1,1 1...4 Фоторадиационная терапия Передача излучения по волоконным.све- товодам Трудности экс- плуатации из- за большой сло- жности системы
На рубине 0,693 Энергия им- пульса излу- чения 1 Дж Дерматология, офтальмология
Ne-Ne 0,639 Ю-з. .5-10-2 Фоторадиациоииая терапия, дерматология, стоматология, оториноларингология, гинеколо- гия, онкология, лабораторные исследования, голография Передача излучения по волоконным све- товодам
Эксимерный 0,25 5 (средняя мощность) Микрохирургия, онкология, стоматология Слабо поглощается костной тканью
Литература к разд. 7
I. Басов Н. Г. и др. Физика лазерного термоядерного синтеза. М.:
Знание, 1988. 172 с.
2. Григорьянц А. Г., Сафронов Л. И. Основы лазерного термоупроч-
нения сплавов. М.: Высшая школа, 1988. 159 с.
3. Григорьянц А. Г., Соколов А. А. Лазерная резка металлов. М.: Выс-
шая школа, 1988. 127 с.
4. Григорьянц А. Г., Шиганов И. Н. Лазерная сварку металлов?- М.:
Высшая школа, 1988. 207 с.
5. Космическое оружие: дилемма безопасности/Под ред. Е. П. Вели-
хова. М.: Мир. 1986. 182 с.
6. Лазерная и электронно-лучевая обработка материалов: Справочник.
М.г Машиностроение, 1985. 496 с.
7. Макелрой Д. X., Макэвой Н. и др. Системы связи для ближнего
космоса, использующие лазеры на СО2//ТИИЭР, 1977. Т. 65, № 2. С. 54—80.
8. Минаев И. В. и др. Лазерные информационные системы космических
аппаратов. М.: Машиностроение, 1981. 272 с.
9. Рэди Дж. Промышленные применения лазерои. М.: Мир, 1981. 638 с.
212
ОГЛАВЛЕНИЕ
Предисловие .......................................... 3
1. Принципиальная схема лазера........................ 4
1.1. Электромагнитное излучение и кванты.................... 4
1.2. Принцип действия лазера .............................. 12
1.3. Классификация и структура лазеров..................... 21
Литература к разд. 1..................................... 27
2. Лазерные активные среды....................................... 28
2.1. Твердые тела....................................... 28
2.1.1. Диэлектрические кристаллы и стекла ..... 28
2.1.2. Полупроводники................................... 32
2.2. Жидкие активные среды................................. 36
2.2.1. Жидкости с активными ионами редкоземельных
металлов............................................... 36 •
2.2.2. Растворы органических красителей................. 38
2.3. Газы и плазма......................................... 39
2.3.1. Смеси нейтральных атомов......................... 39
2.3.2. Смеси ионов . ................................... 42
2.3.3. Пары металлов .................................. 44
2.3.4. Молекулярные смеси............................... 45
2.3.5. Химически реагирующие смеси................... 49
2.3.6. Плазма........................................... 51
2.4. Системы подготовки рабочего тела...................... 52
2.4.1. Топлива и топливные компоненты СПРТ .... 53
2.4.2. Системы хранения и подачи компонентов рабочего
тела.................................................. 53
2.4.3. Камеры сгорания.................................. 57
Литература к разд. 2................................... 59
3. Системы накачки ........................................... 60
3.1. Оптическая накачка................................... 60
3.1.1. Излучение источников накачки............< . . 60
3.1.2. Оптические схемы систем накачки ...... 64
3.2. Накачка электрическим разрядом . • ................... 70
3.2.1. Свойства газового разряда........................ 70
, 3.2.2. Вольт-амперная характеристика (ВАХ) .... 73
* 3.2.3. Накачка газовых лазеров несамостоятельным элек-
; трическим разрядом................................ 75
- 3.2.4. Накачка газовых лазеров самостоятельным элект-
• рическим разрядом.................................. П
3.3. Накачка полупроводниковых лазеров..................... 82
t. 3.4. Тепловая накачка в газодинамических лазерах ... 84
3. 5. Химическая накачка................................... 95
Ли тература к разд. 3............ . .' - • • • Ю0
313
4. Лазерное излучение.......................................
4.1. Резонаторы.......................................
4.1.1. Спектр излучения лазера.....................
4.1.2. Качество лазерного луча.....................
4.1.3. Энергетическая эффективность резонатора .
4.2. Расходимость лазерного излучения.................
4.2.1. Пространственные характеристики лазерного луча
4.2.2. Оптическое качество активной среды..........
4.3. Распространение лазерного излучения в средах . . .
4.3.1. Ослабление лазерного излучения . . . ... . .
4.3.2. Прохождение лазерного излучения в атмосфере
4.3.3. Прохождение лазерного излучения в воде . . .
4.4. Нелинейные эффекты в лазерной оптике.............
4.4.1. Самофокусировка света..........................
4.4.2. Генерация второй гармоники ........
4.4.3. Обращение волнового фронта .................
4.4.4. Вынужденное комбинационное рассеяние . .
Литература к разд. 4 . ...........'................
5. Энергетический баланс в лазерах..........................
5.1. Коэффициент полезного действия лазера............
5.2. Охлаждение лазеров...............................
5.2.1. Охлаждение активной среды ........
5.2.2. Охлаждение конструкции лазера.............
5.3. Системы охлаждения лазеров..........................
Литература к разд. 5..................................
в. Воздействие лазерного излучения на материалы
6.1. Нагрев материалов лазерным излучением . . ...
6.2. Изменение фазового состояния материала Яри нагреве
лазерным излучением....................................
6.3. Взаимодействие лазерного излучения с композиционными
материалами................... . ; . .................
6.4. Регистрация и измерение мощности и энергии лазерного
излучения............................'. .......
6.4.1. Приемники излучения . . . . z-..............
6.4.2. Измерители мощности и энергии излучения . . .
Литература к разд. 6 ....................'............
7. Применение лазеров.................................... .
7.1. Лазерные технологии в обработке материалов ....
7.1.1. Возможности применения лазеров для обработки
материалов ........................................
7.1.2. Лазерная термообработка материалов..........
7.1.3. Лазерная сварка................................
7.1.4. Резка материалов лазерным излучением ....
7.1.5. Пробивка отверстий лазером .................
7.2. Лазеры в космических исследованиях . . . . . .
7.2.1. Лазерные информационные системы.............
7.2.2. Лазеры в системах передачи энергии..........
7.3. Лазерный термоядерный синтез.....................
7.4. Лазеры в медицине . .............................
Литература к разд. 7 .... ............................
101
101
101
106
112
114
114
121
127
127
130
133
134
134
136
138
140
142
142
142
146
146
157
163
167
168
168
172
175
177
177
179
180
180
180
180
181
185
189
192
194
194
198
202
207
212
2ft
Борейию Анатолий Сергеевич
Лазеры: Устройство и действие
Редактор Г. В. Никитина
Технический редактор Л. Н. Короткова
Корректор И. В. Миронова
Сдано в набор 29.05.91. Подписано в печать 92. Формат 60 x84/16.
Бумага тип. К® 3. Гари, литературная. Печать высокая. Усл.-печ. л. 13,375.
Усл. кр.-отт. 13,5. Уч.-изд. л. 13,2. Тираж 150! экз. Заказ № 43. С-1
Механический институт
Типография Механического института
Адрес ин-та и полиграфпредприятия:
198005, С.-Петербург, 1-я Красноармейская ул., д. 1