Ровинский Р.Е. Мощные технологические лазеры - файл n1.doc

Ровинский Р.Е. Мощные технологические лазеры
скачать (1891 kb.)
Доступные файлы (1):
n1.doc1891kb.21.10.2012 18:01скачать

n1.doc

  1   2   3   4   5   6   7   8


Ровинский Р.Е.

МОЩНЫЕ ТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ ЛАЗЕРЫ


2005 г.

О Г Л А В Л Е Н И Е


Стр.

От автора . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

1. Введение . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4

1.1. Физические основы мощных лазеров . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . ……….. 4

1.2. Как понимать термин «мощные лазеры» . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

1.3. Типы мощных лазеров и области их применения . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

2. Часть первая. СО2 лазеры . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10

2.1. Что понимается под термином «плазма» . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10

2.2. Основы физики низкотемпературной плазмы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .12

2.3. Столкновения частиц в плазме . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 15

2.4. Квазиравновесная и частично равновесная плазма . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .19

2.5. Молекула СО2 – рабочее вещество лазера . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 24

2.6. Возбуждение молекул СО2 в разряде . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 26

2.7. Электроразрядная накачка СО2 лазера . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

2.8. Непрерывные СО2 лазеры . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

2.9. Пути повышения мощности СО2 лазера . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .39

2.10 Диссоциация молекул в разряде . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .45

2.11 Мощные импульсные СО2 лазеры . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

2.12 ИК-оптика мощных лазеров . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 55

Дополнительная литература . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . . . . . . . 59

3. Часть вторая. Твердотельные лазеры

3.1. Определение и состав твердотельных лазеров . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .60

3.2. Импульсные лампы для накачки твердотельных лазеров . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .60

3.3. Осветители . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 65

3.4. Источник электропитания . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 67

3.5. Активные элементы мощных лазеров . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 70

3.6. Механизмы функционирования активных твердотельных сред . . . . . . . . . . . . . . . . . 72

3.7. Пути создания мощных твердотельных лазеров . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

3.8. Оптические усилители . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 78

4. Часть третья. Особенности воздействия мощного лазерного

излучения на конструктивные материалы

4.1. Факторы воздействия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 85

4.2. Экспериментальные исследования зависимостей пороговой плотности мощности

от факторов лазерного воздействия . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 88

1) Исследовательский стенд . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 89

2) Использованные методики исследований . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90

3) Энергетический порог образования плазмы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 90

4) Развитие плазменного факела . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 91

5) Кинетика факела и параметры плазмы . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .. . . . . . . . . . .93

6) Взаимодействие лазерного излучения с плазмой . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94

7) Энергетический баланс процесса взаимодействия лазерного излучения с образцом . . . . .. 97

8) Плазменный факел в условиях пониженных давлений воздуха . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 99

5. Типовой лазерный станок, использующий СО2 лазер . . . . . . . . . . . 100

Дополнительная литература . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102

ОТ АВТОРА


Книга написана на основе курса лекций, читавшихся автором в течение нескольких лет студентам 5-го курса Московского института радиотехники, электроники и автоматики (МРЭА), специализировавшихся по лазерным устройствам. Автор в рамках НПО «Астрофизика» принимал личное участие в решении многих вопросов, относящихся к разработке и повышению мощности СО2 лазеров, в работах, связанных с созданием систем оптической накачки твердотельных лазеров, в исследованиях процессов взаимодействия мощного лазерного излучения с конструктивными материалами, что нашло свое отражение в предлагаемой читателю книге. Книга может служить учебным пособием для студентов, специали­зирующихся по лазерным специальностям, но она представляет интерес и для специалистов, работающих в соотвтствующих научных и технических приложениях. В конце приложен список дополнитель­ной литературы, относящейся к рассматриваемым в книге проблемам и рекомендуе­мых автором тем читателям, которые желают углубить свои знания по отдельным затронутым вопросам.

1. ВВЕДЕНИЕ

1.1.ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ МОЩНЫХ ЛАЗЕРОВ

Ушедший ХХ век воспринимается нами не только как век величайших научных открытий, но и как век возникновения новых инженерно-технических областей человеческой деятельности. Одной из таких областей стало создание и широкое использо­вание квантовых приборов, способных генерировать остронаправленное когерентное почти монохроматическое электромагнитное излучение оптического диапазона длин волн. Полное наименование таких приборов звучало так: Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation, что переводится как Усиление Света за счет Вынужден­ного Излучения. Для повседневного пользования название слишком длинное. Поэтому возник его короткий вариант в форме аббревиатуры: LASER. В полном названии присутствуют два ключевые понятия, определяющие физическую основу таких приборов: 1) усиление света и 2) вынужденное излучение.

Создание лазеров прямо связано с проблемой усиления света при его прохождении через специально подготовленную оптическую среду. Задача техники – обеспечить создание сред, способных усиливать проходящий через них световой луч. Научное изучение взаимодействия света с веществом продолжается на протяжении примерно 300 лет, но вплоть до рубежа XIX и XX веков изучение велось на феноменологическом уровне. А на таком уровне известен факт поглощения света, но даже не возникал вопрос о возможности его усиления. Весь опыт науки не такого уж далекого прошлого убеждал ученых, что любая оптическая среда способна только поглощать и рассеивать проходящий через нее свет.

Одним из следствий открытия в начале ХХ века микромира стало понимание природы процессов испускания и поглощения света вещественными частицами – атомами, молекулами и ионами. Для примера ограничимся представлениями об испускании и поглощении света атомами. Атом обладает определенной потенциальной энергией связи электронов с ядром. Он стремится занимать такое состояние, при котором эта потенциальная энергия минимальна. Такое состояние принято называть основным состоянием атома. В среде, содержащей большое количество атомов, протекают процессы их соударений. Большинство таких соударений происходит упруго, потенциальная энергия каждой частицы остается прежней. Реже столкновение протекает неупруго, тогда часть кинетической энергии одного из столкнувшихся атомов передается партнеру, потенциальная энергия которого после этого возрастает. Состояние такого атома называют возбужденным. Однако, в отличие от макромира, в микромире передача атому энергии извне осуществляется только строго определенными дискретными порциями. Атом данного элемента обладает системой дискретных энергетических уровней, присущей только этому элементу. На рис.1 приведена упрощенная схема энергетических уровней атома. Соответственно, передача атому энергии извне происходит такими дискретными порциями, которые обеспечивают рост потенциальной энергии до одного из вышележащих энергетических уровней. В среде, находящейся в равновесном состоянии при температуре Т многочисленные неупругие столкновения приводят к определенному распределению возбужденных атомов по энергетическим уровням, получившего название распределения Больцмана:

ni ~ n exp (–Ei/kT) (1.1)

Здесь ni – концентрация возбужденных атомов на i-том квантовом уровне с энергией Еi, n - общая концентрация атомов, k – постоянная Больцмана. Из этого соотношения видно, что чем выше энергия дискретного квантового уровня, тем меньше на нем концентрация возбужденных атомов, и падение их числа происходит по экспоненциальному закону.

Проходящий через оптическую среду световой луч можно рассматривать как поток фотонов, двигающихся в определенном направлении. На своем пути фотоны сталкиваются с атомами. Такие столкновения следует рассматривать как столкновения двух частиц, происходящие либо упруго, либо неупруго. В случае упругого столкновения происходит рассеяние фотона, направление его движения изменяется. С неупругими столкно­вениями дело обстоит сложнее.

Фотон при неупругом столкновении с определенной вероятностью может передать свою энер­гию атому только целиком, при этом он исчезает. Если через среду проходит монохроматичный луч света, то поглощение фотонов атомами с опреде­ленной вероятностью

произойдет лишь при условии, что энергия фотона (h- постоянная Планка, - частота электромагнитной волны) точно равна той порции энергии, которая соответствует энергетическому переходу атома в данное возбужденное состояние, на присущий ему квантовый уровень. На рис.1 поглощение фотона изображено самой левой стрелкой. В противном случае поглощение не состоится, дело ограничится только рассеянием фотонов на атомах среды. Неупругие столкно­вения фотонов с атомами определяют протекание процесса поглощения света веще­ством. В атоме энергию поглощаемого фотона воспринимает один из внешних электронов.

Атом пребывает в возбужденном состоянии ограниченное время. Его возвращение в основное состояние может происходить в одном из трех процессов: 1) при столкновении с другим атомом (или электроном), сопровождаемым передачей ему энергии возбуждения в форме кинетической энергии движения (безизлучательный переход); 2) путем спонтанного излучения, происходящего случайным образом, когда время между возбуждением атома и испусканием фотона определяется лишь вероятностно. В среде, состоящей из большого количества возбужденных атомов, спонтанное девозбуждение сопровождается излучением фотонов разных энергий (частот), вылетающих в разных направлениях и по фазе независимо друг от друга. В качестве примера на рис.1 представлены два возможных варианта спонтанного излучения. Вторая слева стрелка изображает излучение фотона атомом, возбужденным до состояния с энергией En, путем перехода электрона с верхнего возбужденного уровня сразу в основное состояние с энергией Е0. Уносящий энергию возбуждения фотон имеет ту же частоту, что и поглощенный фотон, но направление его движения, поляризация и фаза совсем иные, чем у поглощенного фотона. Кроме того, девозбуждение может протекать ступенчато (каскадно), как показано правой группой стрелок. Например, первоначально происходит переход электрона между верхним возбужденным уровнем и вторым уровнем схемы, тогда испускается фотон с энергией (частотой), определяемой разностью Eф1 = h = Еn – E2. Затем может произойти повторный акт спонтанного излучения, определяемый переходом электрона со второго на первый энергетический уровень: Еф2 = h = E2 – E1. Еще один, третий переход, отмечает возможность безизлучательного возвращения атома в основное состояние, если возбуждение снимается соударением атома с частицей, которой передается вся остаточная энергия возбуждения в форме изменения кинетической энергии движения этой частицы. Понятно, что в каждом конкретном случае варианты переходов могут быть различными.

3) Кроме спонтанного существует еще один вид излучения, получивший название вынужденного излучения. Этот вид излучения был теоретически предсказан А.Эйнштейном в 1916 году и вскоре после этого получил экспериментальное подтверждение. Открытие вынужденного излучения послужило сигналом, показавшим принципиальную возможность усиления света, проходящего через оптическую среду. Если в непосредственной близости от возбужденного атома пролетает фотон, энергия (и частота) которого точно соответствует энергии перехода из возбужденного состояния в энергетически более низкое состояние, то существует вероятность того, что такой фотон заставит атом испустить квант света той же энергии (частоты) и в том же направлении, что и у фотона-инициатора. Более того, испущенный фотон будет иметь ту же поляризацию и ту же фазу, иначе говоря, это будет точный близнец первичного фотона. Говорят, что такие фотоны когерентны. В результате каждого акта вынужденного излучения число фотонов в монохроматическом луче увеличива­ется, таким образом, вынужденное излучение способно усиливать свет. Однако, в земных условиях никому не удавалось наблюдать увеличение интенсивности света на выходе оптической среды по сравнению с его интенсивностью на входе. Какова причина, ведь существование вынужденного излучения подтверждено эксперимен­тально?

Дело в том, что оптические среды, в которых имеются атомы, находящиеся в возбужденном состоянии, обычно характеризуются квазиравновесностью, при которой распределение возбужденных атомов по энергетическим уровням подчиняется закону Больцмана (1). В такой ситуации господствуют процессы спонтанного девозбуждения атомов, что означает господство процессов уменьшения числа фотонов в проходя­щем луче. Вынужденное излучение создает лишь небольшую поправку к таким процессам. Для того, чтобы в среде господствовало вынужденное излучение, необходимо выполнение трех условий. Во-первых, в среде должно присутствовать большое количество возбужденных атомов. Во-вторых, основная масса возбужденных атомов должна занимать определенный верхний энергетический уровень, обладающий относительно большим временем жизни. В-третьих, должен существовать хотя бы один нижележащий уровень с очень коротким временем жизни, который находится в почти свободном состоянии и на который разрешен излучательный переход с верхнего заполненного уровня. Эти условия означают сильное отличие от больцмановского распределения, крайне неравновесное состояние оптической среды, получившее название инверсной населенности. Естественным путем в земных условиях такое состояние оптической среды не возникает. Но, как выяснилось, инверсную населенность можно создать искусственно, путем выбора составляющих оптическую среду элементов и направленным введением в нее энергетического потока (накачка среды).

В тридцатых годах ХХ века проблемой усиления света занялся известный физик Валентин Александрович Фабрикант. К 1948 году он вместе со своей аспиранткой Ф.А. Бутаевой создал газоразрядную установку, на которой впервые в мире осуществлено усиление проходящего через оптическую среду монохроматического светового луча. До создания лазера, способного генерировать монохроматичный узконаправленный когерентный луч, оставалось совсем немногое – создать положительную обратную оптическую связь, превращающую усилитель в генератор. Сделать такой шаг в оптическом диапазоне длин волн удалось в 1960 году Теодору Мэйману, поместившему в оптический резонатор (между двумя плоскопараллельными зеркалами) стержень из синтетического рубина, ставшего активной средой первого твердотельного лазера. Накачка рубина осуществлялась мощным импульсным световым потоком, создаваемым импульсными газоразрядными лампами. Затем появился первый газовый He-Ne лазер, а в 1964 году Кумар Н. Пател получил генерацию от первого молекулярного СО2 лазера. Далее началось бурное развитие подобных квантовых приборов, и, что особенно важно, немедленное их использование в различных научных, технических и медицинских приложениях. Типы создаваемых лазеров отличаются агрегатным состоянием активной среды, способом накачки, режимами работы, выходными характеристиками оптического луча. Физические основы лазеров подробно рассматриваются, например, в [1,2]. Создававшиеся в начальный период лазеры обладали сравнительно небольшими энергетическими и мощностными характеристиками. Возникла серьезная проблема повышения энергетики некоторых таких лазеров, что позволило бы использовать их для так называемой «силовой» обработки материалов – резания, сварки, обработки поверхностей и т.д. Этой проблеме и посвящена данная книга.

1.2. КАК ПОНИМАТЬ ТЕРМИН «МОЩНЫЕ ЛАЗЕРЫ»

Термин «мощные лазеры» имеет однозначный смысл, когда речь идет о лазерах, работаю­щих в режиме непрерывной генерации. В этом случае повышение мощности сопровожда­ется повышением энергии излучения, выделяемой в единицу времени, и, соответственно, повышением активности процесса взаимодействия лазер­ного излучения с веществом. Поэтому можно условиться о проведении некоей границы мощно­сти, превышение которой отнести к категории мощного излучения. Например, таким рубежом можно назвать мощность излучения в 1 кВт, а можно предложить считать рубежом мощность в 100 Вт. Выбор условной границы, отделяю­щей «мощные» лазеры от «немощных», определяется конкретными задачами применения лазе­ров, когда необходимо превысить опреде­ленные пороговые уровни термических и иных воз­действий лазерного излучения на материалы.

Но этот же термин приобретает неопределенный смысл, когда лазер генерирует излучение в импульсном или частотно-импульсном (его также называют импульсно-периодическим) режимах. Одиночный импульс характеризуется несколькими значениями мощности. Во-первых, существует мгновенное значение мощности (мгновен­ная мощность): при общей длительности импульса tи в любой момент времени ti в интервале 0 ti  tи выделяется малый временной интервал ti, в котором можно пренебречь изменением величины мощности.

Мощность, выделяющуюся в этом временном интервале, и называют мгновенным значением для момента времени ti. Если все мгновенные значения мощности на протяжении импульса соединить плавной кривой, как это сделано на графике рис.1.2, то эта кривая даст представление о форме импульса мощ­ности лазера. Именно такую кривую мы увидим на экране осциллографа, на вход которого п
одается сигнал от регистратора мощности с высоким временным разрешением. На графике мгновенная мощность обозначена символом Pt.

Далее, в момент времени tmax достигается мак­симальная за импульс мгновенная мощность Pmax. Ее называют пиковой мощностью. Площадь, ограниченная осью времени и кривой мощности пропорциональна энергии лазерного импульса Е. Разделив энергию на длительность импульса , получим среднее за импульс значение мощ­ности: Рср = Е/. Ее называют средней мощностью. При одном и том же значе­нии энергии в импульсе средняя мощность зависит от длительности импульса. Например, лазер генерирует малую энергию в импульсе, порядка 0,1 Дж. При миллисекундной длительности импульса (это характерная длительность генерации неодимового лазера, 103 – 102 с) средняя мощность со­ставит 10 – 100 Вт. В микросекундном диапазоне (СО2 лазер, 106 – 105 с) она достигнет 105 – 104 Вт. В наносекундном диапазоне (модуляция добротности у твердотельного лазера 109 – 107 с) это будет гигантская мощность 108 – 106 Вт и окажется еще более высокой у лазеров, генери­рующих импульсы в пикосекундном (1012 – 1010 с) диапазоне – от 1011 до 109 Вт. И все это при той же незначительной энергии в импульсе.

Из приведенных оценок видно, что энергетически маломощный лазер с очень коротким им­пульсом обладает фантастически высокой мощностью. Но нас в дальнейшем будут интересо­вать лазеры, способные эффективно воздействовать на материалы, а такие лазеры должны об­ладать достаточно высокой энергией в импульсе. В этом случае высокий уровень мощности сам по себе не является привлекательным. Поэтому условимся считать мощными лазерами те из них, которые наряду с высокой средней мощностью обладают и высокими значениями энергии в импульсе.

При рассмотрении частотно-импульсного режима работы лазера, к характеристикам отдель­ного импульса добавляется еще одна мощностная характеристика – средняя мощность последо­вательности импульсов. Это эквивалент энергетического потенциала лазера, но при условии, что дополнительно сообщаются данные об энергии в каждом импульсе, а также данные о дли­тельности и частоте следования импульсов (или о скважности).

Итак, термин «мощный лазер» мы сохраним в его оговоренном выше значении, под ним бу­дем понимать только те лазеры, которые генерируют мощное высокоэнергетичное излучение.

1.3. ТИПЫ МОЩНЫХ ЛАЗЕРОВ И ОБЛАСТИ ИХ ПРИМЕНЕНИЙ.

Интерес к мощным лазерам определяется их способностью оказывать тепловое воздействие на различные материалы в условиях, когда излучение концентрируется в малоразмерное пятно. Соответственно появляются возможности различных приложений таких лазеров, в том числе и в качестве инструмента для технологической обработки материалов. Имеются в виду процессы резания и сваривания металлов и неметаллов, точного пробивания отверстий (сверление), термического упрочения поверхностей (закалка) и их очистки, нанесения маркировочных знаков, гравировка. Мощные лазеры внедряются в такие сферы промышлен­ного производства как автомобилестроение, судостроение, авиационное и космическое произ­водство, производство крупных установок для добычи нефти и газов и в некоторые другие об­ласти. В конце 80-х, начале 90-х годов лидером по внедрению лазерных технологий в промыш­ленность являлась Япония, за ней следовали США и европейские страны, среди которых пер­венство принадлежало Германии.

Лазерные технологии не вытесняют традиционные способы обработки материалов, они со­существуют с ними, занимая те «экологические» ниши, в которых оказываются более выгод­ными, более производительными и экономически оправданными. Надо помнить, что стоимость лазерного оборудования и его эксплуатации, как правило, существенно выше, чем стоимость хороших механических, ультразвуковых и даже плазменных обрабатывающих станков. Но в определенных случаях только лазерный луч оказывается способным выполнить ряд технологи­ческих операций, необходимых для изготовления наукоемких изделий и тогда вопросы стоимо­сти перестают играть ведущую роль.

Назову некоторые особые области применения мощных лазеров: в медицине для проведения некоторых сложных операций применяют лазерные скальпели; мощные лазерные лидары ис­пользуются для дистанционного обнаружения опасных с экологической точки зрения выбросов или наличия в атмосфере распыленных отравляю­щих веществ; известны многочисленные во­енные приложения таких лазеров; рас­сматриваются проекты по осуществлению передачи лучи­стой энергии с Земли на космические станции и, наоборот, из космоса на Землю; путем лазер­ного облучения намереваются осуществлять коррекцию орбит околоземных спутников и т.д. Важную роль выполняют мощные лазеры в научных исследованиях по проведению управляе­мого термоядерного синтеза, при исследованиях взаимодействия мощного излучения с вещест­вом. Но сегодня только лазерная промышленная технология пользуется заметным международ­ным спросом.

Существующее разнообразие типов лазеров вызывает необходимость их классификации. Прежде всего, лазеры различают по агре­гатному состоянию активной среды, разделяя их на твердотельные (в этой группе отдельно рас­сматривают полупроводниковые лазеры), жидкостные и газовые. Далее, лазеры подразделя­ются на группы по способу накачки: существует оптическая накачка, электрическая и электро­разрядная накачки, химическая накачка и накачка с использованием потоков заря­женных мик­рочастиц, прежде всего электронов. Далее, различают лазеры по режиму их функционирования: используется три таких режима – импульсный, частотно-им­пульсный и непрерывный.

Далеко не все типы лазеров в принципе способны генерировать мощное высокоэнергетичное излучение. В данной книге я ограничусь рассмотрением только двух разновидностей лазеров, которые широко применяются сегодня в технологических процессах обработки материалов и в научных исследованиях взаимодействия лазер­ного излучения с веществом. Это, прежде всего СО2 лазеры, активная газовая среда у которых состоит из определенной смеси газов, где главную роль играют молекулы двууглекислого газа. Накачка таких лазеров производится с помощью электрического разряда в газе или комбинированным способом, когда к разряду до­бавляется поток быстрых электронов. СО2 лазеры способны работать во всех ранее перечис­ленных режимах генерации – в импульсном, частотно-импульсном и непрерывном.

Второй тип лазеров, подлежащий рассмотрению – твердотельные лазеры на стеклах с при­садкой неодима или на алюмоиттриевом гранате с присадкой того же неодима (YAG: Nd). На­качка этих лазеров осуществляется оптическим путем с использованием высокоинтенсивных импульсных источников света. Лазеры со стеклами в качестве активной среды работают только в импульсном режиме генерации, а YAG обеспечивает возможность получения генерации и в частотно-импульсном режиме с частотами не выше нескольких десятков герц.

Мощное лазерное излучение может быть получено и в некоторых других лазерных системах. Например, созданы мощные химические лазеры, использующие в активной среде соединения DF и HF. Они генерируют излучение в инфракрасной области спектра на длинах волн 3-4 мкм с мощностью до нескольких сотен кВт. Большие энергии в импульсе получены в так называемых лазерах с взрывной накачкой – до 1 МДж. Внушительные энергии в импульсе при очень корот­кой их длительности получены с фотодиссоционными лазерами. Но все эти системы не при­годны в производственных условиях для проведения технологических операций, поэтому их рассмотрение в книге исключается.

В заключении остается уточнить понятие «техники мощных лазеров». Предполагается, что читатель, в общем, знаком с принципами функционирования лазеров, с оптическими резонато­рами и основными особенностями источников электропитания. По этим разделам техники име­ется большое число хороших учебных книг, к которым при необходимости читатель сможет обратиться. В данной книге речь пойдет о конкретных технических средствах, обеспечиваю­щих реализацию больших мощностей и энергий в установках двух обозначенных выше типов лазеров. Однако технические решения проблемы создания мощного лазера невозможно полу­чить без понимания физических принципов работы каждого конкретного устройства. Поэтому физические аспекты будут нами рассматриваться в тесной связи с особенностями рассматри­ваемого лазера.

Вместе с тем важно понять, каким образом высокоэнергетичное лазерное излучение может быть использовано в качестве инструмента для так называемой «силовой» обработки конструктивных материалов. Рассмотрению этой проблемы будет посвящен четвертый раздел книги, в котором приводятся экспериментальные результаты исследования условий, обеспечивающих проведение силовых технологических про­цессов и используемых для этого лазерных станков.

2. Часть первая. СО2 ЛАЗЕРЫ

По введенной классификации СО2 лазеры – молекулярные газовые лазеры с накачкой электрическим разрядом, способные работать в любом из трех указанных режимах – непрерывном, импульсном и частотно-импульсном. Активная среда таких лазеров представляет собой смесь газов, принципиально важными компонентами которой служат молекулы СО2 и азота N2. Лазерный эффект обеспечивается молекулами двуокиси углерода, а удивительные свойства молекул азота, как будет показано дальше, позволяют эффективного задействовать молекулы СО2 в электрическом разряде, обеспечивающим накачку лазерной среды. Электрический разряд создает плазму, которая и является активной лазерной средой. Существуют разные типы электрических разрядов, но не каждый из них пригоден для создания активной среды СО2 лазера. Для понимания принципов работы СО2 лазера и возможности получения высоких мощностей и энергий генерируемого излучения, необходимо ознакомиться с кратким обзором физики электрического разряда в газах и со свойствами плазмы, при которых возможна накачка активной среды. Для такого знакомства существуют курсы физики газоразрядной плазмы, например, [3-6]. В предлагаемом кратком обзоре приводятся самые необходимые сведения из этой области науки, необходимые для понимания дальнейшего изложения темы.

2.1. ЧТО ПОНИМАЕТСЯ ПОД ТЕРМИНОМ «ПЛАЗМА»

На Земле природные плазменные образования встречаются не часто. Поэтому знаком­ство человечества с плазменным состоянием вещества началось сравнительно поздно, при­мерно с середины XIX века. Толчком к формированию физики плазмы как научной дисцип­лины послужили два обстоятельства. Во-первых, внедре­ние в астрономию физических методов дистанционного изучения космических объек­тов, находящихся в состоянии плазмы и излу­чающих электромагнитные волны. Это звезды, многие туманности и другие объекты. Было ус­тановлено, что 99,9% вещества во Вселенной находится в состоянии плазмы, а Земля – это ма­лое исключение из общего правила. Началось активное изучение процессов, приводящих к об­разованию плазмы, и процессов, протекающих в самой плазме. Во-вторых, с началом широкого внедрения электричества в повседневную жизнь людей появились возможности соз­дания быто­вых и промышленных устройств, генерирующих и использующих плазму. Началось интенсив­ное экспериментальное исследование плазмы и разработка ее теоретических основ.

Термин «плазма» введен в обращение в 1924 году Тонгсом и Ленгмюром – двумя выдающи­мися физиками, много сделавшими в сфере, как экспериментального изучения плазмы, так и создания теоретических основ.

Определение: плазма – квазинейтральная система, содержащая смесь заряженных и, воз­можно, нейтральных частиц вещества.

Требование квазинейтральности – важнейшее условие, включенное в определение плазмы. Из него вытекают три ключевые следствия:

Рассмотрим эти три следствия подробнее. Создающие плазму заряженные частицы образу­ются в процессе объемной ионизации газа, при протекании которого всегда возникают равные количества положительно (ионы) и отрицательно (электроны) заряженных частиц. Важной ха­рактеристикой плазмы служит степень ее ионизации . Это отношение концентрации электро­нов ne к концентрации всех тяжелых частиц в среде, то есть к сумме концентраций нейтраль­ных частиц na и ионов ni:

 = ne/(na + ni). (2.1)

Если  < 1 (не все атомы или молекулы ионизованы), то плазму называют частично иони­зованной. При  = 1 плазма полностью ионизованная (однократно). Наконец, если  > 1, то это характеризует двукратно или многократно ионизованную плазму.

Второе следствие становится понятным, если мы рассмотрим ситуацию, когда из-за случайных причин возникает локальное временное разделение заряженных частиц разных знаков. Такое разделение нарушает нейтральность плазмы. Допустим, возникла ситуация, когда в одной локальной области, присутствует избыточное количество положительно заряженных ионов, а в другой – такое же по количеству избыточное содержание электронов. Возникает кулоновское взаимодействие разноименных зарядов, и электроны, как более легкие частицы, устремляются к объему с избыточными ионами. По инерции они проскакивают через этот объем, затем тормозятся и устремляются в обратном направлении и так далее. Возникают плазменные колебания, происходящие с частотой, согласно расчетам определяемой соотношением (2.2):

р = 5,6104ne1/2 (2.2)

где р – в с–1, а ne – в см– 3.

Такие плазменные колебания теоретически предсказал, а затем и экспериментально обнаружил Ленгмюр. Поэтому у них появилось второе название – ленгмюровские колебания. Зная частоту плазменных колебаний, можно определить то минимальное время, которое служит нижним временным пределом существования квазинейтральности. Этот нижний предел определяется временем, в течение которого локальные нарушения квазинейтральности из-за случайного разделения зарядов четко себя проявляют, то есть оно должно быть того же по­рядка, что и период плазменных колебаний. Если время существования плазмы охватывает несколько периодов ленгмюровских колебаний, то картина усредняется и среда предстает как квазинейтральная. Время tD, меньше которого ионизованный газ проявляет локальное отклонение от квазинейт­ральности, что не позволяет называть его плазмой, это – временной масштаб, отделяющий про­должительность существования просто ионизованного газа при слишком коротком времени его существования от состояния плазмы, возникающего при более продолжительном существова­нии ионизованной среды:

tD  1/ p  1,810–5ne–1/2 [c] (2.3)

Пример: концентрация заряженных частиц в ионизованном газе равна ~1012 см– 3. Из соотношения (2.3) определяем, что tD ~ 61011 c. Это очень маленькое время, но оно имеет место в им­пульсах длительностью порядка пикосекунд. Если мы попытаемся образовать плазму с таким временем существования, то даже при столь относительно низкой концентрации электронов, как в данном примере, в лучшем случае возникнет ионизованный газ, по определению не удов­летворяющий понятию плазма. С повышением концентрации электронов временной масштаб укорачивается, и шансы создать плазму с очень коротким временем жизни резко снижаются.

Но локальное нарушение квазинейтральности может происходить не только при очень ко­ротких временах существования ионизованного газа, но и при очень малых объемах, выделяе­мых нами для рассмотрения деталей. Отсюда появляется еще один критерий существования плазмы, который называют пространственным масштабом. Пространственное разделение за­рядов определяется из условия, что энергия теплового движения заряженных частиц, способ­ная вызвать такое разделение, не превышает энергии кулоновского взаимодействия между ними, препятствующего разделению. Энергия теплового движения частиц характеризуется температурой, она равна kТ, где k – постоянная Больцмана (k = 1,391016 эрг/К =1,391023 Дж/К). Энергия кулоновского взаимодействия между зарядами: 4nee2lD2, где lD – характерный минимальный размер области, всегда остающейся квазинейтральной при данных значениях те­пловой и кулоновской энергий. Этот размер называют дебаевской длиной. Он же и служит про­странственным масштабом существования плазмы. Из условия равенства тепловой и кулонов­ской энергий определяют границу минимальной области, в которой плазма уже существовать не может (дебаевскую длину):

lD = (kT/4e2ne)1/2  530(T/ne)1/2 (2.4)

Здесь Т – в эВ (1эВ = 11600 К), ne – в см–3.

Пример: Температура плазмы Т = 2 эВ (~23000 К) концентрация электронов ne = 1012 см-3. При этих условиях lD = 710 4см.
  1.   1   2   3   4   5   6   7   8


Учебный материал
© bib.convdocs.org
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации