ПРЕДИСЛОВИЕ РЕДАКТОРА РУССКОГО ИЗДАНИЯ

Первые сообщения о действии лазерного луча на вещество появились немногим более десяти лет назад — практически одновременно с созданием первых мощных лазеров. Речь шла о простейших экспериментах, в которых наблюдались плавление и испарение твердых тел и электронная эмиссия с их поверхности под действием лазерных импульсов. Однако уже эти простейшие опыты показали, что существуют широкие и разнообразные возможности применения мощных лазеров для решения ряда важных научных и технических задач. Проблема взаимодействия лазерного излучения большой мощности с веществом приобрела особую актуальность. Успехи в этой области и значительные достижения в разработке новых высокоэффективных лазерных систем привели к возникновению нового направления в технике ——лазерной технологии.

Научная литература, связанная с проблемой действия лазерного излучения, чрезвычайно обширна и насчитывает в настоящее время несколько тысяч журнальных статей. Это обстоятельство наряду с очень быстрым развитием исследований и ростом числа исследователей ставит, естественно, вопрос о достаточно полном обзоре, в котором систематически и с единой точки зрения излагалась бы физика процессов взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом. Ранее опубликованные обзорные статьи [1—6] и монографии [7—9] не решают этого вопроса главным образом потому, что каждая из них посвящена вполне определенным частным задачам и рассчитана на специалистов, работающих в данной узкой области. Если же иметь в виду достаточно широкий и постоянно растущий круг исследова-телей, занимающихся практическим применением лазеров, то, по-видимомуг наиболее удачным обзором если не проблемы в целом, то, во всяком случае, важнейших ее аспектов является предлагаемая вниманию читателя книга американского физика Дж. Рэди «Действие мощного лазерного излучения». Автор книги — один из ведущих специалистов Ханивеллского исследовательского центра. Ему принадлежат важные работы по действию лазерного излучения на поглощающие вещества, в частности по электронной и ионной эмиссии с поверхности металлов. Эти работы Дж. Рэди относятся к числу первых

исследований в области взаимодействия лазерного излучения с веществом.

Основные достоинства книги заключаются в широте рассмотренного в ней круга вопросов и в относительной простоте изложения, которая делает книгу доступной широкому кругу читателей. Естественно, что собственные научные интересы автора отразились на отборе материала и характере изложения. В результате наиболее полными и содержательными оказались разделы книги, связанные с собственными исследованиями автора. В то же время ряд других интересных вопросов изложен менее подробно. К этим последним относится теория элементарных процессов поглощения и рассеяния лазерного излучения, задачи самофокусировки и дефокусировки луча, а также вопросы применения лазеров для получения и нагревания плазмы. Такое несколько неравномерное распределение внимания вполне понятно и даже неизбежно в книге, охватывающей весьма широкий круг физических и технических задач в столь стремительно развивающейся области.

Одной из наиболее важных проблем, которой в последние годы уделяется большое внимание, является проблема лазерной плазмы и лазерного термоядерного синтеза. Исследования в этой области ведутся в течение ряда лет после того, как было выдвинуто предложение [10] об использовании лазерного излучения для получения плотной высокотемпературной плазмы. Обзор большого числа экспериментальных и теоретических работ по лазерной плазме дан в статьях [11, 12]. Новым направлением, привлекающим большое внимание в последние два года, является идея термоядерного микровзрыва в сверхплотном веществе, предложенная в работах [13, 14]. С точки зрения термоядерного синтеза преимущество в этом случае связано с тем, что, как показывает простая оценка [15, 18], энергия, которую нужно вложить в реагирующее вещество для получения заданного значения пх (т. е. заданного отношения энергии, выделившейся в результате термоядерной реакции, к тепловой энергии вещества), обратно пропорциональна квадрату плотности вещества.

Возможность использования мощного лазерного излучения для сжатия вещества до сверхвысоких плотностей можно понять из следующего рассуждения. При действии лазерного излучения на мишень с начальной плотностью порядка плотности твердого тела передача энергии от поглощающего слоя к внутренним более плотным слоям происходит посредством электронной теплопроводности. Вследствие сильной температурной зависимости коэффициента электронной теплопроводности распространение тепла в глубь мишени носит характер тепловой волны. Особый интерес представляет случай дозвукового распространения тепловой волны. Фронт такой волны излучает звуковые возмущения, которые, взаимодействуя между собой, вызывают обычно образование ударной волны. Идея состоит в подборе такого режима подвода энергии

и такого режима распространения тепловой волны, чтобы сильная ударная волна не образовывалась и сжатие было по возможности близким к адиабатическому.

Оценки, основанные на чрезвычайно упрощенных моделях, позволяют определить требуемую форму лазерного импульса [15——17]. Например, для сферически симметричного сжатия среды с показателем адиабаты % интенсивность лазерного излучения должна нарастать со временем по закону (1 — 〃幻弋 где 扑— начальный размер сжимаемой капли, деленный на начальную скорость звука. Численные расчеты [13, 14, 17] подтверждают, что при специальной форме лазерного импульса типа приведенной выше действительно удается достичь весьма высоких степеней сжатия. Из этих расчетов следует, что для осуществления термоядерной реакции с положительным энергетическим выходом достаточны энергии порядка 105 Дж, т. е. по крайней мере на три порядка меньше, чем в обычном режиме с инерционным удержанием.

Чрезвычайно важной проблемой, возникающей при лазерном методе нагревания плазмы, является проблема поглощения света весьма высокой интенсивности. Известно, что в этом случае механизм классического столкновительного поглощения становится неэффективным и основную роль начинают играть коллективные механизмы поглощения. Последние подробно исследовались теоретически и экспериментально. Обзор основных результатов можно найти в статье [18]. Отметим также работы [19, 20], в которых получено экспериментальное подтверждение аномального поглощения лазерного излучения в плазме.

Значительные успехи достигнуты за последние годы и в других областях взаимодействия лазерного излучения с веществом. Подробно исследованы испарение конденсированных тел, экранировка поверхности продуктами испарения, пробой газов и диэлектриков, самофокусировка излучения, многофотонные процессы. Соответствующие дополнения и ссылки на работы последних лет даны в примечаниях, сделанных переводчиками и редактором перевода.

Можно надеяться, что книга Дж. Рэди окажется полезной для широкого круга читателей, чьи научные интересы лежат в области применения лазеров и взаимодействия лазерного излучения с веществом. Особый интерес она представляет для специалистов в области лазерной технологии; однако и те исследователи, кого интересует в первую очередь физика процессов взаимодействия, найдут в этой книге много полезного.

В заключение хотелось бы с благодарностью отметить помощь, оказанную автором при подготовке русского издания книги. Помимо ряда исправлений, Дж. Рэди любезно предоставил нам новые материалы по вопросам безопасности при работе с лазерами, которые включены в гл. 7 настоящего издания.

С. Анисимов

ЛИТЕРАТУРА

Райзер Ю. 〃.，УФН, 87, 29 (1965).

С. De Michelis^ IEEE Journ. Quant. Electr., QE-5, 188 (1969).

Thermophys. Proc, of Heating of Metals byThermophys. Proc, of Heating of Metals byPbiKaau■尺 H. H., Углов A. A.,PbiKaau■尺 H. H., Углов A. A.,Laser Radiation, USSR Natl. Welding Commitee, M., 1972.

Thermophys. Proc, of Heating of Metals by

Thermophys. Proc, of Heating of Metals by

PbiKaau■尺 H. H., Углов A. A.,

PbiKaau■尺 H. H., Углов A. A.,

Басов H. Г., Крохин О. Я., Склизков Г. В., Труды ФИАН, 52, 171 (1970).

Consoli Т.，High Temp.-High. Press., 2, 259 (1970).

Райзер Ю. 〃•，УФНТ 108, 429 (1972).

Анисимов С И., Имас Я. Л., Романов Г. С, Ходыко Ю. В., Действие излучения большой мощности на металлы,《Наука», М., 1970.

Demtroder 畝，Laser Spectroscopy, Springer Verlag, 1969.

Thomas J. J., Electrochemical, Electroerrosion and Laser Machining, Oxford Univ. Press., Oxford, 1970.

Басов H. Л, Крохин О. Я., ЖЭТФ, 46, 171 (1964).

Mulser Р., Sigel Я., Witkowski 5., Phys. Reports, 6c 187 (1973),

Hora H., Laser, 4, 3 (1972).

Nuckolls J., Wood L., Thiessen 4r Zimmerman G., Nature, 239, 139 (1972).

Nuckolls J., Wood L., Thiessen 4, Zimmerman G., Preprint UCRL-74116, Livermore, October, 26, 1972.

Kidder R」Preprint UCRL-74040, Livermore, July, 18, 1972.

Анисимов С. И., Письма в ЖЭТФ, 16, 570 (1972).

Clarke J. S., Fischer H. M, Mason R. J., Phys. Rev. Lett,, 30, 89 (1973).

Кадомцев Б. Б., Ковалъский H. /♦, Настоящий А. Ф., Вводная статья в сб. «Лазеры и термоядерная проблема», Атомиздат, 1973.

Fabre Е., Stenz С., Maigna几 J., VI th European Conf, on Controlled Fusion

and Plasma Phys., Moscow, 1973.

Saleres A.4 Cognard D., Redon D.^ Floux F., Bobin /. £., Congres Centenaire Societe Francaise Physique, Vittel, 1973.

ПРЕДИСЛОВИЕ АВТОРА

Лазеры представляют собой новый тип мощных источников света, с помощью которых можно получать интересные- и полезные эффекты. В наши дни становится все более привычным явлением сноп искр, летящих с поверхности металла, на которую сфокусирован луч лазера. Исследования эффектов, производимых лучом лазера, существенно расширились за последние несколько лет, и в настоящее время они составляют важную часть всех лазерных исследований. Предлагаемая вниманию читателя книга имеет целью собрать и обобщить информацию о действии лазерного излучения. Подобного обзора в этой новой области до сих пор не имелось 】)•

Под действием лазерного излучения мы будем в этой книге понимать взаимодействие между мощным лучом лазера и веществом. Оно включает такие процессы, как нагревание, плавление, испарение и получение плазмы. Кроме того, для замкнутости изложения в книгу включены достаточно подробные сведения о свойствах лазеров, измерительной технике и технике безопасности при работе с лазерами. Мы намеренно не останавливаемся на таких вопросах, как нелинейная оптика, параметрическое взаимодействие и процессы рассеяния (например, вынужденное комбинационное рассеяние). Эти явления также сопровождают процессы взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом, поэтому иногда их связывают с проблемой действия лазерного излучения. Однако они не подпадают под определение действия лазерного излучения в том смысле, в каком этот термин используется в настоящей книге.

Мы попытались сделать книгу полезной как для ученых, интересующихся физикой взаимодействия лазерного излучения с веществом, так и для инженеров, занимающихся практическим использованием лазерного излучения. Несколько глав посвящено обзору и интерпретации экспериментальных данных, полученных многочисленными исследователями. Мы приводим также информацию, касающуюся применения лазеров. Этому, в частности, посвящена

工)Из обзоров, посвященных более узкому кругу вопросов, связанных с проблемой взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом, можно отметить работы [73—77].— Прим, ред.

гл. 8. Описание применения лазеров для обработки материалов следует рассматривать как введение для тех, кто хочет заниматься практическим использованием лазерного излучения.

В книге основное внимание уделяется физическим механизмам, действующим в каждом частном случае. Это важно для обеих групп читателей.

Книга рассчитана на читателей с высшим образованием или студентов старших курсов. Предполагается знание математического анализа, преобразований Лапласа и специальных функций. Это необходимо не для того, чтобы сделать изложение строго математическим, а для того, чтобы дать краткое описание основных расчетов, с целью внести ясность в изучаемые физические явления. В предварительном детальном знакомстве с лазерами нет необходимости. Свойства лазеров, имеющие отношение к действию излучения большой мощности, описаны в специальной главе.

Дж. Рэди

Глава 1. СВОЙСТВА ЛАЗЕРОВ

ВВЕДЕНИЕ

Интерес к лазерам и возможность их практического применения связаны с тем, что лазерное излучение обладает необычными свойствами, отличающими его от излучения обычных источников света. Эти необычные свойства сделали возможным широкое применение лазеров — от измерения расстояний до голографии, от регистрации угловых скоростей до нелинейной оптики. Для целей данной книги существенно то, что эти свойства позволяют, ъ частности, получать чрезвычайно интересные эффекты при взаимодействии луча с мишенью и использовать лазер для плавления, испарения и нагревания.

В этой книге рассматриваются явления, возникающие при взаимодействии мощных лазерных пучков с веществом. Круг этих явлений включает в себя нагрев, плавление и испарение твердых материалов, эмиссию заряженных частиц, получение плазмы и электрический разряд в газах. Рассматриваются также применения этих явлений в таких областях, как обработка материалов. Книга не претендует на охват всего круга вопросов, связанных с лазерами, а настоящая глава не является обзором всех важных свойств лазеров. Мы считаем само собой разумеющимся, что основные особенности лазеров уже хорошо известны читателю, и поэтому не будем описывать принципы действия, историю развития, теорию лазеров и подробности их конструкции. Этим вопросам посвящено много обзоров [1—22].

Для нашей цели необходимо описать лишь те свойства лазеров, которые непосредственно связаны с действием лазерного излучения. Чтобы сделать изложение полным, в настоящей и следующей главах сообщаются необходимые для дальнейшего сведения о лазерах и технике измерений.

Благодаря своим необычным свойствам лазерный луч способен вызывать эффекты, представляющие научный интерес и находящие практическое применение. Рассмотрим прежде всего эти свойства и выясним, какое отношение они имеют к действию лазерного излучения на вещество. Основными свойствами, отличающими лазерное излучение от излучения обычных световых источников, являются интенсивность, направленность, монохроматичность л когерентность.

Рассмотрим сначала интенсивность. Именно зто свойство^ в наибольшей степени принесло лазерам известность. Способность лазеров генерировать световые пучки очень высокой мощности представляет собой как раз ту особенность, которая сильнее всего действует на воображение неспециалистов. Сноп искр и световая вспышка у поверхности металла, на которую падает луч лазера, стали уже привычным явлением.

Простые лазерные системы позволяют легко генерировать короткие импульсы красного или инфракрасного света с мощностями порядка миллионов ватт. При помощи более сложных систем получены мощности в импульсе от нескольких миллиардов до триллионов ватт. Столь мощные импульсы лазерного излучения способны за долю секунды испарить поверхность металла или огнеупорного материала. Именно с такими эффектами мы и будем в основном иметь дело в дальнейшем. Мощности, получаемые от лазеров, работающих в непрерывном режиме, более умеренны; однако благодаря последним достижениям в создании СО2-лазеров уровень мощности, получаемый от этих систем в непрерывном режиме, поднялся до нескольких киловатт. Отметим, что важное значение имеет не только величина пиковой мощности, но также и возможность выделить энергию в заданной точке пространства. Для действия лазерного излучения более важной характеристикой, чем абсолютная величина мощности, является мощность, приходящаяся на единицу поверхности мишени 】).Обычные световые источники непрерывного действия с мощностью порядка киловатт использовались уже давно, однако их излучение нельзя было сфокусировать столь же хорошо, как излучение лазера, и поэтому они не позволяли получить те эффекты, которые достигаются с помощью СО2-лазеров непрерывного действия. Более детально свойства фокусировки и уровни удельной мощности, достижимые для конкретных типов лазеров, мы обсудим позже. Сейчас достаточно отметить, что световые пучки большой мощности, получаемые с помощью лазеров, дают возможность использовать лазеры для воздействия на материалы.

Второе свойство лазерного излучения, представляющее интерес при исследовании его воздействия на вещество,— это направленность луча. Лазерное излучение заключено в узкий телесный угол. По порядку величины типичные значения углов расходимости пучка для газовых лазеров составляют несколько десятых миллирадиана, а для твердотельных лазеров —— несколько мил-

Для обозначения мощности, приходящейся на единицу площади в лазерном луче, мы будем пользоваться общепринятым в радиометрии термином «интенсивность падающего излучения». В качестве единиц измерения интенсивности излучения в настоящей книге приняты ватты на квадратный сантиметр. Иногда для мощности, приходящейся на единицу площади, употребляются также термины «поток» и «плотность потока».

лирадиан. Благодаря малой расходимости лазерного луча все излучение легко собрать при помощи простой системы линз. Малый угол расходимости луча позволяет, кроме того, сфокусировать свет лазера в пятно малого размера. Таким образом, направленность излучения служит важным фактором для создания высокой интенсивности на мишени, а следовательно, и для возникновения интересующих нас явлений.

Третьим свойством является монохроматичность лазерного излучения. Это означает, что частотный интервал лазерного света намного уже, чем у света от обычных источников. Разумеется, эта полоса частот не является бесконечно узкой, хотя в случае газовых лазеров получение монохроматичности Д/// порядка 10-10 не вызывает особых затруднений. В специальных устройствах достигается еще более высокая монохроматичность. Частотный интервал твердотельных лазеров обычно порядка нескольких мегагерц. Эта величина не столь мала, как у газовых лазеров, но тем не менее она достаточно впечатляюща 丄).

Вообще говоря, монохроматичность сама по себе играет второстепенную роль при взаимодействии лазерного излучения с веществом. Например, при испарении металлической поверхности почти безразлично, является ли излучение монохроматическим или же обладает широким спектром, если в том и другом случае на квадратный сантиметр поверхности падает одинаковое количество энергии. Однако высокая монохроматичность излучения, безусловно, облегчает фокусировку, поскольку при этом хроматическая аберрация линзы становится несущественной.

Наконец, кратко остановимся на когерентности. Это свойство представляет значительный интерес с точки зрения потенциальной возможности применения лазеров для связи, однако для лазерного воздействия оно имеет второстепенное значение. Когерентность связана с малой угловой расходимостью луча. Некогереитный источник можно сфокусировать на малую площадку лишь ценой больших потерь в полной мощности источника, так что когерентные свойства имеют отношение, хотя и косвенное, к возможности создания с помощью лазеров большой интенсивности облучения. Тем не менее когерентность лазерного луча не столь важна. Вооб-

Указывая эти частотные диапазоны, мы имеем в виду спектральную ширину одной моды лазерного резонатора. Большинство же лазеров работают в многомодовом режиме, так что спектр выходного излучения состоит из некоторого количества линий, разделенных характеристическим частотным интервалом, величина которого зависит от длины резонатора. Полный частотный интервал лазера, включающий в себя моды резонатора, часто перекрывает почти всю ширину линии люминесценции активного лазерного вещества. Однако каждая из мод резонатора может занимать значительно более узкий частотный интервал, и правильнее характеризовать частотную стабильность лазера именно этим интервалом.

ще говоря, если на квадратный сантиметр поверхности мишени приходится определенная мощность, то эффект не зависит от тогог когерентно излучение или нет.

Так как термин «когерентность» часто понимают неправильно, а когерентность имеет некоторое отношение к фокусировке лазерных пучков, мы обсудим это свойство несколько подробнее, нежели другие, более очевидные из перечисленных выше свойств. Рассмотрим некоторую комплексную функцию V (i). Допустим, что вещественная часть функции V ⑺ представляет собой компоненту вектора электрического поля в фиксированной точке пространства. Электрическое поле обусловлено присутствием световой волны. Мнимая часть комплексной функции V (i) получается из вещественной в результате применения преобразования Гильберта 】)• В теории связи такую комплексную функцию V ⑴ часто называют аналитическим сигналом, связанным с полем световой волны. Введем функцию

n2(1)=〈匕« + T)吗(力， (1.1)

где индексы у аналитических сигналов соответствуют точкам, в которых берется этот сигнал, а скобки означают интегрирование- по целому числу периодов колебания поля световой волны. Величина Г12 (т) лежит в основе теории когерентности [23]. Ее можно представить в нормированном виде:

712 (т) = 口2 ⑴肛” (0) Г22 (0)]1/а. (1 ・2>

Величина ^12 (т) называется комплексной степенью когерентности света. Абсолютная величина у12 (т) лежит в пределах от 0 до 1. Нуль соответствует полному отсутствию когерентности, 1 — полной когерентности света. Обе граничные величины практически недостижимы, возможно лишь приближение к ним. Когда абсолютная величина у12 (т) лежит между 0 и 1, о свете говорят, что он частично когерентен. Если эта величина превышает 0,88, свет называют почти когерентным. Для фокусировки обычного источника света в малое пятно требуется ограничение апертуры световога пучка вплоть до такого значения, при котором свет становится уже почти когерентным.

В случае когда т = 0, мы имеем дело с пространственной когерентностью, т. е. с корреляциями между величинами электрического поля в различных точках волнового фронта в один и тот же момент времени. Если же рассматривать величину у” (т), то это соответствует случаю временной когерентности, т. е. флуктуациям электрического поля в фиксированной точке при движении мимо

) В физике преобразования Гильберта чаще называют дисперсионными соотношениями. — Прим. ред.

нее световой волны. Идея о когерентности, по существу, основана на корреляции. Если изменение электрического ноля, связанного со световой волной, от одной пространственно-временной точки до другой носит регулярный, предсказуемый характер, то степень корреляции велика и электромагнитная волна обладает когерентностью. Если же изменения поля световой волны от одной пространственно-временной точки до другой являются беспорядочными и непредсказуемыми, то значение корреляционной функции мало*

Абсолютную величину 匕2 (т) можно определить экспериментально, наблюдая интерференционные полосы [23]. Такие эксперименты были проведены для лазерного света. Для гелий-неоновога лазера, работающего в режиме одной моды, измеренная абсолютная величина 匕2 ⑴ превышает 0,9985 [24]. Степень когерентности твердотельных и газовых лазеров, работающих в многомодовом режиме, не столь высока. Картина интерференционных полос, полученная в опытах с рубиновыми лазерами, качественно означает, что излучение, испускаемое лазером, пространственно когерентно в пределах торца рубинового стержня [25, 26] и когерентно по времени в течение более чем 85 нс [27]. Нестационарная интерференционная картина, получаемая от рубиновых лазеров, сложным образом зависит от времени и не воспроизводится при переходе от одного рубинового кристалла к другому [28]. Для импульсных твердотельных лазеров точное измерение величины 丫 12 (т) не проводилось.

2. ВРЕМЕННОЙ ХОД ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРОВ

Имеется несколько различных временных режимов работы лазера, в том числе непрерывный и ряд импульсных режимов, которые могут быть получены с лазерами разных типов. Большинство газовых лазеров, в частности лазер на СО2 и гелий-неоновый, работают обычно в непрерывном режиме. Самые большие мощности в непрерывном режиме получены от СО2-лазеров, хотя уровни мощности, получаемые с помощью лазеров непрерывного- действия на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом, также достаточно высоки. Твердотельные, например рубиновые, лазеры, используемые при исследовании воздействия излучения на вещество, работают обычно в импульсном режиме. Для рассмотрения всего диапазона эффектов, которые можно получить с помощью лазеров, необходимо описать возможные импульсные режимы их работы. Пользуясь различными способами осуществления импульсного режима работы, можно широко варьировать временную структуру лазерного излучения. Даже с одним типом импульсного лазера, например с лазером на рубине, удается получить большое разнообразие временных режимов путем изменения условий работы. Поскольку характер действия излучения на вещество в значительной мере зависит от конкретного типа

лазерного импульса, мы рассмотрим различные возможные впды импульсных режимов х).

Если накачка лазера производится импульсной лампой и излучение появляется при выполнении пороговых условий (т. е. когда инверсная заселенность достигает уровня, при котором усиление превышает потери), то мы получаем так называемый нормальный ) лазерный импульс. Типичные для этого режима длительности импульса лежат в пределах от 100 до 1000 мкс. Во многих случаях

ФИГ. 1.1.

Две осциллограммы излучения рубинового лазера, работающего в пичковом режиме.

Время течет справа налево Верхний снимок: ярко вырашепная иичковая структура, 200 мкс на деление Различима огибающая лазерного импульса. Нижний снимок: часть лазерного импульса при развертке 10 мкс на деление.

такой импульс не является гладким, а состоит из серии пичков микросекундной длительности, представляющих собой релаксационные колебания. На фиг. 1.1 показана осциллограмма, записанная с выхода фотоэлемента, на который падает луч работающего в таком режиме рубинового лазера. Амплитуда пичков и интервалы между ними не остаются постоянными. Обычно излучение серии пичков длится несколько сотен микросекунд. Однако, если

лазер работает вблизи порога, количество пичков в импульсе может быть небольшим. Пичковая структура импульса характерна для таких широко распространенных лазерных сред, как стекло, активированное неодимом, и рубин. Временной ход излучения, показанный на фиг. 1.1, является обычным для импульсного рубинового лазера, если не принимать специальных мер для сглаживания импульса. В американской литературе для обозначения режима пичковой генерации иногда используется термин burst mode.

К» И Г. 1.2.

Импульс с регулярными пичкамп от лазера на CaWO4 : Nd3 +. Время течет слева направо; 5 мкс на деление.

Конечно, наличие пичков в лазерном импульсе будет вызывать нагрев и охлаждение поглощающей поверхности при действии на нее излучения, так что такая временная структура усложняет анализ процесса взаимодействия.

При определенных условиях пичковую структуру импульса излучения можно упорядочить как по амплитуде, так и во времени. Осциллограмма такого импульса показана на фиг. 1.2. Был использован лазер на вольфрамате кальция, активированном неодимом, при небольшом превышении порога. В режиме миллисекундного импульса возможно также получение квазинепрерывной генерации. В этом случае пички отсутствуют, импульс генерации имеет относительно гладкую форму и длительность п^рлднеи и〃ии龙 MlLH・ лисекунды. В ряде работ был проведен анализ пшчкоф^^ДЛОХ^^А на основе решения кинетических уравнений, которыелпвшваокг*

два конкурирующих между собой процесса: заселение верхнего лазерного уровня под действием источника накачки и опустошение его за счет вынужденного излучения. В результате было получено, что свет испускается короткими вспышками [29—32]. Общие закономерности пичковой генерации удовлетворительно объясняются подобным механизмом.

При использовании методов так называемой модуляции добротности можно получать импульсы, лежащие в диапазоне от 10 до 1000 нс. Под модуляцией добротности подразумевают изменение величины добротности лазерного резонатора ')• Модуляцию можно осуществлять различными способами — например, вращая одно из зеркал резонатора или внося поглощающий элемент между лазерным стержнем и одним из зеркал. Существует много типов элементов с переменным поглощением, таких, например, как ячейка Керра и просветляющиеся фильтры. Ниже мы опишем некоторые из этих элементов. Во время накачки активного элемента лазера светом импульсной лампы нарушается оптическая связь между этим элементом и зеркалами резонатора. Резонатор выключен^ поэтому генерация не возбуждается, а инверсная населенность достигает уровня, намного превышающего пороговую величину в обычном режиме [33, 34]. Затем состояние модулирующего добротность элемента меняют таким образом, чтобы свет от стержня достигал зеркал. Так как этот процесс приводит к изменению добротности резонатора, он получил название модуляции добротности. Если лазерный стержень, находящийся в сильно возбужденном состоянии, оптически связать с параллельными зеркалами резонаюра, то происходит генерация очень короткого импульса. Накопленная энергия излучается в виде импульса с гораздо более высокой мощностью и намного меньшей длительностью, чем в случае, когда модуляция добротности не применяется. Таков метод получения самых высоких пиковых мощностей. Модуляцию добротности обычно используют в твердотельных генераторах, но она также была с успехом применена и в лазерных системах на углекислом газе [35]. Использование модуляции добротности в лазерах влечет за собой потерю энергии по сравнению с режимом миллисекундного импульса, однако пиковая мощность таких лазеров намного выше благодаря значительному укорочению длительности импульса. Типичная величина длительности импульсов лазера

Добротность резонатора определяется как отношение энергии, запасенной в резонаторе, к энергии, покидающей его за период колебания поля. (Обычно добротностью называют величину, в 2л раз большую, см., например, [78].— Прим. ред,). Таким образом, резонатор с высокой добротностью эффективно запасает энергию, резонатор же с низкой добротностью быстро излучает ее. Резкий переход от состояния с высокой добротностью к состоянию с низкой добротностью вызывает быстрый уход энергии из резонатора в виде мощного излучения.

с модуляцией добротности составляет около 10 *8 с. Характерная форма импульса от рубинового лазера с модулированной добротностью изображена на фиг. 1.3.

Существует также воэможность получения еще более коротких импульсов, длительность которых лежит в пикосекундном диапазоне. Эта возможность реализуется при синхронизации мод. Если на выходе оптического квантового генератора одновременно присутствует несколько мод резонатора, они могут настолько сильно интерферировать между собой, что форма выходного сигнала будет

ФИГ. 1.3.„ 二

Осциллограмма импульса рубинового лазера с модулированной доорот- иостыо.

Время течет слева направо; 50 нс на деление,

отличаться от гладкой кривой, которая показана на фиг. 1.3, и скорее будет состоять иэ многих очень коротких острых импульсов, следующих цугом. Огибающая этого цуга имеет форму, подобную показанной на фиг. 1.3 [36, 37]. Такой осциллирующий характер излучения обусловлен биениями мод, имеющих близкие частоты. Используемый для модуляции добротности краситель представляет собой нелинейный фильтр, который обладает более высоким пропусканием для света высокой интенсивности. Эти нелинейные свойства фильтра используются для связывания различных продольных типов колебаний лазера. Взаимодействие между модами приводит к синхронизации фаз различных мод, благодаря которой соотношения между фазами продольных мод становятся вполне определенными и неизменными. На временном языке синхронизация мод соответствует циркуляции в резонаторе одного короткого импульса. Эта грубая картина была уточнена с помощью математических методов в работе [38]. Последовательность импульсов, получающихся в результате синхронизации мод, показана на фиг. 1.4. Измерения показали, что длительность этих импульсов порядка Ют? с. Эти импульсы на фиг. 1.4 присутствуют в виде

амплитудной модуляции наносекундного импульса. Постоянная времени измерительной цепи была недостаточно мала для разрешения отдельных импульсов. Особенности режима с синхронизацией мод, безусловно, наиболее ярко проявляются при использовании в качестве элемента, модулирующего добротность, просветляющихся фильтров. Однако подобная же временная зависимость излучения имеет место и в случае лазеров, добротность которых модулируют другими способами [39]. Усиление пикосекундных

ФИГ, 1.4.

Импульс рубинового лазера с модулированной добротностью со структурой, образующейся в результате синхронизации мод.

Время течет слева направо; 20 нс на деление. Измерительная схема нс обладала быстродействием. достаточным для разрешенин истинной ширины отдельнык пульсаций.

импульсов относится скорее к искусству, чем к точной науке, тем не менее установлен ряд факторов, благоприятствующих этому процессу [40].

Скорость развертки луча осциллографа часто бывает слишком медленной для записи тонкой временной структуры импульса лазера с модулированной добротностью, и все, что можно увидеть,— это относительно гладкая огибающая последовательности импульсов, возникающих в результате синхронизации мод. Для изучения импульсов пикосекундной длительности необходима специальная техника, поскольку система фотоприемник — осциллограф не обладает достаточным быстродействием. Соответствующие методы измерения будут описаны в гл. 2.

Наличие пикосекундной составляющей может по-разному влиять на эффекты, производимые лазерным излучением. В случае нагревания, когда эффект линейно зависит от мощности светового луча, присутствие высокочастотных осцилляций в импульсе лазера с модулированной добротностью не может сильно повлиять на результаты измерений, сделанных в течение времени, за которое излучается несколько пикосекундных импульсов. Чтобы определить в каждом частном случае, сказывается ли наличие пикосекундной составляющей на результатах исследования данного эффекта, следует рассмотреть конкретную временную структуру импульса вместе с соответствующей восприимчивостью среды и ее характерными временами релаксации.

В режиме пикосекундных импульсов достигаются самые высокие величины мгновенной мощности: энергия порядка 10 Дж излучается за времена порядка 10-11 с [41, 42].

Существует еще один режим работы оптических квантовых генераторов. Это импульсный периодический режим. Такие твердотельные лазеры, как рубиновые лазеры и лазеры на иттрийалюминиевом гранате, активированном неодимом, могут работать с большой частотой повторения импульсов, что достигается путем периодического поджигания лампы накачки. В этом режиме получена частота повторения порядка килогерца. Основная проблема при таком характере генерации заключается в обеспечении эффективного охлаждения. Энергия в кам^дом из повторяющихся импульсов, как правило, не столь высока, как в моноимпульсном ремшме с низкой частотой повторения вспышек.

В газовых лазерах импульсный периодический режим реализуется путем периодического подвода энергии к разрядной трубке. На СО2'лазерах, особенно эффективно работающих в этом режиме, получают импульсы с энергией 1 Дж длительностью 100 мкс, с частотой повторения 100 Гц. Средняя мощность составляет при этом 100 Вт 1). Этот режим может оказаться более интересным и полезным с точки зрения действия лазерного излучения на вещество, чем непрерывный режим при той же самой мощности. Особенно зто касается воздействия на металлические мишени, которое мы рассмотрим в гл. 8.

Другой способ получения импульсного периодического режима был успешно применен в лазерной системе на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом. В этом режиме источник накачки излучает непрерывно, а добротность резонатора периодиче-

')Выходные параметры лазеров можно характеризовать как мощностью, так н энергией. Пред пол а гается т что различие между энергией («работой») и мощностью («скоростью, с которой производится работа») хорошо известно. Импульс характеризуется либо полной энергией, содержащейся в нем, либо пиковой мощностью. В лазерной технике энергия обычно измеряется в джоулях, мощность — в ваттах.

ски изменяется. Вследствие ряда отличительных особенностей этот режим целесообразно выделить среди других периодических импульсных режимов. Таким способом была получена частота повторения 10 кГц при пиковой мощности порядка десятков киловатт* Лазеры с непрерывной накачкой и периодической модуляцией добротности имеют определенные преимущества при некоторых видах обработки материалов, которые мы опишем в гл. 8.

Таким образом, существуют следующие временные режимы работы оптических квантовых генераторов:

непрерывный режим;

режим одиночного миллисекундного импульса；

импульсный периодический режим;

импульсный режим с модуляцией добротности;

режим периодических импульсов при непрерывной накачке и модуляции добротности；

режим пикосекундного импульса.

Газовые лазеры в большинстве случаев функционируют в режимах 1 или 3. Мощные оптические квантовые генераторы, представляющие интерес для изучения лазерного воздействия, работают только в импульсных режимах. Рубиновые лазеры работают во всех режимах, за исключением режима 5. Различие во временных характеристиках этих режимов хорошо заметно при срав-

ТАБЛИЦА 1.1

Временные характеристики излучения рубинового лазера 1)

Режим генерации лазера

Длительность импульса

Мощность

Энергия в импульсе

Непрерывный режим

—

От милливатт до 1 Вт

—

Импульсный периодический режим (60 Гц)

1 мс

50 Вт (пиковая), 1 Вт (средняя)

0,016 Дж

Режим миллисекундного импульса (низкая частота повторения)

0,1—1 мс (при микросекунд- нои длительности пичков)

10—100 кВт

1—50 Дж

Импульсный режим с модуляцией добротности (низкая частота повторения)

10-8 С

10—100 МВт

0,1—1 Дж

Режим пикосекундного импульса (низкая частота повторения)

10-Н с

1-10 ГВт

0,01—0,1 Дж

1) Типичные (не рекордные) величины

нении выходных параметров рубиновых лазеров, которые сведены в табл. 1.1. Режимы генерации в этой таблице представлены в порядке увеличения пиковой мощности и одновременного уменьшения длительности импульса. Обычно конкретный тип лазера используют только в одном или двух из этих в ременных режимов.

Временные характеристики весьма важны при изучении эффектов взаимодействия, которые описываются в следующих главах.

§ 3. МОДОВЫЕ СВОЙСТВА ЛАЗЕРОВ

Открытый резонатор, образованный зеркалами лазера, обладает определенными устойчивыми конфигурациями электромагнитного поля, которые называются модами х). Типы колебаний лазерного резонатора во многом схожи с хорошо известными типами колебаний микроволновых резонаторов. Различие заключается в том, что в случае лазера размеры резонатора намного превышают длину электромагнитной волны. Каждая мода имеет собственную резонансную частоту. Каждая аксиальная (или продольная) мода представляет собой стоячую волну с целым числом полуволн, укладывающихся на длине резонатора.

Детальному анализу мод лазерного резонатора посвящено много работ [43—45]. Если открытый резонатор оптического квантового генератора образован двумя параллельными зеркалами, как это обычно бывает в мощных твердотельных лазерных системах, резонансные частоты даются соотношением [46]

/ = (c/2d) [?? + ⑷相/喇2]1".(1.3)

Здесь / — резонансная частота, с — скорость света в веществе лазера, d — расстояние между зеркалами, а — радиус зеркал, п — целое число (равное количеству световых полуволн, укладывающихся между зеркалами) и 才九 ——n-й корень первой производной бесселевой функции первого рода порядка I. Обычно п много больше величины djnt/na, поэтому часто используют приближен* ное равенство 孔九=2d. Это выражение дает частоты аксиальных мод плоскопараллельного резонатора. Аксиальные моды можно рассматривать как определенные конфигурации поля, при кото^ рых между зеркалами заключено п^световых полуволн с узлами на поверхности каждого зеркала* Различие в частотах аксиальных мод равно c/2d, что для типичных твердотельных лазеров по по рядку величины составляет гигагерцы. Ширина линии люминесценции рубина или стекла с неодимом достаточно велика, и на ней умещается несколько аксиальных мод лазерного резонатора.

х) Наряду с термином《мода» в отечественной литературе используется эквивалентный ему термин 《тип колебаний». Среди обширной литературы по типам колебаний открытых резонаторов следует, кроме указанных в тексте статей, отметить работы [79—83]*— Прим, ред.

Принимая во внимание структуру, задаваемую вторым членом соотношения (1.3), можно видеть, что вблизи каждой основной аксиальной моды имеется группа сопутствующих мод. Эти моды более высокого порядка называются неаксиальными и соответствуют распространению световых волн под малыми углами к оси лазерной системы. Для мод более высокого порядка дифракционные потери возрастают, поэтому генерация происходит на небольшом количестве мод самого низкого порядка. Обычный лазер с плоскопараллельными зеркалами генерирует большое число аксиальных мод, отстоящих друг от друга на частотный интервал, равный c/2d, и заполняющих большую часть ширины линии люминесценции. Каждая аксиальная мода может сопровождаться несколькими модами более высокого порядка, слегка различающимися по частоте.

Для резонатора с неплоскими зеркалами решение в замкнутом виде было получено для случая, когда зеркала конфокальны [44]. Частота моды определяется при этом тремя целыми числами д, т, п и дается выражением

fqmn = (c/2d) [g 十 2 (иг + 2тг 十 1)] * (1.4)

Как правило, число q велико, ^ти п малы. Такие типы колебаний называют ТЕМтп-модами. Аксиальным модам соответствуют значения т = п = 0. Эти моды сильно вырождены, поскольку имеется много мод более высокого порядка, обладающих той же частотой. Потери обычно выше для мод более высокого порядка.

Изучение модовой структуры представляет интерес с точки зрения лазерного воздействия, поскольку присутствие мод высокого порядка увеличивает угловую расходимость луча и влияет на его фокусировку. Получение наименьших фокальных пятен и наибольших интенсивностей облучения возможно лишь в пучках с относительно простой модовой конфигурацией. Более того, если модовые свойства неконтролируемы, структура типов колебаний в импульсе мощного лазера может меняться от вспышки к вспышке, в связи с чем различные импульсы фокусируются по- разпому.

Теперь можно ввести понятие яркости. Яркость источника представляет собой величину мощности, излучаемой им с единицы площади в единичный телесный угол 】).Фундаментальная теорема оптики гласит, что яркость источника невозможно увеличить посредством какой-либо оптической системы. При фокусировке луча верхняя предельная величина телесного угла, заполненного сходящимся в точку излучением, равна 2л. Таким образом, макси-

В радиометрии для этой величины принят термин «светимость». В лазерной же технике более широко распространен термин «яркость».

мальная интенсивность, достижимая с помощью оптической системы, ограничена величиной, которая превышает яркость источника менее чем в 2л раз. Высокая яркость имеет большое значение для осуществления больших величин интенсивности. Яркость лазера может ограничив аться присутствием неаксиальных типов колебаний. Часто с увеличением выходной мощности лазера увеличивается и число мод, так что яркость при этом либо остается постояннойг либо увеличивается весьма незначительно. Поэтому для получения высокой интенсивности можно в равной степени использовать как уменьшение расходимости луча, так и увеличение мощности.

Следующий параграф посвящен изучению влияния модовой структуры на пространственное распределение энергии в луче и методам контроля модовой структуры мощных оптических квантовых генераторов.

§ 4. ПРОСТРАНСТВЕННОЕ РАСПРЕДЕЛЕНИЕ

Мощность в конкретной моде имеет определенное пространственное распределение. В прямоугольных координатах распределение интенсивности в моде резонатора с индексами g, т, w (т. е. в ТЕМ^п-моде) выражается формулой 】)

1ти (况，у)=

={нт (J/2z/b) Нп (У2 y/w) exp [ —(ж2 + г/2)/ш2])2, (1.5)

где Нт — полином Эрмита тго порядка, а о? — размер поперечного сечения пучка, определяемый как радиус, на котором интенсивность ТЕМ00-моды в е2 раз меньше величины интенсивности на оси пучка 2). В полярных координатах выражение (1.5) имеет вид

Imn (r, 9) = [Z4 (2,2/炉)]2 "各/切 2%хp[ -(2戸/炉)]Cos2?l6.

(1-6)

Функция Lm представляет собой обобщенный полином Лагерра. (Свойства полиномов Эрмита и Лагерра описаны во многих стандартных руководствах по ортогональным многочленам.) Работе лазера благоприятствуют условия более высокой симметрии, т. е. небольшие величины п. При п = 0 интенсивность зависит только

Такое определение размера пятна, обычно используемое при обсуждении свойств лазерных мод, весьма полезно и для дальнейшего изложения. Например, решение уравнения теплопроводности упрощается, если определить радиус пятна как расстояние, на котором происходит изменение* интенсивности в е раз. Это определение используется в гл. 3 и приводит к появлению коэффициента ”2.

Формулы (1.5) и (1.6) справедливы, строго говоря, только для конфокальных резонаторов. О приближенных формулах для резонаторов других типов см. [44].— Прим. ред.

от г, и Lm является обычным полиномом Лагерра. Обе приведенные выше формулы в случае моды низшего порядка ТЕМ00 упрощаются и принимают гауссов вид

Zoo (г) = exp (— 2r2/炉). (1.7)

Как и выше, w — гауссов радиус ТЕМ0о-моды.

Пространственное распределение на выходе непрерывного газового лазера обычно представляет собой модовую картину, которая уже была описана выше. Излучение газовых лазеров имеет, как правило, прямоугольную симметрию, соответствующую формуле (1.5), даже в случае, когда поперечное сечение зеркал является круглым. Некоторые профили пучка для простых модовых конфигураций TEMmn показаны на фиг. 1.5. Видно, что диаграмма направленности имеет простую лепестковую структуру, описываемую по линомами^Э рмита. Особый интерес представляет ТЕМ0о-мо- да, в которой выходное излучение является наиболее пространственно однородными которая обладает наилучшими свойствами для фокусировки.

Выходное излучение мощных твердотельных лазеров обычно имеет значительно более сложное пространственное распределение. Четко выраженные типы колебаний высокого порядка можно наблюдать вблизи порога [48]. Частотную структуру системы неаксиальных мод, описываемую формулой (1.4), наблюдали в работе 149] на рубиновом лазере, работающем в режиме миллисекундного импульса, методом регистрации биений между различными частотами и в работе [50] на рубиновом лазере с модули ров анной добротностью при помощи прямых интерференционных методов.

Пространственное распределение излучения мощных твердотельных лазеров, как правило, достаточно неупорядоченно и дает картины, по которым невозможно установить модовую структуру. Выходное излучение представляет собой суперпозицию многих мод, на которую к тому же оказывают влияние всевозможные нерегулярности структуры лазерного кристалла. Вследствие этих неоднородностей модовая структура мощного рубинового лазера не поддается простому математическому описанию.

Точный профиль зависит от деталей конструкции конкретного лазера и от конкретного используемого рубинового кристалла (или другого активного вещества). Неупорядоченный характер излучения затрудняет фокусировку луча в пятно минимального размера. Типичный профиль луча лазера с модулированной добротностью показан на фиг. 1.6,

Ситуация еще более осложняется тем, что пространственный профиль может меняться в течение импульса. На протяжении миллисекундного отрезка времени генерации рубинового лазера наблюдалось непрерывное изменение очень сложной модовой структуры [52, 53]. Даже в том случае, когда в пичках миллисекундного

ФИГ. 1.5.

Конфигурации некоторых типов колебаний TEMmn гелий-неонового лазера

импульса рубинового лазера отсутствует видимая модовая структура, амплитуда отдельного пичка может изменяться в зависимости:

必一&必一&ФИГ. 1.6,Контуры пространственного распределения интенсивности несфокусированного излучения в импульсе рубинового лазера с модуляцией добротности [51].ФИГ. 1.6,Контуры пространственного распределения интенсивности несфокусированного излучения в импульсе рубинового лазера с модуляцией добротности [51].7 — средняя относительная интенсивность не менее 6,67, 2 — средняя относительная интенсивность не менее 4,27, 3 ——средняя относительная интенсивность не менее 1,60, 4 — средняя относительная интенсивность не менее 1,007 — средняя относительная интенсивность не менее 6,67, 2 — средняя относительная интенсивность не менее 4,27, 3 ——средняя относительная интенсивность не менее 1,60, 4 — средняя относительная интенсивность не менее 1,00от положения излучающей точки н* торце рубинового кристалла [54].

必一&

必一&

ФИГ. 1.6,

Контуры пространственного распределения интенсивности несфокусированного излучения в импульсе рубинового лазера с модуляцией добротности [51].

ФИГ. 1.6,

Контуры пространственного распределения интенсивности несфокусированного излучения в импульсе рубинового лазера с модуляцией добротности [51].

7 — средняя относительная интенсивность не менее 6,67, 2 — средняя относительная интенсивность не менее 4,27, 3 ——средняя относительная интенсивность не менее 1,60, 4 — средняя относительная интенсивность не менее 1,00

7 — средняя относительная интенсивность не менее 6,67, 2 — средняя относительная интенсивность не менее 4,27, 3 ——средняя относительная интенсивность не менее 1,60, 4 — средняя относительная интенсивность не менее 1,00

Неясно, изменяется ли пространственная структура излучения лазера с модулированной добротностью в течение его импульса, длящегося: несколько десятков наносекунд. Одно исследование [55] показало, что у рубинового лазера, в котором модуляция добротности осуществлялась посредством ячейки с красителем, имелись небольшие зоны, которые присутст-»

в уют в излучении в течение промежутков времени от 1,8 до 4 нс и затем исчезают, сменяясь другими излучающими зонами. В другой работе [56], в которой использовался рубиновый лазер с модуляцией добротности посредством ячейки Поккельса, получена диаграмма интенсивности,, остававшаяся неизменной на протя-

жении всего импульса.

Для улучшения модовых характеристик мощных лазеров использовалось много методов. Простейший из них состоит во введении диафрагмы в лазерный резонатор или малого от

верстия в фокус системы линз, помещенной в резонатор, как показано на фиг. 1.7. Подобные устройства значительно уменьшают количе

ство неаксиальных типов колебаний, поскольку диафрагма вносит большие дифракционные потери для мод высокого порядка. С помо-

Выходное

ЛазерныйЛазерныйДиафрагма зеркало

Лазерный

Лазерный

ЗеркалоЛинза Линза

ФПГ. 1,7.

Схема для уменьшения угла расходимости луча импульсного лазера.

щью простых систем, подобных показанной на фиг. 1.7, выходное излучение рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса, можно сделать более пространственно однородным, а угловую расходимость приблизить к дифракционному пределу

[57, 58]. Выходная мощность чувствительна к размеру диафрагмы и к отклонению от оси лазерной системы. Однако при тщательной юстировке можно добиться того, что мощность системы будет сделана почти столь же высокой, как и в схеме без ограничения пучка, так что в результате выходная яркость возрастает.

Если допустимо пренебречь потерей некоторой части выходной мощности, то пространственный профиль излучения мощного импульсного лазера можно сгладить при помощи системы, состоящей мз линзы и маленькой диафрагмы, помещенной вне резонатора. Такая схема не позволяет увеличить яркость, однако с ее помощью можно получить более однородное распределение в фокальной плоскости оптической системы.

Число аксиальных мод, присутствующих в выходном излучении лазера, можно уменьшить путем использования резонатора, одно из зеркал которого составлено из нескольких интерференционных пластинок без покрытия. Генерация в такой системе происходит преимущественно на длинах волн тех мод, которые являются одновременно модами всего резонатора и модами отдельного интерферометра, образованного каждой парой параллельных поверхностей пластин. Поскольку лазер обладает нелинейным уси* лением, выходная мощность излучается в одной или в малом числе аксиальных мод. Режим генерации в одной аксиальной моде на рубиновом лазере с модулированной добротностью был получен с применением селектирующего элемента, представляющего собой две лластинки одинаковой толщины, выполненные из флинта [59]. Выходная мощность в таком режиме вдвое ниже, чем в многомодовом. В одномодовом режиме осуществление синхронизации мод невозможно, поэтому генерируемый импульс не имеет временной структуры. Конструкция системы для контроля аксиальной моды, некритичная к параметрам селектирующего элемента, описана в работе [60]. В другой работе [61] для осуществления режима, в котором на выходе рубинового лазера с модулированной добротностью присутствует единственная аксиальная мода ТЕМ00, использовалась совокупность приемов, включавшая в себя тщательную юстировку нескольких отражающих поверхностей внутри резонатора, охлаждение рубинового кристалла, регулировку положения отражающего стеклянного селектора мод и применение селектора мод на красителе.

Разработка систем, предназначенных специально для получения высокой яркости, привела к созданию лазерных конструкций на неодимовом стекле с расходимостью пучка, близкой к дифракционному пределу, состоящих из одномодового задающего генератора и усилительных каскадов; яркость такой комбинированной системы составляет 2 ЛО17 Вт/см2 -стерад [62] >

1) В работе [85] описана система, которая позволяет получить яркость до 3^1021 Вт/см2 *стерад.— Прим. ред.

§ 5, ОСОБЕННОСТИ ФОКУСИРОВКИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Для определения интенсивности лазерного излучения необходимо установить размер пятна, в которое фокусируется луч. Луч невозможно сфокусировать в точку в математическом смысле. Существует минимальный размер пятна, определяемый в конечном счете дифракцией. Однако достичь обусловленного дифракцией предела чаще всего не удается вследствие неидеальности оптической системы, поэтому размер пятна в действительности большег чем следует из дальнейшего рассмотрения. Тем не менее конечный предел, который мы назовем дифракционным, существует, и именно он определяет минимальную величину фокальной площадки^ а следовательно, и максимальную достижимую интенсивность. Универсального определения величины, которую мы называем дифракционным пределом, не существует. Мы будем рассматривать дифракцию и связанные с ней ограничения, оставляя при этом возможность выбрать определения в соответствии с нашей конкретной задачей. Определение дифракционного предела, более всего подходящее для наших целей, зависит от доли полной энергии луча, которую желательно собрать в пятно определенного размера.

Одним из важных моментов является различие между ближней и дальней зонами лазера. В ближней зоне распределение интенсивности в луче такое же, как и на выходной апертуре лазера. Оно повторяет модовую структуру, о которой речь шла выше, В случае гауссовского пучка эти условия сохраняются на расстояниях порядка &2/% по оси пучка, где d ——диаметр выходной апертуры лазера и расходимость пучка мала. На больших расстояниях пучок расширяется вследствие дифракции. С увеличением расстояния четкие картины распределения интенсивности в ближней зоне размываются за счет дифракционных эффектов, а угол распространения приближается к величине порядка 九/d.

Важное свойство гауссовских пучков заключается в том, что они обладают одинаковыми распределениями интенсивности в обеих зонах ——в ближней и в дальней. Кроме того, гауссовские пучки синфазны, т. е. имеют одну и ту же фазу по всему волновому фронту. Преимущество синфазных пучков состоит в том, что их можно сфокусировать до минимального возможного размера [63].

Когерентность имеет отношение к фокусировке лазерного излучения постольку, поскольку яркость лазерного источника света в значительной мере определяется наименьшим диаметром фокального пятна, который может быть получен для гауссовского пучка с данной длиной волны. Все гауссовские пучки, по существу, одинаковы с точки зрения характеристик распространения. Гауссовский пучок всегда можно сфокусировать в пятно с минимальным размером, по порядку величины равным длине световой волны.

Это очень полезное свойство когерентных синфазных пучков, которое, в частности, отличает лазерный луч от луча некогерентного света. Синфазный гауссовский пучок в принципе можно сфокусировать в пятно меньшего радиуса, чем некогерентный пучок [64].

Рассмотрим фокусировку идеального лазерного пучка. Прежде всего остановимся на случае дифракции однородйого пучка на круглой диафрагме и рассмотрим фокусировку такого пучка линзой. Введем безразмерные координаты Z7 и V:

U = (2冗爪)(淤z/9), p = (2^(ar/L). (1.8> Здесь 么一расстояние вдоль направления луча, а ——радиус линзыг L —— ее фокусное расстояние, X — длина волны иг — расстояние в направлении, перпендикулярном направлению распространения. Использование этих величин позволяет выразить распределение интенсивности света вблизи фокальной точки в общем виде и не рассматривать отдельные случаи линз с различными фокусными расстояниями.

Распределение интенсивности для однородного пучка получена в работе [66]. Полное выражение, описывающее распределение интенсивности вблизи фокуса, является сложной функцией. Вдоль оптической оси периодически расположены максимумы и минимумы, разделенные расстояниями, которые соответствуют изменениго величины U приблизительно на 4л. Выражение для распределения в фокальной плоскости представляет собой хорошо известное соотношение, описывающее дифракционную картину от круглой: диафрагмы. Здесь мы рассмотрим лишь распределение вдоль- направления распространения луча и распределение в фокальной: плоскости.

В фокальной плоскости, т. е. при 〃 = 0, распределение интенсивности в направлении, перпендикулярном направлению распространения, дается следующим соотношением:

/(О, V) - (na2A2L2) (2Ji(7)/У)2Л. (1.9> Здесь J] — функция Бесселя первого рода,厶 一 полная световая мощность в луче. Выражение (1.9) представляет собой известную' формулу Эйри для дифракции Фраунгофера на круглой диафрагме.

В качестве определения предельного дифракционного размера пятна можно взять радиус, соответствующий первому минимуму бесселевой функции. Первый минимум функция J] имеет при значении аргумента, равном 1,22л. Это соответственно приводит к следующему выражению для минимального размера пятна в фокальной плоскости:

rs = 1,22冗%£/2冗а =1,22 入刀/2a. (1.10) Здесь rs — предельный дифракционный радиус пятна. Отметим также, что отношение 1,22%/2a является известным выражением

для предельной дифракционной расходимости пучка, проходящего через диафрагму с диаметром 2a. Таким образом, если начальное расширение пучка обусловлено дифракционными эффектами на апертуре лазера и если расстояние от лазера до линзы достаточно мало, так что луч еще сильно не расширен, мы получаем следующий результат:

仆=£9,(1.11)

где 0 — угол расходимости пучка.

Обычно это равенство используют как удобное эмпирическое соотношение для оценок размера пятна, в которое собирается лазерный луч с определенным углом расхождения безаберрационной линзой с фокусным расстоянием L.

Заметим, что это рассмотрение применимо, если лазер работает в режиме одной поперечной моды. Если же лазерный луч содержит А поперечных мод, площадь пятна увеличивается в N раз 165]. Присутствие поперечных мод более высокого порядка увеличивает угловую расходимость луча, а следовательно, и минимальный размер пятна, в которое можно сфокусировать лазерный луч.

В точках, лежащих на оси, V = 0, и распределение интенсивности имеет вид

/。，0)= ("^)2番厶・(1/2)

В начале координат, где {7 = 0, эта формула дает следующий результат для центра фокусируемого пучка:

(=(冗必小2L2)乙.(1.13)

Здесь /с — интенсивность падающего излучения в центре фокального пятна, представляющая собой максимальную интенсивность, достижимую при данных условиях фокусировки.

Интенсивность / (£7, 0) уменьшается вдвое по сравнению с максимальным значением при U = 5,56. Это обстоятельство можно использовать для удобного определения глубины фокуса, которую мы введем как

z§ = ± 5,56 (ХЬ2/2ла2).(1.14)

Пространственное распределение в лазерном луче чаще является гауссовым, а не равномерным. Из рассмотрения модовых характеристик следует, что это очень распространенный случай. В частности, гауссовым является распределение интенсивности в ТЕМ0о-моде лазерного резонатора. Примем, что фокусируемый пучок является гауссовским, а изменение интенсивности в нем в зависимости от угла 0, отсчитываемого от направления распространения, описывается формулой

/(» =(乙加62)ехр( —©/У),(1.15)

где /# ——полная интенсивность, а 6 ——средний угловой радиус расходимости гауссовского пучка. В этом случае безразмерные координаты удобно выбрать следующим образом:

U = (2л/九)(z/4/2), V = (2лА)(г/2/); / = £/2а, (1.16) что фактически эквивалентно соотношениям (1.8). В этих единицах интенсивность вблизи фокальной точки описывается выражением [66]

/ (U,卩)瘪[Л/Л (1 + U^] exp [-V2/(l + и^]. (1.17)

В фокальной плоскости, где {7=0, мы вместо функции Эйри получаем уже другое распределение с экспоненциальным падением при удалении от оси. В пятне с радиусом, соответствующим значению У = 1, содержится 63% полной энергии. Последнее можно использовать как определение размера пятна, соответствующего дифракционному пределу. Таким образом, минимальный размер пятна в случае гауссовского пучка выражается соотношением

rs = %Л/2ла. (1.18)

Поскольку величина Ы2па порядка единицы, то это выражение является основой для общего утверждения, заключающегося в том, что лазерное излучение можно сфокусировать в пятно с размером, равным по порядку величины одной длине волны.

На оптической оси 卜 = 0 и интенсивность падает до величины, вдвое меньшей, чем максимальная, при значениях U = ±1. Это может служить основой для определения глубины фокуса в случае гауссовского пучка.

Теперь мы приведем конкретные численные примеры, показывающие, насколько важны для изучения лазерных эффектов условия фокусировки лазерного излучения. Если газовый лазер с гауссовым распределением имеет выходную мощность： 10 мВт и обладает угловой расходимостью порядка 10-4 рад, то в соответствии с приведенными выше формулами линза с / = 1 фокусирует такой луч в пятно площадью порядка 10~8 см2 и интенсивность вблизи центра имеет величину порядка 106 Вт/см2. Тот факт, что в малой фокальной области на единицу площади приходится столь высокая мощность, означает, что возникновение удивительных эффектов возможно даже и в том случае, когда полная мощность в луче невелика.

Рассмотрим ситуацию с обычной лампой, излучающей в телесный угол 4л с терад 】).Пусть излучение лампы собирается линзой для получения интенсивности 106 Вт/см2. Если диаметр линзы равен 2а, а распределение световой энергии соответствует закону

Оценка, приведенная в оригинале, содержит неточность. Ниже приводится несколько измененный расчет интенсивности.— Прим. ред.

3-023

Ламберта, то световая мощность, подводимая к фокальной площадке, равна

4■乙份)2,

где 乙一полная мощность лампы и D — расстояние от лампы до линзы. Апертура освещается приблизительно равномерно, так что равенство rs = L8 приводит к следующему результату для площади фокального пятна:

仃ЗГЕ2d2

Площадь = 4少厂,

где d — размер излучающей области. Тогда интенсивность облучения равна

八/生、2

Z^ \~ 丿 *

Для оценки примем поверхность излучателя равной 0,1 см2 и относительное отверстие фокусирующей системы 2а!L 〜1. Тогда находим, что для достижения интенсивности излучения порядка 106 Вт/см2 с использованием обычного источника света полная мощность этого источника должна составлять приблизительно 1 МВт. Следовательно, даже весьма умеренная мощность лазерного излучения может обеспечивать интенсивности, сравнимые с теми* которые можно получить от очень мощных обыкновенных источников света.

ТАБЛИЦА 1,2

Типичные значения яркости

Источник

Мощность

Расходимость пучка

Площадь

Яркость

Ртутная лампа

10 кВт

4л стерад

1 СМ?

〜1000 Вт/см2-стерад

Солнце

4-1028 в：

4л стерад

2,5* 1023 см2

〜430 Вт/см2 • ст&-

Рад

Гелий-нэоно- вый лазер

10 мВт

3-Ю"4 рад

0,1 см2

10е Вт/см2-стерад

Рубиновый лазер

10 МВт

5-Ю-3 рад

1 см2

〜4・1()н Вт/см2*

* стерад

Специальная лазерная конструкция на неодимовом стекле для получения высокой яркости

4 ГВт

4•10-5 рад

10 см2

〜2-1017 Вт/см2*

•стерад

Главным преимуществом лазеров является высокая яркость излучения. Благодаря большой яркости лазерного излучения на мишени можно получить высокую интенсивность света. В табл. 1.2 приведено сравнение яркости различных источников света.

Для получения небольшого угла расходимости, а следовательно, и высокой яркости необходима когерентность. Конечно, некогерентный луч можно сфокусировать в такую же площадку с дифракционными размерами, как и луч лазера, но для этого луч придется настолько сильно задиафрагмировать, что в нем останется только небольшая часть мощности. Если источник достаточно задиа- фрагмирован для получения хорошей фокусировки, то это одновременно означает, что он дает почти когерентный пучок. Имея в виду это обстоятельство, говорят, что когерентный свет хорошо подцается фокусировке.

Газовые лазеры, в особенности те, которые работают на ТЕМ00- моде, обладают хорошими когерентными свойствами, и все сказанное выше в полной мере относится к ним. Размеры фокального пятна, близкие к длине световой волны, для них действительно осуществляются на опыте. Мощные же твердотельные лазеры обычно не обладают синфазным гауссовым распределением, и с их фоку^ сировкой дело обстоит хуже,

Существование описанного выше предельного дифракционного размера пятна вытекает из принципов оптики. Этот предел достижим с помощью соответствующих методов — при использовании безаберрационных линз и пучков, пространственное распределение в которых близко к одному из тех идеальных распределений, о которых речь шла выше. В случае более сложных пространствен' ного распределения и модовой структуры, как это часто бывает на практике или когда линза недостаточно совершенна, предельное значение недостижимо. Типичный для обыкновенных рубиновых лазеров минимальный размер фокального пятна, создаваемого простой линзой, порядка 300 мкм. Для получения пятна меньшего размера можно задиафрагмировать луч, что ведет к пониже- шю эффективного угла расходимости. Таким методом на опыте получены размеры пятна порядка нескольких микрон. Однако при этом теряется значительная часть полной мощности, получаемой от лазера, в связи с чем нет выигрыша в яркости.

Несмотря на то что мощные твердотельные лазеры обладают относительно худшими угловыми характеристиками луча по сравнению с газовыми лазерами, благодаря своей весьма высокой пиковой мощности они дают очень большую интенсивность. Для рубинового лазера, излучение которого фокусируется простой линзой, типична площадь фокального пятна 10-3 см2. Кривые на фиг. 1.8 показывают изменение размера пятна в зависимости от расстояния до фокальной плоскости при различных выходных энергиях обычного рубинового лазера. Измерение пятна производилось путем

определения диаметра отверстия, образующегося в тонкой алюминиевой пленке. Приведена зависимость диаметра пятна от величины смещения пленки относительно положения фокуса линзы. Имеется область размером около 1 мм, в которой диаметр пятна

0,06 qos4% 0,Q30,06 qos4% 0,Q3Расстояние от фокуса линзы, смРасстояние от фокуса линзы, смs3 C-DHEE匚 dEawdnus3 C-DHEE匚 dEawdnu

0,06 qos

4% 0,Q3

0,06 qos

4% 0,Q3

Расстояние от фокуса линзы, см

Расстояние от фокуса линзы, см

s3 C-DHEE匚 dEawdnu

s3 C-DHEE匚 dEawdnu

® М「1 8.

Размер пятна при фокусировке луча многомодового рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса, линзой с фокусным расстоянием 2,5 см.

В оригинальных данных имеется разброс точек от вспышки к вспышке, который сглажен при пр сведении кривых

не чувствителен к положению пленки. Для заданной величины смещения от фокальной плоскости диаметр увеличивается при увеличении выходной энергии лазера.

Ниже приводятся значения пиковой мощности и интенсивности, которые в настоящее время можно без особых усилий получить

108 Вт/см21011 Вт/см21014 Вт/см2108 Вт/см21011 Вт/см21014 Вт/см2с помощью лазеров.

108 Вт/см2

1011 Вт/см2

1014 Вт/см2

108 Вт/см2

1011 Вт/см2

1014 Вт/см2

Лазер в режиме миллисекундного им- 105 Вт пульса

Лазер с модулированной добротностью 108 Вт

Лазер в режиме пикосекундного им- 1011 Вт

пульса

Все эти интенсивности значительно превышают те величины, которые можно получить с помощью обычных источников света.

ТИПЫ ЛАЗЕРОВ

В качестве активных веществ для лазеров в настоящее время используется множество материалов. Большинство из них применяется в лабораторных экспериментальных установках, но некоторые вещества представляют также и практический интерес. Наиболее важные из этих материалов перечислены в табл. 1.3；

TA6WUA 1.3

Характеристики лазеров

Активное вещество лазера

Дпипа волны,

Мощность в непрерывном режиме, Вт

Пиковая мощность в импульсе, 13т

Энергия в импульсе, Дне

Частота повторения импульсов, имп /с

Угол рас. ходимости, мрад

Не—Ne

0,6328

0,001-0,1

—

(Редко используется в импульсном режиме)

—

0,2—1

Аг+

0,4880 0,5145

1-10

20

мДж

60—200

0,5—1

Кг+

0,6471 0,5681 0,5208 0,4762

0,5

2

мДж

60

0,5—1

СО?

10,6

10—5000

105

0,1-5

〜100

〜1—4

М

0,3371

Но работает

105

1-100

2 义 20 1)

Рубин

0,6943

1

До 10

1—500

60

1—10

Стекло с Nd

1,06

—

До 4-109

1 — 5000

1-10

0,5—10

Nd-ИАГ

1,06

1—250

До 105

0,01 — 1

До 10 000

2-20

GaAs

0,84—0,9

1—10

1—400

V1 мДж

100—1000 20x400 1)

1) У этих лазеров активный элемент выполнен в виде тонкой пластины.——Прим, перев.

в импульсе, приходится жертвовать некоторыми другими полезными свойствами, такими, как угловая расходимость луча или частота повторения импульса. Твердотельные лазеры, например рубиновые, чаще используются в импульсном режиме, хотя лазеры на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом дают и достаточно высокую непрерывную мощность. Большинство газовых лазеров действуют в непрерывном режиме, исключение составляет азотный ультрафиолетовый лазер, который работает только в импульсном режиме; лазеры на СО2 также могут функционировать в импульсном режиме. Самые высокие непрерывные мощности, достигающие нескольких киловатт, получают на СО2-лазерах. Длина волны генерации лазеров на СО2 (10,6 мкм) лежит в относительно далекой инфракрасной области, что может представлять неудобство для некоторых применений. Хорошими оптическими материалами для изготовления линз и окон на длину волны 10,6 мкм являются германий, иртран II и IV; при использовании оптики из этих материа* лов оперировать с излучением СО2-лазера так же легко, как и с излучением лазеров, работающих в ближней инфракрасной области.

Излучение полупроводниковых лазеров обладает свойствами, менее подходящими для наших целей, чем излучение, получаемое на других материалах. Конечно, полупроводниковые лазеры имеют ряд преимуществ — они невелики по размерам, прочны и более эффективны по сравнению с другими типами лазеров и по этой причине они удобны для некоторых применений. Но такой тип лазеров редко используется для осуществления воздействия на вещество.

Наиболее узким спектром частот, т. е. наилучшей монохроматичностью, обладают газовые лазеры. Специальные конструкции гелий-неоновых лазеров генерируют линию шириной до 1 Гц. Ширина линии излучения обычно применяемых гелий-неоновых лазеров, как правило, порядка нескольких десятков килогерц. Частотный диапазон мощных твердотельных лазеров составляет более 1 МГц и может даже достигать десятков мегагерц.

Типичная конструкция рубинового лазера показана на фиг. 1.9. В ней используется U-образная лампа накачки, расположенная рядом с рубиновым стержнем, причем хорошая передача света от лампы к стержню достигается тем, что стержень вместе с лампой окружается металлической (например, серебряной) фольгой. Эта конструкция часто применяется в относительно маломощных лазерах с модулированной добротностью, имеющих мощность в пределах от 1 до 10 МВт. Возможны и многие другие конструкции, например спиральная лампа, окружающая стержень; сферические осветители с расположенными рядом стержнем и лампой; эксфокальные осветители, в которых стержень и лампа расположены торцами друг к другу； эллиптические осветители с прямой лампой и стержнем, расположенным в фокусах эллиптического

поперечного сечения отражателя, и, наконец, цилиндрические осветители с круглым поперечным сечением отражающей поверхности, в которых стержень и лампа накачки помещаются рядом. Для получения самых высоких уровней выходной мощности и энергии обычно используют такие из перечисленных конструкций, в ко-

Зеркало

ФИГ, 1.9,

Схема обычной конструкции рубинового лазера с плотной упаковкой осветителя.

Модуляция добротности производится пр о св етляющи мся фильтром.

торых стержень и лампа разнесены друг от друга, что связано с необходимостью охлаждения лазерного стержня. В простой конструкции, показанной на фиг. 1.9, охлаждение затруднено.

В наиболее мощных твердотельных лазерах для минимизации потерь часто используют стержни, срезанные под углом Брюстера. В качестве зеркал резонатора обычно применяют стеклянные или кварцевые подложки с диэлектрическим покрытием, призмы полного внутреннего отражения, а также интерференционные стопы, собранные из плоскопараллельных пластин из диэлектрического материала, отражение от которых обусловлено интерференционным эффектом. Интерференционные стопы обладают более высокой устойчивостью к разрушению под действием мощного излучения, чем зеркала.

В качестве модулирующих добротность элементов используют вращающиеся зеркала, ячейки Керра, ячейки Поккельса, акусто- оптические модуляторы и, наконец, просветляющиеся фильтры. Эти фильтры, не пропускающие свет с низкой интенсивностью, становятся прозрачными при высоких интенсивностях, когда поглощение света молекулами приводит к переходу их в верхнее

энергетическое состояние, в котором поглощение отсутствует. Просветляющиеся фильтры представляют собой простейшую систему, но они не позволяют контролировать момент начала импульса. Красители, обычно используемые в фильтрах для рубиновых лазеров,— это раствор криптоцпана в метаноле; для пеоднлговых лазеров применяют полиметпновый краситель. Вращающиеся зеркала осуществляют более медленное включение добротности и дают более низкие пиковые мощности, чем другие методы модуляции добротности. Однако такие устройства достаточно просты и позволяют осуществлять внешнюю синхронизацию. Наиболее

ФИГ. 1.10. “ .

Фотография рубинового лазера с модуляцией добротности с выходной мощностью излучения 200 МВт.

Лазер в разобранном состоянии. Справа находится оправа для интерференционной стопы, слева от псе под углом Брюстера расположен держатель ячейки с красителем (криптоциапипом). В центре видна лампа накачки, ниже которой находится рубиновый стержень в охлаждающей водяной рубашке Длина стержня 15,2 см, диаметр 1,27 см, торцы срезаны под углом Брюстера. Во время действия кристалл и лампа накрыты отражателем с диэлектрическим покрытием, предназначенным для того, чтобы собирать свет лампы накачки. Слева находится призма полного внутреннего отражения.

сложный способ модуляции основан на использовании электрооптического эффекта в жидкостях, например в нитробензоле (ячейка Керра), илп в твердых телах, например в дигидрофосфате калия (ячейка Поккельса). При таком способе поляризатор перекрывает путь поляризованному свету к зеркалам резонатора вплоть до того момента, пока на ячейку не будет подано соответствующее напряжение. Когда напряжение приложено, плоскость поляризации проходящего через ячейку света поворачивается настолько, что свет начинает проходить на зеркала. Обычно предпочитают использовать ячейку Поккельса, а не ячейку Керра, поскольку первая обладает лучшими характеристиками с точки зрения разрушения. Акустооптические модуляторы обычно употребляют

в импульсном периодическом режиме, когда накачку лазерного вещества осуществляют непрерывно. В качестве такого устройства можно использовать кварцевый преобразователь, укрепленный па блоке из плавленого кварца. В этом блоке свет дифрагирует на звуковых волнах, генерируемых преобразователем.

На фиг. 1.10 приведена фотография лазера с выходной мощностью 200 МВт и модуляцией добротности, осуществляемой посредством просветляющегося фильтра.

Единственным газовым лазером, представляющим интерес с точки зрения работы в режиме с высокой мощностью, является

ФИГ. 1,11.

Фотография лазерной установки на СОг*

Для устойчивости два лазера укреплены на гранитной плите. По внутоеппей части стеклянных труб с двойными стенками протекает газовая смесь СОг. N2 и Не, виешияя же часть трубы служит длн водяного охлаждения. На концах одной из труб видны окошки из NaGl, расположенные под углом Брюстера к осн системы. Зеркала укреплены в оправах, расположенных у конца каждого лазера.

СО2-лазер. Эта система имеет множество разнообразных конструктивных исполнений. Для минимизации потерь при отражении на концах разрядной трубки здесь тоже применяют брюстеровские окна из NaCl или КС1. В качестве одного из отражателей может быть использовано плоское металлическое зеркало с коэффициентом отражения 100%, а в качестве выходного отражателя — германиевое зеркало большого радиуса с диэлектрическим покрытием. Для модуляции добротности часто используется и дает хорошие результаты вращающееся зеркало. Фотография лабораторной Лазерной установки на СО2 показана на фиг. 1.11. Хотя обычно такие лазеры называют СО2-лазерами, в действительности они используют смесь газов, содержащую СО2» N2 и Не.

Для лазерного воздействия на вещество обычно используются лазерные системы на рубине, неодимовом стекле, иттрий-алюминиевом гранате и СО2- Характеристики этих лазеров приведены в табл. 1.4. Даны типичные значения параметров, которые не обязательно являются наивысшими из достигнутых. Для лазеров разных типов выделены различные временные режимы, в которых они обычно работают, поскольку свойства одного и того же типа лазеров широко изменяются в зависимости от режимов работы. Взаимодействие излучения с веществом также сильно зависит от режима генерации.

Лазеры на рубине и на неодимовом стекле обычно работают в режиме одиночных импульсов. Они позволяют получать наиболее высокие импульсные мощности и самые большие энергии в импульсе. Эти лазеры использовались в большей части тех пионерских исследований, которые будут описаны в последующих главах.

С того времени, когда были выполнены многие из этих работ, достигнуты важные успехи в техническом конструировании лазеров на иттрий-алюминиевом гранате и СО2-лазеров. Вот некоторые из этих достижений:

Эффективная работа непрерывных лазеров на иттрий-алюминиевом гранате при выходной мощности в сотни ватт благодаря оптимизации параметров лампы накачки [67].

Разработка лазеров на иттрий-алюминиевом гранате с непрерывной накачкой и периодической модуляцией добротности. Эти системы обладают высокими пиковыми мощностями и высокой частотой повторения импульсов [68].

Разработка импульсных периодических СО2-лазеров, способных генерировать импульсы с энергией около 1 Дж 100 раз в секунду. Такие лазеры эффективно воздействуют на металлы, несмотря на высокую величину коэффициента отражения металлов на длине волны 10,6 мкм [69].

Создание непрерывных СО2-лазеров с очень высокими ско^ ростями прогонки газовой смеси, дающих киловаттные мощности на выходе. Такие системы намного компактнее, чем те, которые использовались ранее [70]. )

Создание СО2-лазеров, действующих при атмосферном давлении смеси [71]. Конструкции этих систем проще, чем у других СО 2-лазеров, а более высокое давление позволяет работать в им* пульсном режиме с высокой энергией излучения.

Разработка СО2-лазеров, в которых инверсная населенность создается благодаря быстрому расширению газа при истечении через сверхзвуковое сопло [721. На этих (так называемых газодинал мических) лазерах возможно получение непрерывных выходных мощностей порядка десятков киловатт. ■

Хотя развитие всех этих систем находится еще на начальной стадии, они, безусловно, весьма перспективны. На сегодняшний

7Л6ЛИЦА 1.4

Лазеры для мощного воздействия

Лазер

Режим генерации

Мощность, Вт

Длительность импульса

Частота повторения импульсов

примечания

Рубиновый

Миллисекундный импульс

2-105 пиковая

0,2—

10 мс

Низкая

До 100 Дж в импульсе, относительно дорогостоящий

Рубиновый

Наносекунд- ный импульс

108 пиковая

5—30 нс

Низкая

Сравнительно дорогостоящий

Рубиновый

Пикосекундный импульс

Высокая

10 пс

Низкая

Дорогостоящий

Стекло с Nd

Миллисекундный импульс

〜108 пиковая

0,5

10 мс

Низкая

До 5000 Дж в импульсе, сравнительно дорогостоящий

Стекло с Nd

Наносекунд- ный импульс

До 4-Ю9 пиковая

6—50 нс

Низкая

С усилением — наиболее высокие мощности, дорогостоящий

Стекло с Nd

Пикосекундный импульс

Д0 10[2 пиковая

10 пс

Низкая

G высокими уровнями мощности—очень дорогостоящий

Nd-ИАГ

Непрерывный

До 250

—

—

Компактный

Nd-ИА Г

Периодические импульсы при непрерывной накачке и модуляции добротности

104 пиковая, 10 средняя

200 нс

До 5000 имп/с

Компактный, можетбыть

экономичным

со2

Непрерывный

10-5000

—

Мощные системы имеют боль' шие размеры

со2

Периодический импульсный

105

пиковая, 100

средняя

10

100 мкс

100 имп/с

Может быть экономичным

со2

Периодический импульсный с модуляцией добротности

〜ю5 пиковая, 1,5 средняя

200 нс

400 имп/с

Может быть экономичным

день наибольшей долговечностью и наилучшей экономичностью- обладают лазеры на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом и лазеры на СО2. Они наиболее подробно изучаются с точки зрения практического применения действия мощного лазерного излучения, которое мы обсудим в гл. 8.

ЛИТЕРАТУРА

Appl. Opt., October, 1966.

Proc. IEEE, January, 1963.

Proc. IEEE, October, 1966.

IEEE Journ. Quantum Electron., September, 1966.

IEEE Journ. Quantum Electron., October, 1966.

IEEE Journ. Quantum Electron., October, 1968.

IEEE Journ. Quantum Electron., November, 1968.

«Physics of Quantum Electronics», Lax B., edM McGraw-Hill, New Yorkr 1966.

Proc. Quantum Electron. Conf., 3rd, Grivet P., Bloembergen N., eds.r Columbia Univ. Press, New York, 1964.

Proc. Symp. Opt. Masers, Fox J., ed., Polytechnic Press, Brooklyn, 1963十 11. Patek K., Lasers, CRC Press, Cleveland, 1967.

Garrett C. G. 5., Gas Lasers, McGraw-Hill，New York, 1967.

Bloom A. E., Gas Lasers, Wiley, New York, 1968.

Birnbaum G., Optical Masers, Advances in Electronics and Electron Physics, Marton L., ed., Suppl. 2, Academic Press, New York, 1964 (см. перевод: Д. Бирнбаум, Оптические квантовые генераторы, изд-во «Советское радио», 1967).

Lengyel В. A., Introduction to Laser Physics, Wiley, New York, 1966.

Lasers-А Series of Advances, Levine A. K., ed., Vol. I, Vol. II. Dekker, New York, 1966, 1968.

Smith W. /*., Sorokin P. P., The Laser, McGraw-Hill, New York, 1966.

Advances in Quantum Electronics, Singer J. R., ed., Columbia Univ. Press, New York, 1961.

Chang W. S. C, Principles of Quantum Electronics, Wiley, New York, 1969.

Yariv A., Quantum Electronics, Wiley, New York, 1966.

Tomiyasu K., The Laser Literature: An Annotated Guide, Plenum Press, New York, 1968.

Ross D., Lasers: Light Amplifiers and Oscillators, Academic Press, New York, 1969.

Bo门г M., Wolf E,, Principles of Optics, Ch. 10, Macmillan (Pergamon), New York, 1964 (см. перевод: M. Борн, Э. Вольфу Основы оптики, гл. 10, изд-во《Наука», 1970).

Chen 0., Ready J.尸.，Bull. Amer. Phys. Soc., 11, 454 (1966).

Nelson D. /； Collins R. J., Journ. Appl. Phys., 32, 739 (1961).

Галанин M. 〃., Леонтович A. M., Чижикова 3. А., ЖЭТФ, 16, 249 (1962).

Berkley D. A., Wolga G. /., Phys. Rev. Lett., 9, 479 (1962).

Berkley D. A., Wolga G. Journ. Appl. Phys., 38, 3231 (1967).

Dunsmuir R,, Journ. Electron. Contrcn, 10, 453 (1961).

Statz H. et aL, Advances in Quantum Electronics, Singer J. R., ed., p. 342, Columbia Univ. Press, New York, 1961.

Sorokin P. P. et 凉.，Phys. Rev., 127, 503 (1962).

Birnbaum M., Stocker T., Welles 5. /., Proc. IEEE, 51, 854 (1963).

Hellwarth R. W., Advances in Quantum Electronics, Singer J. R., ed.T p. 334, Columbia Univ. Press, New York, 1961.

McClung F. J., Hellwarth 瓦 W.^ Proc. IEEE, 51, 46 (1963).

Patel С. К. ^.J Phys. Rev. Lett., 16, 613 (1966).

Mocker Я. ИЛ, Collins R^ /., Appl. Phys. Lett., 7, 270 (1965).

DeMaria A. J., Slelser D. A., lleyriau H. A., Appl. Phys. Lett., 8, 174 (I960),

DeMaria A. J., et 凉Proc. IEEE, 57, 2 (1969).

Duguay M. A,, Shapiro 5. £., Rentzepis P. M-, Phys. Rev. Lett., 19, 1014 (1967).

Alack M. E., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 1015 (1968).

力奴。6 Я, Г. и dp., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 864 (1*)68).

Laser Focus, p. 24, April, 1969.

Fox A. G., Li T.，Bell Syst. Tech. Journ., 40, 453 (1961).，

Boyd G. D- Gordon J. Bell Syst. Tech. Journ., 40, 489 (1961).

Boyd G. D - Kogelnik H., Bell Syst. Tech. Journ. 41, 1347 (1962).

Ra/no 5-, Whinnery J. R., Fields and Waves in Modern Radio, Wiley, New York, 1953.

Kogelnik 〃.，Rigrod W. W., Proc. IRE, 50, 220 (1962).

EvtuKov V., Neeland /. K., Appl. Opt., 1, 517 (1962).

Stlckley С. M., Appl. Opt., 3, 96 7 (1964).

Bradley D. J. et o7., Appl. Phys. Lett., 9, 150 (1966).

Levine L P. et al., Journ. Appl. Phys., 38, 331 (1967).

Dayhoff E. S., Kessler 8, Appl Opt., 1, 339 (1962).

Dayhoff E. S., Proc. IRE, 50, 1684 (1962).

Ready J. F., Appl. Opt., 2, 151 (1963).

Коробким В. В. и др.. Письма в ЖЭТФ, 3, 194 (1966).

Gibbs Ж. Е. К., Whitcher 凡 Е., Appl. Opt., 6, 1957 (1967).

Baker /. A., Peters C. W., Appl. Opt. 1, 674 (1962).

Skinner J. &., Geusic J.力.，в книге Quantum Electron. Proc. Int. Congr., 3rd, Paris, 1963, Grivet P. Bloembergen N., eds., Vol. II, p. 1437. Columbia Univ. Press, New York, 1964. •

Hercher M-, Appl. Phys. Lett., 7, 39 (1965).

Magyar G., Rev. Sci. Instr., 38, 517 (1967).

McClung F. J., Weiner 0., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-1, 94 (1965).

Hagen W. R, Journ. Appl. Phys., 40, 511 (1969).

Bloom A. L^ Spectra-Physics Laser Technical Bulletin, No. 2, August 1963.

Bloom A. L, Gas Lasers, Ch. 4, Wiley, New York, 1968.

Yariv A., Gordon P, Proc. IEEE, 51, 4 (1963).

Innes D. J., Bloom A. L., Spectra-Physics Laser Technical Bulletin, No. 5, August 1966.

Koechner W., Laser Focus, p. 29, September, 1969.

Chester R. B., Geusic /. £., Karr M. A., IEEE Journ. Quantum Electron, QE・5, 345 (1969).

Portnow S., Frederick W. G., Pennsylvania State University Seminar on New Industrial Technology — Laser Applications in Machining and Welding, July 7—9, 1969.

Tiffany W. B., Targ R., Foster J. 0., Appl. Phys. Lett., 15, 91 (1969)：

Laser Focus, p. 14, February 1970.

Physics Today, p. 55, July 1970.

^.Райзер IO. ZT, УФН, 87, № 1, 29 (1965).“

74*.Действие лазерного излучения, сб. статей под ред. IO. П. Райзера, изд-во «Мир», 1968.

^5*.Laser Applications in Plasma Physics, IAEA, Vienna, 1969.

^^* .Анисимов С. А., И мае Я. A.^ Романов Г. С., Ходыко Ю. 3., Действие излучения большой мощности на металлы, изд-во «Наука», 1970.

^.De Michelis С, IEEE Journ. Quant. Electr., 6, 630 (1970).

78*. Физический энциклопедический словарь, изд-во «Советская энциклопедия», 1960, т. 1, стр. 647.

79*.Вайнштейн Л. А., Открытые резонаторы и открытые волноводы, изд-во «Советское радио», 1966.

80*,Виткин 3. И.、Кандидатская диссертация, ИФ АН БССР, Минск, 1968. ^.Lotsch Н. К., Optik, 28, 65 (1968); 28, 328, 555 (1969); 29, 130, 622 (1969). 82^.Коgelnik Я., в книге Lasers-А series of Advances, ed. by Levine, No. 4, 1966.

S3*.Ананьев Ю.УФН, 103, № 4, 705 (1971).

S^.Белостоцкий 氏 R, Любавский IO. В., Овчинников В. М., Основы лазерной техники, Твердотельные ОКГ, изд-во 《Советское радио», 1972.

85*.Ванюков М. 〃., Крыжановский В. 〃., Серебряков В. А., Сизов В. Н» Стариков А. Д., Оптико-механическая промышленность, № 12, стр. 3f (1972).

Глава 2. МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИИ

ВВЕДЕНИЕ

В этоц главе будут рассмотрены методы измерения мощности и энергии лазерного луча и описаны обычно применяемые- для этого приемники. Будет дан не подробный обзор всей проблемы регистрации излучения, а скорее краткая сводка методов измерений, используемых в лазерных исследованиях (более полный обзор приведен в [1]). Обсуждаемый вопрос имеет важное значение при экспериментальном изучении и практическом применении лазерного излучения. Действие лазерного излучения сильно зависит от его мощности и энергии. Для исследования процессов воздействия необходимо тщательное измерение таких параметров, как мощность и энергия луча, длительность импульса, расходимость и пространственное распределение энергии в луче.

Вначале мы опишем способы измерения мощности лазерного излучения с помощью таких фотоприемников, как фотоэлементы, фотоумножители, приемники на основе фотопроводимости и полупроводниковые диоды. Затем мы обсудим способы измерения полной энергии луча с помощью калориметров, а также методы калибровки фотоприемников. Изложение включает в себя описание методов визуализации лазерного луча (при этом отдельно рассмотрен случай лазеров, работающих в далекой инфракрасной области), а также описание фотографической техники и способов измерения пространственного профиля луча. В заключение будут рассмотрены особые методы измерений, используемые в случае лазерных импульсов пикосекундной длительности. Основное внимание будет уделено методам, которые применяются для измерения основных параметров лазерных лучей, используемых при исследовании взаимодействия излучения с веществом. Что же касается деталей экспериментальных установок, предназначенных для изучения самого взаимодействия, то они в большинстве случаев нестандартны и будут описаны в последующих главах.

ИЗМЕРЕНИЕ МОЩНОСТИ

Выходную мощность лазеров чаще всего измеряют с помощью фотоэлектрических приемников. В ультрафиолетовой, видимой и ближней инфракрасной областях спектра для этого исполь-

зуют фотоумножители и однокаскадные вакуумные фотоэмиссион- ные приемники. В инфракрасной области спектра при длине волны излучения больше 1 мкм применяют инфракрасные приемники, действие которых основано на явлении фотопроводимости, поскольку в этой области спектра чувствительность имеющихся фотоэмис- сионных покрытий низка. Относительно этих приемников и их использования имеются подробные сведения [1].

В случае импульсных лазеров электрический сигнал с фотоумножителя можно регистрировать при помощи осциллографа. Этот метод наиболее удобен для определения формы импульса. Запись формы импульса (даже для коротких импульсов) можно осуществить, фотографируя изображение на экране осциллографа. Поскольку длительность импульсов, генерируемых в режиме с мо^ дуляцией добротности, очень мала, для устранения искажений в форме импульса следует использовать приемники и соединительные цепи с малой постоянной времени.

Количественные измерения мощности лазера достаточно сложны [2]. Интенсивное лазерное излучение приводит к насыщению выходного сигнала приемников, поэтому для уменьшения интенсивности излучения, попадающего на приемник, используют поглощающие фильтры. Ослабление луча фильтрами в 1010 раз является на практике обычным при регистрации выходного излучения рубинового лазера с помощью фотоумножителя. Применение фильтров обеспечивает работу приемников в линейном режиме, препятствуя их насыщению, и уменьшает интенсивность попадающего на приемник фонового излучения. Фильтры необходимо калибровать на длине волны лазерного излучения [3]. Так как при больших уровнях излучения фильтры могут насыщаться, калибровку следует проводить при тех же уровнях мощности, что и в условиях эксперимента. Более подробно об ослабителях будет сказано ниже.

Качество фотоприемника характеризуется определенными параметрами. К этим параметрам относятся: чувствительность приемника, т. е. величина сигнала с приемника на единицу мощности попадающего в приемник излучения, шумовая и спектральная характеристики. Обычно при изготовлении фотоприемника указывают типичные величины его параметров. Поэтому в исследованиях, требующих особой точности, прежде чем использовать фотоприемники, их необходимо калибровать. Спектральная характеристика фотоприемника обычно бывает известна.

Шумовые характеристики обычно несущественны, если приемник предназначен для регистрации интенсивного лазерного излучения. В этом случае сигнал приемника намного больше, чем уровень его собственных шумов, которые проявляются в меньшей степени, чем при слабых сигналах. Тем не менее следует более подробно рассмотреть некоторые из характеристик инфракрасных фотоприемников, поскольку именно они позволяют судить об

эксплуатационных качествах этих приборов ) Эквивалентная мощность шума РN определяется как мощность излучения, вызывающая сигнал с напряжением, равным шумовому напряжению приемника. Эквивалентная мощность шума может быть записана в виде

PN = FA(VN/Va')(8fy1/*, (2.1)

где F — интенсивность излучения, падающего на приемник с площадью A, VN — среднеквадратичное шумовое напряжение в измеряемой полосе частот 6/, Vs ——среднеквадратичное напряжение сигнала. Единицей измерения эквивалентной мощности шума слу- яшт Вт/Гц1/а. Так как для большинства приемников эквивалентная мощность шума пропорциональна квадратному корню из площади приемника, то можно ввести показатель качества, не зависящий от площади, разделив эквивалентную мощность шума на корень квадратный из площади. В результате мы получим величину £)*, называемую нормированной пороговой чувствительностью:

Величина D* измеряется в см «Гц1/2/Вт. Частотный интервал здесь принят равным 1 Гц. Величина О东 является существенной характеристикой инфракрасных приемников. Большое значение параметра 。东 означает, что приемник пригоден для детектирования слабых сигналов на фоне шума.

Приемники видимого диапазона, такие, как фотоумножители, обычно характеризуются чувствительностью, зависящей от длины волны. Чувствительность определяется как среднеквадратичное напряжение сигнала на единицу среднеквадратичной мощности падающего на приемник излучения. Единицей измерения чувствительности служит В/Вт. Чувствительность R связана с эквивалентной мощностью шума и параметром £)* следующим соотношением:

R = VnIPn ◎产=少匕/(4/产.(2.3)

Иногда указывают спектральную чувствительность 2?九,т. е. чувствительность к монохроматическому излучению с длиной волны 九.

Важным параметром приемника является его частотная характеристика. Для большинства используемых приемников она может быть представлена следующей формулой:

Е'(/) = Е(；(1 + 4陋％2)-%〈2.4)

Систематическое изложение вопросов регистрации лазерного излучения с подробным анализом характеристик различных приемников содержится в монографии [66]. Вопросам обнаружения и измерения инфракрасного излучения посвящены также монографии [67, 68].— Прим. ре8・

&723

где R (/) — чувствительность на частоте /, Яо — чувствительность на нулевой частоте, т — время отклика, или постоянная времени приемника. Выражение (2.4) справедливо не для всех приемниковг но для многих приемников оно оказывается полезным. При малых частотах чувствительность не зависит от частоты, на высоких же- частотах чувствительность падает. При / = (2лт)-1 имеем R = =0,71 R。.

Одна из проблем, возникающих при измерении параметров лазерного излучения, заключается в том, что мощность и энергия луча могут изменяться в широких пределах. Задача измерения осложняется еще и тем, что лазеры работают в широком интервале- частот и длительностей импульсов излучения. Единого для всех лазеров метода измерения мощности и энергии не существует^ Однако при исследовании действия мощного лазерного излучения имеется ряд обстоятельств, упрощающих измерения. Энергия и мощность в этом случае велики, поэтому нет необходимости учитывать шумы приемника и не возникает проблемы обнаружения слабых сигналов на фоне шума. Поэтому мы не будем касаться таких методов, как оптическое гетеродинирование.

Приемники, которые мы будем рассматривать, являются так называемыми квадрэтичными детекторами. Величина получаемого от них сигнала пропорциональна квадрату электрического ноля, т. е. мощности луча. Этим они отличаются, например, от микроволновых детекторов, с помощью которых можно непосредственно измерять напряженность поля. Все типы рассматриваемых ниже приемников, включая фотоэмиссионные приемники, приемники, основанные на фотопроводимости, фотографическую пленку и человеческий глаз, имеют квадратичную характеристику,

В фотоэмиссионных приемниках используется катод, покрытый материалом, который испускает электроны при воздействии на него излучения с длиной волны, меньшей некоторой характерной величины. Испускаемые катодом электроны можно ускорить, приложив к аноду напряжение, что приводит к появлению тока во- внешней цепи. Разумеется, такие приборы являются вакуумными. Их постоянная времени мала, часто порядка 10-8 с. Подобные приемники получили широкое распространение. Они составляют большой класс приемников, пр едетав л яющих интерес для измерения параметров лазерного излучения. Типичные спектральные характеристики фотоэмиссионных приемников показаны на фиг. 2.1. Чаще всего применяют трубки с фотокатодом типа S-1, спектральная чувствительность которого простирается в инфракрасную область дальше, чем у других фотокатодов, и который является единственным эмиттером, пригодным для регистрации излучения лазеров на неодимовом стекле. Для регистрации излучения рубинового и гелий-неонового лазеров обычно используют фотокатод типа S-20, имеющий большую чувствительность на соответствующих

07 11111111L-

гооо 30004 0勿 500060007000 8000900010000 11000

Длина волны, Л

ФИГ. 2.1.”

Спектральная чувствительность применяемых фотоэмиссионных поверхностей.

длинах волн. Приемники фотоэмиссионного типа могут работать в диапазоне от ультрафиолетовой до ближней инфракрасной области. На длинах волн больше 1,2 мкм чувствительность фотоэмиссионных приемников резко падает.

Фотоэлектронный умножитель (ФЭУ) — это вакуумный фото- эмиссионный приемник, имеющий несколько последовательно расположенных поверхностей, называемых динодами, которые испускают вторичные электроны. Испущенные фотокатодом электроны ускоряются напряжением, приложенным к первому диноду, и, попадая на него, выбивают вторичные электроны. Этот процесс

4*

продолжается на следующих динодах, в результате чего достигается значительное усиление. Располагая последовательность динодов с таким расчетом, чтобы все электроны с предыдущего динода попадали на последующий, можно получить очень большой коэффициент усиления (порядка 104 или 10s). Вследствие высокого коэффициента усиления ФЭУ имеют наибольшую достижимую чувствительность в ультрафиолетовой, видимой и ближней инфракрасной областях спектра. Разброс во времени пролета электронов устанавливает верхнюю границу воспроизводимых частот, равную приблизительно 100 МГц. При исследовании лазерного воздействия приходится измерять большие мощности, и поэтому нет необходимости в высокой чувствительности, которую обеспечивают фотоумножители. Свет, попадающий на фотоумножитель, фактически приходится значительно ослаблять, так как при большой мощности падающего излучения выходной сигнал насыщается. Поэтому при изучении действия лазерного излучения чаще всего используют не фотоумножители, а однокаскадные вакуумные фотоэлементы.

Особый тип фотоэмиссионной трубки, о котором следует упомянуть, представляет двухплоскостной диод. Выпускаемые приемники этого типа имеют спектральные характеристики, приведенные на фиг. 2.1. Они обладают очень высокими выходными токами и поэтому насыщаются при больших интенсивностях, чем фотоумножители. Широкий динамический диапазон выходного сигнала этих фотодиодов делает их полезными в лазерных исследованиях. Фотодиоды этого типа имеют малую постоянную времени (менее 1 нс).

Другим типом приемника, который представляет интерес для лазерных исследований, в особенности для изучения модовой структуры лазерного луча, является лампа бегущей волны с фотокатодом. Поток электронов, испущенных фотокатодом, промодулиро- ван с частотами межмодовых биений. Электроны проходят через спиральную замедляющую структуру; при этом электронный пучок возбуждает в замедляющей системе электромагнитную волну с частотой, равной частоте модуляции электронного потока. Возникающий сигнал лежит в микроволновом диапазоне. Усиления электронного пучка не происходит. В такой системе возможно получение очень короткого времени отклика (менее 1 нс). Эти приборы нашли применение при изучении фотосмешения [4].

Другим широко распространенным типом фотоприемника является полупроводниковый фотогальванический диод с р ——п-пере- ходом [5]. Свет, попадающий на фотогальванический приемник, приводит к появлению разности потенциалов на переходе даже в отсутствие каких-либо внешних управляющих напряжений. Фотогальванический элемент можно использовать и в качестве фотодиода, если к нему приложить внешнее управляющее напряжение и последовательно с ним включить нагрузочное сопротив-

ление. Когда свет попадает на запертый диод, обратный ток резко возрастает.

Имеется целый ряд полупроводниковых фотодиодов, разработанных для использования в качестве приемников лазерного излучения .Они имеют небольшие размеры, неприхотливы в обращении, обладают хорошими частотными характеристиками и чувствительностью, достаточной для регистрации лазерного излучения. Типичные характеристики некоторых выпускаемых полупроводниковых фотодиодов приведены в табл. 2.1. Образцы, работающие при

ТАБЛИЦА 2,1

Фотогальванические полупроводниковые диоды

Диод

Обратное напряжение, В

Рабочая температура

Граничная частота, ГГц

Спектральный диапазон, мкм

D* в максимуме чувствительности, см ■ Гц1/2 • Вт-1

Si

6

Комнатная

25

0,5—1,0

〜1012

Ge

6

»

1,5

0,5-1,8

〜5-Ю10

InAs

1

»

4

0,4-3,6

〜8・109

InSb

0,1

77 К

3

0,4—5,7

〜108

GaAs

—

Комнатная

—

0,3-0,95

〜2-Ю10

комнатной температуре перекрывают диапазон 'от видимой области до приблизительно 3,6 мкм, а образцы, работающие при температуре жидкого азота,— до 5,7 мкм. Многие образцы полупроводниковых диодов имеют характеристики, меняющиеся в широких пределах. В частности, значительное влияние на величину времени отклика оказывают сопротивление нагрузки и геометрический размер диода.

Некоторые типичные характеристики полупроводниковых гальванических диодов показаны на фиг. 2.2. Свойства выпускаемых диодов в большой степени определяются изготовителем и зависят от того, предназначены ли они для получения высокой чувствительности или малого времени отклика. Для получения более высокой чувствительности можно пойти на уменьшение быстродействия. Важным фактором является рабочая температура диода. Так, например, чувствительность диодов из In As при комнатной температуре невысока, но при охлаждении до 196 К она может быть значительно повышена.

Существует еще один тип инфракрасных приемников, действие которых основано на эффекте фотопроводимости. При тепловом равновесии в полупроводнике имеются как свободные злектронм, так и дырки. При поглощении света концентрация электронов п дырок в полупроводнике изменяется. Энергия фотона должна*

быть достаточной для того, чтобы возбудить полупроводник путем перевода электронов либо из валентной зоны, либо с примесного уровня, расположенного в запрещенной полосе, в зону проводимости. Свет, падающий на полупроводник, к которому приложено

напряжение, увеличивает числонапряжение, увеличивает числоносителей в нем. Это приводит

напряжение, увеличивает число

напряжение, увеличивает число

ФИГ. 2 2.Нормированная спектральная чувствительность промышленных фотогальванических приемников.Спектральная чувствительность приведена для полосы шириной 1 Гц при модуляции с частотой 1000 Гц； кривые без дополнительных обозначений соответствуют работе при комнатной температуре.ФИГ. 2 2.Нормированная спектральная чувствительность промышленных фотогальванических приемников.Спектральная чувствительность приведена для полосы шириной 1 Гц при модуляции с частотой 1000 Гц； кривые без дополнительных обозначений соответствуют работе при комнатной температуре.ФИГ. 2 3.Нормированная спектральная чувствительность промышленных приемников для инфракрасной области спектра, действие которых основано на явлении фотопроводимостиI —PbS(195R); 2 — PbSe(195 К); 3 — InSb(77 К)； 4 — Ge : Au(77 К); 5 — Ge : Hg(27K); 6 — Hg%Cd]_K Te(77 K)J— Ge : Cu(4,2 K); S — Ge ： Zn(4,2 К). Частота модуляции 1000 Гц, ширина полосы 1 ГцФИГ. 2 3.Нормированная спектральная чувствительность промышленных приемников для инфракрасной области спектра, действие которых основано на явлении фотопроводимостиI —PbS(195R); 2 — PbSe(195 К); 3 — InSb(77 К)； 4 — Ge : Au(77 К); 5 — Ge : Hg(27K); 6 — Hg%Cd]_K Te(77 K)J— Ge : Cu(4,2 K); S — Ge ： Zn(4,2 К). Частота модуляции 1000 Гц, ширина полосы 1 Гц

ФИГ. 2 2.

Нормированная спектральная чувствительность промышленных фотогальванических приемников.

Спектральная чувствительность приведена для полосы шириной 1 Гц при модуляции с частотой 1000 Гц； кривые без дополнительных обозначений соответствуют работе при комнатной температуре.

ФИГ. 2 2.

Нормированная спектральная чувствительность промышленных фотогальванических приемников.

Спектральная чувствительность приведена для полосы шириной 1 Гц при модуляции с частотой 1000 Гц； кривые без дополнительных обозначений соответствуют работе при комнатной температуре.

ФИГ. 2 3.

Нормированная спектральная чувствительность промышленных приемников для инфракрасной области спектра, действие которых основано на явлении фотопроводимости

I —PbS(195R); 2 — PbSe(195 К); 3 — InSb(77 К)； 4 — Ge : Au(77 К); 5 — Ge : Hg(27K); 6 — Hg%Cd]_K Te(77 K)J— Ge : Cu(4,2 K); S — Ge ： Zn(4,2 К). Частота модуляции 1000 Гц, ширина полосы 1 Гц

ФИГ. 2 3.

Нормированная спектральная чувствительность промышленных приемников для инфракрасной области спектра, действие которых основано на явлении фотопроводимости

I —PbS(195R); 2 — PbSe(195 К); 3 — InSb(77 К)； 4 — Ge : Au(77 К); 5 — Ge : Hg(27K); 6 — Hg%Cd]_K Te(77 K)J— Ge : Cu(4,2 K); S — Ge ： Zn(4,2 К). Частота модуляции 1000 Гц, ширина полосы 1 Гц

к увеличению электропроводности, а следовательно, и тока, текущего через приемник. Величину тока можно измерять с помощью дополнительных приборов (при необходимости — после предварительного усиления). Применяется много видов инфракрасных фотоприемников. Типичные значения величины。兑 для некоторых из них приведены на фиг. 2.3. Величина О攵 зависит от рабочей

температуры, а также от поля зрения приемника. Если поле зрения больше, чем излучающий объект, то шумы, обусловленные фоновым излучением, возрастают. Это приводит к снижению D*. В ближней инфракрасной области можно использовать приемники на основе сульфида свинца, однако они обладают плохими частотными характеристиками. Приемники из In As пригодны для диапазона приблизительно от 1 до 3,5 мкм, но у них относительно низка величина D*. Приемники, изготовленные из германия, легированного золотом, и теллурида кадмия с теллуридом ртути, можно использовать в относительно длинноволновой области спектра. Особенно они пригодны для регистрации излучения СО2-лазе- ра. Приемники этого типа относятся к быстродействующим с постоянной временй порядка 30 нс. Находят применение также выпускаемые промышленностью приемники на основе антимонида инция с временем разрешения порядка 0,1 мкс. При температуре 195 К они чувствительны к излучению с длиной волны больше 7 мкм. Приемники, работающие на принципе фотопроводимости, часто имеют высокую стоимость. Вместо них для регистрации мощного излучения можно использовать более дешевые инфракрасные приемники других типов, обладающие меньшей чувствительностью.

Другим интересным типом выпускаемых промышленностью инфракрасных приемников является фотоэлектромагнитный приемник на основе антимонида индия. Носители, возникающие в полупроводнике под действием падающего света, диффундируют с поверхности, на которой происходит поглощение света, внутрь образца. Под действием приложенного к образцу внешнего поперечного магнитного поля носители разных знаков диффундируют в противоположных направлениях: дырки отклоняются к одному концу образца, а электроны — к другому. Если оба конца соединить проводником, то по нему потечет ток. При разомкнутой цепи на концах образца возникает разность потенциалов. Сигнал, появляющийся в результате фотоэлектромагнитного эффекта, можно снимать либо в виде тока в короткозамкнутой цепи, либо в виде напряжения при разомкнутой цепи [6]. Приемники этого типа представляют особый интерес потому, что их устройство очень компактно и они не требуют охлаждения ниже комнатной температуры. Длинноволновая граница чувствительности этих приемНиков достигает 8 мкм. В действительности они обнаруживают некоторую чувствительность даже к излучению СОг-лазера с длиной волны 10,6 мкм, хотя при таком длинноволновом излучении она, ло-видимому, не связана с фотоэффектом.

Формы кривых, показанных на фиг. 2.3, типичны для инфраКрасных приемников. Для схем измерения мощности характерно возрастание величины 力东 с увеличением длины волны. В результате поглощения фотона с энергией, достаточной для перевода

электрона в зону проводимости, появляется одна злектронно- дырочная пара. Возникающий при этом сигнал имеет определенную величину, не зависящую от длины волны (пока длина волны находится в диапазоне спектральной чувствительности приемника). Хотя энергии фотонов в ультрафиолетовом инфракрасном диапазонах сильно различаются, каждый из них может образовать в полупроводнике лишь одну электронно-дырочную пару. Поэтому выходной сигнал зависит от числа фотонов, поступающих в еди* ницу времени. При постоянной скорости поступления фотонов и увеличении длины волны выходной сигнал будет неизменным, несмотря на то что мощность падающего излучения уменьшается. Поэтому величина D* возрастает. На длине волны, приблизительно соответствующей величине энергетической щели, деленной на постоянную Планка, D* достигает максимума. При больших длинах волн зта величина быстро падает, так как энергии фотона недостаточно для перевода электрона в зону проводимости.

Все описанные выше приемники являются счетчиками фотонов. Другой тип приемника ——так называемый тепловой приемник —— реагирует на полную поглощенную энергию независимо от длины волны. Такие приемники не имеют длинноволновой границы, характерной для фотоприемников (см. фиг. 2.3). Величина D* для тепловых приемников не зависит от длины волны. Для изготовляемых промышленностью радиационных термопар и болометров типичное значение/)* лежит в пределах от 109 до 1010 см*Гц1/2-Вт-1. Сравнение с данными, приведенными на фиг. 2.3, показывает, что для тепловых приемников в области коротких длин волн величина 。东 ниже, чем для фотоприемников, а в области длинных волн может быть выше. Обычно тепловые приемники имеют большее время отклика по сравнению с фотоприемниками и поэтому их редко используют в лазерных исследованиях в той области длин волн, где эффективно работают фотоприемники. Однако тепловые приемники нашли применение в области больших длин волн. Они будут описаны в следующем параграфе, посвященном измерениям в далекой инфракрасной области.

Для измерения параметров излучения лазеров большой мощности используют еще один тип приемника, действие которого основано на эффекте оптического выпрямления. При прохождении луча лазера большой мощности через кристалл, не имеющий центра симметрии, на его гранях возникает постоянное электрическое напряжение. Это так называемое оптическое выпрямление является нелинейным оптическим эффектом. Символически вектор поляризуемости в кристалле, не имеющем центра симметрии, можно представить в виде

Р = %Е + %'Е2 + /£з+...,Р = %Е + %'Е2 + /£з+...,(2.5)(2.5)

Р = %Е + %'Е2 + /£з+...,

Р = %Е + %'Е2 + /£з+...,

(2.5)

(2.5)

где х> 父，父'и т. д. являются тензорными величинами, а Е — напряженность электрического поля световой волны. Используя выражение для напряженности поля Е = Ео cos ①力 второй член в (2.5), описывающий нелинейное преобразование частоты, можно записать в виде]

Pi = %凉Е凤=(海/2)屛(соз 2硼 + 1). (2.6)

Символ у/ обозначает компоненты тензора нелинейной восприимчивости, зависящего от Частоты. Член '/2弘2 6)灯卜變 cos 2(o力 описывает генерацию второй гармоники, а член ^?%”戸沮占: —— оптическое выпрямление. Здесь индексы 2(о и 0 обозначают соответствующие частоты. Поляризация в результате оптического выпрямления проявляется в виде электрического напряжения на кристалле. Этот эффект наблюдают в таких кристаллах, как КН2Po&, KD2PO4, ZnTe, CdS и кварц. В одном из экспериментов [7] излучение рубинового лазера с мощностью 1 МВт в результате оптического выпрямления преобразовывалось в напряжение порядка 200 мкВ. Устройство на основе оптического выпрямления в принципе может служить для измерения мощности [81. Его преимуществом является почти полное отсутствие потерь энергии лазерного луча. Таким образом, измерения можно проводить в каждой вспышке и в то же время использовать полностью всю мощность луча.

При определении формы импульсов излучения лазера с модулированной добротностью необходимо уделять особое внимание конструкции соединительных цепей. Чтобы без' искажения получить форму импульса генерации длительностью в несколько десятков наносекунд, необходимо тщательно согласовать фотоприемник с осциллографом. Даже небольшое рассогласование приведет к появлению на экране осциллографа паразитных отраженных сигналов. Паразитные емкости следует свести к минимуму. Форма импульса искажается даже в том случае, если емкость вносится только кабелем, по которому сигнал попадает на осциллограф. Следует по возможности уменьшать длину кабеля. Временное разрешение порядка наносекунд, которое обеспечивается быстродействующим приемником и широкополосным осциллографом, легко может быть потеряно при плохом выборе нагрузочного сопротивления и входной цепи.

При измерении характеристик излучения мощных лазеров, работающих в инфракрасной и видимой областях спектра, мощность излучения, падающего на приемник, обычно ослабляют. Это предохраняет его от повреждения. Под действием мощных лазерных импульсов особенно сильно повреждаются фотоэмиссионные поверхности. Применяют разные типы ослабителей, например нейтральные фильтры, кремнийслойные и жидкостные фильтры. Желатиновые или стеклянные нейтральные фильтры легко повреж-

даются под действием мощного лазерного излучения. Более стойкими являются фильтры на основе раствора сульфата меди.

Кремнийслойные фильтры можно использовать в диапазоне длин волн короче 1,1 мкм. Лазерный луч поглощается при прохождении через слои полупроводника определенной толщины. Коэффициент поглощения таков, что при разумной толщине фильтра можно получить любое желаемое ослабление луча. Кремнийслойные фильтры повреждаются в меньшей степени, чем обычные стеклянные или желатиновые фильтры.

Поскольку фильтры могут насыщаться под действием интенсивного лазерного излучения, калибровка их затруднена. Может оказаться, что поглощение фильтра при большой интенсивности излучения будет меньше, чем поглощение, измеренное при малой интенсивности. Фильтры можно откалибровать, измеряя мощность излучения, падающего на фильтр, и излучения, проходящего через него. Калибровку следует проводить при тех же значениях мощности, при которых фильтры будут использоваться.

Удобным и широко распространенным методом ослабления луча является отражение его от диффузно рассеивающей поверхности, например от блока из окиси магния [9]. Угловое распределение излучения, отраженного от такой поверхности, не зависит от азимутального угла, а зависимость от угла 0 между нормалью к поверхности и направлением наблюдения имеет следующий вид:

Pg d(o = РпоЛн cos edco/ji, (2.7)

где 几一мощность излучения, рассеянного в телесный угол &(о в направлении угла 0 к нормали, а РПолн — полная мощность. Это соотношение называется законом Ламберта, а поверхность, для которой справедлив этот закон,——ламбертовской поверхностью. Это соотношение приближенно справедливо для многих типов практически используемых отражающих поверхностей. Мощность излучения, попадающего на приемник после отражения от такой поверхности, можно вычислить по следующей формуле:

尸 пр = РполнХ。，]^ 幺 пр/冗刀 * (2.8)

где Л Пр — площадь фотоприемника (или ее проекция на плоскость, лерпендикулярную направлению от рассеивателя на приемник), a D — расстояние от рассеивателя до приемника. Это соотношение справедливо при условии, что D намного больше как диаметра лазерного луча, так и размера приемника. С помощью поверхности, отражающей по закону Ламберта, легко изменять величину мощности излучения, попадающей на приемник, варьируя расстояние D. На достаточно большом расстоянии от такой поверхности интенсивность излучения падает до такого уровня, что оно уже

не может нанести повреждение фотоприемнику. Одновременное измерение попадающей на приемник мощности и некоторых геометрических параметров позволяет определить полную мощность лазерного луча. В дальнейшем мы опишем применение этого метода -специально для калибровки фотоприемников.

Для ослабления лазерных лучей используют также тонкопленочный делитель пучка. Тонкопленочный делитель, помещаемый на пути лазерного луча под углом 45° к направлению его ■распространения, отражает приблизительно 8% мощности лучМ 电 при этом не повреждается излучением. Последовательно отражая •часть излучения с помощью тонкопленочных делителей, можно легко уменьшить интенсивность до допустимого уровня.

Обычно изготовители указывают величину напряжения (или тока), получаемую на выходе фотоприемника на единицу входной мощности. Для большей точности измерений фотоприемник необходимо предварительно откалибровать, например используя эталонную вольфрамовую лампу. С помощью фотоприемников трудно •провести абсолютные измерения мощности и энергии. Для хорошей калибровки следует тщательно исключать возможное влияние насыщения.

Один из наиболее распространенных методов калибровки состоит в измерении полной энергии лазерного луча и одновременной регистрации выходного сигнала фотоприемника. По форме этого сигнала находится зависимость мощности от времени. Поскольку интеграл от мощности при известной форме импульса должен равняться полной энергии, то в результате получается калибровка фотоэлемента в единицах мощности. Это приводит нас к вопросу об измерении энергии.

ИЗМЕРЕНИЕ ЭНЕРГИИ

Калориметрические измерения служат простым способом определения полной энергии в лазерном импульсе. Калориметры, предназначенные для лазерных измерений, состоят из поглотителя с небольшой теплоемкостью, близкого по своим свойствам к черному телу, и находящегося в контакте с ним устройства (например, термопары) для измерения прироста температуры.

Разработано много типов калориметров для измерения полной энергии лазерного импульса или интеграла от мощности в случае непрерывного лазерного излучения. Поскольку полная энергия в импульсе излучения лазера обычно невелика, калориметр должен представлять собой довольно чувствительный прибор. Поглощающее тело должно быть достаточно малым, чтобы погло- 1 Щенная энергия быстро распределялась по его объему. Увеличение температуры регистрируется термоэлектрическим способом.

В одной из конструкций калориметра поглотитель представляет собой небольшой полый конус из графита, изготовленный таким образом, чтобы падающее на основание конуса излучение не отражалось обратно. Это устройство является эффективным поглотителем. Головку термистора размещают в непосредственном контакте с конусом. Термистор включается в одно из плеч сбалансированного моста, выход которого соединен с регистрирующим прибором. Нагрев конуса под действием импульса лазерного излучения приводит к изменению сопротивления термистора и в результате — к разбалансировке моста. Возникающий импульс напряжения поступает на регистрирующее устройство. По мере- охлаждения конуса до температуры окружающей среды напряжение уменьшается. Амплитуда импульса напряжения пропорциональна энергии в световом импульсе.

Это устройство можно откалибровать путем разряда небольшой емкости с известной накопленной энергией. При известных величинах сопротивления конуса и сопротивления внешней цепи можно вычислить энергию, идущую на нагрев конуса. Калибровка заключается в измерении амплитуды импульса напряжения, которая соответствует определенной энергии, поглощенной в конусе.

Такое устройство имел один из первых калориметров, специально сконструированный для лазеров [10]. Конус из графита весил 0,33 г. В массу конуса были вклеены термисторные головки. Два одинаковых конуса с прикрепленными к ним термисторами были включены в противоположные плечи моста. Изменение температуры окружающей среды одинаковым образом воздействует на оба конуса, и электрические сигналы с них взаимно компенсируются. Выходное напряжение с моста поступало либо на самописец, либо на микровольтметр.

Время тепловой релаксации всей системы должно быть достаточно большим для того, чтобы измерительная часть системы успевала прийти в равновесие. Время охлаждения определяется скоростью отвода тепла от конуса в окружающее пространство. Оно должно быть гораздо больше времени нагрева, необходимого для равномерного распространения тепла по всему конусу. Для определения мощности непрерывно работающих лазеров калориметром измеряют энергию, излучаемую в течение известного- промежутка времени.

Калориметр с использованием конуса из углерода или другой подобной конструкции является простым и удобным устройством для измерения энергии лазерного импульса. При измерении энергии в диапазоне до 1 Дж достижима точность 4% и даже выше [11]. Основными источниками ошибок при измерениях конусными калориметрами являются: отражение некоторой части энергии от калориметра, потеря части тепла, прежде- чем оно

равномерно распределится по конусу, и неточность калибровки. Применение методов калибровки с использованием импульса тока, пропускаемого через нагревательный элемент, может свести последний из указанных источников ошибок к минимуму. При тщательном изготовлении погрешность, обусловленная остальными причинами, может быть уменьшена до нескольких процентов. Конус с надлежащим углом раствора обеспечивает многократное отражение и, следовательно, равномерное поглощение. В частности, для луча гелий-неонового лазера с небольшим диаметром и гауссовым распределением, симметрично входящего в конус, потери на отражение могут быть меньше 1 %. В наименее благоприятных случаях (например, когда луч входит под углом, заполняет значительную часть апертуры или сконцентрирован около вершины конуса) величина потерь может достигать нескольких процентов.

Описано много различных типов калориметров, специально предназначенных для лазерных исследований [12——16].

Можно использовать также калориметры для измерения больших импульсов энергии (величиной в десятки и сотни джоулей). Разрушающее действие излучения лазеров с очень большой мощностью (испарение части поглощающей поверхности) может препятствовать проведению точных калориметрических измерений. При измерении импульсов лазеров с модулированной добротностью высокая температура поверхности может привести к значительным потерям на переизлучение. Хорошце калориметры должны быть сконструированы так, чтобы возрастание температуры поверхности было невелико.

Поскольку в большинстве калориметров поглощение лазерного излучения происходит в поверхностном слое, то имеется верхняя граница интенсивности падающего излучения, которую калориметр может выдержать без разрушения. i

Необходимо, чтобы в калориметрах, в которых для измерения увеличения температуры использованы термисторы, перед проведением измерения установилось тепловое равновесие. Имеются калориметры, в которых поглощающим элементом является клубок спутанной эмалированной медной проволоки. Поглощение излучения в проволоке приводит к изменению ее сопротивления вследствие увеличения температуры. Проволочный поглощающий элемент может быть включен в одно из плеч сбалансированного моста Уитстона. Изменение полного сопротивления проволоки не зависит от характера распределения энергии по проволоке, поэтому нет необходимости ждать установления температурного равновесия. Запутывание проволоки обеспечивает многократно© переотражение энергии. Эта ячейка обладает хорошей поглощательной способностью [17]. Выполнение калориметра из проволоки в форме полой сферы или конуса также приводит к увеличению поглощения [18—20].

Поверхность не разрушается в случае жидкостных калориметров [21], так как поглощение излучения происходит в этом случае по всему объему, а не только на поверхности. Такое устройство можно откалибровать, сообщая жидкости известное количество электрической энергии. Для жидкостных калориметров необходима хорошая теплоизоляция, поскольку время установления теплового равновесия в них относительно велико.

На этом мы закончим обзор калориметрических методов. Существует широкий класс приемников описанного типа для измерения энергии лазерного импульса. Для измерения параметров лазерного излучения были сконструированы, откалиброваны и использованы калориметры, существенно различающиеся по устройству и характеристикам.

Во многих практических приложениях калориметр используют для калибровки фотоприемников, которые в конечном счете контролируют выходное излучение лазера от вспышки к вспышке. Небольшую часть лазерного луча ответвляют на фотоприемник, а основную направляют на калибровочный калориметр. Калориметром измеряется полная энергия, а фотоприемник определяет форму импульса. Проведя численное или графическое интегрирование, можно откалибровать фотоприемник с помощью калориметра.

В качестве иллюстрации рассмотрим способ одновременного измерения энергии и мощности лазера с модулированной добротностью. Для этого необходимы: два осциллографа, один из которых —скоростной осциллограф с трубкой бегущей волны; два фотоэлемента с малым временем разрешения; блок из окиси магния для диффузного отражения лазерного луча; калориметр; два фотоаппарата и микровольтметр. Схема установки показана на фиг. 2.4. Выходной сигнал с первого фотоэлемента поступает на осциллограф с медленной разверткой для контроля серии импульсов в лазерном излучении. Сигнал второго фотоэлемента выводится на экран быстрого осциллографа и показывает форму лазерного импульса. Фотоэлементы расположены таким образом, чтобы излучение, отраженное от блоков из окиси магния, вызывало сигнал требуемой величины. Второй фотоэлемент расположен под небольшим углом к направлению распространения луча на определенном расстоянии от диффузно отражающей поверхности. Подвижное зеркало направляет луч либо на фотоприемник, либо на калориметр. Сигнал с калориметра измеряется микровольтметром (или записывается на ленте самописца). Доля излучения, попадающая на второй фотоэлемент, определяется по закону Ламберта. Для калибровки второго фотоэлемента (в МВт/В) калориметром измеряют полную энергию луча, а пиковую мощность определяют из измерений осциллограммы электрического сигнала с фотоэлемента.

В другом варианте на второй фотоэлемент можно направить часть излучения, ответвленную от основного луча с помощью стеклянной делительной пластинки. Естественно, что величина отражения должна быть учтена при калибровке фотоэлемента. Чтобы уровень попадающего на фотоэлемент излучения не превышал порога разрушения фотоэлемента, можно использовать дополнительное отражение от диффузной поверхности. При такой схеме отпадает необходимость переключения луча с фотоэлемента

Широкополосный

Осциллографосциллограф

ФИГ 24

Схема установки для калибровки выходного излучения лазера.

на калориметр. С помощью стеклянной пластинки можно направить небольшую часть лазерного излучения на калиброванный контрольный фотоэлемент, а остальную часть использовать для других целей.

Следует отметить, что точность такой калибровки обычно составляет около 20%. Таково различие в значениях энергии, полученных из измерений разными способами. В работе [15] было найдено, что типичное расхождение между результатами, полученными различными методами, приблизительно равно этой величине.

В другом методе для определения средней мощности в импульсег состоящем из многих пичков, или полной энергии в импульсег мощность которого меняется со временем, используется интегрирующая цепочка. Для измерений применяется калиброванный фотоэлемент. Соединенная с его выходом ЯС-цепочка способна сглаживать пички выходного сигнала детектора, регистрирующега миллисекундный лазерный импульс. Полный заряд конденсатора пропорционален полной энергии, поступающей на фотоэлемент. При соответствующей калибровке такое устройство можно использовать как удобный измеритель энергии [22, 23].

ВИЗУАЛИЗАЦИЯ ЛАЗЕРНОГО ЛУЧА

Прямая регистрация лазерного луча может быть желательной по многим причинам, например: для измерения простран

ственного распределения луча, его диаметра, для определения

модовой структуры пучка или даже для определения его точного положения. Наблюдение за излучением непрерывно работающих

лазеров в видимом так как лучи этих графировать. Для красном диапазоне ходимо приложитьлазеров в видимом так как лучи этих графировать. Для красном диапазоне ходимо приложитьдиапазоне не представляет особой трудности, лазеров можно видеть глазом и легко сфото- регистрации лазерного излучения в инфра- или импульсного лазерного излучения необ- определенные усилия. Технику фотографиро-

лазеров в видимом так как лучи этих графировать. Для красном диапазоне ходимо приложить

лазеров в видимом так как лучи этих графировать. Для красном диапазоне ходимо приложить

вания можно применять в диапазоне не слишком больших длин волн. Кроме того, фотографирование требует относительно больших затрат времени. Желательно использовать более простые методы. Фотографические методы визуализации лазерного луп будут описаны ниже.

Профиль лазерного луча большой мощности можно грубо определить по следу, оставляемому лучом на копировальной бумаге или экспонированной пленке типа Polaroid.

Для обнаружения излучения лазера, работающего в ближней инфракрасной области, можно применять чувствительные к инфракрасному излучению люминофоры. В результате поглощения люминофором белого света электроны переходят на возбужденные уровни и остаются там на некоторое время. Если после этого облучить люминофор инфракрасным излучением, то электроны перейдут на более высокие возбужденные уровни, с которых они быстро возвращаются в основное состояние, излучая при этом кванты света в видимом диапазоне. Такие люминофоры выпускаются в виде листов. Излучение лазера с длиной волны 1,06 мкм (неодимовый лазер) оставляет на таком люминофоре пятно розового цвета, соответствующее профилю лазерного луча. При комнатной температуре изображение сохраняется в течение нескольких минут. Эти люминофоры не чувствительны к излучению с длиной волны больше 1,3 мкм.

Инфракрасный лазерный луч можно сделать видимым с помощью электроннооптического преобразователя. Лазерный лу1! направляют на фотоэмиссионную поверхность, являющуюся в этом приборе катодом. Электроны, испущенные фотокатодом, ускоряются приложенным электрическим полем и после фокусировки электростатической линзой попадают на люминофор. Изображение на люминофоре, соответствующее исходному инфракрас* ному лучу, можно наблюдать визуально. Эти преобразователй очень полезны в ближней инфракрасной области, но область их чувствительное!ч ограничена длинами волн, меныпими 1,2 мкм.

Для визуализации инфракрасного излучения применялось также устройство, называемое эвапорографом [25]. Однако оно уже устарело и сейчас его почти не используют. Действие эвапо- рографа основано на частичном испарении масляной пленки при ее нагреве, вызванном поглощением инфракрасного излучения. При освещении белым светом на пластинке возникает радужная картина интерференционного происхождения, которая является изображением структуры инфракрасного луча.

Профиль луча инфракрасного лазера можно также получить с помощью жидких кристаллов [26]. Жидкий кристалл освещается белым светом через ограничивающую его прозрачную тонкую оболочку. Длина волны, на которой рассеянное излучение максимально, зависит от температуры кристалла, так что в области, нагреваемой инфракрасным лазерным лучом, цвет кристалла изменяется.

В следующем параграфе мы обсудим другие методы, применяемые для регистрации инфракрасного излучения с большей длиной волны.

ИЗМЕРЕНИЯ В ДАЛЕКОЙ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ

Имеется большое разнообразие приемников, пригодных для работы в ближней инфракрасной области. Для регистрации же излучения СО2-лазера (10,6 мкм) существует всего лишь несколько типов подходящих приемников. Поскольку в этой важной области длин волн возникают особые проблемы, а техника измерений до некоторой степени отличается от ранее описанной, то мы посвящаем ей отдельный параграф.

Одним из лучших приемников для регистрации излучения с длиной волны 10,6 мкм является полупроводниковый приемник на теллуриде кадмия с теллуридом ртути. Этот приемник может работать в широкой спектральной области от 2 до 14 мкм. Изменяя состав материала, можно получить максимум чувствительности на любой из длин волн этого диапазона. Приемники работают при температуре 77 К и обеспечивают время разрешения, меньшее 10 нс. Эти приборы исключительно удобны в употреблении, а хорошее быстродействие позволяет использовать их для контроля за формой импульса генерации СО2-лазера с модулированной добротностью.

В других инфракрасных приемниках, предназначенных для регистрации излучения СО2-лазера, используются германий, легированный золотом, перекрывающий спектральный диапазон от 2 до 10,9 мкм и работающий при 77 К; германий, легированный ртутью, пригодный для спектрального диапазона от 2 до 15 мкм, однако требующий охлаждения ниже 35 К; германий, легированный медью, перекрывающий спектральный диапазон от 2 до 30 мкм и работающий при температуре жидкого гелия, и германий, леги- 5—023

рованный индием, работающий при температуре жидкого гелия, чувствительный к излучению в диапазоне длин волн, простирающемся до 100 мкм. Постоянные времени приемников, выполненных на основе легированного германия, очень малы. Характерное для этих материалов время отклика меньше 0,5 нс. Эта оценка выполнена по времени возрастания короткого импульса СО 2-лазера с модулированной добротностью от 10 до 90% его амплитуды [27]. В действительности же с учетом влияния внешних цепей время отклика обычно около 1 нс (при использовании кабеля с волновым сопротивлением 50 Ом). Приемники на основе теллурида кадмия с теллуридом ртути и легированного германия выпускаются промышленностью.

Чувствительность тепловых приемников не зависит от длины волны измеряемого излучения. Тепловые приемники используются для регистрации лазерного излучения в диапазоне более длинных волн, где их чувствительность выше, чем у фотоприемников, и могут работать в далекой инфракрасной области. К таким приемникам относятся пневматический приемник Голея и термисторный болометр.

Болометрический метод основан на измерении зависящего от температуры сопротивления материала, нагреваемого падающим излучением. Для термисторных болометров используют тонкие пленки полупроводниковых материалов, сопротивление которых сильно зависит от температуры. Высокую чувствительность имеют угольные болометры, выполненные из сопротивлений, представляющих собой тонкие графитовые пластинки.

Иногда для регистрации излучения лазеров, работающих в далекой инфракрасной области, используют пневматический приемник Голея г). Этот приемник состоит из ячейки, заполненной газом, который нагревается лазерным излучением. При возрастании температуры газа его давление увеличивается и мембрана изгибается. По величине отклонения луча, отраженного от зеркала, которое закреплено на мембране, можно судить о поглощенной лазерной энергии. Приемник Голея особенно полезен при измерении излучения лазеров с длиной волны в несколько сотен микрон [28, 29].

Обычно постоянная времени тепловых приемников много больше, чем у фотоприемников. Для болометров она лежит в пределах нескольких миллисекунд, а для приемника Голея составляет около 20 мс. В некоторых моделях была получена малая величина постоянной времени. В работе [30] описан германиевый болометр

В отечественной литературе такой приемник чаще называют оптикоакустическим. Принцип его действия был впервые описан в работе [69]. Часто используемый вариант конструкции был предложен в работе [70].— Прим. ред.

с временным разрешением меньше 300 мкс. Разработаны также тон к опл еночные термопары для использования их в качестве тепловых приемников для регистрации инфракрасного излучения, в частности излучения СО2~лазера. В работе [31] достигнуто время отклика менее 0,1 мкс.

Одним из типов тепловых приемников, специально предназначенных для регистрации излучения СО2-лазера, является пироэлектрический приемник, изготовленный из керамики или других пироэлектрических материалов. Эти приемники просты по конструкции и дешевы. Такой приемник можно выполнить в виде переносного прибора, включающего источник питания. Его можно использовать, в частности, для индикации местоположения инфракрасного лазерного луча.

Пироэлектрический сигнал появляется при изменении температуры однодоменного сегнетоэлектрика. Возникновение сигнала связано с температурной зависимостью спонтанной поляризации. Ток, текущий в нагрузочном сопротивлении, включенном параллельно приемнику, пропорционален скорости изменения температуры. Ниже точки Кюри поляризация обусловлена поверхностным зарядом. При изменении температуры происходит перемещение зарядов, вследствие чего во внешней цепи возникает электрический ток. Величина сигнала может быть вычислена по формуле

AU = AR (dPcn/dT) (dT/dt).(2.9)

Здесь А — площадь, R — величина сопротивления нагрузки, Т — температура, а Рсп — спонтанная поляризация. Величина dPcn/dT характеризует применяемый материал.

Имеется целый ряд пьезоэлектрических кристаллов с сильным пироэлектрическим эффектом, например титанат бария, сульфат лития, триглицинсульфат, ниобат бария —— стронция, тантал ат лития, ниобат лития, цирконат-титанат свинца. Наиболее доступным и дешевым является цирконат-титанат свинца, изготовленный в виде керамики. В работах [32—37] приведено описание некоторых лазерных приемников на основе пироэлектрических материалов 1).

Согласно уравнению (2.9), сигнал зависит от скорости изменения температуры. В случае простой геометрии она пропорциональна поступающему лазерному потоку. Приемники этого типа должны быть сконструированы таким образом, чтобы избежать быстрого охлаждения пироэлектрического элемента после окончания

Пироэлектрические приемники излучения получили в последние годы чрезвычайно широкое распространение. Подробные сведения об их конструкции и характеристиках можно найти в работах [71, 72]. В ряде случаев эффективными оказываются также пьезоэлектрические приемники [73].— Прим. ред.

лазерного импульса. В противном случае выходной сигнал падает до нуля сразу же после окончания импульса.

При измерении напряжения в разомкнутой цепи пироэлектрический приемник превращается в интегрирующий прибор, поскольку выходное напряжение остается постоянным в течение времени, за которое происходит распространение тепла по керамической пластинке. Выходной сигнал будет пропорционален полной поглощенной энергии. Его величина не зависит от распределения энергии по чувствительному элементу. Система должна быть сконструирована таким образом, чтобы время проникновения тепла через пластинку было велико по сравнению с длительностью измеряемого лазерного импульса. Пироэлектрические приемники особенно хорошо подходят для измерения параметров излучения СО2-лазера, и их все чаще используют для регистрации импульсов излучения СО2-лазеров с модулированной добротностью. Они могут быть достаточно быстродействующими. На основе кристалла толщиной 100 мкм из ниобата бария ——стронция были созданы приемники с временем установления менее 30 нс, с чувствительностью на низких частотах свыше 104 В/Вт и минимальной регистрируемой мощностью 4 -10-9 Вт/смТц% [34]. По-видимому, такие приборы окажутся дешевыми и простыми по конструкции приемниками лазерного излучения. В работе [33] в качестве приемника был успешно использован обычный керамический дисковый конденсатор. Подробности изготовления таких приемников описаны в литературе [36].

Визуальную индикацию излучения СО2-лазера можно также осуществить с помощью теплочувствительного экрана. На экран наносится термографический люминофор. При регистрации происходит тушение люминесценции в местах локального нагрева, вызванного поглощением лазерного излучения. В результате на экране появляется изображение, соответствующее профилю лазерного луча [38]. Недостатком этого метода является необходимость использования дополнительного источника ультрафиолетового излучения для освещения экрана. При тщательном изготовлении люминофорного покрытия с помощью этого метода можно получить время разрешения порядка 0,1 с [39].

Метод, не требующий освещения ультрафиолетовым излучением, основан на использовании гидратных солей, например гексагидрата хлорида кобальта. Это вещество имеет красный цвет, а его обезвоженная модификация — темно-голубой [40]. Нагрев лазерным излучением тонкой пленки из такого вещества вызывает отщепление воды и изменение цвета пленки. Бумажный экран, на который нанесен тонко раз мельченный гексагидрат хлорида кобальта, смешанный со светлым лаком, изменяет цвет за несколько секунд при достаточно низком уровне потока (2,5 Вт/см2), падающем на его поверхность. Первоначальное состояние экрана

может быть восстановлено. Если прервать освещение, то экран вновь приобретает свой первоначальный цвет в течение приблизительно 10 с.

Для получения картины распределения интенсивности на выходе СО 2-лазер а было также использовано тепловое проявление фотопленки [41, 42]. Была применена стандартная фотопленка типа Kalvar с термоупругим покрытием. Сначала пленку облучили ультрафиолетовым светом с длиной волны в диапазоне 3400—4400 А. В процессе теплового проявления излучение СО2-ла- зера за 1 с нагревало участки пленки до температуры порядка 110° С, после чего на пленке получалось четкое изображение лазерного луча.

Другие приборы основаны на явлении броуновского движения, вызванного нагревом 】).Для получения эмульсии в центрифуге смешивают кремнийсодержащее масло с детергентом. Затем смесь вытягивают в виде тонкой пленки через отверстие в форме щели. В местах пленки, нагреваемых лазерным излучением, возникает легко наблюдаемое движение частичек кремния. В каче^ стве термографических экранов для регистрации излучения СО 2-лазера можно использовать теплочувствительную бумагу для самописцев или пенистый полистирол 143]. Эти материалы недороги и легко доступны.

§ 6. ФОТОГРАФИЧЕСКИЕ МЕТОДЫ

Одним из простейших методов регистрации лазерного луча является фотографирование. Поскольку мощности, энергии и длины волн излучения лазеров варьируются в широком диапазоне величин, для получения хороших результатов необходим тщательный выбор типа пленки и времени экспозиции. Излучение большой мощности может легко повредить пленку. При прямом фотографировании лазерного луча следует обеспечить необходимое ослабление. Фотографирование часто используют для определения пространственного профиля лазерного луча или размеров фокального пятна при фокусировке излучения. Мы отложим обсуждение этих вопросов до следующего параграфа. Здесь же мы опишем характеристики пленок для фотографирования лазерного излучения и обсудим устройство некоторых специальных камер, которые используются при изучении взаимодействий мощного излучения лазера с веществом.

Существует много типов фотографической пленки. Фотопленка чувствительна к излучению в ультрафиолетовой, видимой и ближней инфракрасной (до 1,2 мкм) областях спектра. По-видимому, лучше всего реакцию фотопленки на световую энергию предста-

Sneberg У., частное сообщение, 1968.

2 4 6 8 10 Время проявления, мин2 4 6 8 10 Время проявления, минвить в виде так называемой кривой《。——1g 笈》，которая представляет собой зависимость оптической плотности экспонированной пленки от логарифма экспозиции, выраженной в относительных единицах. Типичная характеристическая кривая показана на фиг. 2.5. В некоторой области экспозиций кривая хорошо аппроксимируется прямой линией. Чем длиннее прямолинейный участок,

2 4 6 8 10 Время проявления, мин

2 4 6 8 10 Время проявления, мин

4。

-Z-70/

Десятичный, логарифм экспозиции.

ФИГ, 2.5.

Характеристические кривые для пластинок и пленок типа Kodak, № 3, предназначенных для спектрального анализа.

Выдержка 1 с, освещение осуществляется вольфрамовой лампой, обработка производится в проявителе D-19 [44].

тем больше динамический диапазон фотопленки. Для фотографирования лазерного излучения, интенсивность которого может лежать в широком диапазоне, желательно иметь пленки с большим динамическим диапазоном. Наклон прямолинейного участка кривой называют гаммой. Форма кривой и величина гаммы зависят от характеристик пленки и способа проявления. Характеристические кривые пленок сообщаются изготовителем и могут быть использованы в области экспозиций, для которой предназначена пленка. Для получения наилучших результатов следует работать при экспозициях, попадающих на линейный участок характеристической кривой.

Спектральная чувствительность различных типов пленок, выпускаемых промышленностью, показана на фиг. 2.6. Пленки, чувствительные к излучению с длиной волны больше 0,9 мкм.

перед употреблением необходимо дополнительно сенсибилизировать путем промывания в разбавленном растворе аммиака. Пленка типа Z пригодна для регистрации линий излучения некоторых лазеров, например линии излучения неодимового лазера с длиной волны 1,06 мкм и линии излучения гелий-неонового лазера с длиной волны 1,15 мкм. Особый интерес представляют

Z М N и F Е D G GH

J 0

4>ИГ, 2.6

■Сводка классов спектральной чувствительности различных эмульсий фирмы Kodak [44].

— спектральный диапазон наибольшей чувствительности материала, 2 —— спектральный диапазон, в котором материал обладает чувствительностью

пленки типа U, которые чувствительны к излучению рубинового лазера и имеют относительно малую чувствительность к случайному световому фону в зеленой области спектра. Разработаны фотографические пленки с широким динамическим диапазоном (тип XR) [45]. Расширение диапазона достигается за счет использования трехслойного эмульсионного покрытия на общей основе. Каждый из слоев предназначен для определенного диапазона экспозиций. Пленка может одновременно регистрировать интенсивности, различающиеся в 108 раз. (Для большинства обычных пленок это отношение равно 100 или даже еще меньше.)

Для фотографирования лазерных лучей необходимо выбрать пленку с подходящей спектральной чувствительностью, приблизительно определить величину интенсивности излучения, направляемого на нее, и ослабить луч до такого уровня, чтобы экспозиция лежала на линейном участке характеристической кривой.,

Фотографирование короткого и очень мощного импульса излучения лазеров с модулированной добротностью является сложной задачей. В этом случае пленку легко переэкспонировать, а в некоторых случаях даже может произойти ее повреждение. Однако, принимая соответствующие меры, можно непосредственно фото* графировать выходное излучение мощных лазеров с модулированной добротностью.

Другой проблемой, возникающей при фотографировании очень мощного излучения, является нарушение так называемого закона взаимности. На фиг. 2.5 показаны зависимости оптической плот-

ФИГ, 2,7.Характеристические кривые, демонстрирующие нарушение закона взаимности в случае коротких лазерных импульсов.Спектроскопические пластинки были проявлены в проявителе D-19 в течение 5】/? мин при температуре 20° С А — обычный рубиновый лазер, выдержка 0,25 мс, В — лазер с модулированной добротностью, выдержка 15 нс, В ——кварцевая иодная лампа с фильтром, пропускающим излучение с длиной волны рубинового лазера, выдержка 60 с [46].ФИГ, 2,7.Характеристические кривые, демонстрирующие нарушение закона взаимности в случае коротких лазерных импульсов.Спектроскопические пластинки были проявлены в проявителе D-19 в течение 5】/? мин при температуре 20° С А — обычный рубиновый лазер, выдержка 0,25 мс, В — лазер с модулированной добротностью, выдержка 15 нс, В ——кварцевая иодная лампа с фильтром, пропускающим излучение с длиной волны рубинового лазера, выдержка 60 с [46].СЕЗОНЕ。！/匚 xdgahyE匚。СЕЗОНЕ。！/匚 xdgahyE匚。

ФИГ, 2,7.

Характеристические кривые, демонстрирующие нарушение закона взаимности в случае коротких лазерных импульсов.

Спектроскопические пластинки были проявлены в проявителе D-19 в течение 5】/? мин при температуре 20° С А — обычный рубиновый лазер, выдержка 0,25 мс, В — лазер с модулированной добротностью, выдержка 15 нс, В ——кварцевая иодная лампа с фильтром, пропускающим излучение с длиной волны рубинового лазера, выдержка 60 с [46].

ФИГ, 2,7.

Характеристические кривые, демонстрирующие нарушение закона взаимности в случае коротких лазерных импульсов.

Спектроскопические пластинки были проявлены в проявителе D-19 в течение 5】/? мин при температуре 20° С А — обычный рубиновый лазер, выдержка 0,25 мс, В — лазер с модулированной добротностью, выдержка 15 нс, В ——кварцевая иодная лампа с фильтром, пропускающим излучение с длиной волны рубинового лазера, выдержка 60 с [46].

СЕЗОНЕ。！/匚 xdgahyE匚。

СЕЗОНЕ。！/匚 xdgahyE匚。

ности от экспозиции. При мощности и времени экспозиции^ изменяющихся в обычных пределах, безразлично, как поглощается энергия. Большая мощность при короткой экспозиции будет давать ту же оптическую плотность, что и малая мощность при более длинной экспозиции, если только энергия, приходящаяся на единицу площади, будет одной и той же. Это утверждение называют законом взаимности. Однако этот закон может оказаться неверным при экспонировании пленки лазерным излучением большой мощности. В одном из экспериментов [46] было обнаружено нарушение принципа взаимности для спектроскопических фотопластинок при регистрации излучения рубинового лазера с модулированной добротностью. На фиг. 2.7 показаны характеристические кривые》

соответствующие временам экспозиции 60 с (обычный источник)t 15 нс (рубиновый лазер с модулированной добротностью) и 0,25 мс (обычный рубиновый лазер).

В последнее время появляются также фотопленки, разработанные специально для лазерных исследований [47, 48].

Многие исследователи используют фотографирование при изу* чении лазерных эффектов, связанных с лазерным пробоем илк испарением материала с поверхности твердого тела под действием лазерного излучения. Поскольку эти процессы являются быстро- протекающими, возникает необходимость в специальной техника фотографирования. Для фотографирования процессов взаимодействия лазерного излучения с веществом были применены различные типы высокоскоростных камер. С помощью высокоскоростной камеры, предназначенной для покадровой съемки^ за очень короткие промежутки времени можно получить серик> снимков. В такой камере используется несколько объективовг каждый из которых имеет затвор на основе ячейки Керра. Поскольку используется делитель луча, то на каждый объектив попадает свет от объекта, который должен быть сфотографирован» Процесс переключения ячеек Керра управляется с помощью вспомогательного источника энергии. Временной интервал между кадрами, а также длительность экспозиции могут быть порядка наносекунд.

Другой метод состоит в использовании скоростного фоторегистратора. В такой камере пленка быстро движется мимо узкой щели, на которую проецируется часть изображения фотографируемого объекта. Временной ход интенсивности света разворачивается вдоль линии, совпадающей с направлением перемещения пленки и являющейся осью времени. К недостатку этого метода относится то, что изображение объекта одномерно. Описанная камера является ценным прибором для измерения быстро меняющейся интенсивности света, зависящей от одной пространственной координаты.

Другим типом камеры, широко используемым при изучении: взаимодействия лазерного излучения с поверхностями, является электроннооптическая камера. Она содержит электроннооптический преобразователь, на катод которого фокусируется исходное изображение. Световая картина преобразуется на фотокатоде в электронное изображение. Последнее усиливается и передается на фотоанод, где снова преобразуется в оптическое изображение, которое можно сфотографировать. Прикладывая управляющее напряжение к отклоняющим пластинам, можно получать различные последовательности кадров. При соответствующей форме Управляющего напряжения такая камера может работать как R режиме фоторегистратора, так и в режиме покадровой съемки. Время разрешения этой системы может лежать в интервале от наносекунд до миллисекунд.

§ 7. ИЗМЕРЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННОГО РАСПРЕДЕЛЕНИЯ И РАСХОДИМОСТИ ЛАЗЕРНОГО ЛУЧА

Н*1— 7 мрадН*1— 7 мрадФИГ. 2.8,Контуры равных интенсивностей в сечении луча рубинового лазера с модулированной добротностью.2 一 точки, где интенсивность максимальна (?макс)，2—селение на уровне 0,75 Закс； 3 — сечение на уровне 0,50 小储 $ — сечение на уровне 0,23 7макС. Площадь сечения на уровне 0,50 /макс равна 9,7 мм2 [49].ФИГ. 2.8,Контуры равных интенсивностей в сечении луча рубинового лазера с модулированной добротностью.2 一 точки, где интенсивность максимальна (?макс)，2—селение на уровне 0,75 Закс； 3 — сечение на уровне 0,50 小储 $ — сечение на уровне 0,23 7макС. Площадь сечения на уровне 0,50 /макс равна 9,7 мм2 [49].Измерение пространственного распределения интенсивности лучей непрерывно работающих лазеров не составляет про^ блемы. Для этого можно применять как фотографический метод, при котором экспозиция пленки определяется длительностью выдержки, так и фотоэлектрический метод, основанный на перемещении небольшой диафрагмы, находящейся перед фотоэлементом, поперек луча. Измерение же профиля луча импульсного лазера большой мощности оказывается более сложной задачей. Для количественного изучения взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом важно знать распределение интенсивности в луче лазера с модулированной добротностью. Необходимо также знать угловую расходимость луча. Ее можно определить из измерения пространственного профиля луча на определенном расстоянии от лазера.

Н*1— 7 мрад

Н*1— 7 мрад

ФИГ. 2.8,

Контуры равных интенсивностей в сечении луча рубинового лазера с модулированной добротностью.

2 一 точки, где интенсивность максимальна (?макс)，2—селение на уровне 0,75 Закс； 3 — сечение на уровне 0,50 小储 $ — сечение на уровне 0,23 7макС. Площадь сечения на уровне 0,50 /макс равна 9,7 мм2 [49].

ФИГ. 2.8,

Контуры равных интенсивностей в сечении луча рубинового лазера с модулированной добротностью.

2 一 точки, где интенсивность максимальна (?макс)，2—селение на уровне 0,75 Закс； 3 — сечение на уровне 0,50 小储 $ — сечение на уровне 0,23 7макС. Площадь сечения на уровне 0,50 /макс равна 9,7 мм2 [49].

В литературе описано несколько методов измерений этих параметров. В одном из них использовалось прямое фотографирование луча лазера с модулированной добротностью на пленку с расширенным динамическим диапазоном [50]. Пленка предварительно калибровалась, а лазерный луч ослаблялся до требуемого уровня. Ослабление производилось с помощью калиброванных нейтральных фильтров, помещаемых на пути луча. Максимальная оптическая плотность в каждой экспозиции измерялась микрофотометром. Для получения количественных результатов микрофотограмму, записанную в единицах оптической плотности, пересчиты

вали в единицы относительных интенсивностей. На фиг. 2.8 показан типичный контур, определенный этим методом.

Недостатком этого метода является необходимость калибровки фотопленки. Существуют методы, в которых калибровка производится автоматически. В одном из них [50] фотографирование лазерного луча производится через многолинзовую систему,

состоящую из 16 линз. За каждой из линз помещают калиброванный нейтральный ослабляющий фильтр. Фильтры подобраны таким образом, чтобы их величины пропускания образовывали известную последовательность. Для каждой фотопластинки путем микрофотометрических измерений выбранной области изображения определяют кривую зависимости оптической плотности от относительной экспозиции. Полное распределение плотности энергии в луче можно получить путем микрофотометрирования одного из изображений луча.

Подобная самокалибрующаяся схема [51] была использована в устройстве, состоящем из двух зеркал, наклоненных друг к другу под таким углом, что на фотопленке образовывалась последовательность изображений, каждое из которых было ослаблено приблизительно в 1,7 раза по сравнению с предыдущим. Способ калибровки тот же, что

Лынзн ФотопластинкаЛынзн Фотопластинка繼^縱"микроскопа繼^縱"микроскопаФИГ, 2.9.Система для фотографирования распределения интенсивности в лазерном луче вблизи фокальной области.ФИГ, 2.9.Система для фотографирования распределения интенсивности в лазерном луче вблизи фокальной области.и в описанном раньше методе.

Лынзн Фотопластинка

Лынзн Фотопластинка

繼^縱"микроскопа

繼^縱"микроскопа

ФИГ, 2.9.

Система для фотографирования распределения интенсивности в лазерном луче вблизи фокальной области.

ФИГ, 2.9.

Система для фотографирования распределения интенсивности в лазерном луче вблизи фокальной области.

Пространственное распределение интенсивности в луче мощного лазера с модулированной добротностью может быть очень сложным и содержать отдельные области с макси-

мальными интенсивностями, которые называют «горячими точками» (фиг. 2.8). На пространственное распределение оказывают влияние многие факторы. Пока мощность в каждом из последовательных лазерных импульсов относительно постоянна, пространственное распределение может оставаться приблизительно одинаковым от вспышки к вспышке. Однако при изменении условий (если, например, варьировать уровень мощности или даже сменить импульсную лампу накачки) пространственное распределение интенсивности может также измениться.

Следуя методам, описанным выше, можно найти распределение интенсивности в несфокусированном лазерном луче. Если измерить полную мощность, то можно определить величину интенсивности в каждой точке сечения лазерного луча. Для сфокусированного луча задача оказывается более трудной. Фактически многие исследователи для определения интенсивности в фокусе просто измеряют угол расходимости луча, а размер фокального пятна находят как дифракционный предел для данной линзовой системы. (Для вычислений используют формулу d = /9, где d — диаметр фокального пятна, / — фокусное расстояние линзы и 0 — угол расходимости луча; см. гл. 1. Для большинства случаев этз формула является идеализированной и дает результат, кото-

рый может быть значительно меньше реального, определяемого другими факторами, например аберрациями линз.)

Метод измерения размера сфокусированного луча состоит в фотографировании фокального пятна через объектив от микроскопа по схеме, изображенной на фиг. 2.9 [52]. Фотография фокальной области с увеличением приблизительно в 50 раз обеспечивает

ФК Г. 2.10.

Изображение луча рубинового лазера в фокусе линзы с фокусным расстоянием 3 см.

разрешение в несколько микрон. Для получения хорошего изображения, конечно, необходимы фильтры. Чтобы определить положение минимального поперечного размера пятна, можно сделать несколько фотографий при разных положениях фокусирующей линзы вдоль направления распространения лазерного луча. На фиг. 2.10 приведена фотография изображения лазерного луча в фокусе линзы с фокусным расстоянием 3 см 】).Более детальные измерения показывают, что в пространственном распределении интенсивности вблизи фокальной области имеются локальные неоднородности с размерами около 10 мкм [53].

1) Фотография представлена Е. Дамоном.

Распределение энергии в лазерном луче можно приближенно определить другим методом — измеряя области разрушения на поверхности металлов или фольг в результате воздействия лазерного излучения 1).

ПИКОСЕКУНДНЫЕ ИМПУЛЬСЫ

Для большинства лазеров с модулированной добротностью типичны импульсы с пикосекундной структурой. Эти импульсы уже были описаны в гл. 1; здесь мы обсудим экспериментальные методы, применяемые при работе с ними. Такие импульсы имеют очень малую длительность, поэтому для их исследования нельзя использовать обычную технику и необходимы специальные методы. Фотоэлементы и осциллографы обладают быстродействием, недостаточным для разрешения отдельного импульса из цуга. Обычно эти импульсы исследуют методом двухфотонной люминесценции. Луч направляют в кювету с люми- несцирующей жидкостью. Люминесценция возбуждается излучением с длиной волны, которая лежит между длиной волны излучения лазера и половиной этой длины волны. Поэтому люминесценция может возникнуть в результате двухфотонного поглощения лазерного излучения. При этом интенсивность люминесценции будет пропорциональна квадрату интенсивности лазерного излучения. Лазерный луч отражается в обратном направлении зеркалом, помещенным в жидкость. Люминесценция ярче в тех точках, где накладываются импульсы входного и отраженного цугов. Люминесценцию жидкости фотографируют сбоку. В местах перекрывания встречных импульсов появляются яркие области. Измеряя длину ярких областей, можно установить длительность илшульсов, а по расстоянию между яркими областями — временной интервал между импульсами. Экспериментальная установка показана на фиг. 2.11, а на фиг. 2.12 видны эти яркие области.

Вначале подобная техника была использована для наблюдения пикосекундных импульсов в лазерах на стекле с модулированием добротности посредством насыщающегося жидкостного фильтра [55], а позже — в лазерах на стекле и на рубине с добротностью, модулированной вращающимся зеркалом [56]. Первоначально полагали, что пикосекундные импульсы характерны для всех лазеров с модулированной добротностью, однако последующие исследования показали, что дело обстоит не так. Точные условия, при которых пикосекундные импульсы присутствуют

Для импульсов свободной генерации распределение интенсивности по сечению луча и его изменение в течение импульса подробно исследовались в работах [76, 77]. Была применена скоростная киносъемка [76] и регистрация с помощью тонкой пленки, нанесенной на вращающийся диск [77].— Прим, ре8.

или отсутствуют в излучении данного лазера, еще недостаточно ясны, и тонкая структура может изменяться от вспышки к вспышке.

Для обнаружения пикосекундных импульсов неодимового лазера можно использовать раствор родамина 6G в метаноле.

ФотоаппаратФотоаппарат

Фотоаппарат

Фотоаппарат

Цуг импульсовЦуг импульсовvz> ЛинзаОтраженныйимпульсКювета

Цуг импульсов

Цуг импульсов

с красителем Зеркало

'Область перекрытия

ФИГ. 2.11.

Схема использования двухфотонной люминесценции для обнаружения пико* секундных импульсов лазерного излучения.

Для рубинового лазера подходит раствор 9,10-дифенил антрацена в бензоле или раствор родамина 6G в этаноле.

Временной интервал между пикосекундными импульсами при их синхронизации равен полному времени прохождения света через резонатор лазера и может изменяться в широких пределах.

ФИГ. 2.12.Фотография ярких областей, возникающих при измерениях с помощью двухфотонной люминесценции [57].ФИГ. 2.12.Фотография ярких областей, возникающих при измерениях с помощью двухфотонной люминесценции [57].

ФИГ. 2.12.

Фотография ярких областей, возникающих при измерениях с помощью двухфотонной люминесценции [57].

ФИГ. 2.12.

Фотография ярких областей, возникающих при измерениях с помощью двухфотонной люминесценции [57].

В случае коротких резонаторов огибающая цуга импульсов, регистрируемая с помощью широкополосного осциллографа и фотоэлемента, имеет вид слегка промодулированного импульса (фиг. 1.4). В случае длинных резонаторов отдельные импульсы можно хорошо различить. Осциллограмма цуга импульсов, получаемых при синхронизации мод резонатора, показана на фиг. 2.13. Огибающая имеет форму импульса генерации лазера с модулированной добротностью в отсутствие синхронизации мод. Длительность каждого из импульсов приблизительно равна обратной

величине полосы частот занимаемой синхронизованными модами. В неодимовом лазере эта полоса превышает 1012 Гц. Ее ширину можно определить из спектроскопических измерений ширины линии излучения при синхронизации мод [58].

Для большинства лазеров с синхронизацией мод длительность

каждого импульса составляет от нескольких единиц до несколь

ФИГ. 2,13.ФИГ. 2,13.Ретушированная осциллограмма цуга импульсов, образующихся в результате синхронизации мод. Скорость развертки 50 нс на делениеРетушированная осциллограмма цуга импульсов, образующихся в результате синхронизации мод. Скорость развертки 50 нс на делениеких десятков пикосекунд, что превышает минимальные длительности, допускаемые шириной спектра генерации. Это отчасти обусловлено изменением несущей частоты в течение ультракороткого импульса [59]. Импульсы мо-

ФИГ. 2,13.

ФИГ. 2,13.

Ретушированная осциллограмма цуга импульсов, образующихся в результате синхронизации мод. Скорость развертки 50 нс на деление

Ретушированная осциллограмма цуга импульсов, образующихся в результате синхронизации мод. Скорость развертки 50 нс на деление

Таким способом были полученыТаким способом были полученыжно сжать во времени, отражая луч от двух дифракционных решеток, расположенных так, чтобы время прохождения луча через эту систему линейно возрастало с увеличением длины волны.

Таким способом были получены

Таким способом были получены

цуги импульсов с длительностью отдельных импульсов 0,4 пс.

Интерпретация наблюдений двухфотонной люминесценции явилась предметом некоторой дискуссии. Яркие области двухфотон- иой люминесценции можно обнаружить не только в режиме регулярных пикосекундных импульсов [60]. Важным параметром является отношение максимальной величины яркости вблизи

зеркала к величине яркости в остальной части светящегося канала. Это отношение, называемое контрастом, характеризует степень синхронизации мод. Для лазера с несинхронизованными модами контраст равен 1,5, в то время как в случае полной синхронизации мод контраст должен быть равен 3. Ранние измерения давали величину контраста менее 3, что могло быть результатом частичной синхронизации мод. Позже, в работе [61], измеренная величина контраста действительно оказалась равной 3, что разрешило кажущееся противоречие между теорией и экспериментом. При определении длительности импульса методом двухфотонной люминесценции необходима известная осторожность.

Метод двухфотонной люминесценции основан на определении автокорреляционной функции. По виду этой функции нельзя точно установить первоначальную форму импульса, поскольку обратное преобразование автокорреляционной функции неоднозначно. Для получения точных результатов необходимы тщательные измерения величины контраста. Надежные результаты при определении длительности импульса двухфотонным методом можно- получить, даже не измеряя величины контраста, если одновременно с наблюдением двухфотонной люминесценции контролировать- Цуг коротких периодических импульсов осциллографом [62].

Одиночный импульс пикосекундной длительности можно выделить из цуга импульсов с помощью устройства, показанного на фиг. 2.14 [63]. На ячейку Керра подается такое начальное напряжение, чтобы луч был поляризован в направлении, позволяющем ему проходить прямо через поляризатор. В результате синхронизации мод в резонаторе развивается последователь-

Усилители на неодимовом Выход

ФИГ 2.14.

Схема установки тельности [63].

для получения одиночного импульса пикосекундной дли-

ность световых импульсов. Когда амплитуда одного из них достигнет определенного уровня, сигнал с фотодиода открывает тиратрон и к моменту прохождения следующего импульса через ячейку Керра к ней будет приложен импульс высоковольтного напряжения с крутым передним фронтом для изменения поляризации лазерного импульса. Импульс напряжения должен попасть на ячейку Керра за время, меньшее времени полного прохождения лазерного импульса в резонаторе. Если в момент прохождения лазерного импульса через ячейку Керра напряжение на ней равно четвертьволновому, этот импульс выйдет из резонатора через поляризатор. Импульс содержит всю энергию, накопленную в резонаторе. Энергию можно увеличить путем дальнейшего усиления импульса. Описанный метод выделения одиночного импульса позволяет получать одиночные импульсы с длительностями от 10 до 15 пс [64]. Возможность создания таких коротких и очень мощных импульсов открывает новые области для научных исследований.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

На этом мы закончим обзор методов измерения мощности и энергии лазерного излучения. Они занимают важное место при исследовании взаимодействия лазерного излучения большой мощности с веществом, так как результаты этого взаимодействия зависят от величины энергии или интенсивности лазерного излучения. Часто количественные результаты исследования одного и того же эффекта, получаемые разными исследователями, различаются. Это различие, несомненно, обусловлено расхождениями, возникающими главным образом при измерении параметров используемого лазера. Поэтому измерения энергии или интенсивности лазерного излучения необходимо проводить по четко определенным стандартам и указывать метод измерений. Решение этой задачи нуждается в значительном усовершенствовании.

Абсолютные измерения интенсивности излучения всегда представляли трудную проблему. Она еще более усложняется, когда необходимо провести измерения параметров излучения большой мощности от лазера с модулированной добротностью; в этом случае гораздо труднее получить действительно надежные результаты. Следствием того, что используемые лазеры обладают широким диапазоном свойств, является отсутствие единой техники измерений, пригодной для всевозможных экспериментальных условий, однако тщательно проведенные измерения могут дать приемлемые результаты.

Описанные выше методы измерения энергии и мощности лазерного излучения представляют собой развитие методов, которые до создания лазеров использовались в радиометрических изме^ рениях в видимой и инфракрасной областях спектра. В этой главе мы не даем детального обзора техники, разработанной для таких измерений. Здесь были рассмотрены методы, которые нашли широкое применение для измерения параметров, представляющих интерес с точки зрения изучения действия лазерного излучения. Полное изложение методов измерения лазерных параметров содержится в работе [65].

ЛИТЕРАТУРА

2 3 小尻* 7 &2 3 小尻* 7 &Kruse R W., McGlauchlin Е. Z)., McQuistan R. В., Elements of Infrared Technology, Wiley, New York, 1962.

2 3 小尻* 7 &

2 3 小尻* 7 &

Birnbaum G・,Birnbaum M. T Proc. IEEE, 55, 1026 (1967).

Glick A. L., Proc. IRE, 50, 1835 (1962).

McMurtry 方.J., Siegman A. £., Appl. Opt., 1, 51 (1962).

Lucovsky G., Emmons R.艮，Appl. Opt., 4, 697 (1965).

Kruse P. Ж., Journ. Appl. Phys., 30, 770 (1959).

Bass M., Franken P. A., Ward J. F.t Phys. Rev., 138, A534 (1965).

Kamal A. K・,Subramanian M., Proc. Symp. Opt. Masers, J. Fox, ed., Polytechnik Press, Brooklyn, New York, 1963, p. 601.

Leite R. С. C., Porto 5. P. 5., Proc. IEEE, 51, 606 (1963卜

в—023

Li Т., Sims S. D., Appl. Opt., 1, 325 (1962).

Edwards J. G., Journ. Sci. Instr., 44, 835 (1967).

Calviello J. Л., Proc. IEEE, 51, 611 (1963).

Koozekanant S. et al., Proc. IRE» 50, 207 (1962).

Scott B, F., Journ. Sci. Instr., 43, 685 (1966).

Killick D. E. et aL, Inlrared Phys., 6, 85 (1966).

Hillenkamp 乩，Journ. Sci. Instr. (Journ. Phys. E.)» 1, 1022 (1968).

Baker H. M.t Electronics, p. 36 (February 1, 1963).

Schmidt A. J.ъ Greenhow R. C, Journ. Sci. Instr., 44, 468 (1967).

Nowicki H・，Infrared Phys., 8t 223 (1968).

Schmidt A. J., Greenhow R. C, Journ. Sci. Instr. (Journ. Phys. E・),2, 438 (1969).

Damon E. X., Flynn J. T., Appl. Opt., 2, 163 (1963).

Schiel E.、Proc. IEEE, 51, 365 (1963).

Kinoshita K, Suzuki T., Misu A., Jap. Journ. Appl. Phys., 2, 811 (1963).

Jeanes H・，Appl. Opt., 3, 318 (1964).

Terai ЛЛ, Jap. Journ. Appl. Phys., 3, 421 (1964).

26・ Hansen J. 7?., Fergason J. A., Okaya A., Appl. Opt., 3, 987 (1964).

Bridges T. /., Chang T. У., Cheo P. K., Appl. Phys. Lett., 12, 297 (1968).

Gebbie Я. A., Stone N. W. 3., FSdlay F. 0., Nature, 202, 685 (1964).

Crocker A. et al,. Nature, 201, 250 (1964).

Oka У., Nagasaka K., Narita S., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 611 (4968).

Day G. W,^ Gaddy O. £., Iversen R. J., Appl. Phys. Lett., 13, 289 (1968).

Shimazu M. et al., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 120 (1967).

Duley W. W., Journ. Sci. Instr., 44, 629 (1967).

Glass A. M., Appl. Phys. Lett., 13, 147 (1968).

Kimmitt M. F., Ludlow /. HPutley E. H., Proc. IEEE, 56, 1250, (1968).

Beerman H. P., Ceram. Bull., 46, 737 (1967).

Astheimer R. W., Buckley R. E., Rev. Sci. Instr., 38, 1764 (1967).

McGee J. D., Heilios L. J., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-3, 31 (1967).

Bridges T. J., Burkhard E. G., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-3, 168 (1967).

Condas G. A., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 40 (1968).

Inaba II. e力凉.，Infrared Phys., 7, 145 (1967).

Forkner J. F., Lowenthal D. D., Appl. Opt., 6, 1419 (1967).

Meyerhof er D., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 969 (1968).

Kodak Plates and Films for Science and Industry, 1967 Edition, Eastman, Kodak Company.

Waynant R. W.^ Basil Z. T., Cullom J. H.^ Research/Development Magazine (February 1965).

Hercher M., Ruff B., Journ. Opt. Soc. Amer., 57, 103 (196 7).

Schultze D., Laser Focus, p. 23 (June 1968).

Frecska 5. 4., Appl. Opt., 7, 2312. (1968).

Waynant R. W.^ et aL, Appl. Opt., 4, 1648 (1965).

Wiпег /. M., Appl. Opt., 5, 143 7 (I960).

A vizonis P. k, Doss T. T., Heimlich A., Rev. Sci. Instr., 38, 331 (1967).

Tomlinson R. G., Damon E. K・,Rep. on Contract Number, AF33 (657)-1082%, AD 443784 (June 1, 1964).

Бархударова 7\ M. u dp., ЖЭТФ, 49, 386 (1965).

Pilcher M.厶，Tozer B. A., Brit. Journ. Appl. Phys., 17, 695 (1966).

Giordmaine J. A. et al.y Appl. Phys. Lett., 11, 216 (1967).

Duguay M. A., Shapiro S. L., Rentzepis P. M., Phys. Rev. Lett., 19, 1014 (1967).

Duguay M. A., Shapiro S. L., Статья 4D-4, International Quantum Electronics Conference, Miami, Florida, May 14-17, 1968.

Stetser D. 4., DeMaria A. J., Appl. Phys. Lett., 9, 118 (1966).

Treacy E. B・，Phys. Lett,, 28A, 34 (1968).

Weber Я. Р,, Phys. Lett., 27Ат 321 (1968).

Shapiro S. L. т Duguay М. А., Phys. Lett., 28А, 698 (1969).

DeMaria A. J. et 凉.，Proc. IEEE, 57, 2 (1969) [см. перевод: ТИИЭР, 57, 2 (1969)].

63・ Неупаи Я. A., Foster М. С, Laser Focus, р. 20 (August, 1968).

К ache п 乱，Steinmetz L, Kysilka /., Journ. AppL Phys. Lett., 13, 229 (1968).

«Laser Parameter Measurements Handbook», Heard H. G., ed., Wiley, New York, 1968 (см. перевод: Г. Хирд, Измерение лазерных параметров, дзд-во《Мир», М., 1970).

66*.РоссЛазерные приемники, изд-во «Мир», 1969.

67**Яруз Л., Макглоулин 〃., Макквистан Р・,Основы инфракрасной техники, Воениздат, 1964.

Марков М. М., Приемники инфракрасного излучения, изд-во «Наука», 1968.

^*.Вейнгеров М. А., ДАН СССР, 19, 687 (1938).

l^*.Golay М. /., Rev. Sci. Instr., 18, No. 5, 347 (1947).

.Кременчугский 乙. С., Сегнетоэлектрические приемники излучения, изд-во «Наукова думка», Киев, 1971.

.Pulley /. //., The Pyroelectric Detector, in Semiconductors and Semimetals, vol. 5, p, 259, New York, Acad. Press, 1970.

73*.Гальмее A. 〃.，Шушков А. Гм Опт. мех. пром., 1, 23 (1973).

7^.Фаннибо 4. £., Кандидатская диссертация, МИФИ, 1972.

75*.Крылов Ю. Я., Известия вузов, Приборостроение, 9, 8 (1966).

Глава 3. ЭФФЕКТЫ, ВЫЗЫВАЕМЫЕ ПОГЛОЩЕНИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ПОВЕРХНОСТИ НЕПРОЗРАЧНОГО МАТЕРИАЛА

ВВЕДЕНИЕ

К числу наиболее интересных явлений, связанных с действием лазерного излучения, относятся эффекты, происходящие при поглощении мощного лазерного луча на поверхности непрозрачного материала. Особенно яркие эффекты связаны с фазовым переходом в поглощающем материале. Можно наблюдать, например, светящееся облако испаренного вещества, разлетающееся от поверхности металла и часто сопровождаемое снопом искр. Однако во многих случаях, например при изучении термоэлектронной эмиссии или при термомагнитной записи, представляет интерес нагревание в отсутствие фазового перехода. Мы рассмотрим сначала нагревание вещества без фазового перехода и укажем методы расчета прироста температуры, вызванного поглощением лазерного излучения. Затем мы опишем процесс плавления и, наконец, процесс испарения поглощающей поверхности. Будут представлены теоретические расчеты, позволяющие оценить ожидаемый эффект для различных материалов и параметров лазера, и проведено сравнение результатов этих расчетов с экспериментально наблюдаемыми эффектами.

Основное внимание в этой главе уделяется физическим явлениям, происходящим при взаимодействии мощного лазерного излучения с мишенью. Обсуждение вопросов использования этих явлений для практических целей будет проведено в гл, 8.

Мы будем характеризовать уровень воздействия плотностью потока лазерного излучения, поглощаемого поверхностью, т. е. поглощенной мощностью, приходящейся на единицу площади. Для обозначения этой величины не существует общепринятого термина. Мы будем использовать термин «плотность потока». Приводимые в этой главе конкретные значения плотности потока всегда будут относиться к плотности поглощенного потока. Вследствие отражения она отличается от интенсивности в лазерном луче множителем (1 — Я), где R — коэффициент отражения света от поверхности. Отражательная способность поверхности может снижаться по мере ее нагревания, так что эффективная отражательная способность, усредненная по всему лазерному импульсу, оказывается ниже своего начального значения. Это явление будет предметом обсуждения в одном из последующих параграфов.

НАГРЕВ В ОТСУТСТВИЕ ФАЗОВОГО ПЕРЕХОДА

Обсудим прежде всего возрастание температуры, вызванное поглощением потока излучения, плотность которого^не- достаточна для плавления и испарения поверхности. Мы приведем методы расчета температурных полей в различных случаях, представляющих интерес. В этом параграфе мы будем иметь дело главным образом с металлическими поглощающими поверхностями, хотя результаты расчетов легко можно перенести и на случай других поверхностей. Будем пользоваться классической теорией теплопроводности. В оправдание такого подхода можно заметить, что среднее время между соударениями электронов в проводнике порядка 10-13 с. В металлах поглощение света обусловлено взаимодействием его с электронами. Квант световой энергии поглощается электроном, который переходит в состояние с более высокой энергией в зоне проводимости. Возбужденные электроны взаимодействуют с фононами решетки, а также с другими электронами и передают им свою энергию. Аналогичные процессы столкновений обусловливают и перенос тепла.

За время порядка длительности лазерного импульса электроны, поглощающие фотоны, претерпевают множество соударений — как между собой, так и с фононами решетки. При этом энергия, поглощенная электроном, распределяется между электронами и передается решетке. Таким образом, мы можем считатьт что световая энергия мгновенно переходит в тепло в той точке, где свет поглотился. Энергия распределяется настолько быстро, что во временном масштабе импульсов лазера с модуляцией добротности и миллисекундных лазерных импульсов можно считать, что локальное равновесие существует в течение всего импульса. Поэтому можно пользоваться понятием температуры и обычными уравнениями для теплового потока. Это допущение может оказаться неверным в случае пикосекундных импульсов. Время, в течение которого поглощается импульс пикосекундной длительности, оказывается слишком коротким для того, чтобы энергия распределилась среди многих частиц посредством столкновительных процессов. Энергия, полученная электроном в процессе поглощения кванта, передается в решетку относительно медленно в пикосекундном масштабе времени. По этой причине изучение процессов нагрева, вызванного одиночным пикосекундным импульсом, должно, вероятно, проводиться иначе, чем это делается здесь. Во многих случаях, если лазер работает в режиме синхронизации мод, можно применять простое интегрирование по нескольким Импульсам и использовать при расчете температуры гладкую огибающую цуга пикосекундных импульсов. Для процессов нагрева, осуществляющихся за времена 10-8 с и более, при линейной Зависимости температуры от подводимой мощности такое прибли-

жение, по-видимому, справедливо. Процесс же нагревания под действием одиночного пикосекундного импульса еще нуждается в дальнейшем изучении 】).

При вычислении прироста температуры мы будем предполагать, что теплофизические свойства поглощающего вещества не зависят от температуры. Разумеется, это не совсем так, но для многих металлов изменения свойств относительно малы в достаточно широком интервале температур. В табл. 3.1 приведены значения

ТАБЛИЦА 3.1

Теплофизические свойства металлов в твердом состоянии

Металл

Коэффициент теплопроводности, Вт/См-град

0℃

100° С

300° с

700℃

А1 Си Ni Ag W

2,382,302,26-

3,853,823,763,50

0,910,830,640,66

4,184,173,62一

1,901,651,451,2

Металл

Удельная теплоемкость, кал/г - моль-град

298 K

400 К

600 к

800 К

1000 к

1500 К

2000 К

Al

Си Ni Ag W

5,826,126,727,31—一一

5,866,016,316,616,91——

6,236,888,287,447,808,70一

6,106,136,416,787,17—一

5.976,046,206,356,656,887,26

удельной теплоем!хости и теплопроводности некоторых металлов в твердом состоянии при различных температурах.

При более строгом рассмотрении следует принимать во внимание температурные изменения теплофизических свойств. В отдель-

Важная особенность взаимодействия ультракоротких импульсов с металлами состоит в том, что в течение импульса не успевает установиться равновесие между электронной и фононной подсистемами. Анализ нагревания металла лазерным импульсом с учетом этой особенности проведен в работе [64]. Вследствие малой теплоемкости электронной подсистемы нарушение равновесия приводит к значительному увеличению электронной температуры и росту термоэлектронной эмиссии. Этот вопрос рассмотрен в работе [65].— Пр им, ред.

ных случаях изменение этих свойств в интервале от комнатной температуры до температуры плавления может быть очень большим. Учет зависимости теплофизических свойств от температуры значительно усложнил бы анализ. Наше рассмотрение, предполагающее теплофизические характеристики постоянными, позволяет получить приблизительную оценку величины прироста температуры.

В болыпинстве случаев можно считать, что потери энергии с поверхности в результате переизлучения или конвекции пренебрежимо малы. Интересующие нас плотности потока лазерного излучения по порядку величины составляют 10е Вт/см2 и более. Даже при достаточно высоких температурах тепловое излучение с поверхности металлов, находящихся в твердом состоянии, не превышает 103 Вт/см2, так что пренебрежение этими потерями обычно приводит к незначительной ошибке.

Однако, если импульс действует достаточно длительное время, тепло может быть передано в течение импульса значительному участку поверхности. Тогда вклад в переизлучение будет вносить большая площадь, и даже если мощность, излучаемая единицей поверхности, будет мала, полная излучаемая мощность может оказаться сравнимой с поглощаемой мощностью.

Приближенную оценку интервала, в котором переизлучение с поверхности пренебрежимо мало, можно сделать, вычисляя профиль температуры на поверхности как функцию координат и времени с помощью методов, которые мы изложим ниже, и проводя затем численное интегрирование потока переизлучаемой энергии с использованием вычисленного температурного профиля и закона Стефана — Больцмана. Некоторые результаты такого расчета для случая тонкой алюминиевой фольги, нагреваемой лазерным лучом, при двух различных диаметрах фокального пятна показаны на фиг. 3.1. Линия на графике соответствует ситуации, когда полное переизлучение с поверхности составляет 1 % от мощности падающего лазерного излучения. Мы полагаем, что при уровне ниже этого ошибка, связанная с пренебрежением радиационными потерями, весьма незначительна. Однако, когда радиационные потери становятся заметными по сравнению с подводимой мощностью, ошибка, вызванная пренебрежением этими потерями, будет уже велика. Для данной поглощаемой мощности пренебрежение радиационными потерями приводит к тем большей ошибке, чем больше время импульса. На краю шкалы, который соответствует коротким временам, форма кривой такова, что потери на излучение не играют роли при любом достижимом уровне мощности. Во многих случаях, представляющих интерес, условие малой величины радиационных потерь легко выполняется. В самом деле, при импульсах с длительностью менее 1 мс поверхность начнет испаряться еще до того. Как переизлучение достигнет 1 % от поступающей мощности.

Плотность поглощенноео потока, Ж2?^у 2 /00

10

ю~г

Ю'3

步“

Ю'5

川-6

Поглощаемая мощность 月,Вт Плотность поглощенного потока, МВт [им *Поглощаемая мощность 月,Вт Плотность поглощенного потока, МВт [им *川加2 Ю3川4川5川'Ю1 too川加2 Ю3川4川5川'Ю1 too/М ю~г 10~3 /О'4 ю~5 Ю'6 ю~7

Поглощаемая мощность 月,Вт Плотность поглощенного потока, МВт [им *

Поглощаемая мощность 月,Вт Плотность поглощенного потока, МВт [им *

川加2 Ю3川4川5川'Ю1 too

川加2 Ю3川4川5川'Ю1 too

/70 /М 心з w‘ ю5 /0$ /МПоглощаемая мощность 用,Вт/70 /М 心з w‘ ю5 /0$ /МПоглощаемая мощность 用,ВтФИГ, 3.1.

/70 /М 心з w‘ ю5 /0$ /М

Поглощаемая мощность 用,Вт

/70 /М 心з w‘ ю5 /0$ /М

Поглощаемая мощность 用,Вт

Временные интервалы и области поглощенной мощности, в которых пере- излучаемая мощность меньше 1% от падающей, для алюминиевой фольги толщиной 0,38 мм.

р「一 излучаемая мощность, Р. — поглощаемая мощность, а — радиус пятна 100 мкм； б — радиус пятна 10 мкм.

I 一 область, в которой Pf > 0,01Р., II — область, в которой Р < 0,01Р^

Оценки, выполненные для тонкой пленки, остаются справедливыми и в случае образцов большей толщины, поскольку их поверхность холоднее и излучение от нее меньше. Приведенное рассмотрение не является исчерпывающим, оно лишь дает представление о тех случаях, когда можно заведомо пренебречь радиационными потерями.

При сделанных выше допущениях дифференциальное уравнение, описывающее распространение тепла в полубесконечпом слое вещества, ограниченном плоскостью z = 0, на которую падает излучение, имеет вид

▽ 2?(力，У, z, t) — (1/х) дТ (х, у, z, t)ldt =

=—А (х, у, z, t)/K. (3.1)

Здесь Т ——температура, являющаяся функцией координат (х, у, z) и времени i, х — коэффициент температуропроводности, К — коэффициент теплопроводности, Л — количество тепла, выделяющееся в единице объема за единицу времени, которое зависит от координат и времени. Начальное условие имеет вид Т (力，Уч z, 0) = °, Граничные условия требуют, чтобы температура стремилась к нулю при стремлении z к бесконечности и отсутствовал тепловой поток через поверхность z = 0.

Одномерный случай

Во многих практически интересных случаях мы можем считать задачу одномерной. Это возможно, когда поперечные размеры лазерного пучка велики по сравнению с глубиной, на которую распространяется тепло за время действия лазерного импульса. В этом случае зависимость от координат х и у выпадает, я уравнение для теплового потока приобретает вид

32T (z,力)32T (z,力)dz2dz21 ОТ(2, t) 1 ОТ(2, t) -A(z,t)/K.-A(z,t)/K.(3.2)(3.2)

32T (z,力)

32T (z,力)

dz2

dz2

1 ОТ(2, t)

1 ОТ(2, t)

-A(z,t)/K.

-A(z,t)/K.

(3.2)

(3.2)

Свет поглощается на поверхности металла, имеющего коэффициент поглощения а. В металлах вещественная часть диэлектрической постоянной е отрицательна, и глубина проникновения 6 связана с толщиной скин-слоя 5‘，на которую проникает в металл электрическое поле, соотношением

(3.3)(3.3)6 —》/2 = с/2з (— £)",

(3.3)

(3.3)

где с и (о — соответственно скорость и круговая частота света. Соотношение (3.3) вытекает из того, что проникновение опреде-

ляется не только процессами поглощения ) Для одномерного случая мы можем написать

Л (z,力)^ 歹(Е) (1/6) e~z/6 ^ р (力)ae-az,(3.4)

где F (f) — умноженная на (1 — R) (R — коэффициент отражения) интенсивность излучения, падающего на поверхность; пространственное распределение излучения однородно и имеет бесконечную протяженность в плоскости ху. Выражение (3.4) позволяет рассмотреть многие простые случаи.

Случай 1. Коэффициент поглощения а относительно мал, л нас интересует температура на глубине z порядка 1/а. Во времени импульс имеет форму ступеньки, т. е. F (Е) = Fo = const при £》0. При этих условиях решение уравнения теплопроводности для материала с коэффициентом теплопроводности К и температуропроводностью 乂 -дается выражением [2]:

Т (z, Е) = (2%/К)(就产 ierfc [z/2 ”尸句一(К/ссК)味^十

+ 仍o/2aK) exp (dxE — az) erfc [a ”)％ — z/2 (乂%)"] +

+ (A/2aK)exp (ct2xi + a^) erfc [a ”产+ z/2 (以产].(3.5)

Здесь символы erfc и ierfc обозначают соответственно функцию ошибок и интеграл от нее. Выражение (3.5) можно использовать для вычисления профилей температуры по глубине и во времени при воздействии лазерного импульса с указанными выше характеристиками.

Случай 2. Обычно коэффициент поглощения света в веществе велик. Типичная величина а для металлов составляет 105—106 см'1. Если лазерный импульс во времени имеет прямоугольную форму, а интенсивность однородна в плоскости ау, мы получаем следующий простой результат [2]:

Т (z, t) = [2F0 (yit^/2/K] ierfc [z/2 (xi)1/a],(3.6)

T (0, i) = (2F0/K) ^Ц^.(3.7)

Равенство (3.7) часто используют для приближенных оценок температуры поверхности в самых различных случаях.

')Формула (3.3) для глубины проникновения поля в металл справедлива при условии, что частота света много больше эффективной частоты столкновений электрона. Это условие далеко не всегда выполняется. Например, для большинства металлов и излучения СОг-лазера уже при комнатных температурах имеет место обратный случай. При этом глубипа проникновения определяется проводимостью металла. Формулы для общего случая см., например, в работе [60].— Прим. ред.

2 ^ ^ ^ Q 二qdKETadallwaE amHa^rod-ndu2 ^ ^ ^ Q 二qdKETadallwaE amHa^rod-ndu33Глубина, смГлубина, см

2 ^ ^ ^ Q 二qdKETadallwaE amHa^rod-ndu

2 ^ ^ ^ Q 二qdKETadallwaE amHa^rod-ndu

3

3

Глубина, см

Глубина, см

О И Г, 3.2а.

Результаты расчета приращения температуры в зависимости от глубины (время — параметр) при поглощении импульса излучения лазера с модулированной добротностью в медной мишени [3].

^ ^ ^^- ^ ^.^ ^ ^^- ^ ^.Врем% нсВрем% нс

^ ^ ^^- ^ ^.

^ ^ ^^- ^ ^.

Врем% нс

Врем% нс

использованная при вычислениях [3].использованная при вычислениях [3].Фиг. 3,26.

использованная при вычислениях [3].

использованная при вычислениях [3].

Форма лазерного импульса,

Случай 3. Большой коэффициент поглощения, форма импульса меняется во времени, луч имеет бесконечные поперечные размеры, распределение интенсивности в нем однородно по пространству. При рассмотрении этого случая можно воспользоваться теоремрй Дюамеля, что приводит к следующему результату:

?(Z")=R矍伞竺*(3.8)

где 7’ 一 решение уравнения теплопроводности для случая импульса прямоугольной формы при плотности поглсщенного потока Fq. Расчет по формуле (3.8), вообще говоря, требует громоздких вычислений с применением численных методов; о некоторых результатах сообщается в работе [3]. Типичные результаты вычисления прироста температуры как функции глубины со временем в качестве параметра приведены на фиг. 3.2. Расчеты выполнены для образца из меди, первоначально находившегося при температуре 0° С; считалось, что импульс имеет форму, показанную на фиг. 3.26.

При условии, что соотношение (3.6) является хорошим приближением для величины 7* подстановка (3.6) в (3.8) приводит к результату ⑵：

7(2,t)=爲阮 (3.9) О

Во многих случаях численный расчет по уравнению (3.9) оказывается проще, чем по уравнению (3.8).

Случай 4. В наиболее распространенном случае коэффициент поглощения велик, интенсивность меняется во времени, а пространственное распределение интенсивности в плоскости ху не равномерно. Строго говоря, эта задача уже трехмерна; но если глубина проникновения тепла за время импульса намного меньше расстояния в плоскости 况у, на котором происходит изменение плотности потока лазерного излучения, то в качестве приближения можно использовать приведенные выше результаты случаев 1—3. Можно просто считать, что температура в данной точке (况，у) имеет такую величину, которая следует из анализа в случаях 1, 2 или 3, если в них поглощенную плотность потока положить равной ее действительному значению в точке (х, у).

На этом мы закончим рассмотрение одномерного случая и обсудим результаты, относящиеся к лазерным пучкам с заданным пространственным профилем.

Профили температуры при нагреве лазерным импульсом типичной формы

Общую формулу для температуры как функции координат и времени в явном виде получить невозможно, т. е. для уравнения (3.1) нельзя получить решения в аналитической форме при любых функциях Л (х,弘 z, Е), соответствующих реальным временным формам лазерного импульса и пространственным распределениям интенсивности. Однако мы выведем эту зависи-

мость для ряда случаев, представляющих наибольший интерес. Мн сможем получить обобщенные кривые, дающие профиль температуры в полубесконечном твердом теле i) при поглощении на его поверхности импульса лазерного излучения, имеющего типичную временную форму. Предполагается, что коэффициент поглощения очень велик, и можно считать, что тепло полностью выделяется

Фиг. 3 3Обобщенная форма лазерного импульса р (力)(нормированная на единицу в максимуме) как функция отношения времени 力 к полной длительности импульса ip.Фиг. 3 3Обобщенная форма лазерного импульса р (力)(нормированная на единицу в максимуме) как функция отношения времени 力 к полной длительности импульса ip.

Фиг. 3 3

Обобщенная форма лазерного импульса р (力)(нормированная на единицу в максимуме) как функция отношения времени 力 к полной длительности импульса ip.

Фиг. 3 3

Обобщенная форма лазерного импульса р (力)(нормированная на единицу в максимуме) как функция отношения времени 力 к полной длительности импульса ip.

на поверхности. Это приближение довольно разумно, поэтому результаты расчетов могут быть широко использованы. Поскольку для многих типов лазеров импульс, нормированный на единицу в максимуме, имеет приблизительно одну и ту же форму, если рассматривать ее как функцию времени, отнесенного к длительности импульса, то мы будем иметь дело только с одной формой импульса. Эта форма импульса может быть использована для представления как импульса лазера, работающего в режиме с модулированной добротностью, так и миллисекундного импульса, если пренебречь высокочастотной структурой и рассматривать только огибающую. Типичная форма импульса р (0 как функция времени, отнесенного к полной длительности импульса Ер, пока* зана на фиг. 3.3. Импульс нормирован на единицу в точке мак- сцмальной амплитуды Рмакс. Такая форма импульса характерна для многих типов лазеров, работающих в самых разнообразных условиях. Мощность быстро нарастает до пиковой величинь| и затем несколько более медленно спадает до нуля. Возможным^ высокочастотными колебаниями, накладывающимися на огиба1dL Щую, мы пренебрегаем.

】)Результаты для случая полубесконечного твердого тела применимы и к твердым телам конечной толщины L при условии, что Z?/4尤力》1, где t — интересующий нас промежуток времени.

В качестве конкретного пространственного профиля луча, для которого мы будем строить температурные кривые, выберем Гауссовский профиль как представляющий наибольший интерес. Плотность поглощаемого потока в зависимости от радиуса дается выражением

F (г)=尸° ехр (-戸/齊・(3.10)

Здесь Fq — плотность поглощаемого потока в центре пятна, a d — радиус гауссовского пучка. Отметим, что определенный таким образом радиус гауссовского пучка отличается коэффициентом У 2 от радиуса, обычно используемого при описании модовых характеристик лазеров (см. гл. 1).

При вычислении мы будем исходить из известного результата для мгновенного кольцевого источника на поверхности полубеско- нечного твердого тела [4]:

T/八QГ -「2 一产2一 z2 -I

мгнов力)=4p, g产exp [ 而 J x

义厶(昜).(3.⑴

В этом выражении Q — полная выделяющаяся энергия,产一 радиус кольцевого источника, м, р и с — соответственно коэффициент температуропроводности, плотность и удельная теплоемкость твердого тела, /0 обозначает функцию Бесселя нулевого порядка от мнимого аргумента, Т — температура как функция глубины z, отсчитываемой от поверхности, радиального расстояния г от центра кольца и времени t с момента выделения теплового импульса. Чтобы перейти к мгновенному поверхностному источнику с гауссовским профилем радиусом d, следует провести интегрирование. В результате получим

「мгнов гаусс (г, Z, " =ехр [ —乂

xjexp[ _ r，2(击十煮)"(笠(3.12)

Здесь Ео — энергия, выделяющаяся на единичной площади в центре луча. Интеграл можно вычислить методом преобразования Лапласа, учитывая, что преобразование функции /0 (У £) есть exp (l/4s)/s. Это приводит к следующему результату:

^мгнов гаусс &, Z, t) = —-~八!/：〃 一 办 X ре(а>се) /2(4乂t + 迎)

хeхp [一击一费十]•(3•⑶

Для протяженного во времени источника температура в момент времени i получается путем интегрирования:

Тнепр гаусс (尸，Z, £) =; X

ре (孔比)/2

J (t—/，[4%(—У)+ 吟

Хeхp [夜($一y)一4尤 0_，)+ 屛]=

j 出「二竺一

X J尸/2 (4尤y+叫 P L 4乂产4*廿+ a2 J »

(3.14)

где К — теплопроводность, F ⑶一поглощаемая мощность, приходящаяся на единицу площади в центре гауссовского пятна, а величина р (0 получается из фиг. 3.3. Через 尸макс обозначена мощность на единицу площади в центре гауссовского пятна в момент, когда она максимальна, т. е. F (Обмане = Р ⑺.

Если перейти к безразмерным переменным, то можно построить семейство обобщенных кривых, применимых для любого материала. Вводя обозначения т — 4 乂力/乃， 白=z/d, 占—rid и] 9 = 2K/n77d尸макс，мы получаем следующий результат:

0化 Е Т)= ( Р (т — Y) ехр [ — 0/(т/ + ()] ехр( — 0/Т) МУ

(3.15)

Для применения к случаю импульса лазерного излучения с конкретными характеристиками, падающего на конкретное вещество, нам надо только умножить 0 на величину &Рмакс/2К]/ лЛ Таким образом, построение семейства обобщенных кривых может быть полезным при определении температуры в веществе, облучаемом лазером. При использовании уравнений (3.15) мы заменили величины, приведенные на фиг. 3.3, следующим образом: t положили равным т — т\ а 办 заменили на % = 4乂％/必

Безразмерная температура 0 (&, С, т) для типичных значений параметров, представляющих интерес, и различных видов лазерного импульса была рассчитана методом численного интегрирования с помощью ЭВМ. Особый интерес представляют четыре случая.

Случай 1. Это случай нагрева вещества сфокусированным лучом лазера с модулированной добротностью. Типичное значение d равно приблизительно 0,03 см; величина tp составляет около 3 *10-8 с. Представляет интерес интервал значений tp, лежащих вблизи 6 *10-5.

е н『・3 4.Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (С — параметр, ^ — 0, Тр = 0,00006).Кривые относятся к случаю нагррвц сфокусированным излучением лазера с модулированной добротностью.е н『・3 4.Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (С — параметр, ^ — 0, Тр = 0,00006).Кривые относятся к случаю нагррвц сфокусированным излучением лазера с модулированной добротностью.

е н『・3 4.

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (С — параметр, ^ — 0, Тр = 0,00006).

Кривые относятся к случаю нагррвц сфокусированным излучением лазера с модулированной добротностью.

е н『・3 4.

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (С — параметр, ^ — 0, Тр = 0,00006).

Кривые относятся к случаю нагррвц сфокусированным излучением лазера с модулированной добротностью.

Результаты, иллюстрирующие зависимость 0 от т (^ является лараметром, & = 0, 叮 = 6 ЛО-5), представлены на фиг. 3.4. На поверхности, где 匕=0, температура вначале быстро возрастает, достигает максимума вблизи т = 3 *10-5 и затем спадает. К концу импульса температура уже значительно отклоняется от максимальной величины, поскольку поступающий поток не в состоянии скомпенсировать то количество тепла, которое отводится от поверхности за счет теплопроводности. На больших глубинах в материале температура достигает максимума в более поздние моменты времени. При С > 0,004 максимум температуры не достигается во время действия лазерного импульса: в течение короткого импульса на эту глубину проникает лишь небольшое количество тепла. Мы видим, что глубина прогрева материала порядка С = 0,004 или z = 10-4 см. Таким образом, за время

лазерного импульса тепло проникает в вещество на глубину около 10~4см. Поскольку у большинства металлов коэффициент поглощения света рубинового лазера порядка 105—10° см-1, предположение о том, что тепло выделяется на поверхности, оказывается разумным. Малая толщина прогретого слоя, разумеется, обусловлена очень малой длительностью импульса. Но, как мы видим, даже за столь короткие промежутки времени тепло может распространиться на глубину, по порядку величины большую, чем первоначальная глубина, на которой это тепло выделилось.

В случае нагрева сфокусированным лучом лазера с модулированной добротностью мы будем приводить результаты лишь для центра, где & = 0. Поскольку множитель ехр [—^3/(т/ 十 1)] примерно равен ехр (—出 (в этом случае Y W 10-4), эти кривые могут быть пересчитаны с учетом множителя ехр (^2) для любой точки на радиусе.

Случай 2. Сфокусированный луч лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса. В этом случае интересующее нас время порядка 10-3 с и d ^ 0,03 см, так что представляющее

интерес значение тр приблизительно равно 1. Результаты для этого случая представлены на фиг. 3.5 и 3.6, где показаны зависимости 0 от т (^ — параметр) при Тр = 1 для | = 0 и Е = 1. При детальном сравнении фиг. 3.5 и 3.6 видно, что формы кривых различаются между собой. В частности, при Е = 1 величина 0 на поверхности меняется во времени более медленно. Это свидетельствует о том, что в режиме с болыпей длительностью становится значительным поперечное распространение тепла (в направлениях, параллельных поверхности). Напо-

Ф и г. 3,5,Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (^ — параметр,自=0, Тр = АКривые относятся к случаю нагрева сфокуси рованным миллисекундным импульсом лазераФ и г. 3,5,Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (^ — параметр,自=0, Тр = АКривые относятся к случаю нагрева сфокуси рованным миллисекундным импульсом лазерамним, что в рассмотренном выше первом случае не происходило распространение тепла на интересующие нас расстояния в направлениях, параллельных поверхности. На поверхности величина 0 достигает максимального значения за время, примерно равное половине длительности импульса, и затем уменьшается. На больших глу-

Ф и г. 3,5,

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (^ — параметр,自=0, Тр = А

Кривые относятся к случаю нагрева сфокуси рованным миллисекундным импульсом лазера

Ф и г. 3,5,

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (^ — параметр,自=0, Тр = А

Кривые относятся к случаю нагрева сфокуси рованным миллисекундным импульсом лазера

Ф и г. 3.6.Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (? — параметр,己=1, Тр = !)•Нагрев миллисекундным сфокусированным импульсом.Ф и г. 3.6.Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (? — параметр,己=1, Тр = !)•Нагрев миллисекундным сфокусированным импульсом.бинах внутри материала максимум температуры достигается позже. Вследствие значительно большей длительности импульса тепло проникает глубже, так что заметное возрастание темпера、 туры происходит при g=l или при z = 0,03 см. Таким образом, в этом случае предположение о поверхностном нагреве недостаточно обоснованно и для больших времен результаты менее точны, чем в предыдущем случае.

Ф и г. 3.6.

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (? — параметр,己=1, Тр = !)•

Нагрев миллисекундным сфокусированным импульсом.

Ф и г. 3.6.

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (? — параметр,己=1, Тр = !)•

Нагрев миллисекундным сфокусированным импульсом.

Случай 3. Несфокусированный луч лазера с модулированной добротностью. В этом случае величина d2 достигает порядка 0,5 см2, так что будут представлять интерес значения тр порядка 1,2 • •10-7. Результаты расчета, представляющие зависимость 0 от т при 占=0,

показаны на фиг. 3.7. Общие замечания к приведенным выше графикам применимы и в этом случае* Снова с разумной точностью величины 0 можно пересчитать для других значений & путем умножения на коэффициент ехр (— ^2).

Случай 4. Несфокусированный луч лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса. Используя те же критерии, получаем, что интересующий нас интервал tp составляет около 2 ЛО-3. Некоторые типичные кривые показаны на фиг. 3.8. Пояснения, относившиеся к нескольким последним графикам, применимы и к этому случаю. С разумной точностью эти кривые также могут быть пересчитаны на другие значения & умножением на ехр (—F).

Рассмотренные выше четыре случая были выбраны таким образом, чтобы охватить все типичные ситуации, так что они могут быть применены для определения температуры облучаемой лазером поверхности в различных случаях, представляющих практический интерес. К основным общим чертам следует отнести быстрое возрастание и несколько более медленный спад температуры на поверхности и локализованный характер нагревания вблизи поверхности. Кроме того, за время импульса отвод тепла в направлениях, параллельных поверхности, относительно невелик.

В качестве примера использования этих кривых для нахождения профилей температуры в конкретном материале при определенном лазерном импульсе на фиг. 3.9 приведены результаты

Нагрев несфокусированным импульсом лазера с модулированной добротностью.

расчета температуры в алюминиевой мишени, нагреваемой несфокусированным лучом лазера с модулированной добротностью. Полная длительность импульса равна 30 нс, импульс имеет форму, показанную на фиг. 3.3, причем максимальная поглощаемая плотность потока в центре пятна составляет 20 МВт/см2. При гауссовском радиусе около 0,7 см это соответствует полной поглощаемой мощности порядка 30 МВт ——величине, легко получаемой от обычных лазеров с модулированной добротностью. Приведенные результаты получены путем умножения кривых, показанных на фиг. 3.7, на соответствующий множитель (dFM3LEC/2Kyrл), учитывающий и свойства алюминия, и характеристики лазерного импульса. Нагрев происходит очень быстро; температура становится максимальной спустя некоторое время после того, как мощность лазерного излучения достигает максимума, а затем несколько медленнее падает. Изменение температуры происходит быстро. В центре пятна на поверхности скорость роста темпера-

туры достигает величин порядка 1010 град/с. Нагрев сильио локализован. Градиенты температуры достигают значений порядка

Фиг 3.8,

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени t (《一параметр, g = 0, Тр = 0,002).

Нагрев несфокусированном миллисекундным импульсом

600600/23456 Врем к, /0~%/23456 Врем к, /0~%0。rqdnEBdauwaE агна^а0。rqdnEBdauwaE агна^а

600

600

/23456 Врем к, /0~%

/23456 Врем к, /0~%

0。rqdnEBdauwaE агна^а

0。rqdnEBdauwaE агна^а

Ф и г, 3,9,,

Расчетная Временная зависимость приращения температуры в центре площадки на алюминиевом образце, облучаемом несфокусированным лучом лазера с модулированной добротностью.

Длительность импульса 30 нс, луч имеет гауссовский профиль; максимальная плотность поглощаемого потока составляет 20 Мвт/см2. Параметром служит глубина z.

10° град/см. Используя результаты, приведенные в этом разделе, можно легко рассчитать профили температуры во многих различных случаях, представляющих интерес.

Нагрев излучением лазеров непрерывного действия

Рассмотрим теперь случай поглощения луча лазера непрерывного действия с гауссовским профилем на поверхности полубесконечпого твердого тела. В случае непрерывных источников, как следует из фиг. 3.1, для точного нахождения распределения температуры следует, вообще говоря, учитывать потери тепла с поверхности, связанные с излучением и конвекцией. Если лазер излучает короткий импульс, то тепло выделяется на небольшой площадке, потери с которой обычно малы по сравнению с потоком излучения, падающим на нее. Однако если процесс поглощения тепла продолжался длительное время, то значительно большая площадь оказывается нагретой и вносит вклад в потери тепла. При таких условиях тепловые потери с поверхности, обусловленные конвекцией и излучением, по порядку величины приближаются к тепловому потоку, поглощаемому на поверхности.

Решение задачи сильно осложняется. Учет потерь на излучение требует введения члена, пропорционального четвертой степени температуры. Такая нелинейная задача представляет значительные трудности даже для решения численными методами. Для учета конвективных потерь теплопередачу от поверхности можно с хорошей точностью аппроксимировать, вводя линейное по температуре слагаемое в граничное условие для теплового потока на поверхности. Результирующие уравнения, аналогичные уравнениям (3.11) —— (3.15), можно проинтегрировать численно. Мы не будем, однако, проводить здесь этот анализ.

Если рассматривать только теплопроводность, то можно применить соотношение (3.14) к случаю лазера непрерывного действия. В частности, легко вычислить температуру на поверхности в центре облучаемого пятна. Обозначим через FQ постоянную плотность потока, поглощаемую в центре пятна с гауссовским профилем. Интегрирование приводит к следующему выражению для температуры в случае непрерывного источника:

^непр(0, 0, e)=(方諸/码(x加产j由，/尸/2(4双，+齊=

(完)yw g(完)yw g("广=("广=

(完)yw g

(完)yw g

("广=

("广=

Обозначения в этой формуле такие же, как и в предудыщем разделе. Чтобы получить величину в стационарном состоянии, следует вычислить интеграл в пределах от 0 до 8・ Это дает

(3.17)(3.17)^непр (。，0, 8)= FQd К冗/2К・

(3.17)

(3.17)

Если подставить в эту формулу численные значения, соответствующие лучу лазера непрерывного действия, сфокусированному в пятно с гауссовским радиусом 100 мкм и падающему на поверхность стекла с теплопроводностью 0,007 Вт/см *град, то для полной поглощенной мощности в 0,1 Вт получим стационарную температуру в центре пятна примерно 400° С. Многие лазеры на СО2 могут, конечно, излучать мощность гораздо более высокую, чем 0,1 Вт. Поэтому с помощью СО2-лазеров в непрерывном режиме легко можно получать интересные эффекты, связанные с нагреванием поглощающих поверхностей. Ясно, что при более высоких мощностях легко можно достичь температур, превышающих температуру испарения таких материалов, как стекло. Используя лучи существующих лазеров непрерывного действия, такие материалы легко испарять в непрерывном режиме х).

Нагревание тонких металлических листов

Отдельного рассмотрения заслуживает случай термически тонких слоев материала. Этот случай интересен с точки зрения использования лазеров для резания листов из различных материалов, а также для таких приложений, как запись информации путем лазерного нагрева тонких пленок из магнитных материалов. Под термически тонким мы понимаем такой слой материа、 ла, обратная сторона которого за время лазерного импульса прогревается примерно до той же температуры, что и лицевая, на которую падает излучение. Такая ситуация реализуется, когда величина ТУ44 Mt много меньше единицы (О — толщина пленки, х — коэффициент температуропроводности, t — интересующий нас временной интервал). Если это условие выполняется, то мы можем считать температуру приблизительно одинаковой по всей толщине материала и задача сводится к двумерной задаче теплопроводности. Поскольку весь материал находится вблизи поверхности, вообще говоря, следует учитывать тепловые потери с поверхности. В дальнейшем мы выведем зависимость температуры от координат и времени для случая поглощения луча с гауссовским про-

Интересные эффекты наблюдаются при взаимодействии излучения лазеров непрерывного действия с поверхностью металлов в окислительной атмосфере. Окислейие нагретой поверхности уменьшает отражательную способность, что в свою очередь приводит к ускорению нагревания и окисления поверхности. В результате оказываются возможными два режима нагревания: режим, аналогичный описанному в тексте, и режим с активированной реакцией поверхностного окисления и очень быстрым ростом температуры. Граница между режимами по интенсивности является, по существу, порогом разрушения металла под действием непрерывного лазерного излучения. Подробный анализ этих вопросов содержится в работах [61, 62].— Прим. ред.

филем в термически тонкой пластинке. Мы включим в рассмотрение потери за счет конвекции (которая приводит к линейному закону передачи тепла через поверхность) и не будем учитывать нелинейные радиационные потери.

Возьмем в качестве отправной точки выражение для поля температуры в тонкой пластине, создаваемого мгновенным точечным источником тепла в момент времени 方=0 [4] (будем использовать следующие обозначения: Тмгнов. точ — температура, создаваемая мгновенным точечным источником; ГМГНов. круг — температура, создаваемая мгновенным источником круговой формы; ГМГнов гаусс — температура, соответствующая мгновенному гаус- •совскому источнику, и Тнепр. гаусс — температура, соответствующая непрерывному гауссовскому источнику):

Тмгнов точ (г)力 ^2) = Q ехр (— нкЧ — r^lk^lknKDt.

(3.18)

Здесь 7 ——температура как функция времени t и расстояния г от точечного источника, D 一 толщина пленки, К 一 ее теплопроводность, Q — количество тепла, выделяемого мгновенным точечным источником, и 奴=2H/KD, где Н — коэффициент теплопередачи, представляющий собой коэффициент пропорциональности между тепловым потоком через границу и разностью температур по обе стороны от нее. Величина Н для теплопередачи путем свободной конвекции зависит от формы и ориентации поверхности -1) и от разности температур. Для плоских поверхностей в воздухе при практически интересных значениях разности температур величина Н составляет приблизительно 5 «10-4 Вт/см2 X град. (В интересующем нас диапазоне температур зависимость Н от разности температур является медленно меняющейся функцией.) Чтобы перейти к случаю кольцевого источника радиусом /, произведем интегрирование; при этом получим

2л

Тмгнов. круг (г,厶兴)=Q е北爲倒 J exp [ — (г2 4- r'2 — о

—2犷 cos 6')4x力产 49‘ =：

=2hаexp ( -k儿2才)exp[ - (Г2 +尸2)/4k才]产 八(rr，)0 ⑼

гДе Q' — количество тепла, выделяющегося на единице длины ®Доль кольца, а /0 — функция Бесселя нулевого порядка от мни-

')Относительно направления поля тяжести.— Прим. ped・

мого аргумента. Для учета гауссовского профиля интенсивности следует взять интеграл по г' от нуля до бесконечности:

7(г / 取、 Woexp(-x^)

/ мгпов. гаусс^KDt 入

X jr‘ exp ( — r，2/(F) exp [ — (r2 + r/2)/4xZ]厶(嘉)办 о

(3.20)

Здесь Qo —- энергия, выделяющаяся на единице площади в центре гауссовского профиля, имеющего радиус d. Этот интеграл можно вычислить методом преобразования Лапласа, используя тот факт, что преобразование функции /° (2 /1) дает 鼠川屈 Имеем

f е^Ч.^аУх) dx = (l/b)ea2/b,(3.21)

о

так что

Т/Г /—ехр( —r2/4xi)

丄 мгнов гаусс Y ,厶,九—入

X r -11 exD「」2" 强咿 1

入Ll/dZ亠1釵力J卩[1川2+1/4K力广

(3.22)

Чтобы перейти к непрерывному источнику с постоянной поглощаемой плотностью потока F° в центре гауссовского профиля, мы должны взять интеграл по времени. При этом получаем

Тнепр гаусс (厂，力胪)=^^~ X

X , 利exp[一乂"2廿一^.+ 戸:；£4• (3.23)

J (4xf+4хг 1 4к，(&2 + 4к%)」'

о

Это равенство можно привести к безразмерному виду с помощью подстановок

三=r/d, о = 〃2@2/4, т = 4乂力/* т/ = 4"/歩

и

е 怎 ％。) = {^KDIF^T (г,力，А)(3.24)

В результате имеем

е&т, 0)= £[―巾一臼“，十 1)].(3 25)

J工十丄

Последнее соотношение можно использовать для получения зависимости температуры от координат, времени и коэффициента теплопередачи. Температуру можно вычислить с помощью безразмерных переменных точно таким же способом, как и при расчете нагревания поверхности полубесконечной среды, определяя величину 0 и умножая ее на величину F^I^KD ^ соответствующую данной пленке и параметрам лазера. Результаты расчета величины 0 как функции ^, т и q имеются в литературе [5].

Соотношение (3.25) приводится к простому виду при предельных значениях переменных. Например, когда потери за счет конвекции равны нулю, мы имеем следующий результат:

е & т, 0)= &因/(1 + т)1- & (守)， (3.26) где Е^ — интегральная показательная функция〉 Величина 0 в центре нагреваемого пятна дается выражением

9 (0, т, о) = &g {%(°)— £“о(т+])]}. (3.27) Стационарные величины (предельный случай очень больших времен) даются приближенно следующими двумя формулами:

0(0, оо, о)冗;一丫一Ino при малых о, где у ^ 0,577 — постоянная Эйлера;

0 (0, оо, о) ^ I/O при больших о. (3.28)

На фиг. 3.10 приведены некоторые характерные значения 9 как функции от различных параметров. По форме кривых можно проследить, как температура в данной точке пленки достигает при больших временах стационарного значения, когда потери тепла компенсируют подводимую мощность. Как и следовало ожидать, для более высоких потерь (т. е. для больших о) стационарное состояние достигается раньше и при более низком значении температуры. Для малых величин тио имеем 0 ^ т. Это означает, что тепло еще не распространилось от того места, где оно выделилось, и увеличение температуры в точке прямо пропорционально количеству выделяющегося в ней тепла. Заметим также, Что при изменении о в 1000 раз величина 0 изменяется самое большее в 40 раз, так что точность, с которой определяется значение Н, не оказывает сильного влияния на результаты.

Используя данные фиг. 3.10, можно определить температуру в зависимости от параметров пленки и от характеристик лазера Для случая поглощения в тонкой пленке гауссовского луча с по-

В обозначениях работы [6] величина Ei (%) эквивалентна обычно употребляемой -eХ (--/).

стоянной во времени интенсивностью. Эти результаты представ* ляют особый интерес с точки зрения взаимодействия излучения лазера с веществом, поскольку они имеют отношение к резке тонких листов с помощью мощных СО2-лазеров.

0Hq 3.10.

Обобщенные кривые зависимости температуры 0 от времени т (5 и о — параметры) в случае нагрева тонких листов.

Чтобы привести численный пример, рассмотрим СО2-лазер, выделяющий тепловую мощность 1 Вт/см2 в центре пятна с гауссовским радиусом 1 см на поверхности тонкого листа из пластика с х = 0,005 см2/с, К = 0,0025 Вт/см *град и О = 0,01 см. Лист является термически тонким при временах порядка 1 с и более. В центре пучка при облучении в течение 1 с имеем 三=0, т = = 0,02, о ^ 10 (при указанном выше значении А), чему соответствует 0 比 0,018 и Т = 180° С. Температура в этот момент еще линейно увеличивается со временем. Очевидно, что при некоторой подфокусировке пластик можно легко расплавить за короткое время с помощью относительно маломощного СО2-лазера.

Сравнение рассчитанных величин с экспериментом

В предыдущих разделах были развиты методы вычисления температуры поверхности, нагреваемой лазерным излучением, для различных практически интересных случаев. В литературе

описаны также некоторые другие методы вычисления [7—12]. Теперь мы обратимся к экспериментальному исследованию нагрева под действием лазера. Трудность проведения измерений связана с тем, что температуры высоки и быстро изменяются со временем. Однако уже разработан ряд методов измерения температуры поверхности, подвергаемой действию лазерного луча, с помощью которых получено по крайней мере качественное согласие с расчетами типа обсуждавшихся выше.

Методы исследования включали измерение электронной [13, 14] и ионной [15] эмиссии при нагревании поверхностей импульсом лазера с модуляцией добротности, а также измерения электронной эмиссии [17], интенсивности видимого излучения в сплошном спектре [18, 19] и изменения твердости сплавов [16] под действием миллисекундных лазерных импульсов. Эти измерения выполнены в таких режимах работы лазеров, когда существенного разрушения поверхности не происходило. Измеренные значения температуры в общем согласуются с вычисленными.

Поскольку эмиссия электронов и положительных ионов сильно зависит от температуры, то измерение импульсов тока с поверхности позволяет получить оценки температуры. Более полно эти измерения будут описаны в гл. 4.

Исследование видимого излучения, вызванного облучением поверхности кремния импульсом лазера на неодимовом стекле с энергией 1,8 Дж, показывает [19], что испускаемое излучение имеет сплошной спектр, хорошо соответствующий спектру черного тела с температурой 1500 К. Вычисление поверхностной температуры для соответствующих параметров дало значения 1400—1800 К, что удовлетворительно согласуется с экспериментом.

Другой метод [16] заключался в измерении глубины поверхностного слоя, в котором происходит термическое упрочнение стали, облучаемой импульсами лазера на неодимовом стекле с длительностью 4 мс и энергией 7,5 Дж. Измеренная глубина упрочненного слоя оказалась равной 0,03 см. Из вычислений по соотношениям (3.6) и (3.7) температура поверхности была оценена в 2900° С. Максимальная глубина, на которой достигается температура упрочнения, равная 850° С, лежит между 0,023 и 0,028 см, что находится в разумном согласии с экспериментом.

ПЛАВЛЕНИЕ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Мы рассмотрели нагрев поверхностей в режиме, когда Не происходит фазового перехода. Теперь перейдем к режиму с более высокими плотностями поглощаемого потока и рассмотрим Плавление поверхностей, поглощающих лазерное излучение.、

Плавление под действием излучения лазера представляет интерес, поскольку оно имеет отношение к применению лазеров для сварки. Обсуждение реального применения лазеров для сварки мы отложим до гл. 8. Здесь же будут рассмотрены физические явления, происходящие при плавлении, и будут получены некоторые оценки для количества образующегося расплава.

При рассмотрении плавления мм не будем касаться процессов испарения. Для сварочных приложений желательным является эффективное плавление поверхности без чрезмерного испарения. Оптимальная ситуация, при которой плавление не сопровождается

ТАБЛИЦА 3.2

Теплота плавления и теплосодержание жидкого металла в точке кипения (отсчитанная от значения при 298 К) [20]

Металл

Теплота плавления, кал/моль

Теплосодер- жапие, кал/моль

Металл

Теплота плавления, кал/моль

Теплосодержание, кал/моль

А1

2550

19370

Re

〜7900

〜50000

Си

3120

21390

Ag

2700

18140

Fe

3670

32210

Sn

1720

21080

Pb

1141

12830

Ti

〜3700

〜30000

Мо

6600

〜49000

w

〜8420

>42000

Ni

4210

28280

Zn

1765

8010

испарением, реализуется в очень узком диапазоне параметров лазерного луча. Чтобы нагреть поверхность выше точки плавления, плотность потока должна быть достаточно велика. Однако, если она слишком велика, поверхность расплава начнет испаряться^ прежде чем граница раздела жидкой и твердой фаз вещества продвинется глубоко внутрь образца. Как мы увидим, это требование ограничивает максимальную плотность потока, которую можно использовать для плавления. Лазеры с модулированной добротностью непригодны для целей плавления, и мы не будем рассматривать плавление под действием таких лазеров. Длительность импульса этих лазеров слишком мала, а плотность потока слишком велика для того, чтобы обеспечить эффективное плавление.

Для целей плавления можно использовать лазеры, работающие в режиме миллисекундного импульса при тщательном подборе параметров импульса; однако и в этом случае глубины проплавления ограниченны. Вообще говоря, для эффективного плавления плотность потока следует поддерживать ниже некоторого критического значения, а длительность импульса желательно растянуть, насколько это возможно. В действительности опти-

мальная для плавления длительность импульса больше длительности импульса большинства лазеров.

Разумеется, с помощью мощных лазеров непрерывного действия путем прерывания луча можно получить любую желаемую длительность облучения, что позволяет производить эффективное плавление. Для получения максимальной глубины проплавления лазеры непрерывного действия являются наиболее подходящими.

Чтобы получить простую оценку глубины проплавления, можно воспользоваться изложенными выше методами и вычислить максимальную глубину, на которой температура превышает точку

м ^ ^ ^м ^ Zм ^ ^ ^м ^ Z2,26(300° С)7,61 (627° С)0,9(750° С)7,00 (727℃)3,8 (300° С)7,36 (1027。С)—7,50(1127℃)0,32 (300° С)7,02 (327° С)0,16 (350℃)7,25 (427° С)0,60(100° С)7,57 (227。С)0,34 (300° С)7,30 (327° С)0,15(300° С)7,60 (827° С)—7,72 (927° С)1,0 (300° С)6,79 (327° С)0,59 (450° С)7,50 (427° С)2,26(300° С)7,61 (627° С)0,9(750° С)7,00 (727℃)3,8 (300° С)7,36 (1027。С)—7,50(1127℃)0,32 (300° С)7,02 (327° С)0,16 (350℃)7,25 (427° С)0,60(100° С)7,57 (227。С)0,34 (300° С)7,30 (327° С)0,15(300° С)7,60 (827° С)—7,72 (927° С)1,0 (300° С)6,79 (327° С)0,59 (450° С)7,50 (427° С)

м ^ ^ ^м ^ Z

м ^ ^ ^м ^ Z

2,26(300° С)

7,61 (627° С)

0,9(750° С)

7,00 (727℃)

3,8 (300° С)

7,36 (1027。С)

—

7,50(1127℃)

0,32 (300° С)

7,02 (327° С)

0,16 (350℃)

7,25 (427° С)

0,60(100° С)

7,57 (227。С)

0,34 (300° С)

7,30 (327° С)

0,15(300° С)

7,60 (827° С)

—

7,72 (927° С)

1,0 (300° С)

6,79 (327° С)

0,59 (450° С)

7,50 (427° С)

2,26(300° С)

7,61 (627° С)

0,9(750° С)

7,00 (727℃)

3,8 (300° С)

7,36 (1027。С)

—

7,50(1127℃)

0,32 (300° С)

7,02 (327° С)

0,16 (350℃)

7,25 (427° С)

0,60(100° С)

7,57 (227。С)

0,34 (300° С)

7,30 (327° С)

0,15(300° С)

7,60 (827° С)

—

7,72 (927° С)

1,0 (300° С)

6,79 (327° С)

0,59 (450° С)

7,50 (427° С)

ТАБЛИЦА 3 3

Теплопроводность [21] и удельная теплоемкость [20] твердых и жидких металлов

Твердый

Жидкий

Металл

теплопроводность, Вт/см-град

удельная теплоемкость, кал/моль град

теплопровод-удельная

ность,теплоемкость,

Вт/см градкал/моль град

плавления. В табл. 3.2 приведены величины скрытой теплоты плавления и теплосодержания в точке кипения для некоторых металлов. Энергия, необходимая для плавления металла, приблизительно на порядок меньше, чем его теплосодержание в точке кипения. Поскольку скрытая теплота плавления поглощается на движущейся границе, она вносит нелинейность в задачу и может сильно повлиять на ее решение. Поэтому, хотя скрытая теплота плавления мала по сравнению с теплосодержанием, простой расчет глубины, на которой температура превышает точку плавления, является сомнительным. Более полное рассмотрение с учетом скрытой теплоты плавления будет проведено ниже.

Для упрощения вычислений часто предполагают, что нет различия в тепловых свойствах расплавленного и твердого металла. Действительно, удельная теплоемкость металла относительно мало изменяется при переходе через точку плавления. Теплопроводность обычно меняется приблизительно вдвое. Некоторые из этих величин приведены в табл. 3.3.

Если лазерный луч имеет гауссовский пространственный проФиль, а плотность поглощенного на поверхности потока постоянна

и равна Fq при временах, меньших длительности импульса %, то температура как функция расстояния г от центра нагреваемого пятна, глубины z, отсчитываемой от поверхности, и времени i определяется формулой (3.14):

т / 、 徜因2及「ехр( — z2/4xf) exp [ —г2/[4х^ + d2)] dtf

(3.29)

Ограничим температуру на поверхности в центре луча величиной температуры испарения ТпСп -). Тогда формула (3.29), в которой Т (0, 0, %) положено равным Тнсп, дает приближенное соотношение, пользуясь которым можно вычислить максимальную допустимую плотность потока при заданной длительности импульса. Наоборот, по заданной плотности потока можно вычислить максимальную длительность импульса, при которой не будет происходить испарения. Затем эти величины можно использовать для определения глубины z, на которой Т (г, z, t) равна температуре плавления, и, таким образом, найти глубину проплавления. Этот прием был использован в работе [7] для определения глубины расплавленного слоя в медной пластинке в зависимости от размера пятна при фиксированной длительности импульса. Осуществляя путем подбора фокусировки распределение тепла на различную площадь, можно было поддерживать температуру в центре пятна ниже точки испарения и осуществлять максимальное проплавление. Полная мощность изменялась при этом в соответствии с изменением распределения интенсивности. При плотности потока 106 Вт/см2 и длительности импульса 500 мкс расчетная глубина проплавления возрастала от 0,005 до 0,015 см при увеличении радиуса фокального пятна от 0,005 до 0,02 см. Чтобы поддерживать плотность потока в центре пятна ниже допустимого предела, необходимо было при увеличении полной мощности лазера увеличивать и размер фокального пятна.

Это рассмотрение можно использовать для нахождения глубины проплавления в зависимости от длительности импульса при неизменной плотности поглощенной энергии. На фиг. 3.11 представлены результаты расчета для случая поглощения энергии при плотности 1000 Дж/см2 на поверхности меди. Отметим, что даже для металла со столь высокой теплопроводностью макси-

工)Такое представление о «включении» испарения при достижении некоторой температуры Тнсп является, конечно, приближенным. В действительности конечная скорость испарения имеется при любой (не равной 0 К) температуре. Однако из-за очень резкой температурной зависимости скорости испарения введение надлежащим образом определенной «точки испарения» часто оказывается полезным для получения простых оценок.— 〃рим* ре°・

мальная глубина, на которой достигается температура плавления в отсутствие испарения на поверхности, оказывается малой. В импульсах большой длительности плотность потока слишком мала, чтобы нагреть поверхность до точки плавления, и поэтому плавления не происходит. При длительности импульса менее 2,13 мс происходит испарение поверхности. Оптимальная длительность импульса, при которой плавление максимально, несколько превышает то значение, при котором поверхность начинает испаряться J)・ Для получения оптимального проплавления тре*

Длительность импульса, мсДлительность импульса, мсФиг. 3.11.Вычисленная глубина, на которой достигается темпёратура плавления, в зависимости от длительности лазерного импульса для меди.Плотность энергии 1000 Дж/см2 в центре пятна с гауссовским распределением радиусом 0,03 см. Стрелкой указана длительность, при которой начинается испарение поверхности»Фиг. 3.11.Вычисленная глубина, на которой достигается темпёратура плавления, в зависимости от длительности лазерного импульса для меди.Плотность энергии 1000 Дж/см2 в центре пятна с гауссовским распределением радиусом 0,03 см. Стрелкой указана длительность, при которой начинается испарение поверхности»0HHamalm3-Dd «5^^0HHamalm3-Dd «5^^

Длительность импульса, мс

Длительность импульса, мс

Фиг. 3.11.

Вычисленная глубина, на которой достигается темпёратура плавления, в зависимости от длительности лазерного импульса для меди.

Плотность энергии 1000 Дж/см2 в центре пятна с гауссовским распределением радиусом 0,03 см. Стрелкой указана длительность, при которой начинается испарение поверхности»

Фиг. 3.11.

Вычисленная глубина, на которой достигается темпёратура плавления, в зависимости от длительности лазерного импульса для меди.

Плотность энергии 1000 Дж/см2 в центре пятна с гауссовским распределением радиусом 0,03 см. Стрелкой указана длительность, при которой начинается испарение поверхности»

0HHamalm3-Dd «5^^

0HHamalm3-Dd «5^^

буется тщательный контроль за плотностью потока. Приведенные- результаты показывают, что глубины, на которые можно проплавить материал лазерным импульсом разумной длительности, весьма ограниченны. Ограничивающим фактором является небольшая глубина проникновения тепла внутрь металла.

Это рассмотрение приводит к понятию тепловой постоянной времени [22]. Тепловая постоянная времени представляет собой время, за которое температура обратной стороны пластины достигает величины того же порядка, что и температура на передней поверхности, где поглощается энергия. Для пластины толщиной D с коэффициентом температуропроводности х тепловую постоянную времени т можно определить как

т = D/4x.(3.30)

Тепловая постоянная времени позволяет оценить порядок величины для времени, за которое тепло проникает через слой вещества, а следовательно, и приблизительно оценить время, требуемое для сквозного проплавления слоя. Если длительность лазерного импульса много меньше, ч&м тепловая постоянная времени обрабатываемого объекта, то сквозного проплавления объекта не происходит. Некоторые значения тепловой постоянной времени для различных металлов приведены в табл. 3.4. Оптимальная

ТАБЛИЦА 3 4

Тепловые постоянные времени (в мс)

Металл

Толщина

0,0126 см

0,063 см

0,254 см

Си

0,035

0,884

14,1

Be —Си (закаленный сплав)

0,166

4,15

66,3

Латунь

0,119

2,97

47,5

А1

0,047

1,17

18,8

Алюминиевый сплав 11S

0,071

1,77

28,2

Стгль (1% углерода)

0,333

8,33

133,3

Нержавеющая сталь

1,004

25,1

401,7

Ni

0,260

6,50

104,1

Инконель

0,948

23,7

379,3

Ti

0,593

14,8

237,3

W

0,060

1,509

24,1

для плавления длительность импульса велика по сравнению с длительностями импульсов наиболее распространенных лазеров для всех металлических пластин, кроме самых тонких. Тепловой постоянной времени материала с толщиной 0,0126 см хорошо соответствует миллисекундный лазерный импульс. Для материала с большей толщиной желательно растянуть импульс, насколько это возможно. Это осуществляют путем формирования импульса тока, протекающего через лампу накачки, с помощью формирующей цепи. Удается получить импульс длительностью порядка 1—10 мс, который пригоден для сварки металлических листов толщиной 0,5——1 мм. Но при толщине металла около 2,5 мм даже для металлов с высокой теплопроводностью невозможно добиться соответствия между длительностью импульса и тепловой постоянной времени. Длительность импульсов лазера с модуляцией добротности много меньше тепловой постоянной времени (табл. 3.4) даже в случае тонких фолы.

Изложенные методы оценки глубины, на которой достигается температура плавления, и расчеты тепловой постоянной времени могут служить основой для качественного рассмотрения. Однако они не учитывают важной физической величины ——скрытой теплоты плавления. Более строгое математическое рассмотрение процесса плавления под действием лазерного излучения является слишком сложным. Необходимо рассматривать движущуюся внутри образца границу между расплавленным и твердым веществом, учитывая поглощение скрытой теплоты плавления на этой границе.

Необходимо решать уравнение теплопроводности как для расплава, так и для вещества в твердом состоянии с учетом закона сохранения энергии на движущейся границе, который имеет вид

К2 дТ2/дх - ^ dTJdx = Lp dX (力)/也(3.31)

Здесь X «) — положение границы в момент времени 力，力一 скрытая теплота плавления, р — плотность, К ——коэффициент теплопроводности; индексы 1 и 2 относятся соответственно к жидкой и твердой фазам. Температура на границе равна температуре плавления 疗口口・ На поверхности имеем следующее граничное условие：

—К дТ/дх = F (0； х = 0,(3.32)

где F (%) — плотность поглощаемого потока лазерного излучения -1). Эта общая задача не поддается решению в аналитическом виде. Однако ее можно решить методом конечных разностей [231 или с использованием аналоговой вычислительной машины [24]. Общее решение задачи о продвижении расплавленной зоны в глубь массивного образца при однородном тепловом потоке F на поверхности 况=0 получено на аналоговой вычислительной машине в работе [24]. Плавление твердого тела, первоначально находившегося при нулевой температуре, описывается следующей систе-

1) Сформулированная задача называется в математической физике задачей Стефана. Ее исследованию посвящено большое число работ. Ряд общих результатов излагается в [65]; большое число конкретных задач, связанных с лазерной и электроннолучевой сваркой, решено в работах [66, 93]. В постановке задачи, которая принята в этой книге, пренебрегается разницей в удельных объемах жидкой и твердой фаз и возникающим вследствие этого движением расплава; соответствующие поправки обсуждаются, например, в работе [67]. Другой причиной движения расплава является неоднородное распределение реактивного импульса пара при всегда имеющем место слабом испарении с поверхности; с этой неустойчивостью жидкой пленки связывают экспериментально наблюдаемое «кинжальное пр。- плавление» металлов под действием электронного или лазерного луча [68].— Прим, ред,

8-023

мой уравнений:

дТi/dt = ^td^Tг1дз?\ Z = 1, 2 (1 ——жидкость, 2 ——твердое тело);

—KQT{/дх + К2дТ2/дх = pL dX ⑴/山；

况=X (%),

71 = ?2 = 7 и л；况=X(%),方>0;

-KQTJd囂=歹；胃=0, % > 0;(3.33)

limT2(x.方)=0;

X-*OQ

△(怎 0) = 7твЗ)； Х(0) = 0.

В этих уравнениях нулевой момент времени соответствует началу плавления поверхности. Время, проходящее от начала теплового импульса до момента, в который начинается плавление поверхности, равно

力пл = пК：爲 л/4><2 严，3.34)

т. е. в такой формулировке лазерный импульс включается в момент времени ——^пл. Функция ZTB (况)дает распределение температуры в твердом теле в момент начала плавления; она может быть определена методами, описанными в разд. 3 § 1 этой главы. Некоторые результаты для температуры поверхности и глубины проплавления в зависимости от приведенного времени 力/力口口, отсчитываемого от начала плавления поверхности, представлены на фиг. 3.12 в переменных Т' и X', определяемых соотношениями

7 = 7(0,力)/711n(3.35)

и

X’ = ШЬРХ13пТ^С2К2.(3.36)

Кривые на фиг. 3.12 применимы в случае, когда теплопроводности и температуропроводности расплавленной и твердой фаз равны

ТАБЛИЦА 3.5

Параметры для вычисления глубины проплавления

Металл

Отношение скрытой теплоты плавления к теплосодержанию в точке плавления

G, Вт/См (максимальная глубина проплавлениях 1 плотность потока] лазерного излучения)

металл

Отношение скрытой теплоты плавления к теплосодержанию в точке плавления

G, Вт/см (максимальная глубина проплавлениях плотность потока лазерного излучения)

Си

0,515

7650

Та

0,407

2460

Fe

0,400

1100

W

0,406

4650

Ni

0,491

2070

между собой. Отношение У скрытой теплоты плавления к теплосодержанию в точке плавления (У = ЫС2ТПЛт гДе，2 — удельная теплоемкость твердого тела) является параметром. Для многих металлов У 弋 0,5. Некоторые величины У приведены в табл. 3.5.

母次附方 после начала, плавления

Фиг. 312,

Решение задачи о плавлении под действием лазерного излучения на аналоговой вычислительной машине.

Температура и глубина проплавления в относительных единицах отложены как функции Оезразмернсго времени, отсчитываемого от начала плавления, для различных значений отношения Y скрытой теплоты плавления к теплосодержанию в точке плавления. Температура дана в единицах Т口叮，глубина проплавления — в единицах 3%TnnC2K2/100LF, время в едигицах лТ^л 芯^/4乂zF^ [24] Обозначения см. в тексте.

Чтобы применить изложенные результаты для нахождения глубины проплавления в конкретном случае, необходимо вычислить 力口叮 по формуле (3.34) и, используя верхнюю часть фиг. 3.12, найти момент времени, в который температура поверхности достигает температуры испарения. Для всех более ранних моментов времени глубину расплавленного слоя можно найти с помощью нижней части фиг. 3.12.

В качестве конкретного примера приведем результаты вычисления зависимости глубины проплавления от времени для латуни. Кривые показаны на фиг. 3.13; из них следует, что глубины проплавления сравнительно невелики, особенно в случае больших плотностей потока.

Максимальная глубина, на которую проплавляется материал в отсутствие поверхностного испарения, может быть выражена формулой .

Хманс = 6/А (3.37) где G ——численный множитель, являющийся характеристикой металла. Величины G для различных металлов, полученные из кривых фиг. 3.12, приведены в табл. 3.5 г).

Эти результаты показывают, что максимальная глубина проплавления составляет от нескольких сотых до нескольких десятых долей миллиметра для типичных параметров милли-

Фиг. 3.13.Глубина расплавленного слоя в желтой латуни в зависимости от времени прн различных плотностях потока лазерного излучения.Эти результаты получены путем пересчета кривых фиг. 3.12 для соответствующих значений параметров. Вертикальными стрелками указаны моме пы начала испарения поверхности.Фиг. 3.13.Глубина расплавленного слоя в желтой латуни в зависимости от времени прн различных плотностях потока лазерного излучения.Эти результаты получены путем пересчета кривых фиг. 3.12 для соответствующих значений параметров. Вертикальными стрелками указаны моме пы начала испарения поверхности.

Фиг. 3.13.

Глубина расплавленного слоя в желтой латуни в зависимости от времени прн различных плотностях потока лазерного излучения.

Эти результаты получены путем пересчета кривых фиг. 3.12 для соответствующих значений параметров. Вертикальными стрелками указаны моме пы начала испарения поверхности.

Фиг. 3.13.

Глубина расплавленного слоя в желтой латуни в зависимости от времени прн различных плотностях потока лазерного излучения.

Эти результаты получены путем пересчета кривых фиг. 3.12 для соответствующих значений параметров. Вертикальными стрелками указаны моме пы начала испарения поверхности.

секундного лазерного импульса и пренебрежимо мала при использовании лазеров с модуляцией добротности. Эти лазеры нагревают металл выше температуры испарения до того, как успевает произойти заметное плавление. Ограничения достижимой глубины проплавления создают трудности в лазерной сварке, где желательно иметь максимальное проплавление в отсутствие испарения.

ИСПАРЕНИЕ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

Испарение с помощью лазеров осуществляется очень легко и представляет собой очень интересное явление. В самом деле, как мы видели выше, трудно поддерживать такой режим, при котором испарение отсутствует. На фиг. 3.14 приведены две

£) В принятой здесь постановке задачи формула (3.37) может быть получена из следующих простых соображений. Максимальная глубина проилавле- ния равна по порядку величины Хмакс ~ V^*» гДе вместо £* следует подставить момент достижения «температуры испарения», определяемый из соотношения Тисп — 2F/K Ух7*7?Г Отсюда следует формула (3.37) и грубая оценка для множителя G = КТисм•— Прим. ред.

\・ г. 3.14.

а тегральная фотография испарения под действием лазера.

м高^сЦ^енне вольфрамовой мишеии, сопровождающееся выбросом искр. Лазер на неоди- видц：^^ле генерирует миллисекундный импульс с энергией 5 Дне На переднем плане не вн^'КУС^УЮ^ая линза. Лазер излучал инфракрасный свет, и его луч на фотографии рУб1торп?ение 配3 искр Мишень из графита, использовался миллисекундный ммпульс в Собс^?总 лазера с энергией 1 Дж. Светящийся факел испаренного материала виден гневном свете, его длина около 5 мм. Фотография получена без внешпеи подсветри.

фотографии. На фиг. 3.14, а показан процесс испарения вольфрама под действием лазера на неодимовом стекле, работающего в режиме миллисекундного импульса. Виден сноп искр, свидетельствующий о том, что наряду с испарением происходит выброс расплавленного металла. На фиг. 3.14, б показан ярко светящийся факел, образующийся при воздействии миллисекундного импульса рубинового лазера на графитовую мишень. Этот снимок соответствует чистому испарению без образования искр. В настоящем параграфе мы рассмотрим количественную сторону проблемы испарения. Случаи испарения под действием импульса лазера с модулированной добротностью и миллисекундного импульса качественно различаются и поэтому рассматриваются здесь раздельно. Особое внимание будет уделено экспериментальным измерениям массы материала, выброшенного при испарении, и методам расчета этой величины. Внешний вид поверхности будет описан ниже.

Испарение под действием миллисекундных лазерных импульсов

Процессы, происходящие на поверхности материала под воздействием лазерного импульса миллисекундной длительности, существенно отличаются от процессов, вызванных импульсом с длительностью, лежащей в наносекундном диапазоне. Для коротких импульсов с очень высокой мощностью характерно слабое испарение и малое количество вынесенного с поверхности вещества, в то время как действие импульсов с большей длительностью и меньшей мощностью, которые получают в режиме обычной генерации, приводит к образованию в материале глубоких и узких кратеров.

На процесс испарения также оказывает влияние пичковый характер генерации. Скоростные фотографии поверхности, испаряемой импульсом рубинового лазера с ярко выраженной пичко- вой структурой, показывают, что выброс светящихся паров носит пульсирующий характер, обусловленный пичковыми пульсациями выходного излучения лазера [25]. Каждый отдельный пичок нагревает поверхность и вызывает испарение. В промежутке между пичками испарение почти полностью прекращается. Эта особенность процесса ярко демонстрирует, насколько высока скорость нагрева под действием лазерного излучения.

В экспериментальных данных по измерению количества вещества, испаренного лазерным импульсом, имеется значительный разброс. Это характерно даже для результатов, полученных при номинально тех же самых условиях опыта. При сравнении результатов, полученных разными авторами, становится ясно, что коли-

чество испаренного вещества в значительной мере зависит от детальных условий проведения эксперимента. Одна из самых значительных неопределенностей, возникающих при сравнении данных различных работ, связана с измерением площади лазерного пучка. Имеется ряд литературных источников, в которых содержатся

характерные величины массы вещества, испаренной под действием миллисекундного лазерного импульса [3, 26—32].

На фиг. 3.15 приведены данные по количеству вынесенного материала как функции плотности энергии лазерного излучения, полученные на лазере с неодимовым стеклом при длительности импульса 700 мкс и полной выходной энергии 15 Дж [26]. Результаты представлены в виде зависимости глубины образующегося кратера от плотности энергии в импульсе. Эти графики построены путем пересчета измеренных в работе [26] величин вынесенной мас- «ы с учетом площади фокального пятна, равной 10~з см3, и плотности материала мишени. Предполагалось, что поперечные

Фиг. 3.15Экспериментальные величины глубины испарения для различных металлов, облучаемых лазерным импульсом длительностью 700 мкс.Фиг. 3.15Экспериментальные величины глубины испарения для различных металлов, облучаемых лазерным импульсом длительностью 700 мкс.Эти данные получены пересчетом измеренных в [26] значений испаренной массыЭти данные получены пересчетом измеренных в [26] значений испаренной массысечения кратеров одинако

Фиг. 3.15

Экспериментальные величины глубины испарения для различных металлов, облучаемых лазерным импульсом длительностью 700 мкс.

Фиг. 3.15

Экспериментальные величины глубины испарения для различных металлов, облучаемых лазерным импульсом длительностью 700 мкс.

Эти данные получены пересчетом измеренных в [26] значений испаренной массы

Эти данные получены пересчетом измеренных в [26] значений испаренной массы

вы и имеют площадь, равную площади фокального пятна. Это предположение становится неверным при больших глубинах кратера. С увеличением мощности лазера диаметр кратера также увеличивается, поэтому при глубине кратера более 1 мм величины на графиках фиг. 3.15 могут быть завышены. В оригинальных данных имеется значительный разброс, и графики на фиг. 3.15 представляют собой сглаженные кривые, проведенные через экспериментальные точки. Эти результаты дают представление о порядках величин, которые можно получить в режиме миллисекундного лазерного импульса. Рассматриваемая здесь область плотностей энергии легко достижима с помощью существующих в настоящее время лазеров. Как уже

упоминалось, точные значения вынесенной массы зависят от конкретных условий и от распределения энергии в пучке конкретного используемого лазера. Из графиков на фиг. 3.15 следует, что количество выброшенного материала быстро возрастает, с уве-

личением металловличением металловзнергии лазерного излучения. Характерно,, что для с более низкой температурой испарения опыт дает большие количества выне-

личением металлов

личением металлов

Выходная энергия 刀aje^a, ДжВыходная энергия 刀aje^a, ДжФиг. 3.16.Глубина кратера как функция выходной энергии рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса.Для фокусировки применялась линза с фокусным расстоянием 3 0 мм [30].Фиг. 3.16.Глубина кратера как функция выходной энергии рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса.Для фокусировки применялась линза с фокусным расстоянием 3 0 мм [30].сенного вещества, пазоне, в котором ны эти данные, ляющим фактором

Выходная энергия 刀aje^a, Дж

Выходная энергия 刀aje^a, Дж

Фиг. 3.16.

Глубина кратера как функция выходной энергии рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса.

Для фокусировки применялась линза с фокусным расстоянием 3 0 мм [30].

Фиг. 3.16.

Глубина кратера как функция выходной энергии рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса.

Для фокусировки применялась линза с фокусным расстоянием 3 0 мм [30].

В диа- получе- опреде^ являет-В диа- получе- опреде^ являет-низкой мощности, когда испарениенизкой мощности, когда испарениеся скрытая тепйота испарения материала, поскольку вклад энергии осуществляется достаточно быстро и лишь очень малая ее часть отводится за пределы области, в которой она выделяется.

В диа- получе- опреде^ являет-

В диа- получе- опреде^ являет-

низкой мощности, когда испарение

низкой мощности, когда испарение

При низких плотностях потока количество испаренного вещества в большей степени зависит от теплопроводности металла, чем от его скрытой теплоты испарения. Результаты, ил л юст ри ру ющие это утверждение, приведены на фиг. 3.16 [30]. В режиме очень мало, более высокое

значение коэффициента теплопроводности у меди приводит к большему отводу тепла внутрь мишени, так что испаряется лишь относительно небольшое количество меди. По мере увеличения плотности потока лазерного излучения интенсивность достигает значения, при котором тепло выделяется настолько быстро, что уже не успевает отводиться за счет теплопроводности. Доминирующим фактором становится скрытая теплота испарения. Поэтому при более высоких плотностях потока испаряется больше меди? чем стали. Величина плотности потока 歹“рцт, при которой происходит переход из области, где теплопроводность является определяющим механизмом, в область, где теплопроводностью можно пренебречь, приближенно определяется соотношением

(3.38)(3.38)FKPHT>2Lpx1/2i-1/2,

(3.38)

(3.38)

где L — скрытая теплота испарения единицы массы, р — плотность, х ——коэффициент температуропроводности и t ——длитель-

ность лазерного импульса. Для миллисекундного лазерного импульса типичные величины FKPHT лежат в пределах 106— Ю7 Вт/см2. При очень низкой мощности лазерного излучения наибольшее количество массы выносится у тех материалов, которые обладают самой низкой теплопроводностью.

Существующие лазеры дают возможность легко получать в миллисекундном импульсе выходную энергию порядка 10 Дж. Типичная величина площади фокального пятна при использовании короткофокусных линз составляет 10-3 см2. Для плотности энергии 104 Дж/см2 типичные глубины разрушения лежат в пределах от нескольких десятых долей миллиметра до нескольких миллиметров. Для сфокусированного импульсного излучения с энергией в несколько джоулей типичные величины выброшенной? массы составляют около 1 мг. При увеличении полной энергии в миллисекундном лазерном импульсе до сотен джоулей диаметр- кратера растет быстрее, чем его глубина, так что глубины могут измеряться еще миллиметрами, но выброшенная из мишени масса уже достигает десятков и сотен миллиграммов [28, 29].

Рассмотрим теперь способы вычисления количества вещества, удаляемого с облучаемой поверхности. Обычно используемое приближение основано на тех же предположениях, которые использовались ранее при расчете увеличения температуры облучаемой лазером массивной пластины. Для простоты пренебрежем- наличием жидкой фазы. Это предположение можно оправдать, если заметить, что для типичных металлов скрытая теплота плавления намного меньше как скрытой теплоты испарения, так и количества тепла, требуемого для нагревания металла до точки кипения. Однако во многих случаях экспериментальные результаты свидетельствуют о том, что больше металла выбрасывается в жидком состоянии, чем в виде пара. Это может происходить при формировании материала кратера, когда испаренное вещество- создает давление внутри его. Под действием этого давления расплавленный материал может вымываться со стенок кратера. Этозначительно увеличивает количество выброшенного вещества, но такое явление трудно поддается расчетам J). Предположим, что лазерный импульс имеет гладкую огибающую, и пренебрежелг наличием пичков. Ни в одной из предложенных до сих пор моделей не рассматривают сложную осциллирующую структуру импульса.

Сначала мы проведем анализ, основанный на одномерном потоке- тепла; поверхность испаряется непрерывно при постоянном подводе тепла; отток испаренного вещества от поверхности такж& происходит непрерывно [33]. Это рассмотрение позволяет быстро получить простые оценки глубины испарения при заданных условиях.

1) Анализ этого процесса дан в работах [70, 71, 93].— Прим. ред.

При типичных параметрах поверхность материала нагревается до температуры испарения J) за очень короткое время 标口，определяемое выражением

方и” = (W4) {K^dF^{T^~T^ (3.39)

Здесь К, с, р и 歹一соответственно теплопроводность, теплоемкость единицы массы, плотность вещества и плотность потока лазерного излучения, Тисп — температура испарения, То ——начальная температура. Некоторые значения iHCn Для типичных металлов и типичных плотностей потока лазерного излучения приведены в табл. 3.6.

ТАБЛИЦА 3.6

Время 才цен, необходимое для достижения температуры испарения

Плотность потока лазерного излучения, Вт/см2

b^^^^^M^^M^wb^^^^^M^^M^w2,460 мс24,6 мкс0,246 мкс8,970 мс89,7 мкс0,897 мкс11,770 мс117,7 мкс1,177 мкс12,770 мс127,7 мкс1,277 мкс245,1 мкс2,451 мкс599,8 мкс5,998 мкс0,060 мкс1,842 мс18,415 мкс0,184 мкс1,855 мс18,550 мкс0,186 мкс2,666 мс26,66 мкс0,267 мкс5,557 мс55,57 мкс0,556 мкс8,26 мс82,60 мкс0,826 мкс10,46 мс104.61 мкс1,046 мкс2,460 мс24,6 мкс0,246 мкс8,970 мс89,7 мкс0,897 мкс11,770 мс117,7 мкс1,177 мкс12,770 мс127,7 мкс1,277 мкс245,1 мкс2,451 мкс599,8 мкс5,998 мкс0,060 мкс1,842 мс18,415 мкс0,184 мкс1,855 мс18,550 мкс0,186 мкс2,666 мс26,66 мкс0,267 мкс5,557 мс55,57 мкс0,556 мкс8,26 мс82,60 мкс0,826 мкс10,46 мс104.61 мкс1,046 мкс

b^^^^^M^^M^w

b^^^^^M^^M^w

2,460 мс

24,6 мкс

0,246 мкс

8,970 мс

89,7 мкс

0,897 мкс

11,770 мс

117,7 мкс

1,177 мкс

12,770 мс

127,7 мкс

1,277 мкс

245,1 мкс

2,451 мкс

599,8 мкс

5,998 мкс

0,060 мкс

1,842 мс

18,415 мкс

0,184 мкс

1,855 мс

18,550 мкс

0,186 мкс

2,666 мс

26,66 мкс

0,267 мкс

5,557 мс

55,57 мкс

0,556 мкс

8,26 мс

82,60 мкс

0,826 мкс

10,46 мс

104.61 мкс

1,046 мкс

2,460 мс

24,6 мкс

0,246 мкс

8,970 мс

89,7 мкс

0,897 мкс

11,770 мс

117,7 мкс

1,177 мкс

12,770 мс

127,7 мкс

1,277 мкс

245,1 мкс

2,451 мкс

599,8 мкс

5,998 мкс

0,060 мкс

1,842 мс

18,415 мкс

0,184 мкс

1,855 мс

18,550 мкс

0,186 мкс

2,666 мс

26,66 мкс

0,267 мкс

5,557 мс

55,57 мкс

0,556 мкс

8,26 мс

82,60 мкс

0,826 мкс

10,46 мс

104.61 мкс

1,046 мкс

Время до начала испарения может быть очень коротким. Как правило, оно намного меньше длительности миллисекундного импульса. Во многих случаях iHCn даже короче длительности одного пичка. Величины 土^си для различных металлов меняются в широких пределах. Поверхность таких металлов, как висмут, кадмий и свинец, начинает испаряться уже на ранних стадиях импульса. Испарение вольфрама, меди и молибдена может не начаться даже до конца импульса. Если плотность потока не очень высока, длительность лазерного импульса оказывается слишком малой для того, чтобы эти металлы начали испаряться.

Если материал облучается постоянным потоком большой интен- •сивности и спустя время ^исп начинает испаряться, то скорость

工)Под «температурой испарения» здесь имеется в виду температура кипения материала при нормальном давлении. Позже мы обсудим этот вопрос.

удаления вещества будет приближаться к стационарному значению, равному

(3.40)(3.40)%т =歹/p【厶 + с (Тцсп — То)1・

(3.40)

(3.40)

Здесь L — теплота испарения единицы массы. Глубину испарения можно выразить как функцию времени в единицах iHCn. При этом

неявно предполагается, что импульс во времени имеет плоскую форму. При увеличении времени скорость приближается к стационарному значению. На фиг. 3,17 показана зависимость глубины испарения под действием лазерного импульса (в единицах %也8) от приведенного времени 士/%сп для типичных металлов.

Чтобы быстро оценить глубину испарения материала под действием миллисекундного лазерного

Фиг. 3.17.Приведенная глубина испарения для типичных металлов как функция приведенного времени в случае миллисекундных лазерных импульсов.Расчет проводился по модели, предполагающей непрерывный отток испаренного вещества За единицу глубины принято произведение стационарной скорости испарения 0c на время достижения температуры испарения /исп， Подробное описание см. в тексте.Фиг. 3.17.Приведенная глубина испарения для типичных металлов как функция приведенного времени в случае миллисекундных лазерных импульсов.Расчет проводился по модели, предполагающей непрерывный отток испаренного вещества За единицу глубины принято произведение стационарной скорости испарения 0c на время достижения температуры испарения /исп， Подробное описание см. в тексте.импульса, можно вычислить из равенств (3.39) и (3.40) величины рСт и iHCn для данного материала и данных параметров лазера, а затем воспользоваться графиком фиг. 3.17.

Фиг. 3.17.

Приведенная глубина испарения для типичных металлов как функция приведенного времени в случае миллисекундных лазерных импульсов.

Расчет проводился по модели, предполагающей непрерывный отток испаренного вещества За единицу глубины принято произведение стационарной скорости испарения 0c на время достижения температуры испарения /исп， Подробное описание см. в тексте.

Фиг. 3.17.

Приведенная глубина испарения для типичных металлов как функция приведенного времени в случае миллисекундных лазерных импульсов.

Расчет проводился по модели, предполагающей непрерывный отток испаренного вещества За единицу глубины принято произведение стационарной скорости испарения 0c на время достижения температуры испарения /исп， Подробное описание см. в тексте.

Рассмотрим теперь импульсы более реальной формы. Если величина /ИСп очень мала в масштабе

времени изменения мощности в лавремени изменения мощности в лазерном импульсе, то скорость движущейся границы раздела парообразной и твердой фаз 】)будет устанавливаться равной своей стационарной величине, которая соответствует значению потока в каждый момент времени. Глубину испарения можно найти численными методами, используя соотношение (3.40) для мгновенной величины скорости испарения в интервале от iHcn до конца импульса. Это дает количество вынесенного материала в зависимости от полной энергии лазерного излучения в импульсе конкретной формы. Типичные результаты представлены на

времени изменения мощности в ла

времени изменения мощности в ла

')Как указано в работе [72], граница твердое тело — пар в режиме развитого испарения является скорее исключением; в случае металлов испарение всегда происходит с поверхности жидкой фазы.— Прим, перев.

фиг. 3.18. Они относятся к тем же самым металлам, экспериментальные результаты для которых были даны на фиг. 3.15.фиг. 3.18. Они относятся к тем же самым металлам, экспериментальные результаты для которых были даны на фиг. 3.15.Плотность энергии, Дж/смгПлотность энергии, Дж/смгФ и г. 3.18.Расчетная глубина кратера, образующегося при испарении различных металлов лазерным импульсом с длительностью 700 мкс, в зависимости от энергии, поглощенной на единице площади.а ——малая плотность поглощенной энергии； б — большая плотность поглощенной энергии.Ф и г. 3.18.Расчетная глубина кратера, образующегося при испарении различных металлов лазерным импульсом с длительностью 700 мкс, в зависимости от энергии, поглощенной на единице площади.а ——малая плотность поглощенной энергии； б — большая плотность поглощенной энергии.若 EnHadnuun dHX9'『J若 EnHadnuun dHX9'『JНа фиг. 3.18 приведена зависимость вычисленной глубины испарения от плотности энергии в гладком импульсе с длительностью 700 мкс для двух различных диапазонов плотности энергии лазерного излуче^ ния. Общий порядок расположения металлов почти такой же, как и в эксперименте. Форма кривых на фиг. 3.18, а при потоках ниже 400 Дж/см2 сходна с формой эксперимент тальных кривых вблизи 10 000 Дж/см2, но глубины испарения меньше. На фиг. 3.18, 6 расчетные кривые лежат относительно близко друг к другу и идут параллельно. Абсолютные величины вычисленных глубин на фиг. 3.18, 6 близки к эксперименталь' ным для металлов с низкой температурой плавления, но отличаются у металлов с высокой температурой плавления. Подобные расхождения указы* вают на то, что отражение света от поверхности металла, а также выброс расплавленного материала играют существенную роль* Результаты, представленные на фиг. 3.15, относятся к мощности падающего лазерного излучения, приходящейся на единицу площади. Если большая часть падающего на поверхность- света отражается, то пра-

фиг. 3.18. Они относятся к тем же самым металлам, экспериментальные результаты для которых были даны на фиг. 3.15.

фиг. 3.18. Они относятся к тем же самым металлам, экспериментальные результаты для которых были даны на фиг. 3.15.

Плотность энергии, Дж/смг

Плотность энергии, Дж/смг

Ф и г. 3.18.

Расчетная глубина кратера, образующегося при испарении различных металлов лазерным импульсом с длительностью 700 мкс, в зависимости от энергии, поглощенной на единице площади.

а ——малая плотность поглощенной энергии； б — большая плотность поглощенной энергии.

Ф и г. 3.18.

Расчетная глубина кратера, образующегося при испарении различных металлов лазерным импульсом с длительностью 700 мкс, в зависимости от энергии, поглощенной на единице площади.

а ——малая плотность поглощенной энергии； б — большая плотность поглощенной энергии.

若 EnHadnuun dHX9'『J

若 EnHadnuun dHX9'『J

вильнее было бы сравнивать фиг. 3.15 с фиг. 3.18, а, а не с фиг. 3.18, 6. Столь высокие экспериментальные величины указывают на то, что происходит выброс расплавленного вещества. Если значительная доля металла вырывается из кратера, не испарившись полностью, то измеряемая глубина существенно уве

личивается.

В наших расчетах не учитывалось также отражение света,

кроме того, не принимались во внимание осциллирующая струк

тура лазерного импульса и выброс расплавленного материала. Формы теоретических кривых при малых значениях энергии, приходящейся на единицу площади, а также тот факт, что общий порядок расположения различных материалов близок к полученному экспериментально, свидетельствуют о том, что проведенное рассмотрение в основном корректно в пределах ограничений, налагаемых неучтенными яв

Фиг. 3.19.Глубина испарения графита под действием лазерного импульса длительностью 700 мкс в зависимости от плотности поглощеннойФиг. 3.19.Глубина испарения графита под действием лазерного импульса длительностью 700 мкс в зависимости от плотности поглощеннойлениями.

Фиг. 3.19.

Глубина испарения графита под действием лазерного импульса длительностью 700 мкс в зависимости от плотности поглощенной

Фиг. 3.19.

Глубина испарения графита под действием лазерного импульса длительностью 700 мкс в зависимости от плотности поглощенной

Рассмотрим теперь результаты расчета для графита, где следует ожидать

более эффективного поглощения света и отсутствия жидкой фазы. Эти резуль-более эффективного поглощения света и отсутствия жидкой фазы. Эти резуль-энергии.

более эффективного поглощения света и отсутствия жидкой фазы. Эти резуль-

более эффективного поглощения света и отсутствия жидкой фазы. Эти резуль-

1 — гладкий графит; 2 — шероховатый графит;

3 — графит спектроскопического класса [27].

таты вместе с экспериментальными данными [27] приведены на

фиг. 3.19. Можно отметить хорошее согласие между расчетами и

экспериментом.

Построение лучшей теории, по-видимому, нецелесообразно ввиду значительных усложнений, возникающих при рассмотрении дичковой структуры и таких деталей, как механизм выброса расплавленного материала. Более того, если принять во внимание поправки, изложенная теория в состоянии описать в общем виде наблюдаемые явления. Поскольку в экспериментальных данных имеется большой разброс, зависящий от условий опыта, более целесообразно изучать каждый конкретный случай экспериментально 1).

」)С такой точкой зрения трудно согласиться. Описанный в тексте подход к анализу процесса испарения металлов под действием лазерного излучения является чрезвычайно упрощенным. Прежде всего, как видно из тек-

Для сравнения энергии, получаемой от лазерного луча, с пол~ ной энергией, требуемой для выноса вещества, в работе [341 было проведено всестороннее экспериментальное исследование выноса материала под действием лазера с миллисекундным импульсом J). При этом измерялся энергетический баланс. С^помощью интегрирующей сферы была измерена зависимость коэффициента отражения света от времени. Результаты измерений пока* зывают, что для излучения лазера на неодимовом стекле с интенсивностью в интервале 106——107 Вт/см2 отражательная способность резко падает в течение первых 200 мкс до уровня 〜0,2—0,3 и остается низкой в течение оставшейся части импульса. Эта означает, что большая часть энергии сфокусированного миллисекундного лазерного импульса поглощается металлической поверхностью, даже если начальный коэффициент отражения велик.

Удаленный с поверхности материал собирался и изучался под микроскопом. Для определения относительных долей пара и жидкости в выброшенном веществе было использовано окисление металла и травление кислотой. Для оценки кинетической энергии применялся баллистический маятник, а количество тепла, оставшееся в образце, определялось по толщине измененного слоя металла. Уравнение для энергетического баланса имеет вид

尸(У) 4 (У)成'=MlEl + MVEV + КЕ + НЕ, (3.41) о

где 尸(力)и А (力)一мощность лазерного излучения и поглощательная способность поверхности как функции времени; М и £ — выброшенная масса и удельная теплота фазового перехода; индексы L и V относятся соответственно к жидкости и пару; КЕ и НЕ — соответственно кинетическая энергия вынесенного вещества и тепловая энергия, остающаяся в образце. Было найдено, что баланс

ста, он не согласуется с экспериментом по измерению испареннойумассы； кроме того, он не позволяет в принципе определить температуру испаряемой поверхности, скорость движения пара, условия экранировки поверхности паром, долю жидкой фазы в продуктах разрушения, величину импульса отдачи и многие другие физические характеристики процесса испарения. Таким образом, излагаемый в книге подход является с физической точки зрения неудовлетворительным.

В настоящее время имеется достаточно полная теория испарения поглощающих твердых тел под действием лазерного излучения, дающая удовлетворительное объяснение основным закономерностям, наблюдаемым в эксперименте. Кроме цитируемых ниже в этой главе работ [35—37], отметим статьи [69—81], в которых подробно исследована кинетика испарения, динамика расширения пара, баланс энергии и доля жидкой фазы в продуктах разрушения при умеренных интенсивностях лазерного излучения.—Пр им. ред.

1)Аналогичные измерения были проведены в работе [73].— Дрим^ ped.

энергии достаточно хорошо выполняется даже при измерениях с временным разрешением.

До сих пор мы полагали температуру испарения равной обычной температуре кипения материала. В работе [28] предложена модель, в которой температура на движущейся границе, разделяющей пар и твердое тело, была выше обычной температуры испарения х). Для определения характеристик стационарного режима предполагается существование предельной скорости рст перемещения границы фаз. Считается, что температура поверхности 7’ больше нормальной температуры кипения вещества. Закон сохранения энергии дает

F^vct(cT9 + L),(3.42)

где F — (постоянная) плотность потока лазерного излучения, поглощаемая на поверхности; остальные обозначения определены выше. Используется известное из статистической механики соотношение

(1/п) {dn/dt) = v0 exp (一LM/NokTr),(3.43)

где п — плотность атомов на поверхности, v0 — дебаевская частота (л;101з с-】)，М —— атомный вес, ^0 —— число Авогадро и к —— постоянная Больцмана. Это равенство, по существу, определяет скорость, с которой атомы покидают поверхность, уходя из потенциальной ямы, в которой они находились. Скорость и^ испарения поверхности можно выразить через dnldt. Объединив эти два равенства, получим соотношение между 7 и F:

F ^ havop [сГ* + L] ехр (— LM/NokTr).(3.44)

Здесь ha — величина, приблизительно равная толщине атомного слоя в веществе. На фиг. 3.20 представлены результаты решения уравнения (3.44) относительно 7' как функции F для нескольких металлов.

На левой стороне фиг. 3.20, т. е. при малых плотностях потока (^106 Вт/см2), температура испаряющейся поверхности приблизительно равна температуре кипения при нормальном давлении; при больших плотностях потока (^Ю8 Вт/см2) эта модель предсказывает значительное превышение температуры поверхности над нормальной температурой кипения. Уравнение (3.43) в неявном виде определяет зависимость скорости движения фазовой границы от плотности потока. Некоторые результаты расчетов %丁 показаны на фиг. 3.21. При низких плотностях потока скорость не сильно отличается от той, которая соответствует нормальной ，)Это не совсем точно. В работе [28] (и более ранней работе [74]) вычислена температура испаряющейся поверхности как функция плотности потока излучения. При низких плотностях потока она может быть меньше темпе』 ратуры кипения при нормальном давлении.— Прим. реО.

ОО10s10sЮю 70〃Юю 70〃Z 08642086 4Z ddAE&dauwBE sx^ss^s^Z 08642086 4Z ddAE&dauwBE sx^ss^s^ююю8ю8

О

О

10s

10s

Юю 70〃

Юю 70〃

Z 08642086 4Z ddAE&dauwBE sx^ss^s^

Z 08642086 4Z ddAE&dauwBE sx^ss^s^

ю

ю

ю8

ю8

Плотность потока лазерного излучениягВт [см?

<*ИГ. 3 20.

Приведенная температура испаряющейся поверхности (в единицах N^kT1 ILM) как функция плотности поглощаемого потока для некоторых металлов, рассчитанная в соответствии с обсуждаемой в тексте моделью [28].

Ю6Ю7 Юа10910 ю /0〃Плотность поглощенного 〃。〃。界仪 лазерное излучения, Вт]с"Ю6Ю7 Юа10910 ю /0〃Плотность поглощенного 〃。〃。界仪 лазерное излучения, Вт]с"Фиг. 3.21.Скорость испарения поверхности для некоторых металлов как функция плотности поглощенного потока, рассчитанная в соответствии с обсуждаемой в тексте моделью.Фиг. 3.21.Скорость испарения поверхности для некоторых металлов как функция плотности поглощенного потока, рассчитанная в соответствии с обсуждаемой в тексте моделью.^^yE30HRd30ou KSHadnumyE30HRd30ou KSHadnum

Ю6Ю7 Юа10910 ю /0〃

Плотность поглощенного 〃。〃。界仪 лазерное излучения, Вт]с"

Ю6Ю7 Юа10910 ю /0〃

Плотность поглощенного 〃。〃。界仪 лазерное излучения, Вт]с"

Фиг. 3.21.

Скорость испарения поверхности для некоторых металлов как функция плотности поглощенного потока, рассчитанная в соответствии с обсуждаемой в тексте моделью.

Фиг. 3.21.

Скорость испарения поверхности для некоторых металлов как функция плотности поглощенного потока, рассчитанная в соответствии с обсуждаемой в тексте моделью.

^

^

yE30HRd30ou KSHadnum

yE30HRd30ou KSHadnum

температуре кипения. При очень больших плотностях потока скорость имеет тенденцию к насыщению и ее величина становится меньше той, которая получается в предположении, что испарение происходит при обычной температуре кипения.

На фиг. 3.22 проводится сравнение двух кривых, соответствующих вычисленной скорости испарения поверхности вольфрама

Ю5

Плотность потока лазерного излучения^ Вт/см?Плотность потока лазерного излучения^ Вт/см?ФИГ. 3.22.Скорость испарения поверхности вольфрама как функция плотности поглощенного потока.Z — кривая, рассчитанная в предположении, что испарение происходит при нормальной температуре кипения, II — кривая, рассчитанная в предположении, что поверхность имеет более высокую температуру, соответствующую модели, описанной в тексте,ФИГ. 3.22.Скорость испарения поверхности вольфрама как функция плотности поглощенного потока.Z — кривая, рассчитанная в предположении, что испарение происходит при нормальной температуре кипения, II — кривая, рассчитанная в предположении, что поверхность имеет более высокую температуру, соответствующую модели, описанной в тексте,吾 SHBduuun吾 SHBduuunдля случая исиарения при нормальной температуре кипения и для рассмотренной выше модели. При плотностях потока ниже 108 Вт/см2 кривые мало различаются, но при более высоких плотностях потока расхождение становится значительным.

Плотность потока лазерного излучения^ Вт/см?

Плотность потока лазерного излучения^ Вт/см?

ФИГ. 3.22.

Скорость испарения поверхности вольфрама как функция плотности поглощенного потока.

Z — кривая, рассчитанная в предположении, что испарение происходит при нормальной температуре кипения, II — кривая, рассчитанная в предположении, что поверхность имеет более высокую температуру, соответствующую модели, описанной в тексте,

ФИГ. 3.22.

Скорость испарения поверхности вольфрама как функция плотности поглощенного потока.

Z — кривая, рассчитанная в предположении, что испарение происходит при нормальной температуре кипения, II — кривая, рассчитанная в предположении, что поверхность имеет более высокую температуру, соответствующую модели, описанной в тексте,

吾 SHBduuun

吾 SHBduuun

Такое описание необходимо при рассмотрении очень больших пиковых мощностей, получаемых от лазеров с модуляцией добротности. Однако в этой области, как мы увидим, начинают проявляться другие эффекты. В диапазоне мощностей, в котором желательно получить максимальное испарение, величина температуры не намного превышает обычную температуру кипения. Более того, уравнение, описывающее кинетику испарения, не является достаточно точным, так что любое отклонение от результатов, выведенных при использовании нормальной температуры кипения, не очень существенно по крайней мере для плотностей потока, меньших 108 Вт/см2.

Испарение лазерами непрерывного действия трудно поддается расчетам вследствие потерь на излучение. Мощные лазеры на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом, излучак»' 9-028

щие сотни ватт, способны испарять металлы в непрерывном режиме. Для больших плотностей потока и не слишком больших времен оценку количества вещества, испаренного под действием сфокусированного излучения лазера непрерывного действия, можно было бы получить, решая уравнение (3.40) для величины уст.

Резюмируя изложенное, отметим, что в этом разделе мы рассмотрели испарение под действием миллисекундных лазерных импульсов с плотностью потока до 10е——107 Вт/см2. Испарение в этом режиме можно рассматривать как происходящее при нормальной температуре кипения металла при постоянном отводе испаренного вещества от поверхности, движущейся в глубь металла. Характерные величины количества вещества, выброшенного под действием импульса сфокусированного лазерного излучения миллисекундной длительности с энергией 10 Дж, составляют от одного до нескольких миллиграммов. Кратер имеет глубину от одного до нескольких миллиметров. При увеличении плотности потока до величин порядка 109—1010 Вт/см2, характерных для импульсов лазера с модулированной добротностью, возникают уже существенно новые явления.

Испарение импульсами лазера с модулированной добротностью

При помощи лазеров с модулированной добротностью- легко получить на поверхности мишени плотности потока, превышающие 109 Вт/см2. В этом режиме необходимо учитывать- явления, отличные от тех, которые были характерны для плотностей потока порядка 106——107 Вт/см2. Многие авторы подходили к этой проблеме с разных точек зрения [3, 28, 35—39]. В качеств© важного отличия по сравнению со случаем испарения миллисекундным лазерным импульсом следует отметить влияние испаренного вещества или вещества, выброшенного с поверхности под действием лазерного нагрева. В присутствии этого вещества взаимодействие с поверхностью существенно изменяется. Испаренное вещество оказывает большое давление на поверхность, что приводит к изменению условий испарения. Кроме того, оно может поглощать свет и экранировать поверхность от лазерного излучения. Наконец, поскольку вещество сильно нагревается, оно может передавать поверхности значительный импульс отдачи. Различные предложенные модели дают предсказания, находящиеся в качественном согласии с экспериментом; однако пока еще не существует полного описания всей совокупности происходящих явлений- В предыдущем разделе предполагалось просто, что испаренный материал выносится без дальнейшего взаимодействия. В дадноМ разделе особое внимание будет уделено материалу мишени и тому»

что с ним происходит, но уже с учетом взаимодействия пара с мишенью. Более полное описание самого испаренного вещества будет приведено в гл. 4.

Имеется относительно мало информации о количестве вещества, выброшенного излучением лазера с модулированной добротностью. При испарении импульсами лазера с модулированной добротно^ стью кратеры имеют малую глубину, обычно порядка нескольких микрон для плотностей потока около 109 Вт/см2. Для сравнения глубины кратеров, образующихся под действием импульсов лазера с модулированной добротностью и обычных лазерных импульсов, в табл. 3*7 представлены некоторые экспериментальные результат

ШЛИЦА 3.7

Измеренные глубины кратеров (в см), образующихся под действием излучения лазера

Материал

1 09 Вт/см2 ；

44 нс

5000 Дяс/см2;

600 мкс

Материал

109 ВТ/СМ2；

44 нс

5000 Дж/см®;

600 мкс

Нержавею-

0,00011

0,061

Си

0,00022

0,090

щая сталь

Ni

0,00012

0,058

Латунь

0,00025

0,078

Al

0,00036

0,078

ты [3]. Данные этой таблицы соответствуют типичным параметрам импульсов, получаемых от стандартных лазерных систем на рубине или неодимовом стекле при фокусировке простой линзой. Поверхности металлов, подвергшихся испарению под действием мощных наносекундных импульсов лазерного излучения, исследованы относительно мало. Типичные глубины испарения обычно бывают много меньше, чем в случае лазеров с миллисекундным импульсом.

Энергия луча лазера с модулированной добротностью уходит на нагрев небольшого количества испаренного вещества до высокой температуры; распространению же тепла на больший объем вещества препятствует малая длительность импульса.

Некоторые данные по выбросу массы под действием излучения лазера с модулированной добротностью на неодимовом стекле, дающего поток 1010—1011 Вт/см2, показывают, что для энергии в импульсе около 20 Дж выброшенная масса много меньше, чем в случае более длительного импульса с той же энергией [40]. Вынесенная масса меняется от импульса к импульсу, но обычно ее величина меньше 1 мг.

Следует отметить, что даже в случае мощных наносекундных импульсов расплавленный и затвердевший материал по-прежнему присутствует в виде ободка вокруг края мелкого кратера, анеболь* тие частицы расплавленного вещества могут выноситься с поверх-

9*

ности вместе с паром. Теоретическое рассмотрение игнорирует это явление, однако в действительности оно имеет место и, как оказывается, вносит значительный вклад в объем вещества, выброшенного из кратера.

В литературе нет экспериментальных данных о выносе массы под действием одиночного пикосекундного импульса ').

В одной из моделей процессов, играющих роль при испарении под действием лазера с модулированной добротностью, -учитыва* лось давление, создаваемое небольшим количеством испаренного вещества в начале лазерного импульса [3]. Это давление отдачи повышает точку кипения мишени выше обычной температуры испарения. Если затем учесть, что возрастание температуры испарения вещества достаточно велико, то дальнейшее испарение поверхности будет затруднено, а вещество будет продолжать нагреваться до высокой температуры, превышающей нормальную температуру испарения, пока лазерный свет поглощается на поверхности мишени. В конечном счете температура поверхности мишени достигает критической точки, где может происходить испарение. Довольно трудно получить детальную информацию о термодинамических свойствах металлов при высоком давлении, однако можно сделать некоторые оценки критических температур. Чтобы определить максимальную глубину, на которой температура превышает критическую, были вычислены профили температуры. В рассматриваемой простой феноменологической модели эта глубина принимается равной максимальной глубине испарения материала лазерным импульсом. На больших глубинах вынос нагретого выше критической точки вещества продолжает создавать достаточно большое давление, так что испарения не происходит и тепло в конечном счете будет отводиться во внутренние области образца. Модель дает разумное согласие с экспериментальными результатами для некоторого диапазона плотности лазерного потока, по в широком диапазоне плотностей она не проверялась. В табл. 3.8 для сравнения приведены экспериментальные данные и результаты, полученные на основе этой модели. Модель не учитывает того факта, что поверхность экранируется от поступающего лазерного света, поскольку испаренный материал становится горячим, ионизованным и непрозрачным.

Некоторые экспериментальные факты, противоречащие этой модели, были получены при измерении скорости расширения светящегося фронта материала, испаренного излучением лазера с модулированной добротностью [41]. Величина начальной ско-

В случае пикосекундных импульсов экспериментально измерялся импульс отдачи разлетающегося вещества и амплитуда ударной волны в металле [82, 83]. Механизм испарения вещества при действии ультракороткого импульса и теоретическая оценка испаренной массы приведены в работе [84].— Прим. ре。.

рости паров согласуется с температурой сублимации графитовой мишени. Этот эксперимент может означать, что перегрева поверхности выше нормальной температуры испарения не происходит.

ТАБЛИЦА 3.8

Глубина кратера, образующегося при воздействии лазерного импульса длительностью 44 нс при интенсивности 109 Вт/см2

Материал

Глубина, вычисленная на основе феноменологической модели, мкм

Измеренная глубина, мкм

Материал

Глубина, вычисленная на основе феноменологической модели, мкм

Измеренная глубина, мкм

Нержавеющая

1,8

1,1

А1

6,2

3,6

сталь

Си

3,0

2,2

Латунь

2,0

2,5

Ni

2,4

1,4

Испаренный материал сам может поглощать поступающее лазерное излучение. В начале импульса лазера с модулированной добротностью с поверхности выносится небольшое количество вещества. Так как плотность лазерного потока очень высока, это вещество может далее нагреваться за счет поглощения падающего лазерного излучения. Вследствие нагрева оно ионизуется и становится непрозрачным для излучения. Поглощающая плазма не позволяет свету проходить на поверхность. Поэтому большая часть энергии лазерного импульса поглощается веществом перед поверхностью, и фактически лишь относительно малая ее доля достигает поверхности. В течение большей части лазерного импульса поверхность остается закрытой от падающего излучения. К концу лазерного импульса испаренный материал становится настолько горячим, что начинается тепловое переизлучение. Часть этого излучения может достигать поверхности и вызывать дальнейшее испарение. Изменение во времени глубины испаренного слоя в случае наносекундного лазерного импульса схематически показано на фиг. 3.23. В начале лазерного импульса поверхность поглощает падающее излучение и начинает испаряться. Затем на протяжении большей части лазерного импульса плазма над поверхностью поглощает свет и испарение поверхности прекращается, что соответствует плоскому участку кривой. К концу лазерного импульса плазма становится очень горячей и переизлу- Чает энергию, которая достигает поверхности и снова вызывает испарение. Таким образом, заданное количество выделяющейся энергии при очень высокой мощности вызывает испарение менее эффективно, чем то же самое количество энергии в случае более длительного импульса с меньшей мощностью. Были предложены

Время, нсВремя, нсФиг. 3 23.Схематическое изображение зависимости от времени глубины испаренного слоя металла для импульса с высокой плотностью потока излучения и указанной на рисунке длительностью.Показан эффект экранировки поверхности веществом, выброшенным в начале импульса, 7 — форма лазерного импульса, 2 — глубина испарения.Фиг. 3 23.Схематическое изображение зависимости от времени глубины испаренного слоя металла для импульса с высокой плотностью потока излучения и указанной на рисунке длительностью.Показан эффект экранировки поверхности веществом, выброшенным в начале импульса, 7 — форма лазерного импульса, 2 — глубина испарения.iqYmHS-alqHqlfosgr0-iqYmHS-alqHqlfosgr0-модели этого процесса [42], описывающие образование высокотемпературной плазмы с высокой электронной плотностью. При изучении проблемы плазмы следует учитывать многие аспекты — такие, как газодинамика, механизм поглощения в плазме, процессы тепловой ионизации и переизлучения плазмой. Для детального изучения этой проблемы использовались численные расчеты на ЭВМ. Результаты расчетов кратко описаны в гл. 4. Поскольку настоящая глава в основном касается эффектов на самой поверхности металлов, указанные явления здесь подробно не обсуждаются.

Время, нс

Время, нс

Фиг. 3 23.

Схематическое изображение зависимости от времени глубины испаренного слоя металла для импульса с высокой плотностью потока излучения и указанной на рисунке длительностью.

Показан эффект экранировки поверхности веществом, выброшенным в начале импульса, 7 — форма лазерного импульса, 2 — глубина испарения.

Фиг. 3 23.

Схематическое изображение зависимости от времени глубины испаренного слоя металла для импульса с высокой плотностью потока излучения и указанной на рисунке длительностью.

Показан эффект экранировки поверхности веществом, выброшенным в начале импульса, 7 — форма лазерного импульса, 2 — глубина испарения.

iqYmHS-alqHqlfosgr0-

iqYmHS-alqHqlfosgr0-

Было предпринято несколько попыток рассмотреть кинетику испарения металлической поверхности совместно с газодинамикой испаренного вещества [35—37]. Эти расчеты ограничиваются диапазоном, в котором выполняется условие (3.38), т. е. случаем, когда теплопроводность несущественна, и в общий энергетический баланс необходимо включить лишь затраты энергии на испарение. Кроме того, в этих работах анализ ограничивается случаем, когда испарен

ный материал можно считать прозрачным.

Метод, основанный на решении уравне ний (3.42) — (3.44) и иллюстрируемый фиг. 3.21, применим до тех пор, пока плотность потока не превосходит некоторой предельной величины. Как мы уже видели выше, скорость испарения поверхности достигает предельной величины порядка 10s см/с при потоках порядка 109—1010 Вт/см2. Для полноты описания необходимо учесть влияние паров, движущихся от поверхности.

На основании анализа газодинамических уравнений для случая, когда испаренное вещество является прозрачным (в диапазоне 106—109 Вт/см2) в работе [35] установлены два различных режима испарения. В области меньших потоков имеет место фазовый переход конденсированного вещества в газ. При больших потоках предпо л агается f что температура поверхности превышает критическую и переход в газообразное состояние осуществляется путем расширения под действием теплового давления. При еще более высоких плотностях потока, когда тепловая энергия испаренного

вещества приближается к энергии ионизации J), испаренный материал становится непрозрачным. Для каждой области решены газодинамические задачи и получены соотношения, связывающие плотность, температуру, давление и скорость испаренного вещества с теплофизическими характеристиками материала и с плотностью потока лазерного излучения.

В другом рассмотрении [36] решена газокинетическая задача для тонкого слоя, прилегающего к границе раздела между металлом и паром. При этом пар опять предполагается прозрачным. Чтобы связать гидродинамические величины с температурой поверхности металла и таким образом получить уравнения для температуры и скорости движущихся от поверхности паров, изучалась динамика их расширения. Для самой поверхности получе- яы следующие соотношения, определяющие ее температуру Т и скорость фронта испарения и:

тп (Т) (И7/®"?(厶 + 2,2кТ/т) = 3,1 歹，(3.45)

v = F/p (L + 2,2kT/m).(3.46)

Здесь m — масса атома, р — плотность твердого тела, L — теплота испарения на единицу массы, F — плотность потока лазерного излучения, к ——постоянная Больцмана и п (Т)——плотность насыщенных паров как функция температуры. Совместное решение уравнений (3.45) и (3.46) дает требуемые величины температуры и скорости испарения ).

Каждая из обсуждавшихся выше моделей выделяет какую-либо одну определенную сторону взаимодействия и при некоторых ограничениях дает приемлемое описание конкретного круга явлений. В то же время нет моделей, которые допускали бы всестороннее совместное рассмотрение всех явлений.

В заключение отметим, что наносекундные импульсы относительно малоэффективны для удаления вещества из мишени. При больших плотностях потока небольшая масса металла поглощает энергию и сильно нагревается; в дальнейшем она ведет себя как взрывчатое вещество. Вынос массы на единицу подводимой энергии оказывается меньше, чем в том случае, когда можно считать^ что вещество испаряется вблизи нормальной точки кипения. Материал, испаренный на ранних стадиях импульса, может стать непрозрачным и закрыть доступ свету к поверхности твердого тела. Существует несколько моделей, которые предсказывают результат воздействия на поверхности в случае, когда пары являются прозрачными. Общее решение задачи представляет значительные трудности и требует громоздких расчетов на ЭВМ; удобных же эмпирических правил для оценок в каждом конкрет ном случае не существует.

§15. ДАЛЬНЕЙШЕЕ ИЗУНЕНИЕ ПОВЕРХНОСТЕЙ, ПОДВЕРГАЮЩИХСЯ ЛАЗЕРНОМУ ОБЛУНЕНИЮ

Кроме очевидных явлений —— нагрева, плавления и испарения, имеются и другие достойные внимания аспекты взаимодействия мощных лазерных импульсов с веществом. Мы обсудим уменьшение отражательной способности металлических мишеней, импульсы давления, возникающие в мишенях, и металлургические исследования поверхностей после облучения-

Уменьшение отражательной способности

Мы уже упоминали об уменьшении коэффициента отражения в связи с определением баланса энергии. Измерения отражательной способности металлических поверхностей, облучаемых миллисекундными импульсами лазера на неодимовом стекле, показали, что в течение первых 200 мкс импульса коэффициент отражения падает до малой величины, так что большая часть энергии в импульсе поглощается несмотря на высокий начальный коэффициент отражения мишени [34].

Результаты аналогичных измерений, в которых использовался неодимовый лазер в пичковом режиме генерации и интегрирующая сфера, собирающая отраженное от мишени излучение, свидетель-

Фиг. 3.25.

Изменение отражательной способности серебра в течение миллисекундного лазерного импульса.

1 — 2,0 кДж/см2, 2 — 2,6《Дж/см?, 3 — 4,2 кДж/см2, 4 — 7,3 кДж/см?伍3].

Фиг 3.24.

Изменение коэффициента отражения в течение одного пичка миллисекундного лазерного импульса.

Пунктирной линией показана форма пичка J — медь 7,3 кДж/см2, 2 — сталь 7,5 кДж/см2 [43]«

K77HB%ddEO Енехух 仔&名xmQHqifaEnsoHE-

о

z

方a

物

4

5 6

ETlHBM-odEn Bs^^^^8^

Ингпенсивностъ падающего излучения, Бт/смг

Фиг. 3.26,

Зависимость отражательной способности от интенсивности излучения лазера с модулированной добротностью.

1 — тефлон; 2 — алюминий; S — олово, 4 — медь; 5 — эбонит; 6 ——графит [44].

ствуют о том, что уменьшение коэффициента отражения происходит даже в одиночном пичке [43]. На фиг. 3.24 показано поведение коэффициента отражения меди и стали в одиночном пичке, а на фиг. 3.25 ——полное уменьшение отражения от серебряной мишени в течение всего импульса. Такое поведение отражения было объяснено увеличением температуры поверхности, удалением поверхностной пленки и плавлением.

Подобные же измерения были выполнены для различных мишеней, облучаемых лазером на неодимовом стекле с модулиро~ ванной добротностью [44]. Измерения проводились без временного разрешения и, очевидно, давали средний за импульс (длительно' стью 15 нс) коэффициент отражения. Результаты для различных веществ в зависимости от интенсивности лазерного излучения приведены на фиг. 3.26. При интенсивности, меньшей 108 Вт/см2, коэффициенты отражения близки к величинам, соответствующим неразрушенным поверхностям. Выше 108 Вт/см2 отражение уменье шается, достигая величины 0,1 от начального значения.

Эти результаты показывают, что при соответствующих условиях лазерная энергия может эффективно поглощаться в мишени, даже если начальное отражение велико.

Образование ударных волн

Поглощение лазерного излучения на поверхности может приводить к образованию сильных волн давления в веществе мишени. Один из механизмов возникновения импульсов давления связан с импульсом отдачи нагретого материала, действующим на мишень при испарении. Импульс вызывает движение мишени как целого. Было проведено большое количество экспериментальных работ по измерению импульса, передаваемого мишени. Они будут описаны в гл. 4. Эти работы выполнены главным образом при высокой интенсивности лазерного излучения, когда с поверхности выбрасывается значительное количество материала.

Существует и другой механизм возникновения импульсов давления при действии лазерного излучения, не обязательно сопровождающийся выбросом материала с поверхности. Его можно назвать термомеханическим эффектом. Когда тонкий приповерхностный слой поглощает лазерное излучение, его внутренняя энергия возрастает. Нагретый слой расширяется вследствие теплового расширения вещества. Если тепло поглощается относительно медленно, расширение происходит таким образом, что в соседних слоях вещества давление успевает выровняться и ударная волна не образуется. Происходит обычное тепловое расширение материала. Если же тепловая энергия выделяется очень быстро, как это и происходит в случае коротких лазерных импульсов, то может

возникнуть волна давления. Нагретый материал будет расширяться и оказывать давление на соседние слои вещества. В результате

появляется волна сжатия, которая распространяется по веществу.

Исследования описанных явлений были проведены на миллисекундных лазерных импульсах [45, 46], на импульсах лазера с модулированной добротностью [47—49] и с цугом импульсов пикосекундной длительности от лазеров с синхронизацией мод {501. Имеется также несколько теоретических исследований [51—— 53]. В эксперименте [45] излучение импульсного рубинового лазера в пичковом режиме дейст

вовало на торец акустического датчика. Электрический сигнал имел структуру, характерную для дичкового лазерного импульса, и полную длительность, сравнимую с

Ф и г. 3.27.Экспериментально измеренный профиль волны напряжения, возникающей на свободной поверхности мишени из поглощающего стекла под действием импульса рубинового лазера с модулированной добротностью [49].Положительные значения соответствуют сжатию, отрицательные — растяжению Напряжение измеряется в единицах 10е дин/см2, цена деления по оси времени 50 нс.Ф и г. 3.27.Экспериментально измеренный профиль волны напряжения, возникающей на свободной поверхности мишени из поглощающего стекла под действием импульса рубинового лазера с модулированной добротностью [49].Положительные значения соответствуют сжатию, отрицательные — растяжению Напряжение измеряется в единицах 10е дин/см2, цена деления по оси времени 50 нс.длительностью выходного импульса лазера.

Ф и г. 3.27.

Экспериментально измеренный профиль волны напряжения, возникающей на свободной поверхности мишени из поглощающего стекла под действием импульса рубинового лазера с модулированной добротностью [49].

Положительные значения соответствуют сжатию, отрицательные — растяжению Напряжение измеряется в единицах 10е дин/см2, цена деления по оси времени 50 нс.

Ф и г. 3.27.

Экспериментально измеренный профиль волны напряжения, возникающей на свободной поверхности мишени из поглощающего стекла под действием импульса рубинового лазера с модулированной добротностью [49].

Положительные значения соответствуют сжатию, отрицательные — растяжению Напряжение измеряется в единицах 10е дин/см2, цена деления по оси времени 50 нс.

При использовании лазера с модулированной добротностью в мишени возникают волны упругого напряжения, представляющие собой ударную волну, генерируемую одиночным импульсом. В экспериментах [47, 491 с

помощью акустических преобразовапомощью акустических преобразователей изучались волны упругих напряжений, возникающие при поглощении импульсов рубинового лазера с модуляцией добротности в мишенях из поглощающего стекла. От облучаемой поверхности в глубь материала распространялась бегущая волна сжатия. При достижении свободной поверхности вещества она отражалась в виде волны разрежения. Если амплитуда волны разрежения становится достаточно большой и превышает предел прочности материала, может возникнуть разрушение и откол вблизи свободной поверхности. Экспериментальные измерения на стекле были

помощью акустических преобразова

помощью акустических преобразова

проведены при таких условиях, когда возникающие напряжения

не достигали предела прочности и откол на поверхности мишени не наблюдался. Измеренное максимальное напряжение растяжения в стекле при поглощении расфокусированного импульса рубинового лазера с модуляцией добротности и выходной мощностью 70 Мвт было порядка 108 дин/см2 [49]. Изменение во времени измеренного напряжения на свободной поверхности показано на фиг. 3.27. Стадия сжатия соответствует приходу термомеханической ударной волны, образующейся в результате поглощения

лазерного импульса; напряжение растяжения возникает при отражении волны.

В опытах [50] излучение лазера на неодимовом стекле, работающего в режиме синхронизацип мод, поглощалось в размещенной па торце кристаллического бруска металлической фольге. Лазер генерировал серию световых импульсов с длительностью от 10*12 до 10-11 с. На противоположном торце бруска был укреплен тонкопленочный преобразователь из сульфида кадмия. В выходном сигнале присутствуют отдельные акустические импульсы с временем нарастания менее 0,5 нс, отстоящие друг от друга па 5 нс, что соответствует интервалу между отдельными пикосекундными импульсами. В этом случае величина напряжения растяжения, вызванного воздействием цуга ппкосекундпых импульсов с полной энергией от 20 до 50 Дж, была достаточна для разрушения пятпсантпметрового бруска из плавленого кварца.

Металлургические исследования

Представляет интерес внешний вид металлической поверхности иосле воздействия па пее лазерного луча. Если интенсивность излучения велика, то обычно в результате воздействия образуется кратер. О глубине кратеров, формирующихся в типичных условиях, речь шла выше. В случае миллисекундных лазерных импульсов кратер имеет вид, показанный па фиг. 3.28. На фиг- 3.28а изображено продольное сечение отверстия, проделанного в латупп одиночным импульсом рубинового лазера с энергией 75 Дж. Очень часто диаметр кратера превышает диаметр пятна фокусировки лазерного луча. Типичной формой кратера является конус. В слое вокруг края отверстия структура металла претерпевает изменения. Толщина этого слоя, как правило, очень мала, что свидетельствует о высокой скорости нагрева. Другим» словами, зона теплового воздействия очень мала. Типичная величина зоны структурных изменений, окружающей кратер, составляет 10~3—10~2 см [54]. Кроме того, боковая поверхность кратера покрыта тонким слоем затвердевшего расплавленного металла.

Па фиг. 3.286 показано входное отверстие кратера, образовавшегося под дсйствие?\г сфокусированного луча неодиигового лазера с миллисекупднылг импульсом. Мишенью служила нержавеющая сталь. Вокруг кратера имеется большое количество застывшего расплавленного металла.

В процессе формирования кратера в нем образуется плотный пар. Жидкий металл вымывается со стенок потоком пара и выбра- смваетсн из кратера. Обычно на краю кратера появляется ободок расплавленного металла.

Фиг. 3.28а.

Отверстие в латунной пластине, образованное одиночным импульсом рубинового лазера.

Толщина пластины j 4 мм. Энергия R импульсе 75 Дж Луч падал сверху, фокусное рас- |Стояние линзы 43 мм По краям отверстия пидеп затвердевший метали [31]

Форма кратера и ее изменение с увеличением энергии лазерного импульса показаны на фиг. 3.29. Как диаметр, так и глубина кратера возрастают при увеличении энергии. Сквозные отверстия, образованные в металлических образцах, обычно имеют показанную на фиг. 3.29 конусообразную форму.

При облучении металлов миллисекундным лазерным имиуль- сом наблюдалось также упрочнение металла. Твердость углероди-

Фиг. 3.286,

Входное отверстие кратера, образованного в массивной мишени из нержавеющей стали сфокусированным импульсом лазера на неодимовом стекле с энергией 5 Дж.

Диаметр отверстия около 0,4 мм. Вокруг отверстия виден разбрызганный материал.

стой стали увеличивается почти вдвое после облучения рубиновым лазером с энергией 1 Дж в миллисекундном импульсе при фокусировке на площадь около 0,025 мм2 [55].

Под действием импульсов лазера с модуляцией добротности глубины кратеров, как мы уже видели, уменьшаются, хотя при плотностях потока лазерного излучения около 1,5 -1010 Вт/см2 от лазера на неодимовом стекле можно получать кратеры с глубиной до 2 мм [40]. Детальное исследование поверхностей серебраг алюминия, бериллия, меди, свинца и стали, облучаемых импуль-

сами рубинового лазера с модулированной добротностью, проведено в работе [56] с использованием электронной и оптической микроскопии. Результаты указывают на то, что микрократеры с диаметром менее 10 мкм возникают уже на ранней стадии разрушения. Рубиновый лазер с модуляцией добротности генерировал импульсы длительностью около 30 нс с энергией, изменявшейся от 0,07 до 1,0 Дж. При относительно малых энергиях разрушаемая

изменении выходной энергии лазера.изменении выходной энергии лазера.Луч рубинового лазера падает сверху. Миллисекундный импульс. Фокусное расстояние линзы 30 мм. J — 0,36 Дж； 2 — 1,31 Дж; 4 — 4,25 Дж [30].Луч рубинового лазера падает сверху. Миллисекундный импульс. Фокусное расстояние линзы 30 мм. J — 0,36 Дж； 2 — 1,31 Дж; 4 — 4,25 Дж [30].

изменении выходной энергии лазера.

изменении выходной энергии лазера.

Луч рубинового лазера падает сверху. Миллисекундный импульс. Фокусное расстояние линзы 30 мм. J — 0,36 Дж； 2 — 1,31 Дж; 4 — 4,25 Дж [30].

Луч рубинового лазера падает сверху. Миллисекундный импульс. Фокусное расстояние линзы 30 мм. J — 0,36 Дж； 2 — 1,31 Дж; 4 — 4,25 Дж [30].

площадка имела зонную структуру: расплавленная зона в середине была окружена концентрическим поясом из кратероподобных образований. Диаметр кратера составлял около 10 мкм. С увеличением энергии лазера испарение становилось более интенсивным и увеличивался выброс вещества из расплавленной зоны. В центральной зоне формировался макроскопический кратер. В случае малых энергий лазера на поперечном сечении микрократера видна приподнятая центральная площадка, со ответствующ ая выбросу расплавленного вещества. При более высоких энергиях лазерного излучения начинали формироваться кратеры с размерами 10 мкм, но центральный пик расплавленного материала все еще присутствовал в каждом кратере. При еще более высоких выходных энергиях лазера развивался поверхностный микрократер с углублением в центре и с приподнятым ободком. Даже в мелких кратерах, формирующихся под действием импульсов

♦WR s^o^s §zz:u^^ s^sa 5 Xs£s2aap хгай^ёА^aaohaas ax^ooo =nse.ea xkoelfcc。工 c 二 Ks^dfrkck.o9 noNDDh 匚二，，£1м-二二c,Ltt2:di •ве03K.M・h.o eMm)oJOOxdoBHddAJ今 ЗОЯ^БГ^Ч^Э язялфллч omnwegoBRdg

eO

WXEZ

лазера с модулировапной добротностью, заметно плавление и выплескивание жидкого вещества.

Фокусировка на металлические поверхности излучения рубинового лазера с модулированной добротностью с пиковой мощностью 6 МВт вызвала возникновение поверхностных кратеров с бугорковой подструктурой и фигурами травления [57—59]. Типичная глубина кратеров составляла около 10 мкм. Фигуры травления схожи с фигурами, образующимися при химическом травлении, и предположительно связаны с дислокациями в образце. На фиг. 3.30 показан пример таких «бугорков» травления иа внутренней поверхности кратера в образце из объемпоцентри- рованного кубического железа.

Области теплового травления часто расположены в определенном порядке вдоль направлений кристалла. Подобное упорядочение в расположении микрократеров наблюдали и другие авторм [60? 61]. В этих работах с помощью сканирующего электронного микроскопа получены микрофотографии симметричных микрократеров с размерами порядка 10 мкм, возникающих под действием импульсов рубинового лазера с модулированной добротностью.

В опытах [62] луч импульсного лазера с модуляцией добротности разделялся на два луча, которые затем направлялись под малым углом друг к другу на мишень. При этом пятно разрушения состояло из параллельных гребней, свидетельствующих о плавлении и последующем отвердевании металла. Расположение гребней явно следовало картине синусоидального изменения интенсивности двух интерферирующих лучей. При действии импульсов лазера с модулируемой добротностью на поверхности материала наблюдалось также образование хрупких изломов. Наблюдения с использованием сканирующего электронного микроскопа [63] показали, что при облучении тугоплавких карбидов металлов на их поверхности происходит откол и отслоение тонких прямоугольных пластинок металла.

ЛИТЕРАТУРА

«American Institute of Physics Handbook», McGraw-Hill, New York (1957), Section 4.

Carslaw H. S” Jaeger J. C., «Conduction of Heat in Solids», 2nd ed., Ch. 2. Oxford Univ. Press, London and New York, 1959 (см. перевод: Г. Карслоу, Д. Егер, Теплопроводность твердых тел, изд-во «Наука», 1964).

Ready /.尸.，Journ. Appl. Phys., 36, 462 (1965).

Carslaw Я. S., Jaeger J. C., «Conduction of Heat in Solids», 2nd ed., Ch. 10. Oxford Univ. Press, London and New York, 1959 (см. перевод: Г. Карслоу, Д- Егер, Теплопроводность твердых тел, изд-во《Наука», 1964).

Lin Г.-P., IBM Journ. Res. Develop., 11, 527 (1967).

«Handbook of Mathematical Functions», Appl. Math. Series 55, Abramowitz M., Stegun I. A., eds., National Bureau of Standards, Washington D. C. (1966).

Рыхалин H.发Красулин Ю、Л、、ДАН СССР, 163, 87 (1965).

Рыкалин 〃. Н. Углов А. А., ДАН СССР, 165, 319 (1965).

Руденко В. Я., Оптика и спектроскопия, 21, 370 (1966).

РыкалинН.Я.» У глав 4. Л.,Макаров Н,必・,ДАНСССР,169, 565 (1966).

РыкалинН,Ну У глав А. 4,Макаров Н. 〃.，ДАНСССР,174, 824 (1967).

РыкалинН.Н.ь Углов А. А.,Макаров Н. И., ДАН СССР, 174, 1068 (1967)*

Heady /.F.,Phys. Rev., 137,А62О (1965).

Рубанова 厂 M.t Соколов А. 〃.，ЖТФ, 37, 1677 (1967).

Knecht W. £•, Proc. IEEE, 54, 692 (1966).

Вейко В. П., Кокора А. Н., Либенсон М. П., ДАН СССР, 179, 68 (1968).

Kushida Т., Jap. Journ. Appl. Phys., 4, 73 (1965).

Namba S. et al.t Jap. Journ. Appl. Phys., 4, 153 (1965).

Рывкин C. Af・，Салманов В. M., Ярошецкий И. Д.ч ФТТ, 10, 1022 (1968).

Stull D. /?., Strike G. С'., Thermodynamic Properties of the Elements, American Chemical Society, Washington D.C., 1956.

American Institute of Physics Handbook, Second Edition, McGiaw-Hill, New York, 1963.

Kaplan R, A., Proc. Nat. Electron. Conf., 20, 929 (1964).

Crank /., Quart. Journ. Meeh. Appl. Math., 10, 220 (1957).

Cohen M. 7., Journ. Franklin Inst., 283, 271 (1967).

Гречихин Л. 〃.，Минъко Л. Я., ЖТФ, 37, 1169 (19С7).

Брагинский В. В., Минакова И. И., Руденко В, М., ЖТФ, 37, 1045 (1967).

Zavitsanos Р. D- GE Rep. R67SD11 (1967); имеется в Bendix Time-ok Flight Mass Spectromet. Symp., 7th, Cincinnati, Ohio (October, 1965).

Анисимов С И. w др.、ЖТФ, 36, 1273 (1966).

Вейко В. П. и dp., ЖТФ, 37, 1920 (1967).

Kato T.t Yamaguchi Г., NEC Research and Development, No. 12, 57 (October, 1968).

Gagliano F, P・，Lumley R. M-, Watkins L. S., Proc. IEEE, 57, 114 (1969)b

Акимов A.必.，Миркин 〃. И., ДАН СССР, 183, 562 (1968).

Landau Н. G., Quart. Journ. Appl. Math., 8, 81 (1950).

Chun M. K., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-5, 316 (1969).

Афанасьев IO. В., Крохин О. H., ЖЭТФ, 52, 966 (1967).

Анисимов С. 〃.，ЖЭТФ, 54, 339 (1968).

Лнисимов С. И., ТВТ, 6, 116 (1968).

Уляков П.必ЖЭТФ, 52, 820 (1967).

Аскаръян Г. 4., Мороз Е. М.. ЖЭТФ, 43, 2319 (1962).

Бонч-Бруевич А. АЛ, Имас Я. Л., ЖТФ, 37, 1917 (1967).

Weichel Я., Avizonis Р, V., Appl. Phys. Lett., 9, 334 (1966).

David C. et aZ., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 493 (1966).

Бонч-Бруевич A. M. w 0p., ЖТФ, 38, 851 (1968).

Басов H. Г. u dp., ЖТФ, 38, 1973 (1968).

White R. АЛ, Journ. Appl. Phys., 34, 2123 (1963).

Bruma M., Velghe M., Journ. Phys., 26, 361 (1965).

Percival С. M.4 Journ. Appl. Phys., 38, 5313 (1967).

Lee R. £•, White R. M・，Appl. Phys. Lett., 12, 12 (1968).

Bushnell /. C., McCloskey D. J., Journ. Appl. Phys., 39, 5541 (1968).

Brienza M. J., DeMaria A. J.^ Appl. Phys. Lett., 11, 44 (1967).

White E. M.^ Journ. Appl. Phys., 34, 3559 (1963).

Bullough E・，Gilman J. J., Journ. Appl. Phys., 37, 2283 (1966).

Penner S. S., Sharma О. P., Journ. Appl. Phys., 37, 2304 (1966).

Вейко В. 〃• w dp., ЖТФ, 37, 1920 (1967).

Миркин Л. И., Пилипецкий H. Ф., ДАН СССР, 172, 580 (1967).

Vogel К, Backlund Р., Journ. Appl. Phys., 36, 3697 (1965).

Murphy R. /., Ritter G. /., Nature, 210, 191 (1966).

Murphy /., Ritter G. /., Appl. Phys. Lett., 9, 272 (1966).

Ritter G. /., Murphy /., Tydskrif vir Natuurwetenskappe, p. 458 (September 1957V

Basiow Г. /., Bowden F. Р., Nature, 218, 150 (1968).

Bastow Г. J., Nature, 222, 1058 (1969).

Gerritsen Я. /., Heller М. £., Journ. Appl. Phys., 38, 2054 (1967).

Bastow T. Packer M- £., Gane M, Nature, 222T 27 (1969).

^.Головейко 4. Л, И①拼，15, 1000 (1968).

^ .Рубинштейн Л.必.,Проблема Стефана, изд-во «Звайгзне», Рига, 1967.

66*.Углов 4.4・，Докт. диссертация, ИМЕТ АН СССР, 1970.

^.Рязанцев Ю. С, ПММ, 25, 1143 (1961).

68*. Зуев 必・ В., Рыкалин 〃. Н., Углов А. ФХ ОМ, № 5, 3 (1968).

^*.Фаннибо А. К・,Канд, диссертация, МИФИ, 1972.

J^*.Анисимов С. И., Имас Я. Л., Романов Г. С., Ходыко Ю. В., Действие излучения большой мощности на металлы, изд-во «Наука», 1970.

1\*.Дулънев Г. Я., Ярышев Н. 4., Испирян Р. Л., Тр. ЛИТМО, вып. 31, стр. 5 (1966).

72*.Батанов В. 4., Бункин Ф. В., Прохоров 4. М・,Федоров В. В.、ЖЭТФ, 63, 586 (1972).'

73* .Пантелеев В. В., Янковский Л. 4., ЖПС, 3, 350 (1965).

1^*.Ельягиевич М. Л., Лнисимов С.应.,〃 др.、«Разрушение металлов под действием излучения ОКГ»} Отчет КЗ-14, ИФ АН БССР, Минск, 1963. .Анисимов С. И., Дмитренко Б. Лесков Л. В., Савичев В. В., ФХ ОМ, № 4, 10 (1972).

7Q*.Жиряков Б, М., Фаннибо А. К., Юрышев Н. Я., ПМТФ, № 3, 126 (1268).

77*,Жиряков Б. М., Рыкалин Я. Н., Углов Л. Л., Фаннибо Л. К., ЖТФ, 41, 1037 (1971).

78*.Крылов Ю. Я., Известия вузов, Приборостроение, 11, II (1968).

79*,Рыкалин Н. Н., Углов Л. Л., ФХОМ, № 2, 33 (1970).

80*,Рыкалин Н. Н., Углов Л. А., ТВТ, 9, № 2 575 (1971).

%\^.Анисимов С ИРахматулина Л. X., ЖЭТФ, 64, 869 (1973).

^.Metz S. Л., Appl. Phys. Lett., 22, 211 (1973).

Jones E. P., Appl. Phys. Lett., 18, 33 (1971).

3^.Анисимов C.必•，ЖЭТФ, 58, 337 (1970).

ЬЬ*.Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Статистическая физика, изд-во «Наука», 1964.

^.Андреев С. И^ Вержиковский 必.В., Дымшиц Ю.反，ЖТФ, 40, 1436 (1970).

^1*.Батанов В. Бункин ①.В., Прохоров А. М., Федоров В. Б., ЖЭТФ, 63, 1210 (1972).

^*.Виленская Г.九，Немчинов И. В., ДАН СССР, 186, 1048 (1969).

^*.Бусурина Л. Я., Волосевич П. Я., Леванов Е. &., Влияние теплопроводности на взаимодействие монохроматического излучения с веществом, Институт прикладной математики АН СССР, М.,彳970.

^*.Кикоин 必.М, Сенченков А. П.^ ①ММ, 24, 843 (1967).

9#.Hensel F., Fra nek Е. U., Rev. Mod. Phys., 40, 697 (1968).

.Бонч-Б руевич Л. M., Балашов Е. И., Гагарин Л. 〃., Захаров А. С., Котылев В. Н., Калабуткин О.必.，Письма в ЖЭТФ, 17, 341 (1973).

^.Рыкалин Н. Я., Углов A. A., Thermophys. Proc, of Heating of Metals by Laser Radiation, USSR Natl. Welding Committee, M., 1972.

「лава 4, ЭМИССИЯ ЧАСТИЦ ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

В предыдущей главе мы провели всестороннее изучение вопроса о применении лазеров для испарения атомов с поверхности мишени. Были описаны методы расчета и результаты измерений количества испаренного с мишени вещества при различных условиях.

Основное внимание при этом уделялось самой мигпени и количеству выброшенного материала. Теперь мы перейдем к рассмотрению процессов, происходящих в выброшенном с поверхности веществе.

Этот круг вопросов представляет значительный интерес, поскольку он связан с рядом практических применений в таких областях, как создание электронных и ионных источников и получение плазмы, обладающей необычными свойствами. Материал, выброшенный под действием излучения, состоит как из нейтральных молекул, так и из заряженных частиц — электронов и ионов.、

Прежде всего мы рассмотрим эмиссию с точки зрения получения отдельных частиц, а затем опишем более сложные явления, связанные с развитием плазменного облака высокой плотности под воздействием излучения большой интенсивности.

Имеется много различных механизмов эмиссии частиц. В табл. 4.1 перечислены те из них, которые будут обсуждаться в этой главе. Эта таблица предназначена для того, чтобы помочь ориентироваться во множестве физических явлений и механизмов, а также условий, при которых проводилось их изучение..

ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

Прежде всего рассмотрим явление электронной эмиссии. Исторически оно было первым примером испускания частиц с поверхности, облучаемой светом лазера. Электронная эмиссия осуществляется в условиях, когда разрушение поверхности мало. Термоэлектронная эмиссия может приводить к возникновению больших импульсных электронных токов даже при таких плотностях потока излучения, при которых поверхность не достигает точки плавления.

ТАБЛИЦА 4.1

Сводка явлений, возникающих при эмиссии частиц под действием лазерного излучения

Явление

Основной мех анизм

Типичный лазер и интенсивность падающего излучения, Вт/см2

Раздел данной главы

Электронная эмиссия

Термоэмиссия

Рубиновый с миллисекундным импульсом; 105-106

Рубиновый с модуляцией добротности; 107

§ 1» П. 1

§ 1, Л. 2

Электронная эмиссия

Многоквантовый фотоэффект

На неодимовом стекле или на GaAs; 10

§ К и. 4

Ионная эмиссия

Термоэмиссия

Рубиновый с модуляцией добротности; 107

§ 2, п. 1

Импульсы ионного тока

Токи смещения

Рубиновый с модуляцией добротности； 107— 109

§ 2, и. 2

Образование ионов высокой энергии

Кинетика разлета

Рубиновый с модуляцией добротности;

до юн

§ 2, а 3

Направленный разлет

Эмиссия нейтральных молекул

Кинетика разлета

Тепловая десорбция

Рубиновый с модуляцией добротности; 107—— 108

Рубиновый с модуляцией добротности; 107

§ 2, п. 4,5

§ з

Образование плазмы

Испарение и термическая ионизация

Рубиновый и на неодимовом стекле с модуляцией добротности; 109— 1013

§ 4, и. 1

Разлет плазмы с большими скоростями

Нагрев вследствие поглощения лазерного излучения

Рубиновый и на неодимовом стекле с модуляцией добротности; 10°—— юн

§ 4, п. 1, а

Высокие электронные плотности

Тепловая ионизация испаренного вещества

Рубиновый с модуляцией добротности; 109— 1010

§ 4, п. 1, 6

Образование высо-

Тепловая иониза-

Рубиновый и на неодимо-

§ 4, п. 1, в

коионизованных атомов

ция испаренного вещества

вом стекле с модуляцией добротности; до 1011

§ 4, п. 1, d

Рентгеновское излучение

Процессы снятия возбуждения в горячей плазме

Рубиновый и на неодимовом стекле с модуляцией добротности. На неодимовом стекле, пикосе- купдпые импульсы; 1041-1013

§ 4, п. 1, 2

Продолжение табл. 4.1

Явление

Основной механизм

типичный лазер н интенсивность падающего излучения, Вт /см2

Раздел данной главы

Собирание зарядов на коллектор

Кинетика расширения плазмы

Рубиновый с модуляцией добротности; 108 —1011

§ 4, и. L е

Импульсы давления на мишспь

Импульс отдачи выбрасываемого материала

Рубиновый с модуляцией добротности; 108— 1011

§ 4, п. 1. ж

Генерация нейтронов

Термоядерный сиптеп

На неодимовом стекле с модуляцией добротности и в режиме ппко- секупдных импульсов; 10И_1013

§ 4, п. 1. з

Нагревание и раз-

Обратный тормоз-

На нсодпмовом стекле

§ 4, п. 2,。

лет плазмы

пои эффект и газо-

с модуляцией доброт-

§ 4, п. 2, г

динамика 1)

пости или с ппкосекунд- п ым импульсом; 1011— 10*2

§ 4, и. 2, д

Образование высокотемпературной плазмы

Электронная эмиссия из диэлектриков

Поглощение света п плазме 9

Термоэлектронная эмиссия

Рубиновый с модуляцией добротности; на стекле с неодимом и рубиновый, пикосекупдпые импульсы； 108—1013

Рубиновый с миллисекундным импульсом; 105; рубиновый с модуляцией добротности; 108

§ 4, п. 2, 6

§ з

1) При интенсивностях порядка 1013 Вг/см2 ц вмшз обратный тормозной эффэкт не обеспечивает значительного поглощения света Озповиым механизмом в этой области потоков является аномальное поглошение, связанное с параметрическим возбу/кдеипйм воли в плазме, см. [162, 163].— Прим реО.

Наблюдения с использованием лазеровв режиме миллисекундного импульса

В самых ранних работах [1—3], посвященных электронной эмиссии под действием лазерного излучения, использовались лазеры с миллисекундным импульсом. В работе [1] прп действии импульса рубинового лазера с полной длительностью 800 мкс и выходной энергией 1 Дж, сфокусированного на мишень из графита в пятно с размером приблизительно 10~3 см2, наблюдались импульсы электронного тока, синхронные с пичками лазерного импульса. Типичный выходной импульс лазера и импульс тока показаны на фиг. 4.1. Импульсы электронной эмиссии

• =〕(唱/<w ON ^«§0-^2^ SS05SS 0-s5fcs0=H0 някяхй-ок e«£3isIRO= §1QSS -05&.XWR» «к ssoosso «0=-3&-xi 2S4^GZS 1 essn& ，OKKMmo K^s^aoQ я&л«ч EoucmHOAUqf.WH_qQOHh=二 UNHHHK工岂hitkhk I BWKedJOIanmJ。анняшн 'ss^^^ og I XHawgq gezmQB岩 IBdJREdeEB 冃 OJOHOHHgxd KHHehAIfmH SHemoIMOU atsqlfAmddиояоанкфчл О1ионе фянялк&озччя -3aa«&OR§tfQ^• =〕(唱/<w ON ^«§0-^2^ SS05SS 0-s5fcs0=H0 някяхй-ок e«£3isIRO= §1QSS -05&.XWR» «к ssoosso «0=-3&-xi 2S4^GZS 1 essn& ，OKKMmo K^s^aoQ я&л«ч EoucmHOAUqf.WH_qQOHh=二 UNHHHK工岂hitkhk I BWKedJOIanmJ。анняшн 'ss^^^ og I XHawgq gezmQB岩 IBdJREdeEB 冃 OJOHOHHgxd KHHehAIfmH SHemoIMOU atsqlfAmddиояоанкфчл О1ионе фянялк&озччя -3aa«&OR§tfQ^

• =〕(唱/<w ON ^«§0-^2^ SS05SS 0-s5fcs0=H0 някяхй-ок e«£3isIRO= §1QSS -05&.XWR» «к ssoosso «0=-3&-xi 2S4^GZS 1 essn& ，OKKMmo K^s^aoQ я&л«ч EoucmHOAUqf.WH_qQOHh=二 UNHHHK工岂hitkhk I BWKedJOIanmJ。анняшн 'ss^^^ og I XHawgq gezmQB岩 IBdJREdeEB 冃 OJOHOHHgxd KHHehAIfmH SHemoIMOU atsqlfAmddиояоанкфчл О1ионе фянялк&озччя -3aa«&OR§tfQ^

• =〕(唱/<w ON ^«§0-^2^ SS05SS 0-s5fcs0=H0 някяхй-ок e«£3isIRO= §1QSS -05&.XWR» «к ssoosso «0=-3&-xi 2S4^GZS 1 essn& ，OKKMmo K^s^aoQ я&л«ч EoucmHOAUqf.WH_qQOHh=二 UNHHHK工岂hitkhk I BWKedJOIanmJ。анняшн 'ss^^^ og I XHawgq gezmQB岩 IBdJREdeEB 冃 OJOHOHHgxd KHHehAIfmH SHemoIMOU atsqlfAmddиояоанкфчл О1ионе фянялк&озччя -3aa«&OR§tfQ^

были очень короткими и возникали примерно одновременно с лазерными личками. При использовании лазеров с миллисекундным импульсом и ярко выраженной пичковой структурой имеется почти полная корреляция между пичками лазерного излучения и током электронной эмиссии. Возникает также некоторое соответствие между амплитудами лазерных пичков и амплитудами связанных с ними импульсов электронного тока. Однако некоторые пички электронной эмиссии могут быть значительно выше

Прозрачное

Ф И г. 4.2.

Типичная экспериментальная установка для наблюдения электронной эмиссии под действием лазерного излучения.

Конкретный прибор для таких измерений может иметь самое различное конструктивное решение Изображенная схема отражает основные особенности постановки большей части таких экспериментов.

среднего уровня. Относительно малым пичкам лазерного излучения могут соответствовать большие импульсы электронного тока, и наоборот [4].

При исследованиях электронной эмиссии обычно используют установку, схематически изображенную на диаграмме фиг. 4.2. Лазерный луч фокусируется на твердую мишень, помещенную в вакуумную камеру. Электроны собираются расположенным поблизости коллектором, который находится под положительным потенциалом относительно мишени. Обычно из соображений симметрии луч лазера пропускают через открытую центральную часть коллектора. Остаточное давление должно быть порядка 10-8 мм рт. ст. Импульсы тока снимаются с нагрузочного сопротивления.

Даже при относительно умеренных мощностях лазерного излучения с облучаемого пятна можно снимать большие токи и в осо-

бенности большие плотности тока. Энергии 0,3 Дж в миллисекундном лазерном импульсе оказывается достаточно для получения на танталовой мишени пиковой величины электронного тока в 10 А. Это соответствует плотности тока приблизительно- Ю5 А/см2 [5]. На вольфрамовых мишенях наблюдались плотности тока до 2 *104 А/см2 [6].

Хотя очень высокая скорость нарастания электронной эмис* сии напоминает импульс тока при фотоэлектрическом эффекте, с самого начала было установлено, что наиболее вероятным меха* низмом испускания электронов является термоэмиссия [1]. Эксперименты, в которых изменяли работу выхода поверхности и энергию фотона в лазерном луче, показали, что импульсы эмиссии не критичны к величине отношения работы выхода к энергии фотона, что имело бы место в случае действия механизма тип& двухфотонного фотоэлектрического эффекта. Кроме того, вычисления температуры поверхности в зависимости от времени (в соответствии с методами, описанными в гл. 3, которые учитывают форму импульса, характерную для пичкового режима генерации рубинового лазера) показывают, что очень быстрое возрастание температуры поверхности может вызывать наблюдаемую электронную эмиссию [1]. В дальнейшем при облучении твердых тел лазерным лучом была обнаружена и электронная эмиссия, обусловленная многофотонными эффектами, но ее наблюдали в другом режиме генерации лазера. Ниже мы опишем это явление.

Однако доминирующим механизмом возникновения больших плотностей тока при облучении металлических поверхностей! лазером с миллисекундным импульсом является нагрев иоверхно— сти и термоэмиссия.

В работе [7] с помощью классической теории теплопроводности- было рассчитано увеличение температуры поверхности под дей-* ствием миллисекундного лазерного импульса и проведено сравнение с наблюдаемой величиной электронной эмиссии. В этом эксперименте определение формы лазерного импульса и измерение- тока электронной эмиссии осуществлялось с помощью цепей, имеющих такую постоянную времени, что микросекундная дичковая составляющая интегрировалась и в результате получались- гладкие импульсы. Временное изменение электронной эмиссии из танталовой мишени показано на фиг. 4.3. Мишень была нагрета. электрическим током до температуры примерно 1700 К.

Увеличение температуры под действием лазерного излучения умеренной интенсивности составляло около 230° С; максимальная температура оставалась ниже 2000 К. Поэтому плотности электронного тока малы; для больших интенсивностей лазерного излучения и более высоких температур мишени плотность токаг Как отмечалось выше, может быть намного больше.

На фиг. 4.3 показана также расчетная кривая для тока. Она получена из уравнения Ричардсона, которое определяет темпе* ратурную зависимость электронной эмиссии с поверхности. Температура вычислялась путем численного интегрирования классИ' ■ческого уравнения теплопроводности; предполагалось, что излучение равномерно распределено по поверхности полубесконечного

2-еп -ss^^3OBOHdegg aeBmsgdu qUOHSmH3EHH2-еп -ss^^3OBOHdegg aeBmsgdu qUOHSmH3EHH6000060000гоооогоооо5000050000400004000030000300001000010000Z。。 40。600 犯。1000 1200 14Q0 /600 Время, мл-сZ。。 40。600 犯。1000 1200 14Q0 /600 Время, мл-с、-HW ^sss'"OHHOdEKBUeowdaE KR、-HW ^sss'"OHHOdEKBUeowdaE KR6 56 5

2-еп -ss^^3

OBOHdegg aeBmsgdu qUOHSmH3EHH

2-еп -ss^^3

OBOHdegg aeBmsgdu qUOHSmH3EHH

60000

60000

гоооо

гоооо

50000

50000

40000

40000

30000

30000

10000

10000

Z。。 40。600 犯。1000 1200 14Q0 /600 Время, мл-с

Z。。 40。600 犯。1000 1200 14Q0 /600 Время, мл-с

、-HW ^sss'"OHHOdEKBUeowdaE KR

、-HW ^sss'"OHHOdEKBUeowdaE KR

6 5

6 5

4нг. 4 3.“

Вычисленный и наблюдаемый сигналы электронной эмиссии для мишени из тантала с начальной температурой 1700 К и показанной на рисунке формы лазерного импульса [7].

— лазерный импульс, 2 — вычисленный ток эмиссии; 3 — наблюдаемый ток эмиссии твердого тела, а форма лазерного импульса аппроксимировалась сглаженным выходным сигналом интегрирующей цепочки.

Уравнение Ричардсона, описывающее термоэмиссию, имеет вид / = 4「2 ехр (—ф/ЛГ),(4.1)

где / — плотность тока,屮一работа выхода поверхности, Т — температура,厶 一 постоянная Больцмана и Л — постоянная, для многих металлов равная 60,2 А/см2*град2 -1). Результаты, представленные на фиг. 4.3, показывают, что уравнение Ричардсона

а) Элементарная теория дает для постоянной А следующее выражение [158]： А = 4л〃2е儿2无一3 = 120 А/см2«град2. Экспериментально измеренные значения 4 изменяются в очень широких пределах и сильно зависят от состояния поверхности. Для чистых поверхностей пределы изменения Л остаются еще достаточно широкими: от 160 А/см2 • град2 для цезия до 0,35 А/см2 • град2 для окиси циркония. Для серебра, молибдена, тантала и вольфрама 4 = 60,2 [159].— Прим. ред.

выполняется и эмиссия возникает в результате увеличения температуры поверхности, которое можно вычислить по классической теории теплопроводности.

В другом исследовании [8] измерялась плотность электронного тока, вызванного импульсом рубинового лазера с длительностью ■около 100 мкс и полной энергией 0,2 Дж, сфокусированного па тонкие пленки из различных металлов. Измерялась зависимость плотности электронного тока от выходной мощности лазера. С увеличением выходной мощности от 0,8 до 2,4 кВт плотность электронного тока возрастала приблизительно от 10-6 до 10-3 А/см2. Результаты для всех металлов хорошо описываются простой экспоненциальной зависимостью с одинаковым для всех металлов, кроме золота, показателем. Эмиссия с вольфрамовой мишени, лредставляющей собой острие с радиусом около 2 мкм, имеет в общем те же характеристики, что и эмиссия с других мишеней под действием миллисекундных импульсов [9].

2, Эксперименты с использованием лазеров с модулированной добротностью

Описанные выше исследования электронной эмиссии проводились с использованием лазеров с миллисекундным импульсом. Чтобы исключить осложнения, связанные с дичковой структурой таких импульсов, при исследовании механизмов электронной эмиссии в работе [10] был использован лазер с модулированной добротностью, генерирующий одиночные импульсы излучения большой мощности. Это позволило провести анализ данных, полученных в условиях высокой плотности потока в коротком одиночном импульсе. Экспериментальная установка была аналогична изображенной на фиг. 4.2. Мишенью служила металлическая пластина. Коллектор был установлен так, что лазерный луч проходил через его центральное отверстие и попадал в центр мишени. Электроны собирались на коллекторе под действием приложенного постоянного электрического поля. Было исследовано влияние на ток величины напряжения, приложенного к коллектору. При относительно низком напряжении на коллекторе и постоянной мощности лазера максимальная эмиссия электронов увеличивалась приблизительно пропорционально напряжению в степени три вторых. Это инте рп ретиров ал ось как результат влияния пространственного заряда, которое становится несущественным при высоких напряжениях. Когда приложенное напряжение составляло примерно 150 В, все испускаемые электроны собирались на коллекторе.

Максимальная мощность рубинового лазера с модуляцией Добротности составляла приблизительно 2 МВт, а полная ширина

импульса на полувысоте была около 50 нс. Измерения проводились при таких плотностях потоков, когда разрушения поверхности не происходило. При плотностях потока излучения ноже 10 МВт/см2 измеримой электронной эмиссии не возникало. При более высоких плотностях потоков (около 25 МВт/см2) наблюдались короткие одиночные импульсы тока электронной эмиссии. Максимальные плотности тока с вольфрамовой мишени достигали 490 мА/см2. Типичный импульс электронной эмиссии показан

Фиг. 44Типичный импульс электронной эмиссии, вызванный импульсом излучения рубинового лазера с модулированной добротностью при мощности 2 Мвт.Фиг. 44Типичный импульс электронной эмиссии, вызванный импульсом излучения рубинового лазера с модулированной добротностью при мощности 2 Мвт.Верхняя фотография — электронная эмиссия с вольфрамовой мишеин, 1 В/дслснис, 50 нс/деление Нижняя фотография 一 форма лазерного импульса, 50 нс/деленне Фотографии примерно отражают действительное расположение во времени обоих импульсов.Верхняя фотография — электронная эмиссия с вольфрамовой мишеин, 1 В/дслснис, 50 нс/деление Нижняя фотография 一 форма лазерного импульса, 50 нс/деленне Фотографии примерно отражают действительное расположение во времени обоих импульсов.на фиг. 4.4 рядом с осциллограммой лазерного импуль* са. Эти две осциллограммы приблизительно соответствуют реальному времеппбму расположению импульсов с учетом задержки в кабелях, запаздывания в запуске осциллографов и т. д. Электронная эмиссия возникает спустя примерноч30 нс после начала лазерного импульса и достигает максимальной величины несколько позже

Фиг. 44

Типичный импульс электронной эмиссии, вызванный импульсом излучения рубинового лазера с модулированной добротностью при мощности 2 Мвт.

Фиг. 44

Типичный импульс электронной эмиссии, вызванный импульсом излучения рубинового лазера с модулированной добротностью при мощности 2 Мвт.

Верхняя фотография — электронная эмиссия с вольфрамовой мишеин, 1 В/дслснис, 50 нс/деление Нижняя фотография 一 форма лазерного импульса, 50 нс/деленне Фотографии примерно отражают действительное расположение во времени обоих импульсов.

Верхняя фотография — электронная эмиссия с вольфрамовой мишеин, 1 В/дслснис, 50 нс/деление Нижняя фотография 一 форма лазерного импульса, 50 нс/деленне Фотографии примерно отражают действительное расположение во времени обоих импульсов.

максимума лазерного импульса. Это запаздывание служит веским доказательством в пользу нефотоэлектрического происхождения электронной эмиссии.

На фиг. 4.5 показана временная зависимость интенсивности падающего лазерного

излучения и температуры поверхности мишепи из торированного вольфрама. Последняя вычислена из экспериментальных данных по электронной эмиссии с использованием уравнения Ричардсона в предположении, что эмиссия является полностью термоэлектронной. На фиг. 4.5 приведена также временная зависимость температуры поверхности, полученная из решения линейного дифференциального уравнения теплопроводности с учетом данной формы лазерного импульса. Имеется хорошее согласие между формами теоретической и экспериментальной кривых. Различие в абсолютных величинах может быть обусловлено неоднородностью плотности потока лазерного излучения. Если луч пространственно неоднороден, то более горячие пятна дают наибольший вклад в электронную эмиссию вследствие нелинейного вида уравнения Ричардсона. По этой

причине измеряемая на опыте температура оказывается выше сред-

ней, вычисленной в предположении однородного пространственного распределения.

Временная зависимость электронного тока, вызванного лазерным излучением, а также результаты, приведенные на фиг. 4.5, позволяют сделать вывод, что основной вклад в электронную эмиссию в условиях высокой плотности потока дает термоэлектронный механизм. Многофотонный фотоэлектрический эффект, если он и присутствует, обусловливает лишь небольшую часть тока электронной эмиссии.

勿 4060勿 40608010080100Время после начала, лазерного импульса, нсВремя после начала, лазерного импульса, нсZMK^W，E30H¥0w QwaoHEOKUZMK^W，E30H¥0w QwaoHEOKUйю5йю5

勿 4060

勿 4060

80100

80100

Время после начала, лазерного импульса, нс

Время после начала, лазерного импульса, нс

ZMK^W，E30H¥0w QwaoHEOKU

ZMK^W，E30H¥0w QwaoHEOKU

йю5

йю5

0иг. 4.5.

Временная зависимость температуры поверхности торированного вольфрама, определенная пз измерений электронной эмиссии и вычисленная в соответствии с приведенной формой лазерного импульса [10].

】—плотность мощности лазерного излучения; 2 — теоретическая зависимость температуры от времени; s — экспериментальная кривая.

Многочисленные наблюдения свидетельствуют о том, что электронная эмиссия под действием излучения лазера с модулированной добротностью может иметь сложную временную структуру. Многие авторы наблюдали двойные импульсы [11——16]. Во всех этих исследованиях использовались лазеры с модуляцией добротности- Результаты измерения показывают, что импульсы электронной эмиссии состоят из двух компонент. Первая компонента появляется сразу же после пика лазерного импульса и, вероятно, связана с термоэлектронной эмиссией. Более медленная компонента, которая может запаздывать на время порядка сотен наносекунд относительно пика лазерного импульса, обычно интерпре-

тируется как связанная с плазмой, которая движется со скоростью, определяемой массой ионов. Эти последние импульсы обычно сопровождаются совпадающими с ними по времени импульсами ионного тока и имеют, как правило, большую длительность,, чем быстрые электронные импульсы. Они, по-видимому, связаны с испарением материала мишени, который по крайней мере частично ионизован. Первоначально плотное облако пара расширяется. Когда оно становится достаточно разреженным, электроны могут

Ф и г. 4.6.

Рисунок с осциллограммы импульса электронной эмиссии, имеющего два пика.

Верхняя кривая — временная развертка импульса лазера с модулированной добротностью, нижняя кривая — электронный ток на коллекторе, расположенном на расстоянии 0,6 см от мишени； коллектор находился под положительным потенциалом 240 В относительно мишени.

отделяться и собираться на коллекторе, к которому приложено соответствующее напряжение. Типичный пример двухкомпонентного импульса показан на фиг. 4.6, где виден первый пик, несколько залаздывающий относительно лазерного импульса, и более длинный пик, запаздывающий приблизительно на 300 нс.

Дальнейшее рассмотрение испарения мишени и связанного с ним образования плазмы будет проведено ниже.

Большинство измерений тока электронной эмиссии под действием лазерного излучения проведены при давлениях порядка 10'8 мм рт. ст. В этой области эмиссия нё зависит от остаточного давления. При увеличении давления до величин Ю-5—10~3 мм рт. ст. электронная эмиссия возрастает. Это означает, что адсорбированные газы оказывают влияние на электронную эмиссиюг возникающую под действием излучения лазера [11, 17] г). Энергия

Адсорбция газов иа поверхности металла и ее влияние на электронную эмиссию исследовались' методом лазерного зонда в работах [160, 161).一 Прим. ред.

электронов, образующихся при облучении лазером с модуляцией добротности, измерена в работе [12] методом задерживающего потенциала. Эти измерения обнаружили наличие двух энергетических групп эмиттируемых электронов. Одна группа обладает максимальной энергией около 2 эВ, вторая — максимальной энергией приблизительно 14,5 эВ.

В работах [13, 18] наблюдалась эмиссия с обратной стороны металлической фольги, облучаемой лазером. Однако при повторении этого эксперимента электронную эмиссию с обратной поверхности фольг толщиной от 25 до 250 мкм получить не удалось [19].

Источники электронов

Для некоторых применений требуются импульсные источники электронов с малой площадью и высокой плотностью тока. Разработке таких источников, в которых используется электронная эмиссия под действием лазерного излучения, посвящено несколько работ [20—22].

Устойчивая эмиссия с большими плотностями электронного тока получена на вольфрамовых и танталовых мишенях с применением аргоновых лазеров [20, 21]. Луч аргонового лазера, генерировавшего периодические импульсы длительностью 12 мкс с пиковой мощностью 20 Вт, фокусировали в пятно с диаметром 15 мкм. Таким способом в течение нескольких часов можно было получать устойчивые импульсы электронного тока до 1 мА с частотой повторения 100 импульсов в секунду. Результаты получены в режиме, когда поверхность не нагревалась выше точки плавления.

При увеличении плотности потока лазерного излучения, падающего на мишень, до значений, при которых происходило разрушение поверхности, наблюдались импульсы электронной эмиссии гораздо большей величины. Амплитуда этих импульсов спадала в течение нескольких минут. Опыты проводили также с мишенями из гексаборида лантана, но они не дали таких же хороших результатов, как мишени из вольфрама и тантала. Эти результаты дают информацию, полезную для конструирования компактных и устойчивых импульсных периодических источников электронов.

В литературе описана также электронная эмиссия с поверхности металлов под действием импульсов излучения СО2-лазеров [23]. Сфокусированный луч импульсного СО2-лазера, работавшего с частотой повторения 120 Гц, направляли на катод с шероховатой поверхностью, находившийся первоначально при комнатной температуре. Импульсы электронной эмиссии с мишени полностью соответствовали импульсам лазера. Импульсы электронного тока начинались спустя приблизительно 1 мс после начала лазерного

импульса и достигали максимума за несколько сотен микросекунд до максимума лазерного импульса. Выло предложено объяснение, состоящее в том, что испарение поверхности и взаимодействие падающего излучения с испаренным веществом уменьшают термоэлектронную эмиссию в середине и в конце лазерного импульса. Это согласуется с наличием видимых следов разрушения поверхности.

При нагревании катода с гладкой поверхностью электронный ток имел постоянную составляющую. Разрушения поверхности не происходило. Импульс электронного тока достигал максимума спустя приблизительно 1,6 мс после пика мощности лазерного излучения. Это согласуется с термоэлектронным механизмом эмиссии,

Многофотонная эмиссия

Другой механизм электронной эмиссии с облучаемых лазером поверхностей обусловлен многофотонным фотоэлектрическим эффектом. Он наблюдается в том случае, когда интенсивность падающего лазерного излучения настолько мала, что заметного нагрева поверхности не происходит, а следовательно отсутствует и термоэлектронная эмиссия. Явление заключается в одновременном поглощении двух фотонов в веществе, работа выхода которого больше, чем энергия одного, но меньше, чем энергия двух лазерных квантов. Электрон, поглощающий одновременно два кванта, приобретает энергию, достаточную для преодоления потенциального барьера, характеризующегося работой выхода, и вылетает из вещества. Условия, при которых можно наблюдать это явление, являются довольно жесткими, и возникающий ток достаточно мал. На фиг. 4.7 приведены результаты исследования эмиссии с поверхности Cs3Sb, имеющей работу выхода около 2 эВ, при облучении светом лазера на неодимовом стекле с энергией кванта 1,17 эВ [24]. Фотоэлектрический ток представлен как функция интенсивности света в лазерном импульсе, падающем на поверхность. Зависимость представляет собой прямую линию с тангенсом угла наклона, равным 2, что свидетел ьствует о двух квантовом механизме фотоэмиссии.

Наблюдения проводились в условиях очень низкой температуры поверхности, при которой термоэлектронная эмиссия не возникает.

В другой работе [251 двухфотонная фотоэмиссия наблюдалась при облучении поверхности металлического натрия с работой выхода 1,95 зВ светом от полупроводникового лазера на арсениде галлия (энергия квантов излучения 1,48 эВ). Двухфотонная эмиссия была обнаружена также на полупроводнике K3Sb [26]-

Было проведено изучение многих других аспектов двухфотонного фотоэффекта под действием лазеров. Исследовались объемный эффект в металлическом натрии [271, фотоэффект с поверх-

ности сереора [Zoi, зависимость фототока от направления поляризации лазерного луча [29] и влияние почти касательного падения луча на поверхность [301.

В металлах и полупроводниках наблюдался также трехфотонный фотоэффект [31, 32]. Для возникновения фотоэмиссии из золота (работа выхода 4,8 эВ) требуется одновременное поглощение трех квантов изл^^чения рубинового лазера с энергией 1,78 эВ [31]. При изменении мощности лазера фототок возрастает как третья степень интенсивности падющего света, что прямо указывает на наличие трехфотонного эффекта [31, 321. В работах [33—35] выполнены теоретические расчеты величины тока при двухфотон-

Ф иг. 4.7,Измеренный электронный ток с мишени из Cs3Sb, обусловленный двухфотонным фотоэлектрическим эффектом [24].Ф иг. 4.7,Измеренный электронный ток с мишени из Cs3Sb, обусловленный двухфотонным фотоэлектрическим эффектом [24].ном фотоэффекте под действием лазера J). Для тока 7, вызванного двухфотонным фотоэффектом, получено следующее теоретическое выражение (в единицах СГС) [33]:

Ф иг. 4.7,

Измеренный электронный ток с мишени из Cs3Sb, обусловленный двухфотонным фотоэлектрическим эффектом [24].

Ф иг. 4.7,

Измеренный электронный ток с мишени из Cs3Sb, обусловленный двухфотонным фотоэлектрическим эффектом [24].

7 = 5,60-1021 N歹％"2 х"/2产/2

X (2-ВМ)6/2[(1 + 2Л产一 (2厶一в)1/2] х

X {[(1 + 2/产一 2 (1 + 幺产猿 + [(В-Л)1/2-Л1/2]2} х X [(1 + 2Л)1/2 + (2 + В-2Л)1/2]-1.(4.2) 1) В цитированных работах расчет основан на теории возмущений и проведен только для двухфотонного фотоэффекта. Когда число квантов велико, расчет по теории возмущений становится неэффективным- Удобный приближенный метод для этого случая предложен в работе [162] и применен для вычисления тока многоквантоной фотоэмиссии в работе [163J. Очень близкая задача о рождении электронно-дырочной пары в полупроводнике в переменном электрическом поле решена в работе [164].<— Прим. ред.

11723

Здесь 5= 屮/当，4 == hdKE^ ср — работа выхода материала, Ej — его энергия Ферми, N — плотность свободных электронов,. 九 ——длина световой волны, F ——плотность потока фотонов, с —— скорость света, т — масса электрона, е — заряд электрона и h — постоянная Планка. Если провести вычисления для торированного вольфрама с (р = 2,8 эВ и Е> = 5,8 эВ, то при интенсивности падающего излучения рубинового лазера 20 МВт/см2 вычисленная плотность фототока будет составлять 25 мА/см2. Сравним эту величину с током термоэлектронной эмиссии, соответствующим тому же лазерному импульсу. Используя соотношение (3.7) для температуры Т на поверхности полубесконечного твердого тела

Т = (2/7К)(х〃п 严，(4.3}

где F — интенсивность падающего лазерного излучения, t — длительность импульса, Ким —— соответственно теплопроводность и температуропроводность, к концу импульса длительностью 30 мс получаем приращение температуры 1920° С (или 2200 К). Уравнение Ричардсона дает для плотности тока значение 364 А/см2. Таким образом, при этих условиях ток, возникающий вследствие двухфотонного фотоэффекта, невозможно было бы обнаружить на фоне тока термоэлектронной эмиссии. Поэтому ясно, что исследование двухфотонного фотоэффекта следует проводить при таких условиях, когда термоэлектронный ток мал. Это реализуется в следующих двух случаях.

Длительность импульса очень мала, так что полная поглощенная энергия, а следовательно, и увеличение температуры незначительны. Такие условия осуществляются в режиме пикосекундных импульсов, но в этом режиме исследования двухфотонного фотоэффекта до сих пор не проводились J).

Интенсивность падающего лазерного излучения относительно мала. По форме уравнений видно, что термоэмиссионный ток экспоненциально уменьшается при попшкении интенсивности падающего лазерного излучения, тогда как фототок, обусловленный двухфотонным процессом, уменьшается как квадрат интенсивности, поэтому при некоторой лазерной интенсивности фототок должен быть больше термотока. На опыте это происходит при таких уровнях интенсивности, когда фототок еще доступен наблю-

В Многоквантовый фотоэлектрический эффект под действием пикосекундных лазерных импульсов экспериментально исследован в работах [165, 166]. Вопрос о конкуренции между термоэмиссией и фотоэмиссией при уменьшении длительности лазерного импульса рассмотрен в работе [1671- Расчет тока термоэлектронной эмиссии в случае пикосекундных импульсов проведен в работе [168]. Там показано, в частности, что при ультракоротких импульсах сильно уменьшается запаздывание термоэмиссии относительно лазерного импульса, и способ разделения фото- и термотоков по их различной зависимости от времени становится малоэффективным. — Прим, ред.

дению. Это и есть тот самый диапазон, в котором были выполнены описанные выше исследования.

Нелинейный фотоэффект можно отделить от термоэлектронных эффектов путем измерения времени задержки между максимумом лазерного импульса и максимумом вызванного им электронного импульса [36]. В случае нелинейного фотоэффекта временная задержка отсутствует, тогда как импульс тока термоэлектронной эмиссии запаздывает на несколько наносекунд. Время запаздывания импульса электронного тока относительно максимума лазерного импульса в зависимости от плотности потока излучения было измерено в работе [36] для мишени из золота при импульсе рубинового лазера длительностью 20 нс. Получен следующий результат. Существует пороговая плотность потока, равная примерно 0,4 МВт/см2, ниже которой эмиссионный ток устанавливается мгновенно и обусловлен, по-видимому, двухфотонным фотоэффектом. При плотностях потока выше 0,4 МВт/см2 электронная эмиссия обнаруживает заметное запаздывание и связана в основном с термоэмиссионными эффектами.

§ 2. ПОЛУЧЕНИЕ ИОНОВ

Термоионная эмиссия

Термоэмиссия положительных ионов с нагретых металлических поверхностей была обнаружена давно [37, 38]. Образец, нагретый до температуры порядка 2000 К и выше, будет испускать ионы веществ, присутствующих на поверхности в качестве примесей, а также ионы самого металла. Лазерный нагрев вызывает точно такую же эмиссию положительных ионов. Количественные измерения ионной эмиссии с поверхности тантала и германия показывают, что отдельные импульсы тока положительных ионов длительностью от 0,1 до 1 мкс, возникающие под действием миллисекундного лазерного импульса с энергией порядка 0,3 Дж, сфокусированного в пятно площадью около 10~4 см2, совпадают по времени с лазерными пичками [5]. Ионпый ток с поверхности тантала составлял около 0,1 А, а с поверхности германия — около 0,01 А. Полное количество образующихся ионов было равно 2 -IO14 и 5・1。12 соответственно для тантала и германия. Измерения производились с помощью простой двухэлектродной электрической цепи, аналогичной показанной на фиг. 4.2. Отличие заключалось в том, что полярность напряжения, приложенного к коллектору, была обратной. Такая схема типична для экспериментальных установок, предназначенных для изучения ионной эмиссии.

Наблюдение эмиссии положительных ионов было проведено также в работах [8, 14, 16, 39] с использованием простого метода 11*

смсмВыходная мо1цность лазера, кВтВыходная мо1цность лазера, кВтФиг. 4,8.Зависимость илотпости тока положительных ПОНОВ от выходной мощности рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса при наличии фокусировки [8].Фиг. 4,8.Зависимость илотпости тока положительных ПОНОВ от выходной мощности рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса при наличии фокусировки [8].更号WEQ2?Oa9s5冬专更号WEQ2?Oa9s5冬专сбора зарядов с помощью коллектора. Эти измерения дают возможность определить экспериментальные зависимости плотности ионного тока от выходной мощности лазера. Ионный ток /+ моипю оцепить из уравнения Ричардсона ——Смита [37]:

см

см

Выходная мо1цность лазера, кВт

Выходная мо1цность лазера, кВт

Фиг. 4,8.

Зависимость илотпости тока положительных ПОНОВ от выходной мощности рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса при наличии фокусировки [8].

Фиг. 4,8.

Зависимость илотпости тока положительных ПОНОВ от выходной мощности рубинового лазера, работающего в режиме миллисекундного импульса при наличии фокусировки [8].

更号WEQ2?Oa9s5冬专

更号WEQ2?Oa9s5冬专

7ч = Л РГ2 ех р ( — ф р/кТ),(4.4)

где /р ——константа, (рр ——работа выхода положительного нона, Т — температура и А- — постоянная Больцмана. Это уравпелие описывает тепловую эмиссию положительных ионов с металлической поверхности. Работу выхода поло^китель- пых ионов можно прибллзн- телыю оценить из следующего эвристического рассмотрения. Если поло/Кительпып ион и электрон раздельно удалить из вещества, то затрачиваемая энергия равна той, которая требуется для удаления на бесконечность нейтрального атома с его последующей ионизацией. Это приводит к соотношению <Рр + <Р = ■/■ + Фо- (4.5) Здесь ср。一 энергия, требуемая для удаления нейтральной молекулы, I ——потенциал

ионизации н 屮一работа выхода электрона. Величину (р0 дгожно приближенно получить из рассмотрения кинетики испарения вещества. Ионизационный потенциал и работа выхода электрона обычно известны.

На фиг. 4.8 показаны результаты измерения зависимости плотности ионного тока от мощности выходного излучения лазера для мишеней из алюминия и меди [8]. Условия опыта: лшллисекундпый лазерный импульс; площадь фокусировки 0,017 см2; металлическая мишень помещалась в вакууме. Использование этих результатов вместе с данными по измерению тока термоэлектронной эмиссии при тех же условиях дает эффективные величины работы выхода положительных ионов для алюминия и меди 5,3 эВ и 7,25 эВ соответственно. Если воспользоваться равенством (4.5), но口ставив известные значения параметров, то получатся значения(рр, равные 5,7 эВ и 6,7 эВ для алюминия и меди соответственно. Описанные выше измерения проводились в условиях, когда эмиссия имела термоионное происхождение.

Термоэмиссия ионов обычно описывается так называемым уравнением Лэнгмюра — Саха [40]:

i+〃0 = (g+/go) exp [((Р — /)%・Т],(4.6)

где % п t0 ——соответственно потоки положительных ионов и нейтралов с поверхности, имеющей температуру Т. a g+ и g° — статистические веса иона и нейтрала соответственно. Уравнение Лэнгмюра — Саха описывает температурную зависимость степени ионизации вещества, уходящего с поверхности. Поскольку / ><р,

Фиг. 4.9.

Эмпссня положительных ионов с поверхности вольфрамовой мпшепп но儿 действием луча рубинового лазера с модулпроианно；! добротностью мощностью 6 МВт.

Время течет справа налево, цена деления 100 нс; м юштаб по вертикали 2 В-дслепис.

то доля ионизованных частиц быстро возрастает при увеличении температуры. Это уравнение было получено для равновесных условий -1), однако его часто применяют к неравновесному случаю вылета вещества с металлической поверхности при лазерном нагреве. При таких обстоятельствах уравнение Лэнгмюра ——Саха следует применять с некоторой осторожностью. В одной из работ 15] использование уравнения Лэнгмюра —- Саха для оценки температуры хромистой стали, которую облучали сфокусированным лучом лазера с миллисекундным импульсом, привело к значению 7200 К. Такая оценка вызывает сомнение.

При использовании лазеров с модуляцией добротности ионная эмиссия имеет вид короткого одиночного импульса. Типичный импульс ионного тока, вызванного воздействием импульса лазера с модулированной добротностью, показан па фиг. 4.9. Для наблюдения использовалась простая двухэлектродлая система; напряжение па ионном коллекторе составляло 1000 В, мишень п коллектор были разделены расстояниелг 1,5 слг. Условия опыта: Импульс рубинового лазера имел длительность 80 пс при мощности

*) Простои вывод имеется в работе [41].

6 МВт; луч фокусировался на площадку примерно 0,08 см2 на вольфрамовой мишени. Полная длительность импульса тока на ионном коллекторе составляла около 100 нс. Ионный ток на коллекторе соответствовал плотности тока с облучаемого пятна, приблизительно равной 750 мА/см2. Эта величина, согласно уравнению Ричардсона — Смита, соответствует температуре поверхности около 5300 К.

Из уравнения (3.7), в котором учтен коэффициент отражения R света от поверхности, имеем

Т = [2(i-R)FlK]^t/n)1/2. (4.7)

Подставляя значение коэффициента отражения R для вольфрама на длине волны 6943 А, равное примерно 0,5 [421, получаем приращение температуры 5800° С.

Согласие является достаточно хорошим, если учесть, что на опыте изучается нестационарный процесс. В этом эксперименте температура не превышала температуру кипения; плотность потока лазерного излучения была слишком мала для образования кратеров на поверхности.

В целом измерения ионной эмиссии под действием лазера при интенсивностях падающего излучения порядка нескольких десятков мегаватт на квадратный сантиметр свидетельствуют о наличии коротких импульсов ионного тока, текущего от облучаемой мишени к коллектору. Предположение о том, что ток, возможно, обусловлен электронами, вылетающими с коллектора, опровергается опытами с использованием магнитных полей. Измерения при этих условиях указывают на термоэмиссионную природу ионного тока.

Интерпретация формы импульсов ионного тока

Для измерений эмиссии ионов под действием лазерного излучения часто используют двухэлектродную конфигурацию, в которой ионы притягиваются к коллектору под действием напряжения, приложенного между ним и мишенью. Это напряжение достаточно велико, так что пространственный заряд не играет роли и на коллектор собираются все испущенные ионы. Собранный заряд измеряют на нагрузочном сопротивлении, через которое заземлен коллектор. Типичная схема такой экспериментальной установки показана на фиг. 42

Все обсуждаемые в этом разделе результаты получены на установках типа изображенной на фиг. 4.2. Следует также отметить, что эти данные получены в ситуациях, когда полная величина заряда относительно мала. Другими словами, плотная плазма не образуется. Все ионы могут быть вытянуты приложенный к коллектору напряжением как отдельные заряженные частицы.

Кроме того, интенсивность лазерного излучения относительно мала, так что заметного испарения поверхности не происходит, и все ионы, как положительные, так и отрицательные, возникают в результате термоэмиссии с нагреваемой поверхности. В этих условиях при помощи лазера с модулированной добротностью получают импульсы тока положительных ионов типа показанных на фиг. 4.9.

Когда электроны собираются с помощью двухзлектродной ■системы подходящего размера, время их пролета от мишени до коллектора мало. Как правило, оно меньше времени разрешения измерительной цепи. Однако время пролета ионов может и не быть пренебрежимо малым. Это приводит к возможности измерений времени пролета, которые мы обсудим ниже. Отсюда следует также, что на форму импульса ионного тока могут оказывать влияние токи смещения.

В работе [43] было указано, что при интерпретации формы импульсов ионного тока, получаемых в любом двухэлектродном устройстве, следует проявлять осторожность. Обычно импульс ионного тока запаздывает относительно лазерного импульса на некоторое время. Если рассмотреть движение группы положительно заряженных ионов от мишени к коллектору при наличии на нем собирающего потенциала, то можно показать, что время пролета ионов равно времени нарастания ионного тока, наводимого во внешней цепи.

Если положительный заряд движется через межэлектродный промежуток, то ток во внешней цепи появляется в тот момент, когда заряд покидает анод, и возрастает до максимальной величины в момент, когда заряд начинает приближаться к катоду. Чтобы убедиться в этом, рассмотрим движение заряда в направлении оси 况,которое совпадает с направлением от анода к катоду. Катод расположен в точке 况=d. Заряд, находящийся в точке 况 в момент времени 力，был испущен ранее, в момент времени [力一 —-（2/п况力笈尸旬，где /п и е — масса и заряд иона соответственно, а Е — приложенное поле. Рассмотрим случай короткого прямоугольного импульса тока на аноде с плотностью тока Jo и длительностью Хр. Плотность тока внутри промежутка дается соотношениями

J （瑞方）=人；0忘力—（2?П况/eЕ）“2忘办，

J （况，%）=0; t С （2?71况/ё后）"2, （4.8） или > /р + （2тх/еЕ^2.

Это выражение описывает конвективный ток, т. е. движение реального заряда в промежутке между электродами. Вследствие влияния токов смещения он не равен току во внешней цепи.

Чтобы найти соотношение, связывающее конвективный ток с внешними токами, которые наводятся в измерительных цепях, рассмотрим две параллельные пластины, разделенные расстоянием d, между которыми приложено поле Е. Если поместить, заряд q в точку 况=0, то работа dw, совершаемая при перемещении его па расстояние 电 есть

(4.9)(4.9)dw = qE dx.

(4.9)

(4.9)

Эта работа должна быть равна изменению энергии конденсатора

6 (VQ), где V —— полное напряжение, Q —— полный заряд:

qE dx = -6 (PQ) = -U6Q = ~E dbQ.(4.10)

Следовательно, ток i, текущий по проводнику, равен

% = dQ/dt — (—q/d) dxldt^(4.11)

или

i (力)=(一〃d) v (力)，(4.12)

теперь вместо одиночного вида J (0,力')при 化=0, то промежуток времени от У Приращение тока, соответ^теперь вместо одиночного вида J (0,力')при 化=0, то промежуток времени от У Приращение тока, соответ^где v (力)——скорость заряда. Если заряда мы рассмотрим импульс тока добавочный заряд, испускаемый за до У 十 dtr, можно найти из (4.12). ствующее этому заряду, равно

теперь вместо одиночного вида J (0,力')при 化=0, то промежуток времени от У Приращение тока, соответ^

теперь вместо одиночного вида J (0,力')при 化=0, то промежуток времени от У Приращение тока, соответ^

也 （力）=［一m （力"由 d （力一 y）,也 （力）=［一m （力"由 d （力一 y）,(4.13)(4.13)

也 （力）=［一m （力"由 d （力一 y）,

也 （力）=［一m （力"由 d （力一 y）,

(4.13)

(4.13)

где М (У) = / (0,力')/ dtr, А — поперечное сечение, через которое течет ток. Таким образом,

次(力)-(一力/d) J (0, Q и (力一 Q 孙.(4.14)

(4.15)(4.15)Прежде чем произвести интегрирование, напомним, что мы рассматривали работу по перемещению заряда, который еще не достиг электрода в точке 力=d. Если td ——время пролета через промежуток, то в качестве нижнего предела интегрирования принимаем max (0, i—力d)：

(4.15)

(4.15)

i (力)=(工‘4似)) J (0, f) v (t — tr)dtr.

mqx(0,才-%)

Предположим теперь, что время td пролета ионов через промежуток меньше длительности импульса эмиссии, т. е.

(4.16)(4.16)办=(2md/eE)“2 V ^,

(4.16)

(4.16)

что является разумным допущением для представляющих интерес случаев. Тогда для t < td из (4.15) и (4.8) имеем

"力尸中^小一片)由‘= о

■—^^о ®：' j (t — t )dtr =(一 AJg[d)(eE/m)*/2. (4.17) о

Для tp^ t^ td

)=^吟j J'…^^.(4/8)

Для t > tp > td

=^^色l导一¥ + 2・(4/9)

Таким образом, ток во внешней цепи начинает течь в момент £ = 0, т. е. еще до того, как каждый заряд фактически достигает коллектора. Ток становится максимальным в момент 力d, когда заряды начинают достигать коллектора, и остается неизменным вплоть до момента t = tp. Затем ток уменьшается и обращается в нуль при 力=% + 力d・ Таким образом, ток во внешней цепи не воспроизводит в точности импульса тока эмиссии. Разумеется, интеграл от тока во внешней цепи должен быть равен полному заряду, испущенному мишеныо.

Если такой же анализ провести для более сложной формы импульса эмиссии, характерной для реальных импульсов, используя при этом уравнение непрерывности, то результат оказывается аналогичным: как только мишень начинает испускать заряды, ток во внешней цепи начинает увеличиваться, возрастая до максимальной величины, когда первые ионы достигают коллектора, и затем спадает [43]. Этот анаяиз был выполнен для случая, когда начальная скорость ионов равна нулю, но оп применим также, если ионы первоначально имеют составляющую скорости в направлении коллектора. Вследствие очень короткого времени пролета электронов в типичной системе форма импульса электронного тока с большей точностью воспроизводит форму импульса эмиссии. Интерпретация формы импульсов ионного тока, регистрируемых с помощью простой двухэлектродной системы, должна проводиться в свете изложенных здесь соображений.

Измерения энергии ионов

Времяпролетные измерения энергии ионов, образующихся под действием излучения лазеров с модулированной добротностью, часто производят, определяя время пролета в двухэлектродной системе с малым напряжением на коллекторе. Измерения (44, 45] показали, что имеются ионы с высокой энергией, порядка 1000 эВ. Лазер, использовавшийся в этих экспериментах, генерировал энергию около 0,2 Дж в импульсе длительностью 40 нст площадь фокального пятна составляла приблизительно 10"3 см2. Энергия ионов рассчитывалась по времени пролета отрезка длиной

Фиг. 4.10.Скорость ионов магния рованной добротностьюФиг. 4.10.Скорость ионов магния рованной добротностьюАмплитуда, лазерного импульса, относит.駅

Фиг. 4.10.

Скорость ионов магния рованной добротностью

Фиг. 4.10.

Скорость ионов магния рованной добротностью

как функция выходной мощности лазера с модули* [46].

4,3 см. Измерения времени пролета, проведенные для ряда веществ, дали значения в пределах от 0,5 мкс для углерода до 1,2 мкс для свинца. Оцененная по этим измерениям энергия ионов составила около 1000 эВ, что является неожиданно высокой величиной, если принять во внимание, что ионы возникают при поглощении фотонов с энергиями порядка 1,78 зВ. Кажется маловероятным, чтобы многофотонные эффекты (одновременное поглощение сотен фотонов одним ионом) могли объяснить эти явления- Следует заметить, что при использовавшихся интенсивностях лазерного излучения (5 «109 Вт/см2) мишени частично испарялись- Мишени из алюминиевой фольги толщиной около 0,07 мкм прожигались лазерным импульсом насквозь. В таких условиях прихо-

дится уже не просто иметь дело с термоэмиссией ионов, а прини-

мать также во внимание плазменные явления.

Из опубликованных данных не ясно, какая

именно частьименно частьимпульса ионного тока использовалась для оценки энергии ионов.

именно часть

именно часть

Максимум тока положительных ионов в действительности соответствует моменту времени, когда первые ионы достигают коллектора, а регистрируемый ток обычно появляется еще до того, как ионы приходят на коллектор. Если упомянутые времена соответствуют началу подъема на осциллограмме, то они пред- ©тавляют собой заниженную оценку времени пролета, и, таким образом, оценка энергии ионов завышена. Чтобы получить более правильную величину для времени прихода переднего края ионного облака на коллектор, на который подано отрицательное смещение, следует исходить из времени, соответствующего максимуму измеряемого тока. Тем не менее эти измерения показывают, что при

Максимальная интенсивнос/пъ падающего излучение 6码/cw"Максимальная интенсивнос/пъ падающего излучение 6码/cw"Фиг. 4 11.Зависимость квадрата скорости и ионов углерода от максимальной интенсивности излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [48].7 — максимальная величина М; 2 — среднее значение ъ2.Фиг. 4 11.Зависимость квадрата скорости и ионов углерода от максимальной интенсивности излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [48].7 — максимальная величина М; 2 — среднее значение ъ2.взаимодействии лазерного излучениявзаимодействии лазерного излученияс поверхностью возникают ионы с энергиями порядка сотен электронвольт.

Максимальная интенсивнос/пъ падающего излучение 6码/cw"

Максимальная интенсивнос/пъ падающего излучение 6码/cw"

Фиг. 4 11.

Зависимость квадрата скорости и ионов углерода от максимальной интенсивности излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [48].

7 — максимальная величина М; 2 — среднее значение ъ2.

Фиг. 4 11.

Зависимость квадрата скорости и ионов углерода от максимальной интенсивности излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [48].

7 — максимальная величина М; 2 — среднее значение ъ2.

взаимодействии лазерного излучения

взаимодействии лазерного излучения

Связь между энергией ионов, образующихся под действием лазерного излучения, и выходной мощностью лазера изучалась в работах [46, 47]. Скорость ионов в зависимости от мощности лазера показана на фиг. 4.10. В качестве коллектора в этих измерениях использовался электронный умножитель. Это позволило получать импульсы, форма которых точно воспроизводит форму ионного тока, приходящего на умножитель. Электроны испускаются катодом умножителя только тогда, когда ион непосредственно ударяется о катод. Такой приемник не подвержен влиянию токов смещения. Результаты измерения дают скорости ионов порядка 6-106 см/с для мишени из магния, что соответствует

кинетической энергии, превышающей 400 эВ. Скорости попов увеличиваются с ростом мощности лазера.

Похожие результаты получили авторы работы [48] при измерении энергетического распределения ионов. В работе измерялась относительная плотность ионов в точке, удаленной на расстояние 40 см от мишени, как функция времени прохождения через точку измерения. Фотоумножитель регистрировал оптическое излучение, испускаемое единицей объема пролетающего вещества. Типичный результат представлен па фиг. 4.11, где показана зависимость квадрата скорости ионов углерода от максимальной интепспвиосгп излучения рубинового лазера с модулированной добротностью. Максимальные зпачеппя в правой части графика соответствуют энергиям ионов около 5000 эВ. Средняя квадратичная скорость иолов увеличивается приблизительно пропорционально квадратному корню из максимальной веллчплы плотности потока лазерного излучения для материалов с малым атомным весом и протюр- циолально плотлости потока в степени приблизительно 0,33 для веществ с большими атомными весами. Средняя кинетическая анергия попов достигаг!а 2000 эВ.

Злергетическое распределение полов, получаемых при лазерном облучении, измерялось также и работах [49—51], где быаи получены аналогичные результаты.

Масс-спектрометрические измерения

Для изучения ионов, испускаемых при взаимодепствли лазерного излучения с поверхностью, ряд исследователей применяли масс-спектрометры. В работе [521 квадрупольный масс- спектрометр в сочетании с лазером, работавшим в режиме ппчкоиого миллисекундного импульса, был использован для пзие”>пнх отношения заряда к массе частиц, испускаемых поверхностью вольфрама. Квадрупольный масс-спектрометр осуществляет разделение частиц по массам. При данной настройке прибора пошл с заданным отношением заряда к массе детектируются независимо от их импульса в противоположность секторному спектрометру, который осуществляет анализ по импульсам.

Результаты измерений показывают, что ионы, испускаемое мишенью из вольфрама, являются однозарядными атомиимл попами. Пи однозарядных ионизованных молекул, ни миогозарядных попов в этом эксперименте не обнаружено. Плотность потока лазерного излучения была достаточной, чтобы нагреть вольфрам до температуры кипения, равной приблизительно 5800 К. Поскольку испаренный вольфрам не будет все время оставаться в газообразном состоянии, проведение этого эксперимента сопряжено со значительными трудностями. Пары вольфрама будут конденсп-

роваться иа первой же холодной поверхности, с которой они соприкасаются. Поэтому систелга должна обеспечивать попадание большей части образующихся ионов па входную апертуру квадрупольного спектрометра. Были получены ионные токи порядка

Фиг. 4.12.

Спектр ионов, эмиттируемых с поверхности вольфрама [55]・

Время течет справа налево. Верхняя пиния на кан^цой фотографии соотпетствует лазерному импульсу (0,1 мкс/дслснпс), нижняя линия — выходному сигналу спектрометра (2 мкс ^слепне) На верхней фотографии показан спеьтр п отсутствие то]>м<}эп1цего потенциала на сетке (вертш;альны(1 масштаб 0,2 Вселение) Пцеитифицпропапо несколько массопых пиков На нижней фотографии представлен спектр при наличии тормозящего потенциала 180 В (вертикальный масштаб 0,03 В/делслие)

Ю А, которые интерпретировались как токи термоиоппой эмиссии, испускаемые поверхностью вольфрама, нагретой до температуры кипения.

Другие авторы [53—56] изучали лазер как источник, создающий импульсы ионного тока для шпкекции во времяпролетпый масс-спектрометр и использовали спектрометр для анализа обра-

зующихся ионов. Большая часть измерений на времяпролетных спектрометрах выполнена при относительно низких интенсивностях лазерного излучения ——порядка 20 МВт/см2 [54, 551. При этих уровнях облучения электронную эмиссию можно объяснить на основе теплового механизма. Даже при таких умеренпых интенсивностях лазерного излучения были обнаружены ионы с высокой энергией. В экспериментах использовался рубиновый лазер с модулированной добротностью с выходной энергией порядка 0,1 Дж и полной длительностью импульса 30 нс. Световой поток на мишени можно было варьировать от 20 до 70 МВт/см2 в зависимости от положения линзы, используемой для фокусировки луча. Лазерный луч попадал на поверхность мишени через сапфировое окно в корпусе спектрометра и падал на мишень, под углом 53° к нормали.

Ионы, испускаемые поверхностью мишени, ускорялись приложенным напряжением, проходили через никелевую сетку и попадали в дрейфовую трубку длиной 1 м, в которой на ионы не действовало электрическое поле. Выходя через сетку на другом конце дрейфовой трубки, ионы ускорялись приложенным отрицательным напряжением и попадали на катод электронного умножителя. Чтобы измерить энергию иоиов, на них после выхода из дрейфовой трубки налагался задерживающий потенциал. Измерения энергии ионов, независимые от измерения их массыг были проведены путем определения потенциала, который необходимо приложить к замедляющей сетке, чтобы исчез пик, соответствующий данной массе. Если энергия ионов в данном пике была известна, то масса, соответствующая этому пику, определялась по времени пролета. Расстояние между пиками с разной массой было велико по сравнению с шириной самих пиков, так что было получено хорошее разрешение.

Типичный спектр от вольфрамовой мишени показан на фиг. 4.12. Верхняя фотография получена без замедляющего потенциала. В спектре имеется несколько сортов ионов, из которых были идентифицированы следующие: Н+, С+, Н2О+, Na+, СО+, К+, СО^ и W+. Наибольшие пики соответствуют натрию и калию- Нижняя фотография получена при замедляющем потенциал© 180 В. Тот факт, что два наибольших массовых пика все еще присутствуют, означает, что даже при таких относительно умеренных интенсивностях падающего излучения в продуктах эмиссии с поверхности вольфрама имеются ионы с энергией, превышающей 180 зВ. При увеличении задерживающего напряжения до 200 В все пики исчезают. Это свидетельствует о том, что сигналы действительно обусловливались заряженными частицами, а не были ложными. Наложение тормозящего потенциала 180 В приводит к обрезанию задних крыльев ионных пиков, поскольку заднее крыло соответствует ионам с наименьшей энергией. Замед-

ляющий потенциал не оказывает существенного влияния на время пролета ионов с более высокой энергией, так как он приложен лишь на очень незначительной части полной длины пути. Число ионов калия в условиях этого эксперимента составляло около 10" в одном импульсе. Основную часть испущенных частиц составляли ионы щелочных металлов, поскольку эти металлы удаляются с поверхности вольфрама в ионизованном состоянии, в то время как другие простые вещества, присутствующие на поверхности, покидают ее главным образом в нейтральном состоянии. Это следует из уравнения Лзнгмюра — Саха. Десорбцию нейтральных частиц мы рассмотрим ниже. Основной вклад в вещество, эмит- тируемое при интенсивностях лазерного излучения порядка 20 МВт/см2, дают атомы и молекулы, присутствующие на поверхности мишени, поскольку сама поверхность при таких интенсивностях заметно не разрушается.

При более высоких интенсивностях излучения поверхность испаряется и в выброшенном веществе преобладают атомы исходного материала мишени.

Доля ионизованного вещества, образующегося в таком эксперименте, оценивалась путем измерения полного заряда и полной массы испаренного вещества. Измерения производились на мишени из тонкой фольги. При описанных здесь условиях полное число собранных ионов составляет около 1 % от полного числа атомов, выброшенных из фольги. В противоположность этому при более высоких плотностях потока происходит почти полная ионизация испаренного вещества [57].

Другие результаты [561 получены на рубиновом лазере с модулированной добротностью, генерирующем энергию 10 мДж в импульсе длительностью 30 нс. В случае фокусировки луча на тонкую медную пленку в пятно площадью 2 «Ю-5 см2 при полном числе испаренных атомов 2 -1013 образуется 6-1011 ионов. Это означает, что степень ионизации составляет приблизительно 0,03. На входе времяпролетного масс-спектрометра был применен электростатический анализатор энергии. Комбинация электростатического анализатора и времяпролетного спектрометра дает возможность определить кинетическую энергию и скорость отдельно для каждого ионного пика, что позволяет вычислить массу, соответствующую каждому пику. Удается легко идентифицировать все составляющие элементы, входящие в материал тонкопленочных мишеней. Спектр масс, полученный от фольги, в состав которой входят алюминий, серебро и золото, показан на фиг. 4.13. Отсюда видно, как можно использовать лазер в качестве источника для времяпролетного масс-спектрометра, чтобы производить массовый анализ образцов неизвестного состава.

Распределение начальных скоростей ионов можно получить Из анализа формы импульсов, подобных тем, которые показаны

па фиг. 4.12) Вычисление распределения скоростей полов по измеренной форме импульса можно произвести, полагая, что импульс ионного тока с мишени во времени представляет собой дельта-функцию. Тогда конечная ширина импульса па детекторе обусловлена распределением понов по начальным скоростялг. Jto

Фиг. 4.13.

Спектр масс от пленки сложного состава: А1 (100 мкг/см2), Ag (25 мкг/см2), Ли (15 мкг/см2), ыанесеипоп на стеклянную подложку.

Высбты пиков не пропорциональны количествам атомов, однако можно ввести поправку па чувствительность сиектр<»мстра.'

предположение является оправданным, поскольку ширина импульса ионного тока на приемнике намного больше длительности лазерного импульса, в течение которого происходит ионная эмиссия, и намного меньше времени пролета через систему.

Пусть ионы с массой Му зарядом е и составляющей скорости w и направлении 况 ускоряются под действием разности потенциалов V от мишени до апертуры спектрометра. Пусть ось х направлена от мишени к апертуре спектрометра, находящейся на расстоянии d

】)Методы такого анализа впервые предложены в работе [58].

от мишени. Тогда ^-компонента скорости ионов pd (и?) при прохождении ими апертуры будет равна

vd(w) = [(2e/M)V-l 炉产.(4.20)

Поскольку большая часть времени пролета Г тратится па движе* нпе в дрейфовой трубке, мы можем приблшкеппо положить

Т q L/vd (и?),(4.21)

где L ——длина дрейфовой трубки. Далее, dT dw-~ LwI[vd(w)]3.(4.22)

Теперь, если N (и?) представляет собой распределение ионов по скоростям па мишени, то для сохранения заряда требуется, чтобы

К j N 也＞)diu 二二 j J (t)dt.(4.23)

оо

Здесь J (力一сигнал с приемника, а К — постоянный коэффициент пропускания частиц в спектрометре. Мы можем переписать это равенство в виде

j「KN ㈣⑴誥卜 0.(4.24)

о

Поскольку оно справедливо для любого момента времени 力 имеем N (必)=К-】/ ⑴ dT；dw 亠 KTJ ⑴ Lwi[vd (ip)]3.(4.25)

Величины J ⑶，измеренные через равные интервалы, находятся из опытных данных. Конец импульса принимается за момент прибытия ионов с нулевой начальной скоростью, и? = 0. Заметим, что в устройствах с времяпролетиым спектрометром токи смещения не оказывают влияния па форму импульсов. Для получения распределения ионов по скоростям были проведены расчеты на ЭВМ по формуле (4.25) с использованием результатов измерения формы импульсов ионного тока на времяпролетпом спектрометре. График показан на фиг. 4.14. Кривая нормирована так, чтобы исключить неизвестную величину к. График дает распределение по скоростям атомов натрия, испущенных с вольфрамовой мшиели. Для сравнения приведена соответствующая кривая максвелловского распределения. Качественное сравнение показывает, что распределение по скоростям плохо описывается максвелловским распределением. Максимальные энергии ионов порядка 200 зВ、Можно считать, что энергия складывается из двух частей: 1) энергии направленного движения центра масс вещества (в нашем примере 12-023

эта скорость дрейфа соответствует энергии приблизительно 190 эВ); 2) хаотического распределения энергии, соответствующего тепловой энергии ионов, или энергии хаотического движения около центра масс. В частности, для рассматриваемого здесь случая энергия хаотического движения соответствует приблизи-

2,0%4,0 goU/Mf CM/C2,0%4,0 goU/Mf CM/C勿勿寄・°"хоии-WN寄・°"хоии-WN

2,0%4,0 go

U/Mf CM/C

2,0%4,0 go

U/Mf CM/C

勿

勿

寄・°"хоии-WN

寄・°"хоии-WN

Ф иг. 4.14.

Распределение по скоростям ионов натрия, испущенных с поверхности вольфрама (кривая I). Для сравнения приведено максвелловское распределение, нормированное на ту же самую площадь и имеющее такую же среднюю скорость (кривая II).

N% (w) — число ионов натрия на единичный интервал скоростей; w — скорость.

тельно 13 эВ. Этот результат имеет важное значение: он показывает, что температуру, соответствующую распределению, невозможно получить просто из измерений времени пролета. Высокие скорости связаны скорее с направленным движением всей группы ионов, чем с тепловой энергией. Тепловая энергия, т. е. температура ионов, обычно имеет на порядок меньшую величину.

Этот результат можно объяснить, рассматривая свободное расширение нагретого газа. Если газу, нагретому до высокой температуры, дать возможность свободно расширяться в вакуум,

то его тепловая энергия перейдет в энергию направленного расширения [57]. Этот процесс более детально будет описан в разделе, посвященном образованию плазмы. Если рассчитать форму импульсов, которая должна наблюдаться при разлете газа, первоначально нагретого до температуры в несколько электронвольт, то эта форма получается близкой к наблюдаемой (см. фиг. 4.12). Таким образом, оказывается, что максимум наблюдаемой энергии ионов, змиттируемых при лазерном воздействии, соответствует приходу переднего фронта свободно расширяющегося вещества. Поэтому энергия, рассчитанная по первым приходящим ионам, оказывается выше, чем истинная тепловая энергия вещества.

Угловое распределение ионной эмиссии

Кроме вопросов, затронутых выше, было исследовано также угловое распределение ионов. Угловое распределение является достаточно гладким и имеет максимум в направлении, нормальном к поверхности мишени. Направление выброса мате-

Угловое распределение ионной эмиссии с поверхности вольфрама под действием импульса лазера с модулированной добротностью.

Данные отнесены к значению при угле в 90°, т. е. вдоль нормали к поверхности мишени.

риала всегда перпендикулярно мишени независимо от направления лазерного луча. Результаты эксперимента с вольфрамовой мишенью и рубиновым лазером в режиме миллисекундного импульса показывают, что угловое распределение приблизительно описывается зависимостью cos 0, где 0 — угол, отсчитываемый от нор-

Мали к поверхности мишени [52]. В аналогичных измерениях для вольфрамовой поверхности, проведенных с использованием рубинового лазера с модуляцией добротности, получено распределение ионов, показанное на фиг. 4.15. Значительный разброс в данных обусловлен главным образом изменением выходной мощности лазера от вспышки к вспышке. Данные нормированы на величину, соответствующую направлению, перпендикулярному поверхности мишени. В этих экспериментах лазерный луч падал на мишень под углом 30° к нормали. Данные получены для двух различных плоскостей: плоскости, проходящей через направление падающего лазерного луча и нормаль к поверхности мишени, и плоскости, перпендикулярной первой. Значительной разницы в угловом распределении в этих двух плоскостях не отмечалось. Результаты хорошо аппроксимируются законом cos2 0.

Приведенные результаты подтверждают наличие направленной компоненты в спектре скоростей. Выброшенное вещество имеет среднюю скорость течения, направленную от поверхности мишени. Фотографии ярко светящегося испаренного материала также указывают на подобный характер движения: видимый на фотоснимках факел анизотропно расширяется в направлении, перпендикулярном поверхности мишени.

Выводы

В описанных выше экспериментах мы рассматривали ионную эмиссию в условиях, когда ионы ведут себя, по существу, как индивидуальные частицы. В случае высокой интенсивности лазерного излучения такое прибли/кение уже несправедливо. Вещество следует рассматривать как плазму. Ускоряющие электрические поля не будут проникать в очень плотную плазму по крайней мере глубже, чем на дебаевский радиус. Поэтому методы, в которых для разделения зарядов используются ускоряю- тцие поля, нуждаются в тщательной интерпретации. Неприменимыми оказываются методы идентификации ионов, описанные в разделе, посвященном масс-спектрометрическим измерениям, Эти эксперименты проводились в таких условиях, когда ускоряющее напряжение можно было менять. Время пролета ионов изменялось при этом пропорционально ускоряющему напряжению в степени минус одна вторая, т. е. плотность плазмы была настолько низкой, что ионы реагировали на приложенный потенциал как отдельные заряженные частицы. Во многих экспериментах по взаимодействию лазерного излучения с поверхностью картина существенно меняется. Изучение взаимодействия переходит тогда в исследование лазерной плазмы. Результаты таких исследований мы опишем ниже.

Другой проблемой, требующей дальнейшего рассмотрения, является рекомбинация ионов. В большинстве работ, обсуждавшихся выше, были обнаружены лишь однократно ионизованные частицы. Напротив, результаты, полученные методами оптической спектроскопии, указывают на присутствие ионов высокой кратности в течение короткого отрезка времени непосредственно после окончания лазерного импульса. Следует напомнить, что обсуждавшиеся выше результаты были получены на некотором расстоянии от мишени после расширения вещества и спустя несколько микросекунд после действия лазерного импульса. При этих условиях могла произойти рекомбинация высокоионизован- ной компоненты. Согласно оценкам [59], время рекомбинации ионов алюминия с энергией 30 эВ в плазменном облаке диаметром 0,05 см приблизительно равно времени расширения. При плотностях плазмы свыше 1018 см~3 коэффициенты рекомбинации, вычисленные для водородоподобных ионов, оказываются порядка 10-30 Nei где Ne —- электронная плотность. Скорость рекомбинации многократно ионизованных компонент должна возрастать примерно как Z3 160]. Тогда скорость рекомбинации однократно ионизованных атомов будет 1024 см~3 «с-1, по крайней мере в начальный момент. Скорость рекомбинации должна быть выше для более высоких плотностей и более высоких кратностей ионизации. Очевидно, что при таких условиях существует возможность для рекомбинации плазмы. В частности, можно было бы ожидать, что к тому времени, когда ионы достигнут коллектора, отстоящего от мишени на несколько сантиметров, ионы высокой кратности уже рекомбинируют. Все измерения, основанные на использовании коллекторов для сбора зарядов и на масс-спектрометрических методах, не свободны от указанного недостатка.

По существу в этих методах делается попытка исследовать процессы, происходящие во время взаимодействия, наблюдая за продуктами реакции через много времени после того, как реакция полностью закончилась. Ценную информацию о температуре, составе и плотности лазерной плазмы на ранних стадиях ее существования дают другие методы диагностики, которые позволяют исследовать взаимодействие в тот момент, когда оно происходит. К этим методам относятся оптическая спектроскопия и оптическая интерферометрия. Полученные таким способом результаты будут подробно описаны ниже.

ЗМИОСИЯ НЕЙТРАЛЬНЫХ ЧАСТИЦ

При больших интенсивностях падающего лазерного излучения материал, испаренный лазерным лучом, может быть почти полностью ионизованным [57]. При более низких интенсивностях вещество ионизовано не полностью. Регистрация ней-

тральных частиц является более сложной задачей, чем обнаружение ионов. Нейтральные молекулы нельзя ускорить электрическим или магнитным полем, поэтому эксперименты типа описанных выше, в которых использовалась методика сбора зарядов на коллекторе, не дадут никакой информации об образовании нейтральных молекул.

В одном из экспериментов испарению подвергали тонкую алюминиевую пленку, нанесенную на стеклянную подложку. Интенсивность падающего излучения рубинового лазера с модулированной добротностью составляла примерно 109 Вт/см2. Стеклянная подложка не повреждалась. Из оценки по толщине пленки и по размеру отверстия в покрытии полное число испаренных атомов на один лазерный импульс оказалось равным 5-1016. По величине заряда, собранного на коллекторе, было определено, что при этом образуется 7 *1014 ионов. Отсюда вытекает, что степень ионизации несколько выше 1%.

Присутствие нейтральных молекул может быть обнаружено путем их ионизации электронным пучком и последующего анализа на масс-спектрометре. Однако такая методика не нашла широкого применения. Одна из трудностей заключается в том, что если материал мишени может конденсироваться (как, например, металл), то вещество осаждается на первой же поверхности, с которой оно соприкасается, и лишь относительно малое количество его доступно для масс-анализа г). Ситуация противоположна той, которая имеет место в случае ионов, когда на коллектор с помощью электрического поля можно собрать достаточно большую долю образовавшихся ионов. При относительно низких интенсивностях лазерного излучения испаренное вещество будет содержать большую долю нейтральных частиц. При интенсивностях падающего лазерного излучения порядка 10——50 МВт/см2 будет происходить десорбция находящихся на поверхности атомов газа, которые можно изучать масс-спектрометрическими методами. Здесь имеется то преимущество, что адсорбированные на поверх- цости газы не будут конденсироваться на первой же холодной поверхности, с которой они сталкиваются, а будут оставаться в вакуумной системе и могут быть эффективно собраны.

Десорбцию газа под действием рубинового лазера с модулируемой добротностью изучали с помощью квадрупольного масс- спектрометра 161]. Нейтральные газы, удаленные с поверхности вольфрамовой мишени, проходили через электронный пучок, частично ионизовались, а образующиеся ионы ускорялись элек-

】)При достаточно высокой плотности пара его конденсация может происходить при газодинамическом расширении без участия холодной поверхио- сти [169]. Анализ этого процесса конденсации в случае испарепия металла в вакуум под действием лазерного излучения проведен в [170].— Прим, ред-

трическим тюлем и попадали на апертуру спектрометра. Квадрупольный масс-спектрометр осуществляет разделение ионов по массам. При соответствующей настройке через него могут проходить лишь ионы с определенным отношением заряда к массе независимо от их импульсов. Ионы, проходящие через спектрометр, регистрировались электронным умножителем. При таких усчовиях спектрометр фактически измеряет вклад от парциального давления частиц с тем массовым числом, на которое он настроен.

Фиг. 4.16.

Осциллограмма десорбции нейтрального газа с массовым числом 28 (СО) с поверхности вольфрама под действием импульса рубинового лазера с модулированной добротностью.

Интенсивность падающего излучения 2* 10? Вт/сма. Скорость развертки 100 мс/депение. Момент регистрируемого спектрометром резкого увеличения давления газа с массой 28 соответствует «включению» лазерного импульса.

С помощью квадрупольного спектрометра, настроенного на определенное отношение заряда к массе, был исследован выброс газов из мишеней при действии импульсов рубинового лазера с модулированной добротностью. Характерный импульс давления Для одного массового пика показан на фиг. 4.16. Быстрый подъем Происходит во время действия лазерного импульса, а более медленный спад связан с удалением газа через откачивающую систему. В этом частном случае масс-спектрометр был настроен на массовое число 28, которое идентифицировалось как принадлежащее окиси углерода, поскольку присутствовали еще и компоненты с массами 12 и 16. Основной вклад в остаточный газ при давлении в камере 10*8 мм рт. ст. действительно дает окись углерода, которая является непременной составной частью поверхностного слоя, покрывающего металл. Кроме того, были обнаружены двуокись углерода, водород, водяной пар и углеводороды. Количество газа, эмитти- руемого поверхностью, является монотонно возрастающей функцией плотности потока лазерного излучения. Существует порог по интенсивности падающего излучения, ниже которого эмиссии

газа не происходит. Теоретический анализ указывает на то, что при интенсивностях лазерного излучения ниже 50 МВт/см2 десорбция газа обусловлена тепловыми процессами. Десорбция газа с поверхности обусловлена ростом ее температуры при лазерном нагреве.

Наблюдалась также эмиссия нейтральных молекул с высокой энергией [62]. Показанный па фиг. 4.16 процесс тепловой десорбции сопровождается появлением последовательности высоких

Фиг. 4.17.

Импульсы от нейтральных молекул с высокой энергией, испускаемых поверхностью вольфрамово!! мишени под действием излучения рубинового лазера с модулированной добротностью.

Интенсивность излучения 5 • ПР Вт/смг. Развертка справа налево, цена деления по вертикали 5 мВ. В этом опыте спектрометр был настроен так, что задерживал все заряженные частицы.

коротких пичков, которые возникают в момент времени, соответствующий разрыву на кривой давления. Пички существуют в течение времени, малого по сравнению с длительностью импульса десорбции, и маскируются термически десорбированным газом, если только масс-спектрометр не настроен так, что он пе пропускает никаких заряженных частиц. Типичная последовательность пичков, обусловленных быстрыми нейтральными молекулами, показана на фиг. 4.17. Присутствие импульса нейтральцого газа совершенно замаскировало бы этот более короткий цуг импульсов. На эти импульсы не влияет наложение магнитного поля напряженностью 500 Гс перпендикулярно направлению дви7кения частиц и наложение разности потенциалов между спектродгетром

и мишенью. Располагая между мишенью и спектрометром фильтры, прозрачные в ультрафиолетовой области, удалось показать, что первый импульс в цуге обязан своим появлением ультрафиолето

вому излучению, возникающему одновременно с лазерным импульсом. Фильтр при этом полностью блокировал остальные импульсы в цуге. Результаты описан

ных наблюдений показывают, что запаздывающие импульсы на фиг. 4.17 вызваны нейтральными молекулами с высокой энергией, возникающими на поверхности мишени или вблизи нее и проходящими через спектрометр на электронный умножитель. Поскольку нейтральные молекулы >гевоз- можно ускорить приложенным полем, массу этих быстрых нейтральных молекул нельзя определить тем же способом, которым определяют массу понов. Путем сопоставления отношений масс нейтральных молекул низкой энергии, испускаемых в газовой фазе, с отношением квадратов времен их пролета удалось идентифицировать частицы как водород, окись уг

лерода и двуокись углерода. Идентификация была подтверждена опытами по нагреву титановой мишени, обратимо десорбирующей водород. В этих опытах импульс от водорода исче-

Число атомов углеродаФиг. 4.18.Относительное содержание молекулярных иоиов углерода, образующихся под действием лазерного облучения (63].Число атомов углеродаФиг. 4.18.Относительное содержание молекулярных иоиов углерода, образующихся под действием лазерного облучения (63].зал, когда мишень была горячей.

Число атомов углерода

Фиг. 4.18.

Относительное содержание молекулярных иоиов углерода, образующихся под действием лазерного облучения (63].

Число атомов углерода

Фиг. 4.18.

Относительное содержание молекулярных иоиов углерода, образующихся под действием лазерного облучения (63].

После идентификации молекул их энергия была определена по времени пролета. Энергия нейтральных молекул окиси углерода увеличивалась от 14 зВ при интенсивности лазерного излучения около 10 МВт/см2 почти до 500 эВ при 140 МВт/см2. Энергии порядка 100 эВ сравнимы с энергиями ионов, образующихся

при тех ;ке условиях.

Эти результаты интересны для интерпретации взаимодействия лазерного излучения с поверхностью твердого тела. Маловероятно, чтобы нейтральные молекулы нагревались до температур порядка 105 К; в таком случае происходила бы их диссоциация. Возможное объяснение состоит в том, что происходят упругие столкновения

между ионами высокой энергии и тепловыми нейтральными мол* кулами 1).

В другой работе [631 масс-спектрометрическим методом было проведено исследование паров углерода, эмиттируемых графитовыми мишенями под действием миллисекундного импульса рубинового лазера. Пары поступали в ионизационную камеру масс- спектрометра и частично ионизировались электронным пучком. Магнитный спектрометр разделял образующиеся ионы, которые затем регистрировались электронным умножителем. Относительное содержание ионов в анализируемом по массал! пучке показано на фиг. 4.18. Интересными особенностями являются присутствие молекул, состоящих из нескольких атомов углерода, и различие в количестве молекул с четным и нечетным числом атомов.

ОБРАЗОВАНИЕ ПЛАЗМЫ

В этом параграфе в центре нашего внимания будет изучение плазмы, образующейся при действии лазерного излучения на твердую мишень. В некотором смысле такое выделение вопросов, связанных с плазмой, является произвольным. Мы уже обсудили эмиссию ионов и электронов с твердой мишени. Различие •состоит в том, что теперь мы рассматриваем ионы и электроны не как отдельные частицы, а как плотное облако взаимодействующего ионизованного газа или, коротко, плазму. Плазма образуется при испарении поверхности некоторых непрозрачных мишеней и последующем поглощении света лазера в испаренном веществе. Наблюдаемые при этом явления во многих отношениях подобны явлениям, сопровождающим пробой газов, который будет рассмотреп в следующей главе. Однако в случае пробоя газов начальная плотность вещества намного ниже, и особый интерес представляет механизм поглощения, с которого начинается процесс пробоя, поэтому mi>i будем рассматривать вопрос о пробое газов с несколько иной точки зрения.

Различие между нашим анализом образования плазмы и анализом образования электронов и ионов частично состоит в интенсивностях лазерного излучения. Исследования образования плазмы проводятся при высоких интенсивностях ——порядка 109 Вт/см3 и более; эксперименты же, имеющие целью изучение отдельных сортов заряженных частиц, рациональнее проводить в интервале от 107 до 108 Вт/см. При более высоких интенсивностях будет образовываться более плотное и сильно поглощающее испаренное вещество.

Различие в явлениях, описываемых в этом параграфе и в § 2, п. 4 этой главы, обусловлено тем, что рассматриваются разные диапазоны интенсивностей лазерного излучения и разные плотности числа частиц.

Было проведено большое количество исследований образования плазмы с использованием различных методов диагностики, включая оптическую интерферометрию, оптическую спектроскопию, масс-спектроскопию и аналогичное описанному собирание заряда на коллектор. Эти измерения позволили выяснить множество новых экспериментальных деталей. Постановка большой части работ была мотивирована возможностью создания высокотемпературной плазмы, в которой могут происходить термоядерные реакции. В качестве мишеней использовались также частички из таких материалов, как твердый водород и гидрид лития, которые позволяют получить плазму, особенно подходящую для экзотермических реакций ядерного синтеза. Генерацию нейтронов, связанную, по-видимому, с процессами ядерного синтеза, фактически уже наблюдали в лазерной плазме. Однако прогресс в направлении создания практических термоядерных источников энергии с применением лазеров до сих пор шел медленно. Основное внимание мы будем уделять физическим явлениям, наблюдаемым в лазерной плазме.

Для объяснения экспериментально наблюдаемых явлений было выполнено большое количество теоретических работ. В результате возникла достаточно согласованная картина процессов и взаимодействий, которые имеют место при падении мощного лазерного луча на металлическую поверхность. Мы опишем сначала экспериментальные измерения, а затем теоретические работы, которые приводят к пониманию процессов нагрева и выброса вещества вследствие поглощения лазерного излучения.

Экспериментальные исследования

Имеется два существенно различных типа измерений, которые использовались при экспериментальном исследовании вещества, выброшенного под действием лазерного излучения. Измерения первого типа основаны на сборе вещества на некотором удалении от мишени после того, как взаимодействие излучения с веществом уже произошло. Эта методика была использована при масс-спектрометрических исследованиях и в опытах по сбору зарядов на коллектор. Другой тип измерений предназначается для исследования явлений в тот момент времени, когда они происходят. Соответствующие методики позволяют изучать вещество R процессе изменения его состояния. Они основаны на использовании оптической спектроскопии и оптической интерферометрии.

Для получения полной картины взаимодействия лазерного излучения с поверхностью эти различные способы исследования должны

давать согласованные результаты.давать согласованные результаты.Из экспериментов по сбору заряда, проводимы\ некоторое время спустя после окончания взаимодействия, трудно однозначно восстановить картину того, что происходило в течение короткого времени взаимодействия. Преимуществом таких методов является то, что они допускают количественное определение числа частиц и позволяют более точно идентифицировать отдельные компоневты плазмы. Однако прп интерпретации этих результатов следует иметь в виду, что состояние вещества могло претерпеть некоторые изменения между моментами испускания п прихода на коллектор.

давать согласованные результаты.

давать согласованные результаты.

Оптические методы имеют то преимущество, что дают информацию о веществе на ранних стадиях его расширения. Однако оптические измерения параметров нестационарной неравновесной плазмы трудно интерпретировать адекватно.

Фотографические методы

Применение высокоскоростной фотоаппаратуры для регистрации процесса выброса горячего материала с поверхности, облучаемой мощным лазером, дает важную информацию о взаимодействии. Фотографирование проводят как интегрально, так и с разрешением во времени. Временное разрешение можно получить как на камерах со скоростной разверткой, так и на камерах с покадровой съемкой. На обоих типах камер возможна реализация разнообразных временных режимов.

Наибольшее количество работ по скоростной фотографии выполнено на лазерах с модуляцией добротности, хотя некоторые исследования проведень] и с миллисекундными лазерными импульсами, В этих работах часто приводятся впечатляющие фотографии

Фиг. 4.19.

Высокоскоростные фотографии воздействия миллисекундного импульса рубинового лазера на мишень из алюмппия толщиной 6,19 см.

Луч сфокусирован на площадку 7-10-3 см2 [64]; последовательность кадров — сверху вниз. Время экспозиции каждого кайра 23 мкс, скорость съемки 8000 кадр/с. Лазерный луч падает слева; плазма расширяется в направлении к лазеру. Слева видно защитное стекло, которое предохраняет фокусирующую линзу.

процесса выброса испаренпого вещества [641. Временные развертки показали, что эмиссия вещества под действием излучения лазера с пичковым миллисекундным импульсом происходит в виде струй, выбрасываемых синхронно с пичками. Покадровая съемка демонстрирует образование факела у поверхности мишени. Последовательность кадров, показывающих расширение ярко светящейся длазмы, приведена на фиг. 4.19.

В обсуждении, проведенном в гл* 3, мы отмечали, что в режиме миллисекундного лазерного импульса энергия эффективно расходуется на вынос материала и лишь небольшая ее часть затрачивается на нагрев вещества после того, как оно уходит с поверхности. Этот процесс можно рассматривать в основном как обычное испарение при температуре кипения материала. Скорости испаренного вещества в факеле были измерены в работах [65, 66], где получены значения порядка 104 см/с. Эти величины согласуются со значениями тепловых скоростей частиц, испаряющихся с нагретой поверхности при нормальной температуре испарения. Как мы увидим, скорость границы испаренного вещества в случае лазера с модулированной добротностью составляет для атомов углерода 2«106 см/с, что соответствует энергии частиц 25 эВ. Это намного выше характерной энергии теплового испарения в нормальной точке кипения. Проведенные измерения показывают, что явления, вызываемые излучением лазеров с модулированной добротностью н лазеров с обычным импульсом, различны. В случае лазеров с миллисекундным импульсом испарение происходит в нормальной точке кипения вещества -1) и поверхность испарения движется в глубь материала со скоростью, приблизительно определяемой соотношением (3.40). Плотность выброшенного вещества не настолько велика, чтобы оно стало непрозрачным.

В случае мощных лазеров с модулированной добротностью существенную роль начинают играть другие явления. Они часто исследуются при помощи фотографических методов.

Одно из первых наблюдений процесса развития облака испаренного вещества при действии импульса рубинового лазера с модулированной добротностью на мишень из углерода в воздухе проведено в [67]. В этом исследовании использовалась скоростная камера для покадровой съемки с временем экспозиции кадра 10 нс и варьируемой задержкой момента съемки относительно начала

J) Температура испаренного вещества зависит от интепсивности лазерного излучения и условий расширения пара; она не является константой и не связана непосредственно с температурой кипения при нормальном дав- лепии. Приведенные выше цифры для энергии испаренных атомов при различных режимах облучения лишний раз показывают ошибочность допущения о том, что температуру на испаряемой поверхности можно положить равной температуре кипения. — Прим. ред.

лазерного импульса. Результаты съемки показывают, что яркий факел эмиссии возникает несколько позже максимума лазерного импульса длительностью 45 нс. Его яркость п протяженность

возрастают в течение нескольких наносекунд, достигая максимума приблизительно через 120 нс после начала лазерного импульса. Затем факел довольно медленно угасает, продолжая существовать еще почти в течение микросекунды. Измерения пространственной

Фиг. 4,20.Положение светящегося края расширяющейся плазмы, образованной под действием импульса лазера на неодимовом стекле мощностью 200 МВт, сфокусированного на мишень из графита [70].j ■— лазерный импульс, 2 ——положение светящегося края.Фиг. 4,20.Положение светящегося края расширяющейся плазмы, образованной под действием импульса лазера на неодимовом стекле мощностью 200 МВт, сфокусированного на мишень из графита [70].j ■— лазерный импульс, 2 ——положение светящегося края.протяженности развивающегося факела показывают, что его передний фронт движется со скоростью примерно 2* 106 см/с.

Фиг. 4,20.

Положение светящегося края расширяющейся плазмы, образованной под действием импульса лазера на неодимовом стекле мощностью 200 МВт, сфокусированного на мишень из графита [70].

j ■— лазерный импульс, 2 ——положение светящегося края.

Фиг. 4,20.

Положение светящегося края расширяющейся плазмы, образованной под действием импульса лазера на неодимовом стекле мощностью 200 МВт, сфокусированного на мишень из графита [70].

j ■— лазерный импульс, 2 ——положение светящегося края.

При высокой интенсивности излучения лазеров с модулированной добротностью измеряемые скорости растпирения соответствуют высоким энергиям частиц. Например, при облучении алюминиевой мишени импульсом рубинового лазера с длительностью около 30 нс и энергией 2 Дж фотографическим методом было установлено, что факел движется от мишени по направлению к лазеру со скоростью переднего края около 107 см/с, что соот

ветствует энергии однократно ионизованного алюминия 1400 эВ [681. Эти величины скоростей, определенные фотографическимветствует энергии однократно ионизованного алюминия 1400 эВ [681. Эти величины скоростей, определенные фотографическимметодом, согласуются с приведенными выше данными о скоростях, полученными по измерению времени пролета до коллектора зарядов. В дальнейшем мы обсудим связь скорости переднего фронта выброшенного вещества с температурой плазмы.

ветствует энергии однократно ионизованного алюминия 1400 эВ [681. Эти величины скоростей, определенные фотографическим

ветствует энергии однократно ионизованного алюминия 1400 эВ [681. Эти величины скоростей, определенные фотографическим

При изучении плазмы фотографическими методами выявилась сильная анизотропия ее расширения. Этот факт согласуется с результатами по измерению углового распределения испущенных ионов. Поток плазмы направлен в основном от поверхности мишени с максимальной скоростью в перпендикулярном направлении. Детали картины зависят от условий фокусировки, но на фотографиях всегда видно четкое анизотропное расширение от поверхности мишени [69]. Направление движения выброшенного пара не зависит от угла, под которым лазерный луч падает на поверх

ность.

Измерения, выполненные фотографическим методом, позволяют определить условия движения возбужденной плазмы, испускающей свет при рекомбинации или переходах атомов в невозбужденное состояние. Изменение положения светящейся границы плазмы во времена, измеренное высокоскоростной камерой, показано на фиг. 4.20 [70, 711. Лазер па неодимовом стекле с модулируемой добротностью с выходной мощностью 200 МВт воздейство вал на мишень из углерода, находившуюся в вакууме. Скорость

Фиг. 4 21.

Скорость светящегося фронта плазмы как функция времени при действии сфокусированного луча. рубинового лазера с модулированной добротностью на мишень из графита

Время отсчитывается от момента максимума лазерного импульса: 1 ——лазерный импульс； 2 — скорость фронта при плотности энергии 700 Дж/см2; з — скорость фронта при 70 Дж/см2 [72]

светящегося края выброшенного материала в конце лазерного импульса составляла 6,3 • 106 см/с, что соответствует энергии ионов 250 эВ.

Важно решить вопрос о происхождении таких высоких скоростей расширения. Чтобы получить ответ на этот вопрос, в работе [72] была измерена с помощью фотографирования скоростной камерой скорость расширения светящегося фронта плазменного факела, который возникает под действием сфокусированного излучения рубинового лазера с модуляцией добротности на графитовую мишень, находящуюся в вакууме. На фиг. 4.21 показана временная зависимость скорости светящегося фронта плазмы. Время отсчитывается от момента, когда мощность в лазерном импульсе максимальна. При плотности энергии 700 Дж/см2 скорость фронта после выброса вещества из мишени быстро увеличивается от 4,8 *105 до 7 • 10° см/с. Этот экспериментальный результат важен для понимания процессов взаимодействия лазерного излу-

чения с веществом. Он является прямым опытным доказательством того, что энергия поглощается в выброшенном веществе в период действия лазерного импульса. Это измерение показывает, что ускорение паров происходит благодаря поглощению энергии лазерного луча и разогреву выброшенного вещества.

В работах [73, 74] получены теневые фотографии ударной волны, образующейся вследствие расширения горячей плазмы. Фотографирование производилось на разных стадиях развития плазмы, полученной от одиночного импульса. Зондирующий луч от рубинового лазера с модулируемой добротностью при помощи делительных пластии разбивали на несколько лучей, которые затем пускали по различным оптическим путям, так что на плазму они попадали в разные моменты времени и проходили через факел под разными углами. Плазма возникала под действием излучения лазера на неодимовом стекле. Такая методика позволяет получать несколько теневых фотографий всей плазмы с интервалами в 50 нс между кадрами. По теневым фотографиям ударной волны, которая создавалась плазмой, расширяющейся от углеродной мишени, были найдены скорость расширения, составляющая 2-107 см/с, и электронная плотность, приблизительно равная 7 -1018 см-3.

В заключение еще раз отметим, что измеренные с помощью фотографических методов скорости движения вещества, выброшенного под действием излучения мощных лазеров с модулируемой добротностью, соответствуют высокой энергии частиц. Таким образом, имеет место нагрев выброшенного вещества в процессе его расширения.

Интерферометрические методы

Для зондирования вещества, выброшенного под действием излучения лазера, без запаздывания во времени можно использовать интерферометрические методы. В опытах [75] плазма, образованная импульсом рубинового лазера с модулированной добротностью, расширялась в одно из плеч интерферометра Маха — Цендера. В качестве источника света в интерферометре использовался гелий-пеоновый лазер. В процессе формирования плазмы длина оптического пути в активном плече изменялась, что приводило к смещению интерференционной картины. Данные интерферометрии позволяют определить как коэффициент поглощения плазмы, так и сдвиг фаз, зависящий от ее плотности 】)・ Плотность связана с числом полос As, проходящих через интерферометр, следующим соотношением:

Ms = 2Й (а^е + а0^о), (4・26)

В Иными словами, одновременно измерять действительную и мнимую частя показателя преломления,— Пр им. ped・

где Nе ——электронная плотность, 7V0 ——плотность нейтральной компоненты, ае — поляризуемость свободных электронов, а0 — поляризуемость нейтральных атомов, R ——радиус области, занимаемой плазмой, и 入——длина волны. Поскольку поляризуемости

имеют противоположные знаки, тоимеют противоположные знаки, тосмещение полос происходитсмещение полос происходитв противоположных направлениях, шпо либо свободных элеК'в противоположных направлениях, шпо либо свободных элеК'тропов, либо нейтральных атомов. В работе [75] плотность была приблизительно постоянна по всей плазме. Типичные результаты, полученные при удалении от углеродной мишени на 1 мм, представлены на фиг. 4.22. Перемена направления смещения полос означает смену знака поляризуемости выброшенного материала. Она происходит в тот момент, когда основной вклад в смещение полос начинают давать электроны, а не ней^ тральная компонента. Фиг. 4.22, а соответствует случаю, когда на всем протяжении процесса преобладает нейтральная компонента, а фиг. 4.22, 6 —- случаю, в котором происхо-тропов, либо нейтральных атомов. В работе [75] плотность была приблизительно постоянна по всей плазме. Типичные результаты, полученные при удалении от углеродной мишени на 1 мм, представлены на фиг. 4.22. Перемена направления смещения полос означает смену знака поляризуемости выброшенного материала. Она происходит в тот момент, когда основной вклад в смещение полос начинают давать электроны, а не ней^ тральная компонента. Фиг. 4.22, а соответствует случаю, когда на всем протяжении процесса преобладает нейтральная компонента, а фиг. 4.22, 6 —- случаю, в котором происхо-соответствующих преоблада-соответствующих преоблада-Ф к「4.22Смещение интерференционных полос, обусловленное электронной и нейтральной компонентами, в эксперименте с интерферометром Маха — Цендера [75].Ф к「4.22Смещение интерференционных полос, обусловленное электронной и нейтральной компонентами, в эксперименте с интерферометром Маха — Цендера [75].дит сдвиг в сторону преобладания свободных электронов. Эксперименты сопровождались теоретиче-дит сдвиг в сторону преобладания свободных электронов. Эксперименты сопровождались теоретиче-Сплотные линии получены на опыте, пунктирные —результаты теоретического расчета а —■ плотность лазерной анергии 25 Дн;/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус и,35 см, 6 —■ плотность энергии 15() Дж/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус 0,073 см [75]Сплотные линии получены на опыте, пунктирные —результаты теоретического расчета а —■ плотность лазерной анергии 25 Дн;/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус и,35 см, 6 —■ плотность энергии 15() Дж/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус 0,073 см [75]

имеют противоположные знаки, то

имеют противоположные знаки, то

смещение полос происходит

смещение полос происходит

в противоположных направлениях, шпо либо свободных элеК'

в противоположных направлениях, шпо либо свободных элеК'

тропов, либо нейтральных атомов. В работе [75] плотность была приблизительно постоянна по всей плазме. Типичные результаты, полученные при удалении от углеродной мишени на 1 мм, представлены на фиг. 4.22. Перемена направления смещения полос означает смену знака поляризуемости выброшенного материала. Она происходит в тот момент, когда основной вклад в смещение полос начинают давать электроны, а не ней^ тральная компонента. Фиг. 4.22, а соответствует случаю, когда на всем протяжении процесса преобладает нейтральная компонента, а фиг. 4.22, 6 —- случаю, в котором происхо-

тропов, либо нейтральных атомов. В работе [75] плотность была приблизительно постоянна по всей плазме. Типичные результаты, полученные при удалении от углеродной мишени на 1 мм, представлены на фиг. 4.22. Перемена направления смещения полос означает смену знака поляризуемости выброшенного материала. Она происходит в тот момент, когда основной вклад в смещение полос начинают давать электроны, а не ней^ тральная компонента. Фиг. 4.22, а соответствует случаю, когда на всем протяжении процесса преобладает нейтральная компонента, а фиг. 4.22, 6 —- случаю, в котором происхо-

соответствующих преоблада-

соответствующих преоблада-

Ф к「4.22

Смещение интерференционных полос, обусловленное электронной и нейтральной компонентами, в эксперименте с интерферометром Маха — Цендера [75].

Ф к「4.22

Смещение интерференционных полос, обусловленное электронной и нейтральной компонентами, в эксперименте с интерферометром Маха — Цендера [75].

дит сдвиг в сторону преобладания свободных электронов. Эксперименты сопровождались теоретиче-

дит сдвиг в сторону преобладания свободных электронов. Эксперименты сопровождались теоретиче-

Сплотные линии получены на опыте, пунктирные —результаты теоретического расчета а —■ плотность лазерной анергии 25 Дн;/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус и,35 см, 6 —■ плотность энергии 15() Дж/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус 0,073 см [75]

Сплотные линии получены на опыте, пунктирные —результаты теоретического расчета а —■ плотность лазерной анергии 25 Дн;/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус и,35 см, 6 —■ плотность энергии 15() Дж/см2, расстояние от поверхности 0,1 см, радиус 0,073 см [75]

скими расчетами, которые

будут описаны ниже. Результаты этих расчетов находятся в согласии с экспериментальными данными. Некоторые результаты расчетов приведены на фиг. 4.22.

Электронная плотность, рассчитанная в соответствии с этими

экспериментами, зависит от плотности энергии лазерного излучения. Она возрастает до максимальной величины, составляющей около 1,5 -1019 см-з при 100 Дж/см2, и затем уменьшается примерно до 9 *1018 см-3 при 1100 Дж/см2. Начальное увеличение связано с нагревом выброшенного вещества вследствие поглощения в нем Лазерного излучения, что вызывает тепловую ионизацию. Когда

13-023

вещество становится заметно ионизованным, энергия лазерного излучения идет на нагрев уже имеющегося выброшенного материала, в результате чего поверхность мишени экранируется. Этим объясняется уменьшение электронной плотности при большой интенсивности падающего излучения.

Фиг. 4.23.

Результаты интерферометрического исследования с пространственным и временным разрешением плазмы, образующейся при действии на графит излучения рубинового лазера с интенсивностью 10е Вт/см2 [76].

Время отсчитывается от момента максимума лазерного импульса; расстояние от поверхности мишени указано на кривых.

Об измерениях с разрешением во времени и в пространстве, выполненных по аналогичной методике, сообщалось в работе [761- Сама методика описана выше; отличие заключается в том, что луч гелий-неонового лазера был разделен на шесть отдельных лучей с помощью набора частично посеребренных зеркал. Такая система тонких лучей с известной формой по существу образо-

вывала шесть интерферометров, способных одновременно зондировать шесть точек в лазерной плазме. Результаты измерения, показывающие временной ход смещения полос на разных расстояниях от поверхности углеродной мишени, облучаемой в вакууме импульсом рубинового лазера, представлены на фиг. 4.23. Выходная мощность лазера составляла 7,8 «107 Вт, размер пятна облучения 3 мм. Полосы соответствуют плотностям свободных электронов порядка 1018 см-3. По мере удаления плазмы от поверхности, в интервале от 0,5 до 1 мм, максимальное число интерференционных полос возрастает, что еще раз свидетельствует о наличии тепловой ионизации, вызванной поглощением света лазера.

При таком методе измерений вклады нейтралов и электронов суммируются. Ионный вклад обычно очень мал. Вклады отдельных компонент можно разделить с помощью интерферометрических измерений на двух длинах волн. Из формулы (4.26) видно, что сдвиг интерференционной полосы зависит от длины волны. Это обстоятельство позволяет разделить вклады в коэффициент преломления, связанные свободными электронами и нейтральными атомами, путем одновременного измерения сдвигов интерференционных полос для двух разных длин волн. Такие измерения были проведены для углеродной плазмы, полученной под действием импульса сфокусированного излучения рубинового лазера мощностью 100 МВт [77]. В качестве источника света для интерферометрии использовался аргоновый лазер, работающий на нескольких длинах волн. На расстоянии 1 мм от поверхности мишени плотность электронов быстро достигает максимальной величины 1,66*1019 см-3, а спустя 500 нс уменьшается в 10 раз. Плотность нейтральных атомов достигает пикового значения около 1,6* 1020 см-3, затем уменьшается, так как непрозрачная плазма экранирует поверхность мишени, и наконец проходит через второй максимум, когда плазма становится прозрачной и лазерный свет снова достигает поверхности. Нейтральные атомы можно было обнаружить в течение приблизительно 1 мкс после окончания лазерного импульса. Соотношение плотностей говорит о том, что ионизуется лишь приблизительно одна десятая часть испаренного вещества.

С помощью интерферометра Маха — Цендера были выполнены также интерферометрические измерения плазмы, полученной в результате взаимодействия излучения рубинового лазера с тонкими металлическими фольгами [78, 79]. Серия интерферограмм, снятых в разные моменты времени, показывает расширение плазмы, возникающей при фокусировке на фольгу толщиной 2 мкм лазерного импульса мощностью 60 МВт и длительностью 20 нс. Образовывалось приблизительно 1016 электронов. Средняя плотность электронов достигала величины 1019 см-3. Наложение магнитного поля уменьшало скорость расширения плазмы.

Проводились также микроволновые интерферометрические измерения лазерной плазмы с помощью интерферометра Фабри — Перо, работающего на длине волны 2 мм [80], и проходного микроволнового интерферолгетра [81]. Такие измерения позволяют проследить уменьшение электронной плотности в течение болос длительных промежутков времени, чем в случае оптических методов.

Время, мкс

Фиг 4 24.

Плотность электронов пе и нейтральных частиц пп в лазерной плазме [82].

В другом методе [82] временные изменения плотности лазерной плазмы изучались по рассеянию излучения вспомогательного рубинового лазера с пиковой мощностью около 100 кВт и длительностью импульса 1 мс. Плазма образовывалась на мишени из углерода под действием излучения лазера на неодимовом стекле мощностью 20 МВт и длительностью 30 нс. Рассеянное лазерное излучение в начальные моменты времени обусловлено томсоновским рассеянием на электронах плазмы, а в более поздние момент! i времени ——рэлеевским рассеянием на нейтральных частицах. Зависимости плотностей электронов и нейтральных атомов от времени на расстоянии 5 мм от мишени, полученные из этих измерений, показаны на фиг. 4.24. Плотность электронов достигала 1019 см-3, что согласуется с результатами, полученными в описанном выше эксперименте с интерфероме гром Маха 一 Цендера. Согласно этим измерениям, высокая плотность нейтральных атомов существует в течение времени порядка десятков микросекунд.

Опектроскопнческне исследования

Исследования плазмы, образующейся при взаимодействии лазерного излучения с поверхностью, методом оптической спектроскопии показали, что излучение плазмы обладает как сплошным, так и линейчатым спектром. Излучение со сплошным спектром возникает вблизи поверхности мишени и перекрывает большую часть спектрального диапазона от 20 А до 6000 А. Из линейчатого спектра следует, что в плазме имеются ионы высокой кратности; этот спектр наблюдается начиная с расстояния в несколько сантиметров от поверхности мишени. Исследования спектров позволили получить и идентифицировать новые спектральные линии.

Состояния атомов, соответствующие многократной ионизации, наблюдались уже на раннем этапе исследований [83]. Импульс лазера на неодимовом стекле с модулированной добротностью интенсивностью около 1011 Вт/см2 позволял получать углеродную плазму, излучающую линии С (I——V). Оценки показали, что максимальная электронная температура приблизительно равна 105 К. (Мы используем стандартную форму обозначений кратности ионизации: символ (I), следующий за наименованием элемента, обозначает нейтральный атом, (II) —— однократно ионизованный атом и т. д.)

Было вьтполнено большое число спектроскопических исследований с целью определения температуры плазмы. Результаты спектроскопического определения температуры наряду с результатами других методов будут приведены ниже. Температуру можно определить различными методами, включая измерения монохроматической температуры черного тела по испускательной способности плазмы в некотором интервале длин волн [84, 85], измерения относительных интенсивностей различных спектральных линий [861 и измерения интенсивностей определенных спектральных линий [83]. Расшифровка результатов таких измерений может представлять значительные трудности. Вследствие неста- ционарности изучаемых явлений плазма является неравновесной как по отношению к столкновениям, так и по отношению к излучению. При таких обстоятельствах следует с осторожностью пользоваться уравнениями состояния плазмы, содержащимися в литературе.

Было зарегистрировано большое количество спектральных линий, принадлежащих ионам высокой кратности. Так, при фокусировке излучения рубинового лазера мощностью 1 МВт на твердые мишени в пятно размером 100 мкм наблюдались линии Ge(fV) и Sn(IV). При фокусировке излучения рубинового лазера мощностью 500 МВт на твердые мйшени в работе [88] было обнаружено большое разнообразие спектральных линий, в том 叮исле

линий C(V), C(VI) и Сг(ХШ—XV). Линии лежали в области вакуумного ультрафиолета, причем можно было наблюдать длины волн вплоть до 20 А. Штарковское уширение линий соответствовало плотности электронов более 1020 см-3. Пример спектра много-

СУ227g r0 必524 -r，ZJ37 —CVI6-7 —СШ4070 -CW 1-8-СУ227g r0 必524 -r，ZJ37 —CVI6-7 —СШ4070 -CW 1-8-a^NHPSJ--工。--Аa^NHPSJ--工。--А

СУ227g r

0 必524 -

r，ZJ37 —

CVI6-7 —

СШ4070 -

CW 1-8-

СУ227g r

0 必524 -

r，ZJ37 —

CVI6-7 —

СШ4070 -

CW 1-8-

a^NHPSJ--工。--А

a^NHPSJ--工。--А

Фиг. 4.25,

Спектры испускания плазмы в интервале от 20 до 6000 А, образованной из полиэтиленовой пленки под действием импульса рубинового лазера с энергией 5*Дж и длительностью 17 нс.

Плазма расширяется слева направо 196].

кратно ионизованного углерода приведен на фиг. 4.25; на спектре указаны линии, принадлежащие ионам углерода различной кратности.

Было также выполнено много других исследований высоко- ионизованных состояний. В спектре испускания плазмы алюминия

обнаружены линии в диапазоне 100—200 А [89]. При помощи рубинового лазера с модулированной добротностью мощностью 500 МВт в 190] наблюдались линии Ti(VII—XII) и изоэлектронные линии ванадия, хрома, марганца и железа. Наиболее высоко ионизованные состояния были обнаружены вблизи центра плазмы, тогда как линии излучения, соответствующие ионам меньшей кратности, были видны на расстоянии порядка 1 мм от центра. Аналогичным образом в [91] наблюдались спектры Ca(XII—XIV) наряду с изоэлектронными переходами в S, К и Sc. Такие исследования позволили идентифицировать ранее неклассифицированные линии переходов во внутренних оболочках этих ионов, что играет важную роль при изучении физики Солнца. Полученные таким путем результаты были использованы для отождествления новых линий, соответствующих различным ионам, и дополнения классификации групп линий Fe(XII) и Fe(XIII), являющихся интенсивными составляющими солнечного излучения [92]. Идентификация линий, принадлежащих ионам кальция высокой кратности, представляет интерес для астрофизики. Лазерная искра является новым мощным источником спектров Ca(XII—XIV), действующим в лабораторных условиях [86, 93].

Общая особенность рассматриваемых спектров состоит в том, что при очень высоких уровнях мощности наблюдаемые линии принадлежат в основном ионам двух последовательных кратностей, тогда как линии ионов более низкой кратности фактически отсутствуют [94], Этот результат можно понять на основе системы уравнений Саха, которые описывают заселенность состояний с разной степенью ионизации в плазме в условиях локального термодинамического равновесия при температуре Т [95]:

N，z 2Zz(「)/2лт*Т\8/2/ £zT—A£zT\

exp(而一(4.27)

где m,左 n 无一масса электрона, постоянная Больцмана и постоянная Планка соответственно, №IN"* —— отношение плотностей атомов в состояниях z и z — 1, Ne —— плотность электронов, Е'-1 — энергия ионизации состояния z — 1 изолированных атомов и АЕ^1 ——поправка, обусловленная наличием взаимодействия в плазме. Z” (Т) — статистическая сумма состояния z・ Для большинства экспериментальных условий эту поправку можно вычислить по формуле (в единицах МКС)

А£-1 Q (3Ze2/4jUo)(4nNe/3产，

где е — заряд электрона и е0 — диэлектрическая постоянная вакуума, определяемая соотношением

Z" (?) = £ gn ехр ( — Еп/кТ}\

здесь gn ——статистические веса, Еп ——энергия уровней данного иона. По форме уравнений (4.27) видно, что при высоких температурах преобладают одно или два состояния ионизации.

.С V/VIV ш //

打「 КПП П

〃5〃5ЮО200300Ерим% нсЮО200300Ерим% нс400400

〃5

〃5

ЮО200300

Ерим% нс

ЮО200300

Ерим% нс

400

400

Ф и г. 4.26.

Изменение во времени интенсивности линий С (VI) — С (I) [96].

За единицу принята максимальная интенсивность на расстоянии 2 мм от поверхности мишени. Расстояния от поверхности, а — 2 мм, 6 — 5 мм, в — 10 мм.

Понятие локального термодинамического равновесия игра* весьма существенную роль [95]. В случае локального термодинамического равновесия плазму мо7KHо характеризовать одной температурой, и уравнения (4.27) описывают тогда заселенности различных состояний. Локальное термодинамическое равновесие имеет место, если процессы столкновителыюго возбу;кдения

и передачи энергии происходят достаточно быстро. Для быстрого установления равновесия требуются высокие плотности электронов. Чтобы существовало локальное термодинамическое равновесие, времена столкновений должны удовлетворять различным критериям [95], причем наиболее /кестким из них является ограничение на время выравнивания электронной и ионной температур. Для лазерной плазмы получающиеся плотности электронов велики и время электрон-ионпых столкновений может быть меньше Ю~9 с. Таким образом, вполне вероятно, что за времена импульсов лазеров с модулированной добротностью плазма может прийти в состояние локального термодинамического равновесия. В случае пикосекундных импульсов за время длительности импульса равновесие может не успевать устанавливатьсят и уравнения (4.27) нельзя использовать. В случаях, когда уравнения (4.27) применимы, отождествление основных ионизационных состояний позволяет получить оценку температуры.

Изменение во времени интенсивностей спектральных линий показывает, что наиболее высо1>оионизованные состояния присутствуют с самого начала, а состояния с меньшей кратностью ионизации появляются позже. В работе [96] при воздействии на полиэтиленовую мишень излучения рубинового лазера с интенсивностью порядка 2,9-Ю11 В т/см2 были получены данные об интенсивностях линий, принадлежащих различным ионизованным состояниям. Некоторые результаты приведены на фиг. 4.26, где показано изменение во времени интенсивности линий, принадлежащих ионизованным состояниям углерода на разных расстояниях от мишени. Интенсивность каждой из линий на расстоянии 2 мм была принята за единицу. На фиг. 4.26 показано изменение во времени максимальной интенсивности линий нескольких ионов углерода, измеренное на разных расстояниях от мишени. Вначале появляются спектральные линии, принадлежащие более высокоионизован- ным состояниям, а вслед за ними поочередно возникают линии более низкоиоиизованньтх состояний. Время нахождения иона в каждом из состояний возрастает при увеличении расстояния от поверхности, за исключением C(VI), для которого это время остается приблизительно постоянным.

Интенсивность излучения в непрерывном спектре, полученная в этих же опытах, была использована для нахождения зависимости плотности от расстояния до поверхности мишени. Абсолютные измерения проводились на расстоянии 2 мм от мишени, а для получения относительных величин на других расстояниях были использованы данные об изменении с расстоянием интенсивности излучения в непрерывном спектре. Таким способом было обнаружено, что плотность ионов С5+ уменьшалась примерно от 1,7* 1018 см~3 вблизи поверхности до 1,2 -1017 см-3 на расстоянии 2 мм от нее, а плотность ионов С6+ падала от 7 -1017 до 3 -1016 см-3.

г. Рентгеновское излучение

В предыдущих разделах были рассмотрены оптические спектроскопические исследования излучения плазмы в области до 20 А, что соответствует энергии фотонов до G00 эВ. Излучение с такой длиной волны уже можно считать рентгеновским.

В одиом из экспериментов [97] использовались сцинтилляционные счетчики, закрытые дисками из бериллиевой фольги. Сигнал от сцинтиллятора был зарегистрпроваи при толщине фольги 25 мкм и отсутствовал при толщине фольги 51 мкм. Эти наблюдения свидетельствуют о наличии мягкого рентгеновского излучения. В данном эксперименте импульс рубинового лазера мощностью 120 МВт фокусировался на частичку из гидрида лития.

При воздействии импульса излучения с интенсивностью 1011 Вт/см2 лазера на неодимовом стекле па мишень из железа, находящуюся в вакууме, в работе [98] наблюдалось рентгеновское излучение с энергией квантов до 2 кэВ. Детектор, состоявший из фотоумножителя и сцинтиллятора на Nai, был закрыт бериллиевым окном толщиной 0,2 мм. Возможность появления вблизи детектора рентгеновского излучения, вызванного выброшенными из мишени электронами, была исключена путем помещения майларовой пленки между мишенью и детектором. Измерялась зависимость амплитуды сигнала от толщины майларовой пленки. Оказалось, что рентгеновское излучение возникает вблизи области воздействия лазерного луча на мишень и является почти монохроматическим с энергией квантов около 2 кэВ.

Ввиду значительного интереса к получению высокотемпературной плазмы с помощью пикосекундных лазерных импульсов очень большой мощности были проведены исследования рентгеновского излучения, возникающего под действием таких импульсов. В работе 199] при фокусировке излучения лазера, работавшего в режиме синхронизации мод, на мишень из дейтерированного лития, помещенную в вакууме, наблюдали рентгеновское излучение с энергией квантов от 20 до 30 кэВ. Короткий одиночный импульс лазерного излучения с длительностью менее 20 пс выделялся из цуга импульсов и усиливался до энергии 20 Дж. В другом эксперименте, где использовался лазер на неодимовом стекле с длительностью импульса 10*11 с и с энергией в импульсе свыше 0,5 Дж, наблюдалось рентгеновское излучение, проходящее через слой поглотителя из алюминия толщиной 2,74 мг/см3. Луч в этом эксперименте фокусировался на мишень из дейтерида лития в пятно диаметром 0,025 см.

Другие измерения рентгеновского излучения, возникающего при взаимодействии лазерного излучения с поверхностью, проводились в основном с целью определения температуры плазмы [101, 402]; измерения температуры будут рассмотрены ниже.

Массчпектрометрические измерения

Мы уже описали масс-спектрометрические измерения, выполненные в таких условиях, когда вещество можно считать состоящим из отдельных положительных ионов. В работах [98, 103] был проведен еще ряд измерений в условиях, когда вещество представляет собой плотную плазму. В этих измерениях использовался электростатический анализатор, который обеспечивает выделение группы ионов с одинаковым отношением кинетической энергии к заряду.

Фиг. 4.27.

Типичная форма сигналов от электростатического анализатора при облучении Графитовой мишени.

Видны пики С+ (420 эВ), С*+ (840 эВ), Сэ+ (1260 эВ), С4+ (1680 эВ). Чувствительность осциллографа 1 В/деленве; скорость развертки 1 мкс/дслсние [98].

Электростатический анализатор состоит из двух пластин, закругленных на угол 90° со средним радиусом г, разделенных некоторым расстоянием d. Между пластинами приложено напряжение V. Чтобы траектория иона с зарядом Z изогнулась на соответствующий угол и прошла между пластинами, энергия иона должна удовлетворять соотношению

E/Z = rV/d.(4.28)

Разброс в энергии ДЕ можно вычислить по формуле

АЕ = (ЕП (а* + &),(4.29)

где а】皿。2 — ширины входной и выходной щелей между пластинами* На осциллограмме сигнала с детектора, который реагирует

излучения^ Вт]см。излучения^ Вт]см。Ф и г. 4 28.Зависимость кинетической энергии ионов от интенсивности лазерного излучении [98].』一С+, 2 — С2+, 3 — С3+, 4 — С4+ [98].Ф и г. 4 28.Зависимость кинетической энергии ионов от интенсивности лазерного излучении [98].』一С+, 2 — С2+, 3 — С3+, 4 — С4+ [98].X Eonку2dB工0X Eonку2dB工0на частицы, прошедшие через анализатор, видны пики, соответствующие попаданию на детектор различнтях ионных компонент, входящих в состав мишени. Обычно последовательность пиков позволяет определить величину Z; для данной массы время воз* никновепия сигнала, соответствующего ионам с зарядом Z, обратно пропорционально Z. Для конкретного пика энергию можно определить из соотношения (4.28), а скорость — по измерению времени пролета.

излучения^ Вт]см。

излучения^ Вт]см。

Ф и г. 4 28.

Зависимость кинетической энергии ионов от интенсивности лазерного излучении [98].

』一С+, 2 — С2+, 3 — С3+, 4 — С4+ [98].

Ф и г. 4 28.

Зависимость кинетической энергии ионов от интенсивности лазерного излучении [98].

』一С+, 2 — С2+, 3 — С3+, 4 — С4+ [98].

X Eonку2dB工0

X Eonку2dB工0

Типичный пример осциллограммы пиков, полученных от находящейся в вакууме графитовой мишени, показан на фиг. 4.27; отчетливо видно разделение ионов по величине отношения EIZ. Изменяя напряжение на анализаторе и наблюдая за характером изменения амплитуд пиков, можно определить спектр кипетиче- кой энергии различных ионов. Типичный пример зависимости кинетической энергии иона от плотности потока излучения для различных типов ионов показан на фиг. 4.28. Отметим, что средняя кинетическая энергия ионов возрастает с увеличением кратности ионизации* Однако максимальная кинетическая энергия частиц прибли

зительно постоянна и не зависит от заряда иона. Вероятно, возрастание средней кинетической энергии при увеличении заряда иона связано с тем, что ионы с более низким зарядом возникают позже. Этот результат более подробно обсуждается в разделе, посвященном анализу полученных данных.

Влияние плотной плазмы на такого рода измерения можно видеть из результатов, полученных с помощью аналогичного электростатического анализатора [103]. При плотности потока порядка 1011 Вт/см2, падающего на мишень из LiH и LiD, наблюдалось возникновение острых пиков с массовыми числами 1 или 2, вслед за которыми возникал сигнал от фронта вещества большой плотности, в котором дебаевский радиус был меньше расстояния между пластинами, так что соответствующий анализ плазмы оказывался невозможным. Первые пики, обусловленные минами Н* и D+, соответствовали 1010—1011 ионам за импульс, вылетающим

из области, занимаемой плотной плазмой, которая расширялась со скоростью около 6 -106 см/с. Полное число частиц в очень плотной плазме составляло около 1016. Эти исследования показывают, как в случае плотной плазмы экранирование поверхности или эффекты пространственного заряда могут влиять на результаты.

Исследования методом сбора заряженных частиц

Обычно при исследованиях методом сбора зарядов используют экранированные зонды. Зонд представляет собой устройство, состоящее из металлической пластины, к которой приложено собирающее напряжение, и металлической экранирующей сетки, расположенной около пластины со стороны, обращенной к мишени. Сигнал снимается с нагрузочного сопротивления, через которое собранный на пластине заряд стекает на землю. Влияние тока смещения сведено к минимуму экранирующими сетками. Собирающая пластина не обнаруживает наличия заряда, пока он не пройдет через экранирующие сетки. Время пролета от сетки до пластины мало по сравнению с временем пролета от мишени, так что влияние тока смещения оказывается незначительным. На фиг. 4.29, а показана типичная осциллограмма выходного сигнала с такого коллектора в случае воздействия лазерного излучения с интенсивностью порядка 108 В т/см2 на мишень из вольфрама, находящуюся в вакууме. Наибольшее количество зарядов улавливается в направлении, перпендикулярном поверхности мишени. В принципе описанное устройство пригодно лишь для сбора положительных ионов. Приложение отрицательного потенциала на экранирующие сетки приводит к отражению электронов. В сигнал может давать вклад вторичная электронная эмиссия, вызываемая попадающими на зонд ионами. В случае если зонд ориентирован в направлении на мишень, вторичную эмиссию электронов могут вызвать также нейтральные молекулы. При большой интенсивности лазерного излучения плазма становится достаточно плотной и уже нельзя пренебрегать электрическим полем, возникающим вследствие разделения электронов и ионов. При этом начинают играть существенную роль эффекты пространственного заряда и наблюдаемые сигналы искажаются. Результаты, относящиеся к плазме с высокой плотностью, образованной лазерным излучением с интенсивностью порядка 3*109 Вт/см2, приведены на фиг. 4.29, 6.

С помощью описанных систем было выполнено большое количество измерений [59, 70, 85, 104—110]. Поскольку такого рода коллекторы подвержены влиянию паразитных эффектов, некоторые исследователи применяли биполярные коллекторы, в которых Использовались два плоских зонда, разделенных небольшим расстоянием. Пластины располагаются так, чтобы они не находи^

лись на оси, проходящей через мишень. Опи экранируются от летящих с мишени частиц заземленными сетками. К одному из зондов прпло/кепо положителыюе напряжение, к другому —

Фиг. 4.29.

Ионный сигнал с экранированных зондов, паходяпцгхся на расстоянии 9 см от вольфрамово!! мишени.

Скорость развертки на обеих фотографилх 3 мкс/делснне. Нн/квке кривые получены ог зонда, расположенного на нормали к поверхности мншепп, перхние — от зонда на линии, составляюшсй угол 15° с нормалью, а ——плазма малой цлотнссти. масштаб по вертикали 0,005 В/делсние, б — п.чотиая плазма, масштаб по пертпкалн 0.05 В деление.

отрицательное. Сильное электрическое поле внутри биполярного коллектора вызывает разделение плазмы. Можно наблюдать отдельно электронный и иоппый токи. Это устройство в мепыпеп степени подвержено влиянию пространственного заряда, чем коллектор, состоящий из одной пластины.

Как следует из фиг. 4.29, 6, при высокой плотности плазмы форма осциллограммы сигнала с одпопластиппого коллектора может быть очень сложной. Сигнал на фиг. 4.29, а пптерпрети-

Фиг. 4.30.

Ионный л элсктронны；! сигналы с биполярного коллектора д/ш вольфрамовой мишени, облученной импульсом рубпповот лазера с нптепсивиостыо 108 Вт/см2.

Коллектор расположен па расстохнпп 9 см от мншепп по пормллп к нопсрхнссти. Верхние кривые соответствуют юьтронному заряду, собранному на ьоллект(1рс? нижние — ионному заряду. Вертикальный масштчб 1 В/дсленнс и скорость разверткн л мкс/деление. а — при наличии разряда на ьоллеьторе, б — в отсутствие разряда.

руется просто как появление положительных ионов па отрицательно заряженном коллекторе; плотность плазмы при этом достаточно мала, н эффекты пространственного заряда несуще-

ственньт. Гораздо сложнее осциллограмма на фиг. 4.29, 6. Перед нарастающим положительным импульсом имеется отрицательный спад, который интерпретировался как следствие отрицательного пространственного заряда, окружающего плазму с нескомпепсп- рованным положительным зарядом [70]. Однако многие другие исследования, в частности измерения с помощью биполярных

Фиг. 4.31.“

Зависимость скорости расширения лазерной плазмы от интенсивности лазерного излучения [70],

коллекторов, указывают на то, что электроны и ионы движутся вместе как квазинейтральная плазма и плотность электронного заряда вне основного объема плазмы равна нулю. Тот факт, что в случае плотной плазмы сигнал в некоторый момент времени из отрицательного превращается в положительный, некоторые исследователи пытались связать с приходом на коллектор поверхности нулевого заряда, разделяющей электроны и положительпую компоненту плазмы. Но как мы уже говорили, наиболее вероятное объяснение заключается в том, что отрицательный всплеск является ложным эффектом, возникающим при большой интенсивности лазерного излучения и высоких плотностях плазмы.

Биполярные коллекторы обеспечивают более надежные измерения полного заряда. Типичные осциллограммы сигнала с биполярного коллектора показаны на фиг. 4.30. При очень высокой ллотности плазмы область между пластинами биполярного коллектора может стать проводящей и электроны будут стекать непосредственно с заземленного электрода на пластину, находящуюся под положительным потенциалом. Эта утечка может привести к тому, что число собранных электронов будет больше, чем коли* чество положительных ионов; наиболее надежные результаты

получаются в случае, когда плотность плазмы достаточно мала, так что разряда не происходит. При этих условиях собранный электронный заряд имеет ту же величину, что и ионный, и заряды обоих знаков поступают на коллектор одновременно. Фиг. 4.30,。 соответствует условиям разряда; на фиг. 4.30, б разряд отсутствует. Как и следовало ожидать, производная от величины собранного ионного заряда подобна по форме импульсу, показанному на фиг. 4.29, а, поскольку эта производная равна ионному току.

W00W00100100‘"峻 Ю9 ю1010u綻2川"Интенсивность лазерного излучения, ЗлуЫ^‘"峻 Ю9 ю1010u綻2川"Интенсивность лазерного излучения, ЗлуЫ^мп -§§ вт-нвмп -§§ вт-нв10000

W00

W00

100

100

‘"峻 Ю9 ю1010u綻2川"

Интенсивность лазерного излучения, ЗлуЫ^

‘"峻 Ю9 ю1010u綻2川"

Интенсивность лазерного излучения, ЗлуЫ^

мп -§§ вт-нв

мп -§§ вт-нв

Фиг, 4 32,

Зависимость энергии ионов от интенсивности лазерного излучения [70].

Кривая J построена по данным, приведенным в работе Басова и др. [70] для углерода; кривая II соответствует данным Оповера и др для мишени из дейтерида лития [107].

Измерения полного заряда показали, что вещество, выброшенное под действием импульса рубинового лазера с модулированной добротностью мощностью 20 МВт на частицу гидрида лития диаметром 20 мкм, полностью ионизовано [57]. Величина суммарного ионного заряда соответствовала попаданию на коллектор всех атомов, составлявших частицу в полностью ионизованном состоянии. Угловое распределение для мишени в виде отдельной частицы было приближенно изотропным, тогда как вещество, расширяющееся с поверхности массивной мишени, разлетается, как указывалось раньше, в направлении от поверхности. Исследования методом сбора зарядов в случае плоской поверхности также дают угловое распределение с максимумом в направлении, перпендикулярном поверхности [104, 106].

Измерения методом сбора заряда показывают также, что пролетные времена ионов примерно соответствуют тем скоростям, с которыми, согласно результатам фотографических измерений в тех же экспериментальных условиях, движется расширяющийся светящийся фронт плазмы [85, 103]. Зависимость скорости расширения от интенсивности падающего лазерного излучения, полу-

14-023

ченная из измерений на углеродной мишени методом сбора зарядов,, показана на фиг. 4.31.

Большие скорости расширения соответствуют высоким энергиям частиц. На фиг. 4.32 приведены зависимости энергии ионов от интенсивности лазерного излучения, полученные из экспериментальных измерений времени пролета ионов до коллектора. Приведенные на этом графике значения энергии типичны для экспериментов такого рода* Как мы увидим позже, они не соответствуют температуре плазмы.

Сравнение результатов измерений параметров плазмы, расширяющейся от передней и задней поверхностей тонких Мишелей из гидрида лития, показало, что ионы, покидающие заднюю- поверхность, обладают более низкой энергией, а число их меньшег чем в плазме от передней поверхности [107]. При толщине материал ла 5 мкм энергия ионов, покидающих заднюю поверхность мишени» составляла 70%, а их число — 25% соответственно от энергии и числа ионов, движущихся от передней поверхности. При толщине материала 30 мкм энергия ионов уменьшалась до 40%, а их число по-прежнему составляло 25 %. С обратной стороны мишени толщиной 60 мкм ионы не были обнаружены. Эти наблюдения навели на мысль, что импульс лазерного излучения нагревает тонкий слой толщиной в несколько микрон, а уже возникающая вследствие этого горячая плазма взаимодействует с основной частью мишени. Был сделан вывод, что основная часть плазмы, производимой при взаимодействии лазерного излучения с поверхностью, возникает после окончания светового импульса и что источником энергии для последующего испарения является нагретая плазма,

Импульсы давления

Сравнительно давно было высказано предположение о том, что испарение вещества из твердой мишени под действием лазерного излучения большой мощности могло бы привести к передаче импульса давления [112]. Простые вычисления показывали, что давление при испарении должно достигать больших величин. Давление вызвано импульсом отдачи испаряющегося материала и воздействует на мишень в месте образования горячей плазмы. Как показано в гл. 3, при нагреве поверхности могут возникнуть импульсы давления без какого-либо выброса вещества. Здесь мы рассмотрим только явления, обусловленные взаимодействием поверхности с выброшенным материалом [ИЗ—118].

Для измерения импульса отдачи на мишень, возникающее под действием лазерного излучения длительностью 50 нс при энергии 0,3 Дж, в работе [113] был использован пьезоэлектрический датчик. Пока средняя плотность энергии превышала 0т4 Дж/мм2, измеренное количество движения не зависело от раз-

мера фокального пятна. Измеренная величина импульса для мишени из меди составляла приблизительно 0,18 дин*с. Для целого ряда других материалов, таких, как сталь, алюминий, латунь и тантал, эта величина отличается меньше чем на 20%.

Были проведены также исследования зависимости передаваемого импульса от интенсивности лазерного света. В работе [114]

7I I ] I 1 I 11 I I II iii

步8IQ9ЮюЮи

Интенсивность лазерного излучения, Вт卜м。

Фиг 4,33

Удельный импульс отдачи для ряда материалов в случае лазера с модулированной добротностью [114].

измерялся импульс отдачи сферической мишени из исследуемого материала, подвешенной на нити в виде маятника. Отклонение маятника, вызванное действием на мишень лазерного излучения, регистрировалось через окно вакуумной камеры с помощью микроскопа. Па фиг. 4.33 приведены зависимости удельного импульса отдачи от интенсивности лазерного излучения для ряда материалов. Удельные импульсы оказываются на несколько порядков больше тех, которые могли бы быть переданы мишени при отражении света. Эти результаты показывают, что для каждого материала имеется оптимальная интенсивность, при которой происходит передача максимального количества движения на один джоуль энергии лазерного излучения 】).При интенсивностях мень-

Приведенное рассуждение больше пригодно для объяснения максимума на кривой зависимости удельной испаренной массы от плотности потока излучения. Что же касается удельного импульса отдачи, то он сам пропорционален средней скорости разлета плазмы и в некоторой области интенсивностей увеличивается с ростом температуры плазмы. Лишь при очень высоких интенсивностях, когда кинетическая энергия разлетающейся илазмы больше теплоты испарения, увеличение температуры плазмы будет приводить к уменьшению удельного импульса отдачи. Очевидно, что максимум удельного импульса отдачи имеется и в условиях, когда потери энергии, связанные с теплопроводностью, не играют роли.

При высоких интепсивностях известное значение может иметь также экранировка поверхности мишени расширяющейся плазмой, приводящая также к уменьшению удельного импульса отдачи.— Прим. ped・

ше оптимальных потеря части энергии вызвана теплопроводностью. Справа от максимума часть энергии идет па увеличение степени ионизации и температуры испаренного вещества. В результате передаваемый импульс оказывается меньше, чем в случае, когда то же самое количество энергии идет на испарение большего числа атомов.

При действии на металлические мишени излучения мощного лазера на неодимовом стекле с модулированной добротностью были получены пиковые давления в десятки килобар [115]. Регистрировалось отклонение мишеней, выполненных в виде маятников. Мощные лазерные импульсы могут, таким образом, генерировать в веществе импульсы напряжения в виде слабых ударных волн.

Термоядерные аспекты

Большая часть работ по исследованию лазерной плазмы была явно мотивирована желанием получить высокотемпературную плазму для целей управляемого термоядерного синтеза. Предложение использовать лазеры для нагревания плазмы до термоядерных температур было высказано в самом начале этих исследований [119, 1201. Это предложение стимулировало большое число работ. В настоящем разделе мы рассмотрим некоторые из работ, специально ориентированных на изучение термоядерных аспектов взаимодействия лазерного излучения с веществом. Сюда относятся выбор подходящих материалов для мишеней, системы подвески малых мишеней, применение магнитных полей для удержания плазмы и регистрация нейтронов.

Для термоядерного синтеза необходимы вещества с малыми атомными номерами. Более всего подходят твердый водород или дейтерий, по с их использованием связаны экспериментальные трудности. В качестве компромисса часто использовались твердые шарики из гидрида лития или дейтрида лития [57, 97, 99, 1211. В одном из экспериментов пластинка из смеси LiH и LiD подвешивалась на кварцевой нити [122]. Для приготовления мишеней из твердого водорода применялись различные методы. В одном случае с помощью экструдера получали нити из твердого водорода диаметром около г/3 мм и длиной в несколько миллиметров [123]. В работе [124] твердый водород прессовали в таблетки диаметром и толщиной около 1/& мм. Затем таблетки выбрасывались в облучаемый объем со скоростью около 1000 см/с. В качестве мишеней также использовались топкие фольги из твердого водорода [1251, дейтериевые нити [69] и частички из дейтерия [126].

Размеры этих мишеней малы, так что их величина довольно хорошо согласуется с размером сфокусированного лазерного луча. Типичные размеры мишени имеют порядок 100 мкм, хотя исполь-

зовались также и частички размером до 10 мкм [57]. Необходимо по возможности тщательно изолировать мишени от контакта с окружающей средой. Маленькие мишени подвешивались на топких кварцевых нитях [68, 122], выстреливались из специального ружья и на лету облучались лазерным импульсом [124] или помещались на подставке, которую очень быстро убирали [68]. Наиболее трудоемким является метод электростатического подвешивания [57], однако он обладает рядом преимуществ, к которым относится отсутствие заметного движения мишени и предотвращение контакта с другими телами. В область с подвешивающим полем вводят порошок из частичек гидрида лития диаметром от 10 мкм до 20 мкм. Путем соответствующего подбора напряжений на электродах можно выделить одну частицу из тех, которые попали в область с подвешивающим полем. Захваченная частица могла удерживаться на минимальной орбите с размером порядка одной трети фокального диаметра луча.

Для увеличения времени удержания плазмы в работах [68, 79, 127] использовались магнитные поля. Вычисления показали, что поглощение лазерного света в плазме возрастает в присутствии магнитного поля [128]. Исследования процесса расширения плазмы, образующейся из одиночной частички гидрида лития в зеркальной и остроугольной магнитных конфигурациях, показывают, что лазерная плазма действительно удерживается магнитным полем [127]. В отсутствие магнитного поля плазма расширяется изотропно. В магнитном поле зеркальной конфигурации с напряженностью 240 Ге плазма уже не расширяется свободно, а постепенно вытекает из области удержания. Уменьшается количество собранного заряда в направлении поперек магнитного поля, и сам процесс сбора происходит в течение более продолжительного времени. Поток плазмы движется в основном вдоль линий поля.

Скоростная киносъемка показала [68], что в магнитном поле с зеркальной конфигурацией и напряженностью в области зеркал 14 кГс при напряженности в центре 6 кГс происходит заметное изменение характера расширения плазмы. Плазма в поле излучает свет в течение 5 мкс по сравнению с 1 мкс в отсутствие поля, что указывает на наличие удержания. Однако скорость расширения плазмы поперек линий оказывается почти столь же высокой, как и в отсутствие поля. Микроволновые интерферометрические измерения плотности плазмы обнаруживают несколько более медленное убывание электронной плотности в присутствии магнитного поля.

В работе [129] было высказано предположение, что направленный внутрь взрыв, вызванный действием лазерного излучения, приведет к увеличению температуры и поглощательной способности плазмы. Несколько лазеров, излучение которых сфокусировано в одну и ту же точку, могут заполнить излучением весь телесный угол. Временную форму импульса можно было бы подо-

брать таким образом, чтобы сначала образовалась взрывная волна, а затем сходящаяся сферическая ударная волна, которая создала бы очень высокие температуры и плотности в центре )

В литературе также описаны прямые наблюдения нейтронов, образующихся в лазерной плазме [99, 121, 122, 130—132]. Нейтронные импульсы наблюдались в эксперименте, в котором одиночный импульс выделялся из цуга импульсов, генерируемых лазером на неодимовом стекле с модулированной добротностью в режиме синхронизации мод, и фокусировался на мишень из LiD в вакууме [99, 121, 130]. Полная энергия порядка 20 Дж выделялась за время порядка 10-11 с. Детектор нейтронов состоял из пластикового сцинтиллятора и фотоумножителя. Выходные импульсы часто совпадали по времени с лазерным импульсом, хотя во многих лазерных вспышках совпадения не было. Авторы полагают, что число наблюдаемых совпадений значительно превышало число возможных случайных совпадений и что наблюдаемые импульсы были вызваны нейтронами, образовавшимися в лазерной плазме.

Нейтронный выход от 100 до 500 нейтронов на лазерный импульс был получен при действии излучения лазера на неодимовом стекле с интенсивностью около 1013 Вт/см на мишень из твердого дейтерия [132] 2). Лазер излучал энергию порядка 40 Дж в импульсе с передним фронтом около 3 нс. Времяпролетные измерения показали, что энергия нейтронов равна 2,45 МэВ.

Суммируя результаты экспериментов, описанных в этом разделе, мы видим, что использованные экспериментальные методы и полученные результаты аналогичны методам и результатам других исследований лазерной плазмы. Описанные работы были так или иначе связаны с термоядерными исследованиями; однако подобные результаты, за исключением образования нейтронов, получались и на мишенях из других материалов. В описанных выше работах была получена высокотемпературная плазма. В одном из опытов плазма имела тепловую энергию около 200 эВ [123]; в экспериментах [99] с пикосекундным лазерным импульсом была получена плазма с электронной температурой 50 кэВ.

Для получения термоядерной лазерной плазмы, представляющей практический интерес, необходимо еще решить целый ряд проблем. По-видимому, одним из перспективных методов является использование пикосекундных импульсов, с помощью которых

плазме можно передать большое количество энергии, прежде чем она успеет расшириться. Необходимо дальнейшее увеличение пиковых мощностей лазерного излучения, чтобы создать полезное устройство для инжекции плазмы в термоядерный реакторх).

Другие экспериментальные исследования

Большинство исследований по лазерной плазме было выполнено с помощью мощных рубиновых лазеров или лазеров на неодимовом стекле с модулированной добротностью. Проводились также исследования плазмы, получаемой с помощью лазеров других типов, В работе [133] микроволновыми методами изучалась плазма, выбрасываемая из мишени под действием миллисекундного лазерного импульса. Результаты показывают, что сравнительно долгоживущее и плотное плазменное облако можно получить, используя миллисекундный импульс излучения рубинового лазера с энергией 10 Дж, сфокусированного линзой с фокусным расстоянием 15 см на металлическую мишень.

Для получения горячей плазмы на твердых мишенях использовалось также излучение СО2-лазера с модулированной добротностью [134]. Импульсы излучения мощностью 0,35 МВт и длительностью 400 нс фокусировались в пятно диаметром 100 мкм. При действии па стеклянные мишени наблюдались линии одно-, двух- и трехкратно ионизованных атомов кремния. Металлические мишени, как выяснилось, имеют слишком высокую отражательную способность и не дают хороших результатов. Однако, как только возникнет плазма, поглощение света в ней, связанное с обратным тормозным эффектом, должно стать очень большим, поскольку коэффициент поглощения пропорционален кубу длины волны лазерного излучения 2). По-видимому, использование

*) Исследования последнего времени показали, что простое повышение интенсивности излучения не решает основных проблем; одним из важнейших оказывается вопрос о поглощательной способности высокотемпературной плазмы. Тормозное поглощение при высоких температурах становится неэффективным, и реальным механизмом поглощения для практически интересных частот света и плотностей плазмы может быть нелинейный механизм, связанный с развитием параметрических неустойчивостей [173—175]. Были получены экспериментальные указания на то, что такие неустойчивости действительно возникают [176—178]. Расчет [179] и экспериментальное определение коэффициента отражения плазмы [178J, по-видимому, указывают на желательность перехода к более коротковолновым лазерам и неоднородным мишеням. Значительный интерес представляет использование сверхсильных магнитных полей [180].——Прим. ред.

2) Без учета вынужденного испускания. Заметим, что сказанное справедливо до тех пор, пока плотность плазмы мала, так что частота лазерного излучения выше электронной плазменной частоты. В противном случае основное поглощение происходит вблизи поверхности, на которой в = 0, и полное поглощение оказывается обратно пропорциональным квадрату длины волны [179].— Прим, ред.

длинноволновых СО2-лазеров с высокой частотой повторения приведет к значительным успехам в изучении взаимодействия лазера с поверхностью вещества.

Интерпретация результатов а. Основные явления

В работах [119, 120] было указано на возможность создания с помощью лазеров высокотемпературной плотной плаз^ мы для заполнения термоядерной установки путем испарения малого количества вещества под действием мощного короткого лазерного импульса. Ранее мы уже выяснили характер физических явлений, происходящих при образовании и нагреве этого вещества. Вещество испаряется из твердой мишени и затем нагревается до более высоких температур, поглощая лазерное излучение. Поглощение обусловлено обратным тормозным эффектом, при котором свободный электрон поглощает фотон. Электрон переходит в более высокое энергетическое состояние непрерывного спектра. Для сохранения количества движения этот процесс должен происходить в поле иона. Коэффициент поглощения Kv в единицах СГС определяется соотношением [135]

Kv = (%) (2口/35)"2 (九解么2開/加病/22 Х

X [1-ехр(-МЩ]=3,69-108(23м|/Л3) х

X [1 —ехр ( — hv/kT)], (4.30) где иг и пе — соответственно плотность ионов и электронов в плазме со средним зарядом Z и температурой Т; v — частота света; с, е, т, h и к — соответственно скорость света, заряд электрона^ масса электрона, постоянная Планка и постоянная Больцмана. Множитель 1 — exp (—hv/kT) учитывает уменьшение поглощения вследствие вынужденного излучения. Для света рубинового лазера при температуре Т《20 000 К этот член становится приблизительно равным единице. При Т》20 000 К его можно аппроксимировать выражением hv/kT, и тогда

Kv q (4/з) (2л/3)1/з (1 /шкТ^/2 (nen；Z2e6/cv2). (4.31) Существенное различие между соотношениями (4.30) и (4.31) заключено в форме функциональных зависимостей от Т7 и v*

В водороде при Т m 105 К и 爲 ш 40 см-1 свет почти полностью поглощается на расстоянии порядка 0,025 см х). Для эффективного нагрева необходимо, чтобы область, занимаемая плазмой» имела размер около i/Kv; если он меньше, то происходит потеря энергии; если же этот размер больше, то плазма нагревается неоднородно. Трудно обеспечить такие параметры плазмы, при

1) При плотности примерно 1020 см-3 и частоте рубинового лазера. — Прим, ред-

которых в процессе расширения поддерживалось бы необходимое значение коэффициента поглощения.

Чтобы лазерная энергия проникала в плазму, оптическая частота должна быть больше плазменной частоты vp, которая дается соотношением [135]

5 = 8,9/03 咫/2.(4.32)

Для длины волны излучения рубинового лазера критическая плотность электронов равна 2,4 «1021 см-3. При больших плотностях электронов плазма отражает излучение и свет не будет в нее проникать. При быстром расширении выброшенного материала его- плотность быстро падает ниже критической.

Время равнораспределения поглощенной энергии между электронами и ионами мало. Приближенно оно выражается соотношением 1)

友》2524?8/2/MeZ2 In A,(4.33)

где In Л ——функция, которая в широкой области изменения параметров плазмы имеет порядок 10, Л — атомный вес ионов. В большинстве случаев время 勿 мало. Например, для водородной плазмы с плотностью 1018 см~3 при температуре 10 000 К имеем

片 ^; 2,5* 10"11 с.

В представляющих интерес условиях время ^ будет меньше длительности импульса излучения лазера с модулированной добротностью. Это означает, что в течение импульса электроны? могут эффективно передавать поглощенную энергию ионам и мы можем ввести упрощающее предположение, что электронная и ионная температуры одинаковы. В случае импульсов пикосекундной длительности это условие может быть нарушено и процесс передачи энергии от электронов ионам нельзя считать мгновенным 2).

Радиационные потери энергии плазмы в основном обусловлены тормозным излучением. Мощность излучения равна [135]

p = 1,42.10-3也3成71/2 вт/емз.(4.34}

В большинстве интересных случаев этими потерями можно пре-

Это выражение следует из формулы (5.31) книги [135] при условии, что-

Tj/"t《ТеМс, где индексы i и е относятся к ионам и электронам, а Т н 4 означают температуру и атомный вес (Ле = 1/1837).

Поглощение света электронами всегда приводит к увеличению электронной температуры по сравнению с ионной. Разность температур определяется плотностью потока излучения и во многих практически интересных случаях может быть значительной. Если интенсивность достаточно велика то типична ситуация, когда равновесие между электронами и ионами достигается лишь после окончания лазерного импульса, к моменту начала гидродинамического разлета вещества [183].— Прим. ред.

небречь по сравнению с получаемой мощностью. В качестве примера рассмотрим водородную плазму с плотностью ионов 1019 см~3 и температурой около 105 К. Приведенные выше экспериментальные результаты показывают, что эти величины типичны для лазерной плазмы. Пачальный объем, занимаемый плазмой, можно лринять равным 10~5 см3 (при поперечном сечении 10-3 см2 и толщине 0,01 см). Тогда полная излучаемая мощность оказывается порядка 50 Вт, что много меньше подводимой мощности. Плазма излучает как черное тело только на тех частотах, для которых длина поглощения меньше размеров области, занятой плазмой. При температурах ниже 106 К потерями на излучение черного тела, вероятно, можно пренебречь. Из изложенного ясно, что во многих реальных случаях потери на излучение малы. При некоторых условиях, в частности при наличии в плазме высоко- ионизованных компонент, потери могут быть значительными.

Плазма может обладать высокой теплопроводностью. Для полностью ионизованной плазмы, состоящей из покоящихся ионов и невзаимодействующих электронов, коэффициент теплопроводности К имеет вид [135]

^ = (l,95.10-11775/2)/(ZlnЛ) Вт/см.К. (4.35)

В случае водородной плазмы с плотностью порядка 1019 см-3 и температурой примерно 100 эВ тепло распространяется на расстояние нескольких миллиметров в течение 1 нс. Таким образом, при разумных условиях распределение температуры в плазме, нагретой лазером, может быть достаточно равномерным.

При расширении плазмы, согласно соотношению (4.30), коэффициент поглощения уменьшается и вещество быстро становится прозрачным. Это обстоятельство накладывает ограничение на реально достижимую температуру. Чем больше интенсивность падающего лазерного излучения, тем больше скорость начального расширения и тем короче время разогрева. Как мы увидим в дальнейшем, 'максимальная температура, которая достигается в лазерной плазме, не очень сильно зависит от интенсивности лазерного излучения. Быстрое расширение (〜1(F см/с) приводит к тому, что импульс излучения большой интенсивности используется с меньшей эффективностью, чем импульс меньшей интенсивности. Выходом из положения является переход к импульсам очень малой длительности, т. е. к пикосекундпым импульсам. В этом случае действие импульса заканчивается прежде, чем происходит сильное расширение.

В качестве численного примера укажем, что для дейтериевой плазмы с начальным радиусом 0,015 см при плотности поглощенного потока излучения 1010 Вт оценка [120] дает эффективное время нагревания до наступления прозрачности плазмы порядка 0,9 нс,

что значительно короче длительностей импульсов обычных лазеров с модулированной добротностью.

В одном из расчетов [120] для определения температуры и размера плазмы в зависимости от времени работа, совершаемая давлением, полагалась равной приращению кинетической энергии радиального расширения. Из закона сохранения энергии в пред-

Ф и г. 4 34.Результаты расчета нагрева и расширения водородной плазмы под действием излучения рубинового лазера мощностью 1010 Вт [122].Облако плазмы с начальным радиусом 0,015 см содержит 2,2■ 10то ионов. Стрелкой указан момент, когда плазма становится прозрачной.Ф и г. 4 34.Результаты расчета нагрева и расширения водородной плазмы под действием излучения рубинового лазера мощностью 1010 Вт [122].Облако плазмы с начальным радиусом 0,015 см содержит 2,2■ 10то ионов. Стрелкой указан момент, когда плазма становится прозрачной.党 EAlnKdauyi'J党 EAlnKdauyi'J

Ф и г. 4 34.

Результаты расчета нагрева и расширения водородной плазмы под действием излучения рубинового лазера мощностью 1010 Вт [122].

Облако плазмы с начальным радиусом 0,015 см содержит 2,2■ 10то ионов. Стрелкой указан момент, когда плазма становится прозрачной.

Ф и г. 4 34.

Результаты расчета нагрева и расширения водородной плазмы под действием излучения рубинового лазера мощностью 1010 Вт [122].

Облако плазмы с начальным радиусом 0,015 см содержит 2,2■ 10то ионов. Стрелкой указан момент, когда плазма становится прозрачной.

党 EAlnKdauyi'J

党 EAlnKdauyi'J

положении, что плазма имеет сферическую форму с радиусом г, было получено уравнение

(4.36)(4.36)3/2 (Ne + Ni) 〃 dT/dt = — 4冗尸厂2 dr/dt + W,

(4.36)

(4.36)

где W —— скорость поступления лазерной энергии, Р —— давление, a Ne и Nt — полное число электронов и ионов соответственно. Для W = const и dr/dt = 0 при 力=0 были получены следующие выражения:

(4.37)(4.38)(4.37)(4.38)r = [rl + 10l9Wt3/Nimi^2,

(4.37)

(4.38)

(4.37)

(4.38)

кт _ wt r2r§ + 5W/9^imq - WT^L 乔両硒嗝」'

где「о — начальный радиус плазмы. Полученные из зтих соотношений зависимости температуры и радиуса плазмы от времени показаны па фиг. 4.34. В качестве начального условия было принято 「（）= 1,5 *10-2 см; плазма содержала 2,2 *1016 водородных ионов; мощность лазера W = 1010 Вт. Видно, что плазма становится прозрачной и нагрев в основном прекращается приблизив тельно через 0,5 нс.

Вычисления, основанные на этой модели, показали, что излучение лазера с мощностью порядка 10 ГВт могло бы испарить малую частицу и образовать плазму с температурой порядка 100 эВ.

Проведенный в этом разделе обзор физических явлений соответствует современному пониманию механизмов поглощения лазерной энергии в испаренном веществе, приводящих к эксперимента л ь- но наблюдаемым высоким температурам. Мы перейдем теперь к интерпретации других аспектов взаимодействия лазерного излучения с поверхностью и к построению единой картины экспериментально наблюдаемых явлений.

Температура плазмы, образующейся при действии лазерного излучения на твердые мишенн

Во многих экспериментах получены оценки температуры плазмы, образующейся при действии лазерного излучения на поглощающие твердые мишени. Сами измерения уже были описаны, однако обсуждения измеренных значений температур пока не проводилось. В этом разделе мы соберем вместе результаты различных измерений и представим вытекающие из них оценки температур.

Данные, использованные в вычислениях, приведены в табл. 42 Многие из этих результатов были получены из спектроскопических исследований; однако в таблице представлены и другие методы. При ее составлении результаты оригинальных работ были предварительно обработаны. Например, в некоторых случаях была взята наилучшая оценка температуры. В ряде работ не приведены значения температуры в явном виде, однако анализ результатов позволяет ее оценить. Некоторые данные таблицы получены именно таким способом, например в тех случаях, когда в работе приводилось распределение ионов по скоростям.

В таблице приведены ссылки на оригинальные работы, указаны некоторые параметры используемого лазера, интенсивность лазерного излучения на мишени, измеренная величина температуры плазмы и метод ее определения. Предполагалось, что время выравнивания температур электронов и ионов мало, как было отмечено выше, и поэтому электронная и ионная температуры примерно равны. В дальнейшем мы вернемся к этому вопросу-

ШЛИЦА 4.2

Сводка измерений температуры

Мощность лазерного излучения, Вт

Размеры фокальной области

Интенсивность лазерного излучения, Вт/см2

Температура, эВ

Метод определения температуры

Литература

5-10»

—

〜10设

100

Спектроскопический

[94]

3-10»

ЗЛО-5 см2

1010

20 Au

5 Al

Времяпролетннй спектрометр

[50]

105

10-3 см2

108

1,4

Задерживающий потенциал

[43]

109 юю

1011 109

10^ 10**1 109

1010 1011

4 Be

10 Be

40 Be C Al

15 Al

50 Al

8 Pb

16 Pb

40 Pb

Излучение в непрерывном спектре

[84]

7-107

5・109 з-юю 5-109 3-10Ю

15 Al

19 Al

8 Pb

14 Pb

Газодинамический [109] анализ ')

2-107

90 мкм

3-1011

〜4。

Анализ процесса [57] расширения

一

5.1012

2-ЮИ

2.w0

210—300

120—165

100—130

Спектральные ли- [93] нии Са

5-10«

—

10^2

130

Спектральные линии Са，)

[136]

5-103

2-10*1

200

Анализ процесса [123] расширения，)

1,2-108

2.13

50—100

Рент! еновское из- [97] лучение *)

6-10?

400 мкм

4.1Oio

5

Спектральные ли- [68] нии А1

—

—

108

4

Спектральные ли- [137] нии А1

—

2,9.10"

90

Спектроскопия

[96]

2-108

400 мкм

2M0U

20

Анализ процесса расширения

[103J

3 d3

—

1011

21 Bo++

40 Be+

13 C3+

19 C++

Электростатический анализатор формы импульса

[98]

Продолжение табл, 4.2

Мощность лазерного изчучения, Вт

Размеры фокальной области

Интенсивность лазерного излучения, Вт/см2

Температура, эВ

Метод определения температуры

Литература

ЮИ

10

Излучение С (V)

[83]

—

—

1,3-109

12

Ленгмюровские зонды

[108]

4,5—5408

一

2-1011

40

Спектроскопия ')

[88]

7,5-106

—

4.10Ю

30

Излучение в непрерывном спект- nA八

[85]

2,2-10?

—

9-109

45

Уширение спектра [138{ рассеянного излучения А九')

7,5-107

一

7,5/0”

20

Излучение в линиях и в сплошном спектре 1)

[1391

3-107

—

5・1О,о

〜90

Время пролета')

[109J

108

—

1011

〜7

Анализ формы им- [70] пульса D

0,45-109 1,4-109

2,7-109 1,1-1010 2-10^

1

5

10

20

25

Спектральные линии С

[75]

7-108

—

2,7-ЮИ

130

Са (XIII) и Ca(XIV) i)

[86]

2-109

10i2

200

Рентгеновское излучение 1)

[102{

1,5*108

300 мкм

1,5-ЮИ

31

Магнитный зонд

[1401

? 10i0

250 мкм

》10,з

〜300

Рентгеновское излучение

[100J

2-109■

2,5-10^

100

Рентгеновское излучение 1)

[101]

(2-7)-109

1013

500—700

Рентгеновское излучение

[132]

109

7,5

Оптическая толщина

[141]

2.107

0,09 см2

2,2/08

2,5

Распределение им- [111] пульсов ионов

1) Приведена вычисленная интенсивность.

В большинстве случаев характеристики лазеров были либо непосредственно взяты из оригинальных работ, либо получены в результате несложных расчетов на основе приведенных в них данных. Во многих случаях работы не содержали достаточно полных данных относительно фокальной площади лазерного луча на

1000

I >

ge 史AEdau£uge 史AEdau£uо о 0О оо о 0О оXX X о оX 86 оXX X о оX 86 оо«о 8 ОО Xо«о 8 ОО XоX хооX хо

ge 史AEdau£u

ge 史AEdau£u

о о 0О о

о о 0О о

X

X X о о

X 86 о

X

X X о о

X 86 о

о«о 8 ОО X

о«о 8 ОО X

о

X хо

о

X хо

10s10sЮ9 Ю!0%〃 川左 /0%

10s

10s

Интенсизиость лазерного излучения, Ве[с"

Фиг. 4 35.

Сводка результатов измерений температуры плазмы как функции интенсивности лазерного излучения.

мишени; часто, однако, размер фокальной площади можно было рассчитать. В некоторых случаях угол расходимости луча лазера 9 был взят из других работ тех же авторов, где имелось описание того же самого лазера. В других случаях в расчете использовалась средняя величина угла расходимости, характерная для лазера данного типа. При известном фокусном расстоянии F, когда угол расходимости луча был определен указанным способом, можно было вычислить диаметр фокального пятна по формуле 0 = Ь6. Таким способом были получены интенсивности падающего излучения, отмеченные в таблице сноской. В тех случаях, когда температура была определена в работе для разных материалов, название соответствующего материала приведено в колонке рядом с температурой.

Данные таблицы графически приведены на фиг. 4.35, где температура в электронвольтах представлена как функция интенсивности лазерного излучения. Кружки соответствуют данным, для которых величина интенсивности лазерного излучения была известна с достаточной определенностью. Крестиками обозначены точки, для которых площадь фокального пятна была определена описанным выше способом и для которых величины интенсивно-

стей менее определенны. Если в данных был указан интервал температур, то на графике откладывалась средняя величина. Хотя имеется значительный разброс данных, тем не менее ясно, что температура плазмы является возрастающей функцией интен、 сивности лазерного излучения. Очевидно также, что разброс точек обусловлен главным образом неопределенностью размеров фокальной области и, вероятно, тем, что для определения фокаль^ ной площади разные авторы использовали различные методы. Обратим внимание на то, что собранные данные включают целый ряд веществ, использовавшихся в качестве мишеней.

При интенсивностях излучения от 1010 до 1011 Вт/см2 вероятная величина температуры лежит между 10 и 20 эВ. Когда интенсивность становится выше 10й Вт/см2, температура быстро возрастает, достигая величины приблизительно 100 эВ при интенсивности 1012 Вт/см2. При низких интенсивностях лазерного излучения температура плазмы остается выше температуры, которую мо?кно было 6坟 ожидать для плазмы, находящейся в тепловом равновесии с поверхностью, испаряющейся при нормальной температуре кипения. При интенсивности 108 Вт/см2 температура оказывается лорядка 2 эВ.

Температура растет медленнее, чем интенсивность лазерного излучения. При увеличении интенсивности на три порядка от 108 до 1011 Вт/см2 температура возрастает приблизительно в 10 раз. Этот факт находится в согласии с расчетами [142], которые показывают, что температура плазмы возрастает пропорционально корню кубическому из максимальной мощности лазерного излучения. Слабая зависимость температуры от интенсивности лазерного излучения отражает тот факт, что рост температуры ограничивается быстрым расширением нагретого вещества. Импульсы лазерного излучения с более низкими пиковыми мощностями нагревают плазму медленнее, однако энергия может поглощаться в течение более длительного времени, прежде чем наступит просветление.

Одновременные интерферометрические и спектроскопические измерения температуры углеродной плазмы [141] показали, что при интенсивности лазерного излучения порядка 1010 Вт/см2 имеет место локальное термодинамическое равновесие, тогда как при интенсивности около 109 Вт/см2 оно не успевает устанавливаться. Этот результат важен, поскольку температуры электронов и ионов могут быть различными, уравнение Саха (4.27) может не выполняться и спектроскопические измерения температуры могут быть ненадежными в условиях, когда отсутствуем локальное термодинамическое равновесие. \

Температура плазмы имеет отношение к обсуждавшимся выше ионам высоких энергий и больпшм скоростям расширения. Когда плазма нагрета до температуры в несколько электронвольт

и начинает расширяться, тепловая энергия переходит в энергию направленного разлета. Регистрация времени прихода переднего фронта плазмы в некоторую точку, находящуюся на определенном расстоянии от мишени, позволяет определить скорости частиц, которые соответствуют большим значениям энергии ионов. Позже мы проведем анализ формы импульсов, получаемых от коллекторов частиц, и покажем ее связь с температурой плазмы.

Разделение электронов и ионов

В некоторых экспериментальных работах обнаружено, -что средняя кинетическая энергия ионов в лазерной плазме возрастает с увеличением заряда [98, 143]. Эти наблюдения привели к построению модели для объяснения больших энергий ионов [106]. В этой модели предполагается, что электроны, которые легче ионов и имеют большие скорости, уходят из плазмы, образуя вокруг нее отрицательно заряженную оболочку. Электростатическое взаимодействие между отрицательной оболочкой и положительной плазмой приводит к ускорению ионов, причем в среднем они лриобретают энергию Е, определяемую соотношением

£^（Z十 1） кТ.

Здесь Z — заряд, Т — начальная температура плазмы и к — постоянная Больцмана.

Однако экспериментальные данные показывают, что вне зависимости от заряда максимальные энергии всех ионов одинаковы [98]. В случае, если большие скорости направленного движения ионов вызваны ускоряющими полями, следовало бы ожидать, что ионы с большим зарядом будут иметь и большую максимальную энергию, чем ионы с меньшим зарядом. Более того, этому механизму противоречит опытный факт, состоящий в том, что нейтральные молекулы имеют ту же величину кинетической энер' гии, что и ионы. Большинство экспериментальных данных показывает, что очень плотная плазма, возникающая в результате взаимодействия лазерного излучения с поверхностью мишени, расширяется, по существу, как нейтральная плазма, т. е. ионы и электроны движутся вместе [57]. Эксперимент по облучению •фолы из гидрида лития разной толщины [107] показывает, что время испускания ионов намного больше, чем длительность лазерного импульса. Если это так, следует ожидать, что менее ионизованные компоненты будут испускаться в течение более длительного времени, причем в более поздние моменты времени они будут иметь меньшие энергии. По-видимому, этим можно юб7）яснить тот факт, что средняя энергия ионов возрастает при увеличении кратности заряда, в то время как его максимальная энергия остается постоянной.

15—023

Большинство экспериментальных результатов, по-видимому, не согласуется с предположением о том, что электроны удаляются на заметное расстояние от ионов и ускоряют их вследствие электрО' статического взаимодействия х).

Расширение выброшенного вещества

Экспериментальные данные [72], свидетельствующие о наличии ускорения выброшенного вещества во время действия лазерного импульса, приводят к модели, в которой существенную роль играет поглощение лазерного света и нагревание разлета。 щегося вещества. Предполагаемым механизмом поглощения является обратное тормозное излучение (поглощение в результате свободно-свободных переходов электронов) в выброшенном веществе. В характерных условиях возможен нагрев до температур порядка десятков или сотен электронвольт. Экспериментальные результаты, представленные на фиг. 4.35, показывают, что высо* кие температуры действительно достижимы. Однако тепловая энергия вещества может быть на порядок меньше, чем энергияг соответствующая максимальной скорости фронта расширяющегося вещества. Для анализа процесса разлета нагретого материала было предложено много гидродинамических моделей [57, 70, 85, 105, 109, 119. 120, 127, 144—1461. Мы приведем подробный анализ- одномерного расширения плазмы от поверхности твердого тела. Ситуация, близкая к этой, возникает, когда лазерный луч падает на поверхность металла и фокальный диаметр луча больше, чем толщина слоя плазмы на начальной стадии разлета. Подобный случай часто реализуется на практике.

В некоторых исследованиях расширения плазмы плотность предполагалась постоянной по всему объему [см. уравнение (4.36)]. Физически ясно, что причиной расширения плазмы является градиент давления. Поэтому мы будем рассматривать модель, в которой имеется градиент плотности [57]. Примем, что зависимость изменения давления от координат имеет вид

р=А(1-；г/Х); а КХ, (4.39) где Р — давление, Р3 — давление на поверхности, X — расстия-

В связи с обсуждаемым механизмом ускорения ионов в работе [184] в гидродинамическом приближении был проведен численный расчет расширения трехкомпонентной плазмы (электроны и два сорта ионов) с vue- том разделения заряда. Было показано, что вследствие трения между полными компонентами ионы с разными зарядами ускоряются до одной и roii же энергии. В то же время в экспериментальной работе [185] подтверждешл что средняя энергия ионов с большой точностью пропорциональна заряду- Исчерпывающего объяснения этой зависимости пока не найдено.— IIpUKi. [)ед.

ние от границы плазмы до поверхности. Несомненно, что линейный закон изменения давления не точен и такой выбор до некоторой степени произволен. Но оказывается, что независимо от конкретного вида используемого выражения для градиента плотности результаты различных моделей одинаковы.

Если предположить, что потери на излучение пренебрежимо малы, то можно утверждать, что скорость W ввода энергии в плазму равна скорости, с которой плазма совершает работу при расширении, плюс скорость, с которой возрастает ее тепловая энергия. Для одномерной плазмы (сечение которой равно Л), расширяющейся от поверхности 胃=0, это даетх)

—4 J 方Н&“十三4H J (电+ %"Tdz = оо

= FА Kg W dx,(4.40)

о

где П[ и пе — плотности ионов и электронов, F — интенсивность лазерного излучения, Kv ■— коэффициент поглощения [задаваемый соотношением (4.30)], а к— постоянная Больцмана. Из уравнения состояния плазмы

p=(修 + 乙)кт(4.41)

мы получаем зависимости электронной и ионной плотностей от координаты

nt =电§ (1 — n/X); ne = nes (1 —胃/X),(4.42)

где через nis и nes обозначены плотности ионов и электронов на поверхности. Если предположить, что расширение происходит по такому закону (форма профиля плотности не изменяется во вре-

Излагаемый далее простой расчет во всех деталях повторяет расчеты, проведенные в работах [57, 119, 120] и многих последующих. В указанных работах, однако, речь шла о нагревании и разлете плазмы от малой частицы, в то время как здесь рассматривается расширение плазмы от поверхности твердого тела. К сожалению, именно вследствие этого отличия излагаемый ниже расчет оказывается не вполне корректным, поскольку он не учитывает изменения полного числа электронов и ионов вследствие испарения вещества с поверхности.,

В ряде работ дан более обстоятельный анализ нагревания и расширения пли !мы у поверхности твердого тела. Анализ, пригодный при не слишком высоких плотностях плазмы (плазменная частота везде в объеме меньше частоты света) и ограниченных интенсивностях (поглощение по классическому тормозному механизму), приведен в работах [18&, 187]. Численные расчеты для тормозного поглощения выполнены в работах [188—190]； аномальное поглощение учитывалось в работе [179]. Для лазерных импульсов частной формы удается в ряде случаев построить автомодельные решения, см., например, [191—193].— Прим. ред.

15*

мени), то скорость плазмы будет возрастать линейно с увеличением расстояния от поверхности:

(443)(443)dx/dt = Q/X) dX/dt.

(443)

(443)

Подстановка соотношений (4,39), (4.42) и (4.43) в левую часть

уравнения (4.40) дает

3 о3 оPsx dXPsx dXX2X2dtdtdw 卜区/j (^is 4 %s) (I —^ j kT dx 工0=厶今祭+ ^4^(“s + %s)^"T = W・(4.44)dw 卜区/j (^is 4 %s) (I —^ j kT dx 工0=厶今祭+ ^4^(“s + %s)^"T = W・(4.44)

3 о

3 о

Psx dX

Psx dX

X2

X2

dt

dt

dw 卜区/j (^is 4 %s) (I —^ j kT dx 工

0

=厶今祭+ ^4^(“s + %s)^"T = W・

(4.44)

dw 卜区/j (^is 4 %s) (I —^ j kT dx 工

0

=厶今祭+ ^4^(“s + %s)^"T = W・

(4.44)

Уравнение (4.44) получено в предположении, что температура не зависит от координат. В таком случае плазма должна иметь высокую теплопроводность. Поскольку полное число ионов ^г дается соотношением

Д^г = Л j Иг8 (1--J) dx = AnisX/2, (4.45) о

а полное число электронов Nе — аналогичным выражением, уравнение (4.44) можно привести к виду

(APs/2) dXldt + ^ к (Nt + Ne) dT/dt = W.(4.46)

Скорость, с которой плазма совершает работу при расширении, равна скорости возрастания кинетической энергии плазмы:

一4 J雾塞姦=4^ j(九皿+ %啕4偿)%. оо

(4-47)

Подставляя соотношения (4-41) —(4.43) и (4.45) в полученное уравнение и интегрируя его, получаем

(44/2) dX/dt = ^(d/dt) (dX/dt)2 (Ntmt 十 M矶.(4.48)

Подстановка соотношений (4.39), (4.41) и (4.42) в (4.48) дает

(M + Ne)5dX 1 (死乃 + NeZ)d /dX\2 лх 而 12 Л ~dt(右 /

1 (N""i + NMe) dX 歩乂

一 6 A dt d才2

или

(4.49)(4.49)T — [(Nimi + Nem^) X/6〃 (Ni + Ne)] t^X/d*.

(4.49)

(4.49)

Подставляя соотношение (4.48) в (4.46), получаем л1

金(d/力) (dX/%)2 (Nig + Neme) + ~k(Ni + Ne) dT/dt = W.

(4.50)

В результате дифференцирования соотношения (4.49) и подстановки в (4.50) имеем

鼻出/[哥)й(X器)卜

(NiW + NeWe) 1 /Х2 —

—122 必3

ИЛИ

0X2/力3 = [24/(Ni/ni + Ne^e)] W.(4.51)

При определенных граничных условиях уравнения (4.51) и (4.49) можно решить численно и получить временную зависимость температуры плазмы и ее размеров для заданной формы лазерного импульса. Поскольку К” 一 нелинейная функция плотности плазмы, решение этих уравнений усложняется. Используя уравнения (4.42) и (4.40) и полагая, что К、= К (Т)疋,где К является функцией только температуры и не зависит от пространственных координат, получаем

&ЗХ2 _24W—24„ /

痛 —{Nimi + Ne?"e)—瓦益Ж爲3X

X J K(T)唸(1—行 X о

Хехр{ —「К(Т)碌(1 一天)zj}da； = ^^^x 1

Х中口統^p[亠謬竺二3.(4.52) О

При определенных условиях это уравнение упрощается. В случае большого коэффициента поглощения все излучение поглощается п величина W становится равной IqA. Если же коэффициент поглощения мал, можно вычислить интеграл и правая часть уравнения (4.52) окажется полиномом от переменной К (7). Легко вычислить расширение после окончания лазерного импульса, так как прявая часть уравнения (4.52) обращается при этом в нуль. В общем случае, чтобы получить зависимость X и 7 от времени, необходимо численно решить систему уравнений (4.52) и (4.49).

В случае трехмерного расширения плазмы, образующейся из мишени в виде маленькой частички, в предположении о наличии

линейного радиального градиента плотности можно получиа ь уравнения, аналогичные (4,51) и (4.49) [57]:

0/山3(Н2)_ io叼(丛电 + ^me),(4.53)

T = 【(例砌 + Neme) A/(M 4 NR k]由尺/或2,(4.54)

где R — радиус расширяющейся плазменной капли. Эти уравне-

7 ddmddBU主a7 ddmddBU主a/ 凰亡"、府法2/ 凰亡"、府法2~W0 -“P-JK qE30d<3N3~W0 -“P-JK qE30d<3N3Ф и г. 4.36,Результаты расчета временной зависимости радиуса, скорости расширения, температуры и энергии частиц для случая действия лазерного импульса мощностью 20 МВт с временем нарастания 7 нс на частичку из гидрида лития размером 10 мкм [57].Радиус фокального пятна 90 мкм.Ф и г. 4.36,Результаты расчета временной зависимости радиуса, скорости расширения, температуры и энергии частиц для случая действия лазерного импульса мощностью 20 МВт с временем нарастания 7 нс на частичку из гидрида лития размером 10 мкм [57].Радиус фокального пятна 90 мкм.

7 ddmddBU主a

7 ddmddBU主a

/ 凰亡"、府法2

/ 凰亡"、府法2

~W0 -“P-JK qE30d<3N3

~W0 -“P-JK qE30d<3N3

Ф и г. 4.36,

Результаты расчета временной зависимости радиуса, скорости расширения, температуры и энергии частиц для случая действия лазерного импульса мощностью 20 МВт с временем нарастания 7 нс на частичку из гидрида лития размером 10 мкм [57].

Радиус фокального пятна 90 мкм.

Ф и г. 4.36,

Результаты расчета временной зависимости радиуса, скорости расширения, температуры и энергии частиц для случая действия лазерного импульса мощностью 20 МВт с временем нарастания 7 нс на частичку из гидрида лития размером 10 мкм [57].

Радиус фокального пятна 90 мкм.

ния были численно проинтегрированы, причем для поглощаемой энергии было использовано выражение

W =标刑[1-еХр(-KVR)],

где Ку — по существу средний по плазменной капле коэффициент поглощения. Это выражение применимо, если плазма находится полностью в пределах фокального объема. Для различных форм лазерного импульса были вычислены радиус, скорость и темисра- тура плазмы, возникающей в результате лазерного облучения

частиц из гидрида лития. Зависимость этих величин от времени в случае импульса излучения мощностью 20 МВт со временем нарастания 7 нс и фокальным радиусом 90 мкм, действующего на частицу гидрида лития радиусом 10 мкм, показана на фиг. 4.36. Приведена также средняя энергия на частицу. Представленные графики не описывают полностью все явления, происходящие при взаимодействии, однако они дают разумное приближение и содери<ат существенные результаты. Такие графики типичны для многих проводившихся гидродинамических расчетов. Пред^ ставленные на фиг. 4.36 результаты, относящиеся к скорости гран ицы плазмы, близки к экспериментальным результатам, приведенным на фиг. 4.21. Во время действия лазерного импульса скорость светящейся границы плазмы возрастает. Средняя энергия увеличивается до тех пор, пока плазма не станет прозрачной.

В результате поглощения температура плазмы сначала возрастает. Так как радиус плазмы увеличивается, то в некоторый момент времени (а именно в тот, когда средняя энергия частицы перестает возрастать) процесс поглощения прекращается и температура плазмы начинает падать. После этого вся энергия плазмы переходит в кинетическую энергию радиального расширения. Согласно результатам, представ ленным на фиг. 4.36, скорость расширения достигает асимптотической величины в момент, когда радиус оказывается равным всего лишь 0,04 см. Большую часть пути от мишени до коллектора зарядов частицы пролетают с асимптотической скоростью. Из фиг. 4.36 также видно, что средняя энергия частицы может намного превышать энергию теплового движения.

Если мы предположим, что газ, находящийся в небольшом ■объеме, нагревается за короткое время, а затем свободно расширяется, то можно получить форму импульсов на коллекторах зарядов, которая похожа на реально наблюдаемую. Асимптотическая скорость расширения 卩乂 нагретого и свободно расширяющегося в вакуум газа равна

Vs =2а/(?_ 1),(4.55)

где а — скорость звука в исходном веществе, даваемая формулой а = (yRT!M^\(4.56)

здесь Т — первоначальная температура, у ——показатель адиабаты, R — универсальная газовая постоянная, М ——молекулярный вес [147]. Для одноатомного газа показатель адиабаты равен %. Имеются некоторые указания на то, что при нестационарных условиях, характерных для рассматриваемого случая, значение у Может быть ближе к единице [1481. При рассмотрении взаимодействия с массивной мишенью можно использовать одномерное приближение. Толщина нагретого к концу лазерного импульса

слоя оказывается меньше, чем поперечные размеры пятна, в которое сфокусировано лазерное излучение. Поэтому расширение вещества сначала направлено от поверхности. Переход в режим асимптотического течения происходит быстро —— раньше, чем толщина вещества станет больше поперечных размеров. В бео столкновительном асимптотическом режиме будет по-прежнему происходить направленный разлет вещества от мишени. Этими соображениями можно объяснить направленный характер выбро* са материала, который мы обсуждали в разделе, посвященном методам фотографирования плазменного факела, и в разделе, где речь шла об угловом распределении испущенных заряженных частиц. Как мы видели раньше, измерения распределения ионов по скоростям указывают на направленный характер разлета.

Вещество, выброшенное из твердой мишени, вначале имеет большие размеры в направлении, параллельном поверхности мишени, по сравнению с размерами в перпендикулярном направлении. Так как расширение вызывается градиентом давления, то на начальной стадии расширение в направлении, перпендикулярном поверхности, происходит быстрее, чем в направлении, параллельном поверхности. Автомодельное решение задачи о расширении, основанное на этой концепции, дает следующий результат для координат границы плазмы X, Y и Z [149]:

XX = YY = ZZ = (кТ0/М) (X^Y^lXYZ^-^ (4.57)

где Х(р Уо и ^о — начальные значения X, У и Z, Го — начальная температура, М — масса атома, 丫 一 показатель адиабаты, а к— постоянная Больцмана. Ясно, что наибольшее ускорение частица приобретает в направлении наименьшего размера. Численное решение уравнения (4.57) при начальном отношении размеров XJY0 = 0,01 дает отношение асимптотических скоростей X/Y = = 8,7. Эта модель приводит к простой и естественной интерпретации направленного характера выброса вещества под действием лазерного излучения х).

Если вещество движется от поверхности мишени к коллектору, удаленному на некоторое расстояние, то большую часть пути вещество проходит со скоростью, близкой к предельной. Энергия

) Обсуждаемое частное решение уравнений газодинамики соответствует неоднородному начальному распределению плотности среды (в изотермическом случае распределение гауссово). Это решение было указано впервые в работе [195]; естественно рассматривать его как обобщение полученных в работе [196] решений, в которых скорость пропорциональна расстоянию от центра симметрии. Позже независимо система уравнений газодинамики была сведена к системе типа (4.57) в работе [197], где дан подробный анализ групповых свойств решений и проведено численное интегрирование уравнений. В работе [198] получены точные аналитические решения системы (4.57) для ряда практически интересных случаев.— Прим, ред.

ионов, летящих с этой скоростью, обычно на порядок превышает истинную тепловую энергию вещества. Это объясняет причину появления ионов с большой энергией в опытах по измерению времени пролета. Из фиг. 4.36 видно, что, хотя в соответствии с данными спектрометрических наблюдений тепловая энергия может быть порядка 10 эВ, скорости ионов на переднем фронте расширения могут достигать величин порядка 100 зВ.

О 51。152025О 51。152025Время, мксВремя, мксФиг. 4.37.Временная зависимость потоков частиц, рассчитанная по одномерной модели с градиентом плотности.Графики построены для молекул с массовым числом 28 при различных начальных температурах То. Расстояние от мишени 1 см.Фиг. 4.37.Временная зависимость потоков частиц, рассчитанная по одномерной модели с градиентом плотности.Графики построены для молекул с массовым числом 28 при различных начальных температурах То. Расстояние от мишени 1 см..§館 Ноиюи ruqHqNBEnsoHEO.§館 Ноиюи ruqHqNBEnsoHEO

О 51。152025

О 51。152025

Время, мкс

Время, мкс

Фиг. 4.37.

Временная зависимость потоков частиц, рассчитанная по одномерной модели с градиентом плотности.

Графики построены для молекул с массовым числом 28 при различных начальных температурах То. Расстояние от мишени 1 см.

Фиг. 4.37.

Временная зависимость потоков частиц, рассчитанная по одномерной модели с градиентом плотности.

Графики построены для молекул с массовым числом 28 при различных начальных температурах То. Расстояние от мишени 1 см.

.§館 Ноиюи ruqHqNBEnsoHEO

.§館 Ноиюи ruqHqNBEnsoHEO

Отношение асимптотической энергии расширения к тепловой энергии, связанной с одной степенью свободы, в одномерном случае выражается формулой [вытекающей из уравнения (4.55)]:

1/2m[[2g/(?-1)] 4mt、RT _ 47"№n0?Y _ 4Yi^f = Arg —I* kTM (у —I)2 =(产孕'

(4.58)

где Т — начальная температура, т» — масса атома, М — молекулярный вес, а — скорость звука, у — показатель адиабаты, R 一 универсальная газовая постоянная, 7vo — число Авогадро и к — постоянная Больцмана. При у ^ 5/3 отношение (4.58) примерно равно 15. Следует ясно указать, что при этом не нарушается закон сохранения энергии. При истечении газа закон сохранения энергии не выражается как равенство предельной

энергии частицы и тепловой энергии, приходящейся на одну частицу, а скорее находится в соответствии с приведенным выше результатом. ,

Кроме того, в нагретом газе имеется энергия, запасенная в виде энергии ионизации и возбуждения. Это обстоятельство мо/кет повлиять на эффективную величину у и сделать ее меньше обычного значения. На основе рассмотренной выше модели с гра^ диептом плотности можно вычислить форму импульсов на коллекторе, расположенном на некотором расстоянии от мишени. РезулЬ' таты расчета приведены на фиг. 4.37. Форма этих импульсов подобна той, которая действительно наблюдается в измерениях методом сбора зарядов.

Важно напомнить, что из простых измерений времен пролета нельзя достаточно хорошо определить температуру выброшенного вещества. Полученные при этом большие скорости ионов обусловлены не тепловой энергией, а направленным движением центра масс ионов. Представляется очевидным, что выброс вещества происходит в начале лазерного импульса. В таких условиях часть лазерного излучения поглощается выброшенным веществом. Вещество нагревается и достигает температур порядка десятков электронвольт, затем расширяется в вакуум, становясь прозрачным на той стадии, когда произойдет достаточное уменьшение плотности заряженных частиц. Тепловая энергия преобразуется в энергию направленного расширения, которое при определенных экспериментальных условиях может быть приблизительно одномерным или же трехмерным, если использовать мишень в виде маленькой частички. Экспериментально полученные с помощью коллекторов заряда формы импульсов характеризуют процессы свободного расширения. Вычисленные по времени пролета энергии ионов соответствуют движению переднего фронта плазмы, свободно расширяющейся в вакуум.

д. Процессы нагревания

В работе [150] были оценены скорости нагрева, которые можно получить при поглощении света в процессе, обратном тормозному излучению, и показано, что при соответствующих условиях должны достигаться температуры порядка 106 К. Были разработаны детальные программы для расчета всего физического процесса. Учитывались такие явления, как выброс материала, переизлучение света плазмой, гидродинамическое расширение плазмы, передача импульса мишени; подробно рассматривался также ионный состав плазмы как функция ее температуры [75, 151 ——153]. К сожалению, эти результаты полностью не опубли^ кованы в литературе 】).

I) См. работы [188—190].— Прим. ред.

В работе [75] начальный нагрев поверхности описывался уравнением теплопроводности. Движение выброшенного вещества описывалось уравнениями гидродинамики с учетом излучения. 1Jыброшенное вещество нагревалось лазерным излучением, причем основным механизмом поглощения были свободно-свободные переходы электронов. Молекулярное поглощение вносило вклад только при низких температурах плазмы. Численный расчет процессов в плазме проводился с использованием программы для решения одномерных нестационарных уравнений гидродинамики в лагранжевом представлении. Некоторые из результатов расчета приведены на фиг. 4.22 (теоретические кривые). Показаны профили интерференционных полос, вычисленные по зависящим от времени распределениям плотности электронов и нейтральных атомов, которые получаются из описанного расчета. Они находятся в разумном согласии с экспериментальными интерферометрическими измерениями.

В других расчетах [151] использовалась одножидкостная модель, которая учитывала влияние свободных электронов, поглощение лазерного света и ионизацию в соответствии с уравнениями Саха, Была численно решена одномерная газодинамическая задача. При воздействии лазерного излучения с интенсивностью 1012 Вт/см2 на мишень из твердого водорода рассчитанная температура плазмы через 1 нс достигала величины 106 К. Поглощение света в выброшенном веществе быстро возрастало. Расчеты предсказывают образование ударной волны, распространяющейся внутрь мишени, и дают для скорости расширения величину Ю7 см/с.

В другой вычислительной программе [152] основное внимание было уделено росту термической ионизации выброшенного материала. При расчетах использовалось уравнение Саха. На фиг. 4.38 показана степень ионизации паров углерода, облучаемых светом лазера. Представленные зависимости плотностей ионов от времени получены при следующих начальных условиях: интенсивность лазерного излучения 109 Вт/см3, начальная плотность паров углерода IO?。см~з и начальная температура 10 000 К. Предполагалось, что в начальный момент времени вещество находится в локальном термодинамическом равновесии в соответствии с уравнениями Саха при указанных начальных условиях, а нагрев связан с тормозным поглощением. Учтено свободное расширение вещества, так что плотность вещества уменьшается со временем. При рассмотрении не были включены ни испарение твердой поверхности, ни поступление вещества.

Изменение со временем температуры, соответствующее фиг. 4.38, показывает, что нагрев происходит достаточно медленно до времен порядка 15 нс, когда резко возрастает термическая иони^ ^ация пара и начинают появляться ионы высокой кратности.

Примерно через 15 нс скорость нагревания становится значительной. Через 25 нс вычисленная температура равна 3*105 К. Из фиг. 4.38 следует, что при соответствующих условиях ионы высокой кратности могут появляться очень быстро. Эти результаты показывают также, что компонента C(V) должна быть основ*

Юго

行9行9步狗步狗10门10门ЮZ0Врем斤,ясЮZ0Врем斤,яс3030Фиг. 4 38 uРассчитанные плотности ионов углерода различной кратности при начальной температуре 10 000 К, начальной плотности числа частиц 1020 см-3 и интенсивности лазерного излучения 10е Вт/см2.Фиг. 4 38 uРассчитанные плотности ионов углерода различной кратности при начальной температуре 10 000 К, начальной плотности числа частиц 1020 см-3 и интенсивности лазерного излучения 10е Вт/см2.ной и длительное время присутствовать в плазме, образованной на мишени из углерода. Этот результат находится в соответствии со спектроскопическими наблюдениями.

行9

行9

步狗

步狗

10门

10门

ЮZ0

Врем斤,яс

ЮZ0

Врем斤,яс

30

30

Фиг. 4 38 u

Рассчитанные плотности ионов углерода различной кратности при начальной температуре 10 000 К, начальной плотности числа частиц 1020 см-3 и интенсивности лазерного излучения 10е Вт/см2.

Фиг. 4 38 u

Рассчитанные плотности ионов углерода различной кратности при начальной температуре 10 000 К, начальной плотности числа частиц 1020 см-3 и интенсивности лазерного излучения 10е Вт/см2.

Из всех описанных выше расчетных моделей следует, что испарение происходит в начале лазерного импульса. В некоторый момент времени вещество перед поверхностью становится непр(»~ зрачным и эффективно экранирует поверхность от излучения В течение остальной части импульса выброшенный матертап сильно разогревается и энергия в результате переизлучения

в горячей плазме может снова достигать поверхности и вызывать дальнейшее испарение. Поэтому зависимость испаренной массы от времени имеет вид, показанный на фиг. 3.23 х). Отсюда ясно, почему импульсы излучения лазера с модулированной добротностью испаряют небольшое количество вещества. Поступающая энергия лишь в малой степени тратится на испарение; преимущественно она расходуется на нагревание до высокой температуры небольшого количества вещества, испаренного в начальный момент.

Во всех такого рода расчетах начальные условия выбираются несколько произвольно. Например, в работе [151] начальная степень ионизации была принята соответствующей 20 000 К; в работе [75] считалось, что нагрев углерода до температуры порядка 1 эВ вызван в основном молекулярным поглощением; в [152] начальная температура полагалась равной 10 000 К. Убедительного рассмотрения деталей перехода вещества из твердой фазы в газообразную ни в одном случае не было приведено. На поверхности металла распределение скоростей атомов не является локально равновесным. В приповерхностной области гидродинамическое описание движения неприменимо. Не была детально изучена переходная область между испаряющейся металлической поверхностью и областью, в которой происходит гидродинамическое движение вещества. Мы знаем, что испаренное вещество возникает из твердой фазы с плотностью частиц порядка 1022 см-3, и в некоторый момент, когда вещество только начинает испаряться, оно может находиться в промежуточном состоянии с достаточно большой плотностью.

Оптические интерферометрические и спектроскопические измерения показывают, что плотность частиц равна 1019 см-3* Однако возможности этих измерений были ограничены расстояниями порядка 1 мм от поверхности мишени.

Возможно, что вещество начинает расширяться, находясь в состоянии с большой плотностью. Если вещество имеет температуру, соответствующую нормальной точке кипения, то плотность 1019 см~3, измеренная на некотором расстоянии от поверхности, оказывается слишком малой для начала эффективных процессов нагревания. Переход к тем начальным условиям по температуре и плотности частиц, которые были приняты при машинных расчетах для получения быстрого нагрева, не был детально изучен. Полный теоретический анализ всех аспектов образования лазерной плазмы остается задачей будущего.

')Заметим, что строго такая зависимость испаренной массы от времени не следует ни из расчетов, ни из эксперимента.——Прим, ред.

§ 5, ЭМИССИЯ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ С ПОВЕРХНОСТИ ПРОЗРАЧНЫХ ДИЭЛЕКТРИКОВ

В ряде работ было обнаружено испускание заряженных частиц с поверхностей прозрачных материалов в отсутствие их видимого физического повреждения [154]. Это явление ставит дополнительную проблему в случае, когда лазерный луч вводится в вакуумную камеру через прозрачные окна. Эмиссия заряженных частиц в этих условиях может привести к ложным сигналам, мешающим регистрации полезного сигнала [155, 156].

В ранних исследованиях [154] для получения фотоэлектронов с поверхности кварца и боросиликатного стекла был использован рубиновый лазер. Наблюдаемые явления интерпретировались как возникающие вследствие теплового пробоя диэлектрической поверхности. Поверхность испускала при этом порядка 5・10& электронов на квадратный миллиметр в каждом импульсе свободной генерации. Эти результаты связывали со свойствами самой диэлектрической поверхности.

Однако результаты, полученные позже [157], свидетельствуют о том, что основной вклад в ток заряженных частиц, образующихся в вакууме под действием лазерного излучения большой мощности, вызван нагревом имеющихся на поверхности примео ных включений. Под действием миллисекундных импульсов излучения рубинового лазера были получены токи до 1010 заряженных частиц на импульс. При многократном облучении одного и того же участка мишени количество испускаемых заряженных частиц сильно уменьшается с увеличением кратности облучения и приближается к предельной величине, которая на два порядка ниже начальной. После тщательной предварительной очистки поверхностей уровни сигналов, связанных с заряженными частицами^ уменьшались до величины порядка 105 частиц на импульс.

Электронные сигналы от ряда мишеней, таких, как стекяо, кварц, фторид лития, фторид кальция и сапфир, были одинаковы по амплитуде и имели одинаковый характер. Наблюдения проводились с помощью рубиновых лазеров. При этом также были обнаружены и положительные ионы.

Совокупность полученных данных говорит о том, что эмиссионный ток, возникающий при прохождении через прозрачный диэлектрический материал лазерного луча большой, но недостаточной для разрушения материала мощности, обусловлен главным образом нагревом поверхностных загрязнений и термоэмиссией электронов и ионов. Эти эффекты могут мешать проведению экспериментов методом сбора зарядов, однако они могут быть сведены к минимуму путем тщательной очистки поверхностей и неоднократным предварительным облучением той части окна, которая должна использоваться для пропускания луча.

ЛИТЕРАТУРА

. Lichtman Ready J.足，Phys. Rev. Lett., 10, 342 (1963).

Honig R.Woolston J. E・，Appl. Phys. Lett., 2, 138 (1963).

j Verber СAdelman A. 〃.，Appl. Phys. Lett., 2, 220 (1963).

丄 Giori R, MacKenzie L. Л., McKinney £. J., Appl. Phys. Lett., 3, 25 (1963).

Honig R. Appl. Phys. Lett., 3, 8 (1963).

Dalman G. C, Wen T. 5., Proc. IEEE, 52, 200 (1964).

. Verber С. M., Adelman A.瓦，Jouin. Appl. Phys., 36, 1522 (1965).

Cobb J. K,, Muray J. J., Brit. Journ. Appl. Phys., 16, 271 (4965).

： A Icock A. J. et 凉.，J ourn. Electron. Control, 16, 75 (1964).

Ready J. F・,Phys. Rev., 137, A620 (1965).

Isenor TV. R., Journ. Appl. Phys., 36, 316 (1965).

Knecht W. L., Appl. Phys. Lett., 6, 99 (1965).

Knecht W. £., Appl. Phys. Lett., 8, 254 (1966),

Khan S. Я., Richards F. A., Walsh D- IEEE Journ. Quantum Electron.> QE-1, 359 (1965).

Knecht W. £., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 103 (1966).

lannuzzi M., Williamson /?., Nuovo Cimento, 36, 1130 (1965).

Арифов T. У. и d卩，ЖЭТФ, 55, 385 (1968).

Knecht W. £., Appl. Phys. Lett., 13, 239 (1968).

Li P. W.^ Isenor N. R , Appl. Phys. Lett., 13, 238 (1968).

Pittaway L. G., Smith J., Nicholls B. W., Phys. Lett., 26A, 300 (1968).

Pittaway L. G. et al., Brit. Journ. Appl. Phys. (Journ. Phys. D), 1, 711 (1968).

Богданкевич О, В., Судзиловский В. АХ, Ложников А. Л., ЖТФ, 35, 2052 (1965).

Duley W. W., Appl. Phys. Lett., 13, 255 (1968).

Sonnenberg H.、Heffner H., Spicer W^ Appl. Phys. Lett., 5, 95 (1964).

Teich M. U, Schroeer /. M., Wolga G. J., Phys. Rev. Lett., 13, 611 (1964).

Imamura S, et 凉Phys. Rev., 166, 322 (1968).

Teich M. C・，Wolga G. J., Phys. Rev ,171, 809 (1968).

Farkas Gy. et al., Phys. Lett., 24A, 475 (1967).

Farkas Gy., Ndray Zs., Varga P, Phys. Lett., 24A, 134 (1967).

Farkas Gy. et al., Phys. Lett , 25A, 5 7 2 (19 67).

Logothetis E. M., Hartman P. L., Phys. Rev. Lett., 18, 581 (1967).

Shiga F., Imamura 5., Appl. Phys. Lett., 13, 257 (1968).

Adawi /., Phys Rev., 134, A788 (1964).

Smith R, £•, Phys. Rev., 128, 2225 (1962).

Bloch P, Journ. Appl. Phys., 35, 2052 (1964).

Farkas Gy., Kertesz S., Ndray Zs., Phys. Lett., 28A, 190 (1968).

Smith L. P., Phys. Rev., 35, 381 (1930).

Moon P. B., Proc. Cambridge Phil. Soc., 28, 490 (1932).

Stevenson D, M., Proc. IEEE, 54, 1471 (1966).

40，Kingdon K, H., Langmuir /., Phys. Rev., 21, 380 (1923).

/I，Copley M. J., Phipps T. E・，Phys. Rev., 48, 960 (1935).

Gubareff G. G., Janssen /. E., Torborg R. H., Thermal Radiation Properties Survey, Honeywell Research Center, Minneapolis (I960).

今 Chang T. У., Birdsall С. K., Appl. Phys. Lett., 5, 171 (1964).

，g Linlor W. /., Appl. Phys. Lett,, 3, 210 (1963).

氣 Linlor W. J., Phys. Rev. Lett., 12, 383 (1964).

^- Isenor TV. E., Appl. Phys. Lett., 4, 152 (1964).

，彳 Namba S. et al , Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 273 (1967).

，& Gregg D. W., Thomas S. J., Journ. Appl. Phys., 37, 4313 (1966).

g Briand P. et al., Phys. Lett., 25A, 631 (1967),

吵 Fenner N. C, Phys. Lett., 22, 421 (1966).

5L Bourrabier C., Consoli T., 5lama L., Phys. Lett., 23, 236 (1966).

Gilmour Л S., Giori F. 4., Thirteenth Ann. Conf. Mass Spectromet. Allied Topics, St. Louis, Missouri May 16—21, 1965.

Bernal G. £., Levine L.尸.，Ready /. F., Rev. Sci. Instr., 37, 938 (1966).

Bernal G. E・,Ready /.F., LeoineL. P., Phys. Lett., 19, 645(1966).

Bernal G. £\, Ready /.尸.,LevineL. P., IEEE Journ. QuantumElectron..

QE“2, 480 (1966).

Fenner N. C., Daly TV./?., Rev. Sci. Instr., 37, 1068 (196 6).

HaugM A. F.^ Polk D.H- Phys.Fluids, 9, 2047 (19&6).

A lien /-'. J., Ballistics Research Laboratory, Aberdeen Proving Ground, Maryland, 1965.

Hirono M,, Iwamoto /., Journ. Radio Res. Lab., 14, 79 (1967).

Hinnov E., Phys, Rev., 147, 197 (1966).

Levine L. P., Ready J. A, Bernal G. E・，Journ. Appl. Phys., 38, 331 (1967).

■62. Levine L. P , Ready /.忆，Bernal G. E.、IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 18 (1968).

Berkowitz J., Chupka W. A., Journ. Chem. Phys., 40, 2735 (1964).

Harris T. J., IBM Journ. Res. Develop., 7, 342 (1963).

//owe J.力.，Molloy T. F., Journ. Appl. Phys., 35, 2265 (1964).

Howe J. ЛJourn. Chem. Phys., 39, 1362 (1963).

Ready J. F., Appl. Phys. Lett., 3, 11 (1963).

68 Sucov E. W. e£ aZ., Phys. Fluids, 10, 2035 (1967).

心9. Colon C. et al., Journ. Appl. Phys., 39, 2991 (1968).

Басов H. Г. и др.. ЖЭТФ, 51, 989 (1966).

А фанасъев Ю. 5., Крохин О. HСклизков Г. В., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 483 (1966).

Weichel H., A vizonis P. V., Appl. Phys. Lett., 9, 334 (1986).

Басов H.Крохин О. Я., Склизков Г. В., Appl. Opt., 6, 1814 (1967).

Басов Н. Г. и др , ЖЭТФ, 54, 1073 (1968).

7 5. David С. et al.^ IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 493 (1966).

76 Bruce C. W^, Deacon J., Vonderhaar D. F-, Appl. Phys. Lett., 9, 164 (1966).

7 7. David C. D , Appl. Phys. Lett., 11, 394 (1967).

Bruneteau J. et 〃L, Phys. Lett., 26A, 37 (1967).

Bruneteau J. et 凉.，Phys. Lett., 28A, 84 (1968).

Bize D. et 凉.，Com pt. Rend. Acad. Sci. Paris, 264, 1235 (1967).

Pack J. L., George T. V., Engelhardt Л. G., Phys. Fluids 12, 469 (1969).

Izawa У. et 凉.，Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 954 (1968).

Archbold E., Hughes T.尸.，Nature, 204, 670 (1964).

Gregg D. W.^ Thomas S. J., Journ. Appl Phys., 38, 1729 (1967).

85 Ehler A. W., Journ. Appl. Phys., 37, 4962 (1966).

Басов H. Г. и др Письма в ЖЭТФ, 5, 177 (1967).

Archold E., Harper D. W.t Hughes T. P., Brit. Journ. Appl. Phys., 15, 1321 (1964).

Burgess D. D, Fawcett В. C., Peacock M J. f Proc. Phys. Soc., 92, 805 (1967)-

Dhez P. et al., Journ. Appl. Phys., 40, 2545 (1969).

Fawcett B< C., Peacock TV. J., Proc. Phys. Soc.f 91, 973 (1967).

Fawcett В. C” Burgess 0. D., Peacock Лг. J., Proc. Phys. Soc., 91, 97。 (1967).

Fawcett В. C., Gabriel A. H*、Saunders R A.忆,Proc. Phys, Soc., 90, 863 (1967).

Басов Я. Г. и 8卩，Письма в ЖЭТФ, 6, 849 (1967).

Fawcett 氏 С. et ", Proc. Phys. Soc., 88, 1051 (1966).

Griem H. R・，Plasma Spectroscopy, Ch. 6, McGraw-Hill, New York, 1964.

Boland В. C., Irons F・ E., McWhirter R. W- P., Journ. Phys. В (Proc- Phys. Soc., Ser. 2), 1, 1180 (1968).、

DeMichelis C., Ramsden S. Л., Phys. Lett., 25A, 162 (1967).

Langer P. e£ «/., IEEE Journ- Quantum Electron, QE-2, 499 (1966)-

Басов Я. Г. и др.^ IEEE Conf. Laser Eng. AppL Washington D. C., Paper 4.3, May 26-28 (1969).

Caruso A. e力 aZ., Phys. Lett., 29A, 316 (1969).

Bobin J. L. et 儿，Phys. Lett., 28入，398 (1968).

Басов H. Г. и др.. Письма в ЖЭТФ, 9, 520 (1969).

(03. Koopman D. Ж > Phys. Fluids, 10, 209彳(1967).

heady J. F.t Bernal G. E., Shepherd 厶.Г., Mechanisms of Laser-Surface Interactions, *Rep. on Contract No DA-18-001-AMC-1040 (X), (AD654, 524) (May 1967).

Opower Я., Burlejinger £*., Phys. Lett., 16, 37 (1965) (см» перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во Шир», 1968).

Opower Я., Press W.t Zs. Naturforsch., 21a, 344 (1966).

Opower H. et al., Zs. Naturforsch., 22a, 1392 (1967).

Hirono Iwamoto /., Jap. Journ. Appl. Phys., 6, 1006 (1967).

А ндреев C. и 'др.^ ЖЭТФ, 38, 875 (1968).

Koop man D. №, Tidman D, ЛPhys. Rev. Lett., 18, 533 (1967).

Hl. Ready J. F., Bernal G. £*., Shepherd L. T., Mechanisms of Laser-Surface Interactions, Rep. on Contract DA-18-001-AMC-1040 (X), Mod. No. 1 (AD 642, 093) (May 4968).

Аскаръян Г. 4., Мороз E. M., ЖЭТФ, 43, 2319 (1962).

ИЗ. Neuman F・,Appl. Phys. Lett., 4, 167 (1964) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучениям, изд-во «Мир», 1968).

Gregg D. W., Thomas S.工，Journ. Appl. Phys., 37, 2787 (1966).

Skeen С. H., York С. M., Appl. Phys. Lett., 12, 369 (1968).

Брагинский В. В., Минакова И. И., Руденко В /Л, ЖТФ, 37, 1045 (1967).

Бонч-Бруевич А. М.. Имас Я. Л., ЖТФ, 37, 1917 (1967).

Silberg Р. 4., Can. Journ. Phys., 43, 2078 (1965).

Басов Н. Г, Крохин О. Н., ЖЭТФ, 46, 171 (1964).

Dawson J.疝,Phys. Fluids, 7, 981 (1964) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Басов Я. Г. и 勿.，Письма в ЖЭТФ, 8, 26 (1968).

Sun К. Я. et al , Journ. Appl. Phys., 38, 3402 (1967).

Saunders P. A. H., Avivi P, Millar Ж, Phys. Lett., 24A, 290 (1967),

Francis G. et al., Phys. Lett., 25A, 486 (1967).

Sigel R. et al., Phys. Lett., 26A, 498 (1968).

Cecchini A. et al., Journ. Sci Instr. (Journ. Phys. E), 1, 1040 (19 68).

Haught A, F., Polk D. K, Production of Plasmas for Thermonuclear Research by Laser Beam Irradiation of Solid Particles, UARL Rep. E920365-4 (1966).

Cavaliere A., Giupponi P., Gratton /?., Phys. Lett., 25A, 636 (196 7).

Daiber J. W., Herutzberg 4r Wittliff C. E・，Phys. Fluids, 9, 617 (1966).

Басов H. Г. и dp., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 864 (19 68).

Physics Today, p. 55 (November 1969).

Floux F* et al., Compt. Rend. Acad. Sci. Paris, 269, 697 (1969).

Арифов T. У. и др. у Письма в ЖЭТФ, 6, 681 (1967).

Gibson А. F. et al., Phys. Lett., 27A, 470 (1968).

Spitzer £., «Physics of Fully Ionized Gases» Wiley, Interscience, New York, 1956 (см. перевод: Л. Спитцеру Физика полностью ионизованного газа, изд-во «Мир», 1965).

Басов Н. Г.т Крохин О. Н , Склизков Г. В., 1968 Int. Quantum Electron. Consf., Miami Paper U-4, May 14—17, 1968.

Kessler 5. k, Bell С. K., Time Resolved Studies of Laser-Induced Plumes from Solids, Rep No NOLTR-66-96 (September 1966).

Weichel 历,A vlzonis P. V., Vonderhaar D.尸.，Phys. Rev. Lett., 19, 10 (1967).

Амбарцумян P. В. u Эр., ЖЭТФ, 48, 1583 (1965).

Schwirzke Л, Tuckfield E., Phys. Rev. Lett., 22, 1284 (1969).，

David С. D.、Weichel H., Journ. Appl. Phys., 40, 3674 (1969).

Haught A 尸.，Polk D. H.^ Fader W. J-, Production of Plasmas for Thermo* nuclear Research by Laser Beam Irradiation of Solid Particles, UARL Rep. F920365-8 (1968).

Paton B・ E・,Isenor TV. R., Can, Journ. Phys,, 46, 1237 (1968).

Gorog Phys. Lett., 28A, 371 (1968).

Hora H” Phys. Fluids, 12, 182 (1969).

Bobin J. L. et al., Journ. Appl, Phys., 39, 4184 (1968).

Bond J. W., Watson K・ M., Welch J. 4., Atomic Theory of Gas Dynamics, Addison-Wesley, Reading, Massachusetts, 1965.

A lien F, J*, A Description of Laser-Produced Plasmas, Ballistic Res. Lab. Rep. 1426 (December 1968).

Dawson J., Kaw P., Green 8r Phys. Fluids, 12, 875 (1969).

Tozer B. 4r Smy P. /?., Wright J. K., Proc. Phys. Soc., 85, 45 (1965) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Mulser Р., Witkowski S., Phys. Lett., 28А, 151 (1968).

Ready J.足，Bernal G.力.，Mechanisms of Laser-Surface Interaction, Rep. on Contract No DA-18-001-AMC-1040 (X), Modification, No 2 (May 1969).

Shearer J. W.4 Barnes W. 5., Phys. Rev. Lett., 24, 92 (1970).

Muray J. J., Dielectrics, p. 221 (February 1964).

Воронов Г, С., Делоне H. E., Письма в ЖЭТФ, 1, 42 (1965).t

Hall J, L., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 361 (1966).

Rousseau D. L., Leroi G. £, Falconer W. E., Journ. Appl. Phys., 39, 3328 (1968).

158*.Киттелъ if., Элементарная физика твердого тела, Физматгиз, 1965.

159*.Soo S. £., Direct Energy Conversion, Prentice Hall, New York, 1968. 1^0* .Кузнецов В. А., Щука А. А., ПТЭ, 3, 171 (1972).

161*.Руцкой Б. Ю*, Щука A. Л., Труды конференции МФТИ, 1969; сер. «Радиотехника и электроника», М., 1971.

162*.Келдыш Л.氏，ЖЭТФ, 47, 1945 (1964).

163*.Bi/нкин Ф. В., Федоров М. В.^ ЖЭТФ, 48, 1341 (1965).

1^*.Бычков Ю. 4., Дыхне А. М., ЖЭТФ, 58, 1734 (1970).

165*.*“泌as Gy., Horvath Z. Gy., Kertesz /., Kiss G., Lettere al Nuovo Cimento,

314 (1971).

16Q*.Farkas Gy, Horvath Z. Gy., Kertesz /., Phys. Lett., 39A, 321 (1972).

167*.Бункин Ф. £>., Прохоров A. M., ЖЭТФ, 52? 1610 (1967).

168*.Л нисимов С. Я., Conference on Interaction of Electrons with Strong Electromagnetic Field, Balatonfured, Hungary, 1972, p. 131.

i6^*.Зельдович Я. Б., Райзер Ю. П., Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений, изд-во «Наука》, 1966.

\Ю*.Анисимов С. 〃.，Имас Я. А., Романов Г. С, Ходыко Ю、В., Действие излучения большой мощности на металлы, изд-во «Наукао, М., 1970.

171*.Nuckolls J., Wood L., Thiessen A., Zimmerman G., Nature 239, 139 (19 72).

17 2*.Clarke J. 5., Fischer H. M, Mason R. J., Phys. Rev. Lett., 30, 89 (1973). 173*.Силин В. 〃.，ЖЭТФ, 48, 1679 (1965).

M^.Галеев А. Л., Ораевский В. Я., Сагдеев R 5., Письма в ЖЭТФ^ 16, 194 (1972).

МЬ*.Nishikawa К., Journ. Phys. Soc. Japan, 24, 916, 1152 (1968).

176*.Геккер И. Р, Сизухин О. В., Письма в 出ЗТ①，9, 408 (1969).

ill*, Waki М., Yamanaka Т., Kang Н. В., Yoshida К., Yamanaka С., Jdp” Journ. Appl. Phys., 11, 420 (1972).

ilS^.Eidfnan X., Sigel R・,Evidence of Stimulated Backscattering of Laser Radiation from a Laser Produced Plasma, Max-Planck-Institut fiir Plas- maphysik, Preprint IPP IV/46, December 1972.

il^.Shearer J. W., UCRL Preprint, Livermore, 1972.

180* .Бункин Ф. В.ч Пашинин П^ И., Прохоров А. М., Письма в Я\ЭТФ, 15$ 556 (1972).

181*.Con^2i Т., High. Temp.-High Pressure, 2, 259 (1970).

i82*.Mulser P., Sigel /?., Witkowski S., Phys. Reports, 6c, 187 (1973).

183*,Caruso 4r Gratton B., Plasma Phys., 11, 839 (1969).

18^*.Mulser P., Plasma Phys., 13, 1007 (1971).

lSb*.Denitroder W^ Jant^ Й7” Plasma Phys., 12, 691 (1970).

t86*. Афанасьев Ю. 5・,К роль В. Я., Кромин О. Я., Немчинов И. В., ПММ,

1022 (1966).

187*.Caruso А., Bertotti £•., Giupponi Р., Nuovo Cimento, 45, 176 (1966).

188*. Mulser P., Zs. Naturforsch., 25a, 272 (1970).

i^.Shearer J・ W・,Barnes W. S・,Phys. Rev. Lett., 24, 92 (1970).

Kidder R. E・，Nucl. Fusion, 8, 3 (1968).

i^i*.Анисимов С. ЖЭТФ, 58, 337 (1970).

192*.Лнисимов С. Я., Письма в ЖЭТФ, 12, 414 (1970).

1^3*.Волосевич П. 〃., Журавлев В. И., Леванов Е.乩、Препринт ИПМ АН СССР, № 53 (1972).

1^^,3митренко Н. В., Курдюмов С. П,、Препринт ИПМ АН СССР, № 16 (1973).

\^Ь*.Овсянников Л. В., ДАН СССР, 111, 47 (1965).

Седов Л. ДАН СССР, 40, 753 (1953).

197*.Dysora ?., Journ. Math. Meeh., 18, 91 (1968).

198*. Анисимов C・ Лысиков Ю. И., ПММ, 34, 926 (1970).

19^*.Басов Н. Г., Бойко В. А. и др., Письма в ЖЭТФ, 13, 691 (1971).

2^0*.Басов Н. Г., Иванов Ю. С. и др., Письма в ЖЭТФ, 15, 589 (1972).

201*.№uz F., Cognard D、, Phys. Rev., Al, 821 (1970).

202*.Go belt G. W., Bushnell J. C., Phys. Rev., 188, 300 (1969).

20?)*.Yamanaka C, Yamanaka T., Phys. Rev., A6, 2335 (1972).

Глава 5. ПРОБОЙ ГАЗОВ

ВВЕДЕНИЕ

Пробой газов в фокусе лазерного луча 口 связанное с ним образование искры представляют собой интересные явления. В таких средах, как воздух и инертные газы, которые в обычных условиях совершенно прозрачны для света, при пробое возппкатот сильная ионизация и поглощение. Пробой сопровождается яркой вспышкой белого света, которая получила название «лазерной искры». Типичный вид такой искры показан на фиг. 5.1.

Явление пробоя было обнаружено вскоре после создания лазеров с модулированной добротностью [1]. Для возникновения пробоя необходима очень высокая интенсивность света, по））ядка 1011 Вт/см2. Пробой можно характеризовать также величиной электрического поля, связанного со световой волной. Пороговые поля имеют величину приблизительно от 106 до 107 В/см. Для достижения столь высоких интенсивностей излучения необходим лазер с модулированной добротностью, обеспечивающий пиковую мощность порядка 10 МВт или больше. Поэтому наблюдение искры стало возможным только после того, как были разработаны методы модуляции добротности. Описанные в этой главе результаты, за исключением специально оговоренных случаев, получены при использовании лазеров с модулированной добротностью.

Возникновение искры сопровождается образованием заряженных частиц, поглощением и перепзлучеппем света. Кроме того, если температура плазмы в области пробоя газа будет достаточно высокой, то возможно также появление рентгеновского излучения, В данной главе мы подробно рассмотрим все эти экспериментально наблюдаемые явления.

Пробой возникает только после достижения пороговой интенсивности излучения. При интенсивностях ниже пороговых практически никаких эффектов не наблюдается, за исключением небольшой предионизации, которая была измерена в некоторых экспериментах. Искра возникает внезапно, при малом превышении легко определяемой пороговой интенсивности. Большое внимание было уделено экспериментальным измерениям зависимости порога пробоя от давления газа, что является одним из основных методов выяснения природы искры.

При условии хорошей фокусировки для образования пробоя в воздухе при атмосферном давлении требуется лазер мощностью порядка 10 МВт. Если же мощность лазера лежит в диапазоне 100 МВт, требования к фокусировке менее жестки и пробой легко

Фиг. 5.1.

Пробой в воздухе при атмосферном давлении под действием излучения рубинового лазера с пиковой мохцностыо около 20 МВт.

Лазерное излучение было сфокусировано линзой с фокусным расстоянием 2,54 см (видна Слева), так что интенсивность в фокусе превышала 10п Вт/см*.

возникает при фокусировании более длиннофокусными линзами. При помощи лазеров, обеспечивающих очень большую яркость, в воздухе можно создать очень длинные искры. Например, в работе [2] при яркости лазерного излучения порядка 2 -1017 Вт/см2 -сте* рад наблюдался пробой длиной около 25 м.

К настоящему времени опубликовано много работ, посвященных исследованию механизмов образования пробоя в газах [3]. Важной особенностью является отсутствие свободных электронов н фокальной области, в которой интенсивность излучения дости-

гает наибольшей величины. Поэтому проблему можно разбить на две части: 1) возникновение начальной ионизации и 2) последующий лавинный рост ионизации, приводящий к возникновению наблюдаемых явлений. Эксперименты показывают, что на характер наблюдаемых результатов значительное влияние оказывают процессы, связанные с второй частью указанной проблемы, поскольку начальная ионизация достигается довольно легко.

Было рассмотрено несколько механизмов пробоя. Электронноионная пара может возникнуть в результате многофотонной ионизации атома, при которой атомный электрон поглощает одновременно несколько фотонов. Обычно потенциалы ионизации атомов газов, с которыми имеют дело при исследовании пробоя, гораздо больше, чем энергия кванта лазерного излучения. Например, потенциал ионизации гелия составляет 24,58 эВ, а энергия кванта излучения рубинового лазера равна 1,78 эВ. Поэтому для ионизации атома гелия необходимо поглощение 14 фотонов. Имеется другая возможность многофотонной ионизации, при которой вначале в результате многофотонного поглощения атом переходит в возбужденное состояние, а затем, если между этим состоянием и сплошным спектром имеется много других состояний, атом быстро ионизуется в результате процессов однофотонного поглощения. При этом для ионизации требуется меньшее число одновременно поглощаемых квантов. Однако в случае инертных газов их число все еще велико, так как первые возбужденные уровни атомов этих газов имеют высокую энергию. Кроме того, между энергией возбужденного состояния и энергией некоторого целого числа квантов может отсутствовать резонанс. Возможны и другие гипотезы относительно появления начальных электронов, например предположение о наличии в газе легко ионизуемых примесей.

Большое количество работ было посвящено также изучению электронной лавины, развивающейся после возникновения небольшой начальной ионизации. Свободные электроны приобретают энергию в результате поглощения фотонов. Электрон, обладающий достаточной энергией, при столкновении с атомом может вызвать его ионизацию. Появляются два свободных электрона с небольшой энергией. Оба новых электрона снова повторяют описанный процесс, что приводит к лавинной ионизации. Процесс поглощения фотона свободным электроном можно рассматривать двумя эквивалентными способами: 1) как обратный тормозной процесс, при котором электрон поглощает световой квант в поле тяжелой частицы, и 2) как процесс, аналогичный микроволновом^ пробою, при котором электрон осциллирует в электрическом поле падающей волны. Этот процесс не приводит к поглощению, если нет столкновений. При наличии столкновений электрон получает энергию от электромагнитной волны.

Часто полагают, что эти механизмы имеют разную природу

и что каждый из них описывает процесс поглощения квантов, энергия которых находится в соответствующем диапазоне. В действительности же эти два механизма являются разными сторонами одного и того же механизма поглощения х). Позже мы опишем теоретические работы, посвященные выяснению механизмов пробоя. Согласно установившемуся в настоящее время мнению, механизм роста ионизации связан с лавиной, которая поддерживается благодаря поглощению лазерного излучения в результате обратного тормозного эффекта. Остается открытым вопрос об истинной причине появления начальных электронов. Некоторые авторы отдают предпочтение многофотонному эффекту. Другие считают, что на инициирование пробоя оказывает влияние имеющееся в газе небольшое количество легко ионизуемых примесей.

Мы обсудим сначала экспериментальные результаты, а затем их теоретическую интерпретацию.

§ 2, ИНИЦИИРОВАНИЕ ПРОБОЯ ГАЗОВ

1> Поглощение лазерного излучения

Наиболее поразительным является факт поглощения лазерного излучения в области пробоя. Поглощение настолько велико, что часто его используют для точного установления самого факта пробоя. Схема установки, обычно используемой для исследования пробоя, и некоторые экспериментальные результаты [4] приведены на фиг. 5.2. Осциллограммы на фиг. 5.2, 6 показывают форму первоначального лазерного импульса и форму импульса, прошедшего через плазму в случае пробоя. Видно, что передний фронт импульса ослаблен незначительно; однако после пробоя плазма становится непрозрачной и почти полностью поглощает лазерное излучение. Резкая отсечка прошедшего лазерного излучения возникает одновременно с появлением искры.

Исследование пропускания света для серии импульсов с возрастающей энергией показывает, что при возрастании интенсивности излучения момент пробоя смещается к началу импульса. Эти данные можно использовать для определения зависимости времени запаздывания пробоя относительно начала импульса от интен-

Первая трактовка подчеркивает квантовый характер поглощения, который следует учитывать, когда энергия фотона порядка или больше энергии колебаний электрона в поле волны (именно этот случай осуществляется, в частности, при оптическом пробое). Квантовые формулы для коэффициента поглощения см. в работах [76, 117, 134]. Как показывает анализ, проведенный в работах [117, 134], в достаточно широком диапазоне условий, характерных для пробоя raws, квантовые поправки невелики и классическая радиочастотная формула удовлетворительно описывает поглощение.— Прим. ред.

сивности лазерного излучения. Некоторые результаты для различных газов приведены на фиг. 5.3 [5]. За время появления пробоя принимают момент начала сильного поглощения.

Тот факт, что пробой имеет резко выраженный порог, подтверждается данными, приведенными на фиг. 5.4, где приведена зависимость пропускания в воздухе при давлении 746 мм. рт. ст.

Фотоумножитель ЛСтеклянная пластинка\ Проба五佗 фокусе 〃〃曲е"Фотоумножитель ЛСтеклянная пластинка\ Проба五佗 фокусе 〃〃曲е"Фотоумножитель 6Фотоумножитель 6ЛинтЛинтИмпульсные ксеноновые лампыИмпульсные ксеноновые лампыРубиноеый лазер ПоляризаторРубиноеый лазер ПоляризаторЗеркало "Ма КерраЗеркало "Ма КерраааФиг. 5.2.Поглощение света при пробое газа.Фиг. 5.2.Поглощение света при пробое газа.

Фотоумножитель Л

Стеклянная пластинка

\ Проба五佗 фокусе 〃〃曲е"

Фотоумножитель Л

Стеклянная пластинка

\ Проба五佗 фокусе 〃〃曲е"

Фотоумножитель 6

Фотоумножитель 6

Линт

Линт

Импульсные ксеноновые лампы

Импульсные ксеноновые лампы

Рубиноеый лазер Поляризатор

Рубиноеый лазер Поляризатор

Зеркало "Ма Керра

Зеркало "Ма Керра

а

а

Фиг. 5.2.

Поглощение света при пробое газа.

Фиг. 5.2.

Поглощение света при пробое газа.

а — схема экспериментальной установки для исследования пробоя газов (модуляция добротности осуществляется ячейкой Керра). 6 — осциллограммы сигналов от фотоумножителя В в отсутствие пробоя (J) и при пробое (2), показывающие ослабление лазерного луча в случае возникновения пробоя [4]

от пиковои мощности импульсного излучения рубинового лазера 16]. Эти данные свидетельствуют о том, что в результате пробоя прозрачность газа резко падает.

180180160160W ^ w W ^ ^ ^2H EQ9du 5SSSG Ks^W ^ w W ^ ^ ^2H EQ9du 5SSSG Ks^

180

180

160

160

W ^ w W ^ ^ ^

2H EQ9du 5SSSG Ks^

W ^ w W ^ ^ ^

2H EQ9du 5SSSG Ks^

О 2 4 6 8 Ю 12 "О'Амплитпида. алекшрическогополя, 5/слг

Ю9 步密力切册540ю 步" 2 •步"Пиковая интенсивность излечения, Вт/им?

Фиг. 5.3. *

Зависимость времени возникновения пробоя в разных газах от пиковой интенсивности излучения (или амплитуды электрического поля) рубинового лазера с модулированной добротностью.

Кривые построены по данным работы [5] методом наименьших квадратов.丿一гелий при давлении 38,2 атм; 2 — азот при давлении 38,2 атм; 3 — аргон при давлении 38,2 атм; 4 — аргон при давлении 3 атм, 5 — аргон при давлении 1 атм, кривые 1—з позволяют сравнить результаты для различных газов прн одинаковых давлениях; кривые 4 и 5 показывают влияние изменения давления для одного из газов. Во всех случаях лазерные импульсы, параметры которых лежат левее крайних левых точек соответствующих кривых, не вызывают пробоя.

Для получения таких данных необходимо знать площадь фокальной области. Методы измерения фокальной области были описаны в гл. 2. Экспериментальные результаты сильно зависят от точности определения фокального объема, и явные расхождения данных, полученных разными авторами, могут быть связаны

с различием методов, применяемых ими для измерения фокального объема. Величина фокального объема влияет на зависимость времени пробоя от интенсивности [7]. В случае малых фокальных объемов для получения тех же времен пробоя необходима более высокая интенсивность лазерного излучения. Считают, что это лвляется доказательством наличия потерь при развитии лавины.

Пиковая входная мощность, МВтПиковая входная мощность, МВт

Пиковая входная мощность, МВт

Пиковая входная мощность, МВт

Ф и г 5 4. “

Зависимость пропускания воздуха при давлении 746 мм рт. ст. от пиковой мощности излучения рубинового лазера, сфокусированного линзой с фокусным расстоянием 2,06 см [6].

С уменьшением фокального объема потери как за счет диффузии электронов из него, так и вследствие переизлучения ограничивают рост лавины. При заданной интенсивности с увеличением фокального объема лавина развивается гораздо быстрее.

Интересно отметить, что иногда пробой начинается только после того, как интенсивность излучения достигает максимальной величины. Этот факт служит веским доказательством того, что наблюдаемые результаты определяются развитием лавины, а многофотонная ионизация в целом не обусловливает процесса развития пробоя.

. Порог пробоя

Многие авторы [7—15] исследовали зависимость порога пробоя от давления. Результаты этих исследований обычно сравнивают с выводами теоретических моделей, которые будут описаны ниже. Основное внимание было уделено инертным и двухатомным газам, в частности азоту. Мейе ранд и Хот [8] исследовали зависимость порога пробоя в гелии и аргоне в диапазоне от 1 до 100 атм. Минк [9] опубликовал данные по порогам пробоя в азоте,

водороде и аргоне в диапазоне давлений приблизительно от 0,3 до 100 атм. Данные для аргона и ксенона при давлениях порядка 1 атм получены Бушером и др. [И]. Вайнант и Рэмси [7] получили данные для воздуха, азота, гелия и аргона. Янг и Херчер получили данные для гелия, неона, аргона и криптона в диапазоне давлений примерно от 1 атм до 10 мм рт. ст., используя излучение

Фнг. 5.5.

Сводка обсуждаемых в тексте экспериментальных результатов по зависимости порогов пробоя от давления для некоторых газов.

рубинового лазера, работающего в одномодовом режиме. Совокупность данных для ряда、газов в диапазоне давлений от ниже 1 атм и до 100 атм приведена на фиг. 5.5.

В этом диапазоне давлений порог пробоя уменьшается с увеличением давления. Данные, полученные различными исследователями, приблизительно совпадают, хотя и имеется некоторое систематическое расхождение между значениями порога пробоя, измеренными разными авторами. Вероятно, эти расхождения обусловлены главным образом различием экспериментальных условий и разными условиями фокусировки. Например, Мейеранд и Хот [8] использовали рубиновый лазер с пиковой мощностью 30 МВт и длительностью импульса 30 нс. В этих условиях, согласно их оценкам, диаметр фокального пятна был равен 200 мкм. В эксперименте Минка [9] диаметр фокального пятна можно оценить приблизительно в 12 мкм [16], что, по-видимому, меньше истинного размера. Любые неточности в определении фокальных площадей должны привести к систематическим различиям в результатах, полученных разными авторами.

Более того, зависимость пробойной напряженности поля от диаметра фокального пятна является убывающей функцией при увеличении диаметра пятна. Это вызвано уходом электронов из фо-

кального объема. На фиг. 5.6 представлена зависимость порога пробоя в аргоне при давлении 5,2 «104 мм рт. ст. от размеров фокального пятна [17]. На этом графике А характеризует средний

размер фокального объема в предположении, что он имеет форму

4Юю4Юю10Харамтеристи чеспий (ролальный размер Л} см10Харамтеристи чеспий (ролальный размер Л} смФ и г 5 6.Зависимость порога пробоя в аргоне при давлении 5,2 *10^ мм рт. ст. от характеристического фокального размера Л [17].Ф и г 5 6.Зависимость порога пробоя в аргоне при давлении 5,2 *10^ мм рт. ст. от характеристического фокального размера Л [17].цилиндра с диаметром D и длиной Л. При такой геометрии выполняется соотношение

4Юю

4Юю

10

Харамтеристи чеспий (ролальный размер Л} см

10

Харамтеристи чеспий (ролальный размер Л} см

Ф и г 5 6.

Зависимость порога пробоя в аргоне при давлении 5,2 *10^ мм рт. ст. от характеристического фокального размера Л [17].

Ф и г 5 6.

Зависимость порога пробоя в аргоне при давлении 5,2 *10^ мм рт. ст. от характеристического фокального размера Л [17].

1/Л2 = (4,8/0)2 + (п/£)2.

(5.1>

Из этих данных ясно, что при разных фокальных размерах полученные пороговые величины будут различаться даже в отсутствие неточностей в измерениях. Однако этот факт полностью не объясняет расхождения экспериментальных данных. Так, например, Вайнапг и Рэмси [7] получили более высокие значения порогов пробоя в аргоне при давлении выше 4 атм, челг те, которые получил Минк [9] в аналогичных условиях. В то же время вычис-

ленные величины Л равны соответственно 8 и 5,1 мкм, так что если бы действовал только эффект диффузии, величины по

обратном соотношении.обратном соотношении.рогов должны были бы находиться в

обратном соотношении.

обратном соотношении.

Можно предположить, что распределение поля в сфокусированном пучке неоднородно с величиной неоднородности порядка 10 мкм, вследствие чего может измениться величина порога пробоя. На результаты измерений также оказывает воздействие самофокусировка луча, которую мы обсудим в дальнейшем.

В качестве ординаты на фиг. 5.5 можно отложить также максимальное значение напряженности электрического поля световой волны в вольтах на сантиметр. Мы приводим результаты для интенсивности излучения в фокусе, однако простой пересчет по формуле

炉/8п = F/c, (5.2)

где с — скорость света, дает значение напряженности поля Е при известной интенсивности F (все величины в единицах СГСЕ). Многие авторы приводят свои результаты в единицах напряженности электрического поля.

При давлениях свыше 100 атм на кривых зависимости порога пробоя от давления появляются минимумы [13]. Их наличие было' интерпретировано как указание на то, что наблюдаемые явления обусловлены ионизацией электронным ударом. В этой работе использовались газы высокой чистоты при давлениях вплоть до 2000 атм. Исследуемый газ находился в камере сверхвысокого давления с кварцевыми окнами. Источником излучения служил рубиновый лазер с модулированной добротностью мощностью 30 МВт. Диаметр минимального фокального сечения составлял приблизительно 0,01 см. Результаты измерений представлены на фиг. 5.7. Кривые имеют ярко выраженные минимумы, после которых порог пробоя возрастает с увеличением давления выше 1000 атм. Сравнение показывает, что пороговые интенсивности лробоя, измеренные в работе [13], более чем на порядок ниже пороговых интенсивностей пробоя, измеренных другими авторами при соответствующих давлениях (см. данные, приведенные на фиг. 5.5). Это расхождение не удается объяснить, даже если учесть размеры фокальных пятен.

В ряде работ [11, 18, 19] исследовалась частотная зависимость порога пробоя. В одной из них [11] было использовано излучение лазера на неодимовом стекле с длиной волны 1,06 мкм и рубинового лазера с длиной волны 0,6943 мкм, а также их вторые гармоники с длинами волн 0,53 и 0,347 мкм. Зависимость пороговых интенсивностей пробоя в аргоне от длины волны излучения показана на фиг/5.8 для разных давлений. В области малых частот порог пробоя возрастает при увеличении частоты. Известно, что если частота излучения намного больше частоты электрон-атомных столкновений, то, согласно классической теории микроволнового прибоя, пороговая интенсивность пропорциональна квадрату частоты лазерного излучения. Однако, можно ожидать, что при достаточно большой энергии фотона, сравнимой с энергией возбуж* Дения газа, эта зависимость может нарушаться. Используя излучение лазера на неодимовом стекле, а также его вторую, третью и четвертую гармоники с длинами волн 0,53, 0,353 и 0,265 мкм, авторы работы [19] провели исследования частотной зависимости в более широком диапазоне. Оказалось, что пороговые интенсивности пробоя в воздухе для этих частот относятся как 5,2 : 6,2 : 5,2 : 3,4, Что приблизительно согласуется с данными, приведенными на фиг. 5.8.

В работе [12] исследовано влияние на порог пробоя внешнего Источника электронов. При тлеющем разряде в фокальном объеме возникает от 100 до 1000 свободных электронов. Однако наличие

тлеющего разряда не меняло порогов пробоя гелия и аргона. Эти результаты показывают, что макроскопические эффекты обусловлены динамикой развития лавины и что порог пробоя практически не зависит от числа начальных электронов.

Согласно одному из возможных предположений, это могло быть связано с наличием в любом газе неболыпого количества легко- ионизуемых примесей, которые являются потенциальным источ*

力-Eg Esodu Qodou力-Eg Esodu Qodouю9ю9/Ю1001000 юоооДавление, атм/Ю1001000 юоооДавление, атмФиг. 5.7.Зависимость порога пробоя в аргоне, азоте и гелии от давления [13].Фиг. 5.7.Зависимость порога пробоя в аргоне, азоте и гелии от давления [13].

力-Eg Esodu Qodou

力-Eg Esodu Qodou

ю9

ю9

/Ю1001000 юооо

Давление, атм

/Ю1001000 юооо

Давление, атм

Фиг. 5.7.

Зависимость порога пробоя в аргоне, азоте и гелии от давления [13].

Фиг. 5.7.

Зависимость порога пробоя в аргоне, азоте и гелии от давления [13].

ником начальных электронов. Известно очень мало работ по изучению влияния примесей на пробой газов. Такие работы помогли бы установить источник начальных электронов, однако трудно выполнить эксперименты при таком уровне чистоты, который необходим для получения достоверных результатов.

В работах [20, 21] изучалось влияние примеси фреона на пробой в аргоне. Было показано, что добавление фреона снижает порог пробоя при давлении 250 мм рт. ст. Это обусловлено, по-види- мому, тем, что фреон ионизуется легче, чем аргон. При боле? высоких давлениях порог пробоя возрастает, так как электроны начинают прилипать к нейтральным молекулам фреона. В работа [22] при исследовании лазерного пробоя в парах органических веществ было установлено, что добавление хлороформа и' четыреххлористого углерода снижает порог пробоя в аргоне. Согласно работе [23], лазерный нагрев небольших распыленных в газа частиц способствует возникновению пробоя в хлоре. В целом 拼行

роль малых количеств примеси в инициировании пробоя газов цока не исследована.

Согласно представлениям о процессах развития лавины, можно ожидать, что в определении диффузионных потерь электродов из фокального объема большую роль могли бы сыграть измерения порогов пробоя в магнитном поле. С помощью таких измерений можно было бы в принципе выяснить, какой вид потерь оказывает основное влияние на развитие лавины: миграция электронов или радиационные потери. Однако результаты таких экспериментов оказались неоднозначными.

В одной из работ [24] было обнаружено снижение порога пробоя в воздухе при давлениях от 30 до 760 мм. рт. ст. в присутствии магнитного поля напряженностью 210 кГс. Интенсивность излучения

лазера на неодимовом стекле устанавливалась близкой к порогу пробоя. В присутствии магнитного поля пробой возникал гораздо чаще, что было интерпретировано как результат уменьшения диффузии электронов из фокального объема в условиях, когда ларморовский радиус меньше средней Длины свободного пробега.

Фиг. 5.8.Зависимость порога пробоя в аргоне от длины волны падающего излучения для четырех значений давления [11].Фиг. 5.8.Зависимость порога пробоя в аргоне от длины волны падающего излучения для четырех значений давления [11].Однако другие исследования [25, 26] показали, что порог пробоя не зависит от магнитного поля. В работе [261 использовалось магнитное поле напряженностью 100 кГс, а давление аргона Изменялось в диапазоне от 10-3 до 760 мм рт. ст. Можно было бы предположить, что отсутствие эффекта обусловлено недостаточ- йой величиной магнитного поля. Однако снижения порогов пробоя

Фиг. 5.8.

Зависимость порога пробоя в аргоне от длины волны падающего излучения для четырех значений давления [11].

Фиг. 5.8.

Зависимость порога пробоя в аргоне от длины волны падающего излучения для четырех значений давления [11].

в воздухе, бутане и гелии не было обнаружено и при наличии магнитного поля напряженностью 200 кГс [26], близкого к величине поля в эксперименте, в котором наблюдалось влияние магнитного поля.

Было также исследовано снижение порога оптического пробоя при наложении дополнительного микроволнового поля [27]. При напряженности микроволнового поля в фокальном объеме 7・1。3 в/см пороги пробоя в гелии, криптоне и аргоне при давлении газа 460 мм рт. ст. снижались соответственно в 1,6; 19 и 28 раз. В отсутствие лазерного излучения одно лишь микроволновое поле не вызывало пробоя. В случае одновременного действия лазерного излучения и микроволнового поля поглощение энергии из этих полей оказывалось больше, чем при наличии одного лазерного излучения. Эксперимент проводился при таких условиях, что при воздействии одного лишь микроволнового поля скорость потери энергии, связанной с возбуждением атомов, была выше, чем скорость нагрева микроволновым полем. Однако если атом окажется в возбужденном состоянии, то в присутствии поля оптической частоты он может быть легко ионизован в результате поглощения одного или двух фотонов. Эти эксперименты подтверждают, что поглощение энергии и процессы лавинной ионизации определяют основные свойства лазерного пробоя.

Можно указать практические применения результатов измерения величин пороговых интенсивностей пробоя. Обычно лазерные системы работают в воздухе при атмосферном давлениит что накладывает ограничение на интенсивности излучения, которое может быть передано от одной части системы к другой. Если интенсивность превысит уровень 〜1011 Вт/см2, то в воздухе произойдет пробой и пропускание света станет невозможным. Наиболее серьезной проблемой является использование в очень мощных лазерах диафрагм для селекции мод или пространственных фильтров, так как в этом случае уровни интенсивности могут легко достигать порога пробоя воздуха.

3. РАЗВИТИЕ ПРОБОЯ

Разлет плазмы

Искра, образовавшаяся под действием лазерного излучения, выглядит как яркий источник, почти однородно излучающий бело-голубой свет. Фотографии показывают, что искра вытянута вдоль направления распространения светового луча. На некоторых фотографиях можно обнаружить несколько отдельных областей [28—30]; это показано на фиг. 5.9. Для данной установки форма искр может воспроизводиться вплоть до сохранения структуры, показанной на фиг. 5.9. Еслн изменить условия, используя,

например, разные лазерные стержни, то вид области пробоя может измениться. Это, вероятно, связано с неоднородным распределением света в фокальном пятне. При мощности лазерного излучения порядка 100 МВт искра обычно имеет длину около 1 см при диа

метре в несколько миллиметров.

Характерной чертой развития искры является ее асимметричный рост. Искра распространяется навстречу лазерному лучу,

Геометрический, фокусГеометрический, фокусФ и г 5.9Схематическое изображение фотографии пробоя в воздухе под действием лазерного импульса с энергией 0,25 Дж, сфокусированного линзой с фокусным расстоянием 30 мм.Видны отдельные части искры в направлении оптической оси Интенсивное ядро обозначено жирной линией, а окружающее его диффузное об- лано —— пунктирной Стрелки указывают направление распространения лазерного света [28].Ф и г 5.9Схематическое изображение фотографии пробоя в воздухе под действием лазерного импульса с энергией 0,25 Дж, сфокусированного линзой с фокусным расстоянием 30 мм.Видны отдельные части искры в направлении оптической оси Интенсивное ядро обозначено жирной линией, а окружающее его диффузное об- лано —— пунктирной Стрелки указывают направление распространения лазерного света [28].перемещаясь с начальной скоростью порядка 107 см/с [31]. Она заполняет конус, образованный сходящимся к фокусу лазерным лучом. Развитие искры детально исследовалось самыми разнообразными методами: фотографическим методом с временной разверткой [26, 29, 31—40], методом шлирен-фотографии [35, 41], методом теневой фотографии [29, 42—44], методом высокоскоростной покадровой съемки [32,33,38, 45—47],

Геометрический, фокус

Геометрический, фокус

Ф и г 5.9

Схематическое изображение фотографии пробоя в воздухе под действием лазерного импульса с энергией 0,25 Дж, сфокусированного линзой с фокусным расстоянием 30 мм.

Видны отдельные части искры в направлении оптической оси Интенсивное ядро обозначено жирной линией, а окружающее его диффузное об- лано —— пунктирной Стрелки указывают направление распространения лазерного света [28].

Ф и г 5.9

Схематическое изображение фотографии пробоя в воздухе под действием лазерного импульса с энергией 0,25 Дж, сфокусированного линзой с фокусным расстоянием 30 мм.

Видны отдельные части искры в направлении оптической оси Интенсивное ядро обозначено жирной линией, а окружающее его диффузное об- лано —— пунктирной Стрелки указывают направление распространения лазерного света [28].

микроволновым методом [48т 49], голографическим методом [50一 54] и методом шлирен-фотографии с использованием лазера с синхронизацией мод для получения высокого временного разрешения [55].

Вначале образуется яркая, быстро движущаяся плазма. Типичная скоростная фотография развития искры показана на фиг. 5.10. Видно, что вначале область пробоя быстро распространяется по направлению к лазеру. После окончания лазерного импульса нагретый газ расширяется медленнее и существует еще в течение

некоторого времени.

Расширяясь по направлению к лазеру, плазма заполняет почти весь сходящийся конус лазерного луча. По невозмущенному газу распространяется ударная волна. Ее распространение поддерживается за счет поглощения энергии лазерного луча на фронте волны. Было предложено много объяснений такого характера расширения; однако пока еще нет полного согласия относительно некоторых особенностей процесса расширения. Обсуждение теоретических работ мы проведем ниже.

Экспериментальные наблюдения развития пробоя проводились в широком диапазоне условий и дали различающиеся между собой результаты. В одном из первых исследований пробоя в воздухе с помощью фотохронографа [32] было установлено, что в обратном

направлении (к лазеру) движется резкий светящийся фропт, причем светящаяся область расширяется в угол, приблизительно равный углу схождения сфокусированного лазерного луча. Пере- мещенпе светящегося фронта как функция времепп приведено на фиг. 5.11, а. Можно выделить две различные области. До окоп-

Фи г.5.10.

Фотохропограмма искры, образованной лазерным излучением в воздухе при атмосферном давлении.

Луч лазера с анергией в импульсе 10 Дж падал справа [35]

чания лазерного импульса перемещение фронта плазмы пропорционально времени в степени 0,6. После окончания лазерного импульса расширение замедляется и наклон уменьшается приблизительно до 0,4.

В другом исследовании [35] получены иные результаты. Зависимость положения фронта от времени в случае пробоя в воздухе при атмосферном давлении показана на фиг. 5,11, 6. Наклон кривой во время действия лазерного импульса в этом частном случае

Фиг. 5JLДанные го расширеншо искры, образованной лазерным излучением в воздухе, а — относительное смещевие светящегося Фронта в зависимости от приведенного време* ЙИ) [34 — “в^енне фронта свечения (светлые нружнн) и ударной волнь! (темные круж- был равен 0,83. После окончания импульса увеличение размера светящейся области было пропорционально времени в степени 0,21. В течение процесса нагрева лазерным излучением наклон зависел от многих переменных, в том числе от энергии в импульсе, сорта газа, его плотности и геометрии фокусировки. Однако спустя 30 нс наклон уже не зависел от этих параметров.Данные обеих серий исследований указывают на уменьшение наклона после окончания лазерного импульса, однако численные.17*Фиг. 5JLДанные го расширеншо искры, образованной лазерным излучением в воздухе, а — относительное смещевие светящегося Фронта в зависимости от приведенного време* ЙИ) [34 — “в^енне фронта свечения (светлые нружнн) и ударной волнь! (темные круж- был равен 0,83. После окончания импульса увеличение размера светящейся области было пропорционально времени в степени 0,21. В течение процесса нагрева лазерным излучением наклон зависел от многих переменных, в том числе от энергии в импульсе, сорта газа, его плотности и геометрии фокусировки. Однако спустя 30 нс наклон уже не зависел от этих параметров.Данные обеих серий исследований указывают на уменьшение наклона после окончания лазерного импульса, однако численные.17*心3，另yodu -SXSEUS^心3，另yodu -SXSEUS^

Фиг. 5JL

Данные го расширеншо искры, образованной лазерным излучением в воздухе, а — относительное смещевие светящегося Фронта в зависимости от приведенного време* ЙИ) [34 — “в^енне фронта свечения (светлые нружнн) и ударной волнь! (темные круж- был равен 0,83. После окончания импульса увеличение размера светящейся области было пропорционально времени в степени 0,21. В течение процесса нагрева лазерным излучением наклон зависел от многих переменных, в том числе от энергии в импульсе, сорта газа, его плотности и геометрии фокусировки. Однако спустя 30 нс наклон уже не зависел от этих параметров.

Данные обеих серий исследований указывают на уменьшение наклона после окончания лазерного импульса, однако численные.

17*

Фиг. 5JL

Данные го расширеншо искры, образованной лазерным излучением в воздухе, а — относительное смещевие светящегося Фронта в зависимости от приведенного време* ЙИ) [34 — “в^енне фронта свечения (светлые нружнн) и ударной волнь! (темные круж- был равен 0,83. После окончания импульса увеличение размера светящейся области было пропорционально времени в степени 0,21. В течение процесса нагрева лазерным излучением наклон зависел от многих переменных, в том числе от энергии в импульсе, сорта газа, его плотности и геометрии фокусировки. Однако спустя 30 нс наклон уже не зависел от этих параметров.

Данные обеих серий исследований указывают на уменьшение наклона после окончания лазерного импульса, однако численные.

17*

心3，另yodu -SXSEUS^

心3，另yodu -SXSEUS^

значения наклона различны. Такие различия характерны для измерений параметров расширения, выполненных разными авто* рами. Они привели к различным объяснениям механизмов, влияю* Щих на процесс расширения. В частности, расхождения в величи* нах наклона кривой зависимости размера от времени после оконча-

Фиг. 5.12.

Шлирен-фотография искры в неоне при давлении 1000 мм рт. ст., образующейся под действием излучения рубинового лазера.

Луч падает слева. Фотография получена с помощью лазера на неодимовом стекле, работающего в режиме синхронизации мод [57].

ния лазерного импульса привели к разным моделям процесса расширения. Мы вернемся к этому вопросу позже.

Покадровая съемка искры также показала, что движение происходит главным образом в аксиальном направлении и что угол, в который расширяется плазма, приблизительно равен углу схождения сфокусированного лазерного луча [32].

Имеются также данные, свидетельствующие о том, что развитие искры может быть нестационарным, причем граница поглощения скачкообразно движется к области, где интенсивность лазерного излучения меньше [29, 46, 56].

Для такого распространения характерно наличие множества отдельных светящихся областей. Воспроизводимое скачкообраз-

ное распространение было получено при использовании одномодового лазера [56]. По-видпмому, такое поведение указывает на то, что прп пробое возникает излучение большой интенсивности. Излучение искры в ультрафиолетовой и рентгеновской областях поглощается в окружающем газе, в результате чего образуется

непрозрачная плазма. Гра- нвца непрозрачности движется к области, где интенсивность лазерного излучения меньше.

В основополагающих экспериментах [55, 57] в качестве источника света для шлирен-фотографии лазерной искры использовалась вторая гармоника излучения лазера на неодимовом стекле, работающего в режиме синхрони- зацни мод. Такой прием обеспечивает высокое временное разрешение и является ценным средством для изучения динамики плазмы в начальной фазе расширения, когда она

Время, 〃сВремя, 〃сФиг. 5.13.Продольная (7) и поперечная (2) скорости ударной волны, измеренные с помощью шлирен-фотографии искры, образованной в воздухе импульсом лазерного излучения мощностью 100 МВт [57J.Фиг. 5.13.Продольная (7) и поперечная (2) скорости ударной волны, измеренные с помощью шлирен-фотографии искры, образованной в воздухе импульсом лазерного излучения мощностью 100 МВт [57J.поглощает энергию лазерного луча. Лазер на неодимовом стекле, использовавшийся в качестве источника света для шлирен- фотографии, генерировал

Время, 〃с

Время, 〃с

Фиг. 5.13.

Продольная (7) и поперечная (2) скорости ударной волны, измеренные с помощью шлирен-фотографии искры, образованной в воздухе импульсом лазерного излучения мощностью 100 МВт [57J.

Фиг. 5.13.

Продольная (7) и поперечная (2) скорости ударной волны, измеренные с помощью шлирен-фотографии искры, образованной в воздухе импульсом лазерного излучения мощностью 100 МВт [57J.

серию импульсов длитель

ностью 5 нс с интервалом между соседними импульсами 5,5 нс. Шлирен-фотография искры в「неоне при давлении примерно 1000 мм рт. ст. приведена на фиг. 5.12. Можно проследить процесс расширения искры и изменения ее формы. Этот изящный способ позволяет с высоким разрешением измерять временную зависимость скорости и формы лазерной искры. На фиг. 5.13 показаны некоторые результаты измерения скорости ударной волны, полученные из шлирен-фотографий. Во время поглощения лазерного излучения продольная скорость значительно больше поперечной. Ближе к концу лазерного импульса обе эти скорости приближаются к одной и той же величине.

В описанных экспериментах с помощью шлирен-фотографий Наблюдали интересное явление отрыва фронта ударной волны

от области свечения [57]. На фиг. 5.14 показаны положения фронта ударной волны и фронта свечения в зависимости от времени в случае пробоя в воздухе при атмосферном давлении. Вначале фронт ударной волны и фронт свечения имеют примерно одинаковые скорости. Однако ближе к моменту максимума интенсивности лазерного излучения фронт ударной волны отрывается от фронта свечения.

ss--nHHOE&odss--nHHOE&odЮЮго J0 4050Время, нсго J0 4050Время, нс

ss--nHHOE&od

ss--nHHOE&od

Ю

Ю

го J0 4050

Время, нс

го J0 4050

Время, нс

Фиг. 5.14.

Смещение ударной волны и фронта свечения в зависимости от времени для искры, образованной в воздухе при атмосферном давлении лазерным импульсом мощностью 50 МВт и длительностью 30 нс.

——данные, полученные методом шлирен-фотографии, 2 — данные, полученные путем регистрации рассеянного света с помощью фэтохронографа; з ——данные, полученные методом исследования собственного излучения искры с помощью фотохронографа [57] Стрелкой отмечен момент максимума мощности в лазерном импульсе.

Возможное объяснение образования многих отдельных искр связано с самофокусировкой лазерного луча [36, 58]. Явление самофокусировки можно просто представить себе как результат влияния электрическо го поля светового луча на показатель преломления среды, в которой распространяется луч. Достаточно сильное электрическое поле может вызвать увеличение показателя преломления среды. Таким образом, в центре луча световая волна будет распространяться медленнее, чем на краях, что приведет к фокусировке луча к центру. Это же явление будет препятствовать расхождению луча. При соответствующих величинах мощности и подходящих оптических константах вещества может установиться стационарный режим, при котором световой луч сжимается в тонкую нить размером порядка десятков микрон [59]. Такие условия могут поддерживаться на достаточно большом

расстоянии I). Именно такая картина возникает в жидкостях, как было установлено путем фотографирования света, рассеянного тонкой нитью, проходящей через жидкость. Явление самофокусировки применительно в основном к жидкостям и твердым телам будет описано ниже, в гл. 6.

С самофокусировкой лазерного луча в газе было связано объяснение того факта, что пробой происходит во многих точках и в дальнейшем распространяется из этих изолированных центров [58]. При соответствующих условиях можно получить узкую длинную последовательность искр на длине порядка нескольких метров [2, 36, 60]. Области пробоя похожи на нити, которые наблюдаются в жидкостях. Как показали измерения, размеры этих нитей не превышают 5 мкм [58]. По параметрам лазерного луча при заданной геометрии было подсчитано, что коэффициент преломления внутри нитей может достигать величины 1,036, в то время как 8 обычных условиях коэффициент преломления воздуха равен 1,00027. Разумное объяснение этих эффектов состоит в возникновении самофокусировки.

Изучалось также влияние магнитного поля на развитие лазерной искры [26, 61]. В присутствии магнитного поля длительность свечения искры возрастает. Прямые фотографические измерения расширения плазмы при наличии магнитного поля и без него ясно показывают, что в присутствии поля расширение замедляется, хотя и в разной степени для разных газов [26]. В случае газов, для которых поперечные сечения столкновений велики, так что длины свободного пробега малы по сравнению с ларморовским радиусом, плазма могла диффундировать поперек магнитного поля за счет столкновений и влияние приложенного магнитного поля было малым. В случае гелия, для которого средняя длина свободного пробега больше, было обнаружено значительное замедление расширения плазмы в присутствии магнитного поля.

Сбор зарядов

С помощью электростатических зондов, помещаемых в камеру, в которой происходит пробой, можно собирать заряды, образующиеся в лазерной искре. Для вытягивания электронов и ионов между зондами прикладывается постоянный потенциал, после чего измеряется наведенный электрический ток. Это был один из первых методов исследования пробоя газов лазерным излучением [62].

В работах [135, 136] показано, что в практически интересном случае нелинейности п = по -Ь щЕ2 стационарные нити не образуются, а возникают движущиеся фокусы. — Прим, перев.

Результаты таких экспериментов показывают, что газ в фокальной области лазерного луча при пробое полностью ионизован. Обычно при давлении порядка 1 атм собранный заряд соответ* ствует приблизительно 1013 парам ионов [5, 8]. Оценка фокального объема в одном из этих экспериментов [5] дает величину примерно 5-Ю-7 см3, так что полная однократная ионизация привела бы к появлению как раз около 1013 пар ионов.

Ф и г 5.15.Рост во времени электронной плотности в аргоне под действием сфокусированного излучения рубинового лазера мощностью 100 МВт.Сплошные линии — теоретические кривые. 1 — экспериментальные точки, соответствующие давлению 20 мм рт ст.; 2 — НО мм рт. ст.; 3 — 760 мм рт. ст. [63].Ф и г 5.15.Рост во времени электронной плотности в аргоне под действием сфокусированного излучения рубинового лазера мощностью 100 МВт.Сплошные линии — теоретические кривые. 1 — экспериментальные точки, соответствующие давлению 20 мм рт ст.; 2 — НО мм рт. ст.; 3 — 760 мм рт. ст. [63].-DdEHBg qEDQHEOl/u SS5ES0XEO-DdEHBg qEDQHEOl/u SS5ES0XEO

Ф и г 5.15.

Рост во времени электронной плотности в аргоне под действием сфокусированного излучения рубинового лазера мощностью 100 МВт.

Сплошные линии — теоретические кривые. 1 — экспериментальные точки, соответствующие давлению 20 мм рт ст.; 2 — НО мм рт. ст.; 3 — 760 мм рт. ст. [63].

Ф и г 5.15.

Рост во времени электронной плотности в аргоне под действием сфокусированного излучения рубинового лазера мощностью 100 МВт.

Сплошные линии — теоретические кривые. 1 — экспериментальные точки, соответствующие давлению 20 мм рт ст.; 2 — НО мм рт. ст.; 3 — 760 мм рт. ст. [63].

-DdEHBg qEDQHEOl/u SS5ES0XEO

-DdEHBg qEDQHEOl/u SS5ES0XEO

В работе [63] исследовался временной ход импульса ионизации в потоке газа. Искра создавалась в точке, расположенной вверх по течению от пары зондов. Для разных скоростей потока измерялась зависимость степени ионизации от времени. Время роста ионизации увеличивалось при уменьшении давления газа. На фиг. 5.15 показана плотность электронов в аргоне как функция времени для нескольких различных давлений. Длительность лазерного импульса составляла около 18 нс. При давлениях порядка 1 атм время нарастания ионизации было равно или меньше длительности импульса, однако при более низких давлениях ионизация происходила в основном после окончания лазерного импульса.

В работах [12, 64, 65] были выполнены прямые измерения заряда, возникающего ниже порога появления видимой искры. В одном из экспериментов [64] ионизация, предшествующая пробою, наблюдалась при фокусировке лазерного излучения в камеру

Вильсона. Этот результат служит косвенным доказательством того, что появление начальных электронов вызвано действием самого лазерного луча.

Подобные же результаты были получены из измерений импульсов напряжения на электродах при условиях мощности ннж® порога образования видимой искры. Некоторые данные приведены на фиг.5.16. Там же показаны зависимости числа заряженных частиц, возникающих в газе, от относительной мощности лазерного излучения. Из результатов следует, что в качестве критерия возникновения пробоя можно принять достижения степени ионизации, равной 0,1%. При этом значении на экспериментальных кривых имеется резкий скачок. Слева от точки разрыва искры не возникает. Справа от нее искра наблюдается всегда, причем зондовый сигнал соответствует полной ионизации газа в фокальном объеме. Эти результаты подтверждают, что

1д (мощность/пороговая мощность )

Ф и г. 5.16.

Зависимость числа заряженных частиц от мощности лазерного излучения для не-

скольких газов.

Сплошными кривыми представлены результат расчетов Экспериментальные точки: 1 ——гелий;

2 — неон, з — аргон. Давление 150 мм рт ст.

Результаты для аргона свидетельствуют, по-види-

моьгу, о влиянии многофотонных эффектов [12].

при уровнях мощности, несколько меньших пороговых, в газе- присутствуют «предпробойные» электроны.

В других экспериментах по сбору зарядов, выполненных при низких давлениях, наблюдалась многофотонная ионизация водорода и инертных газов [66—75]. Проведение опытов при низких Давлениях (порядка 10-3 мм рт. ст.) позволяет избежать лавинной: ионизации и образования искры, которые имеют место при более высоких давлениях. Это дает возможность наблюдать многофотонный эффект в чистом виде. В качестве коллектора ионов обычно- использовался цилиндр Фарадея, с помощью которого можно- было измерять суммарный заряд не менее 1000 ионов. Была исследована зависимость числа собранных ионов от мощности лазерного излучения.

Поскольку вероятность многофотонной ионизации сильно зависит от интенсивности, особое внимание было уделено изучению- структуры сфокусированного лазерного излучения [72]. Некото-

Лоеари(рм числа (ротоновЛоеари(рм числа (ротоновФиг. 5 17,Зависимость числа образующихся ионов ксенона от числа фотонов, проходящих через область фокуса.Рубиновый лазер. Наклон прямой А ^ 6,23 ± 土 0,14 [7].Фиг. 5 17,Зависимость числа образующихся ионов ксенона от числа фотонов, проходящих через область фокуса.Рубиновый лазер. Наклон прямой А ^ 6,23 ± 土 0,14 [7].

Лоеари(рм числа (ротонов

Лоеари(рм числа (ротонов

Фиг. 5 17,

Зависимость числа образующихся ионов ксенона от числа фотонов, проходящих через область фокуса.

Рубиновый лазер. Наклон прямой А ^ 6,23 ± 土 0,14 [7].

Фиг. 5 17,

Зависимость числа образующихся ионов ксенона от числа фотонов, проходящих через область фокуса.

Рубиновый лазер. Наклон прямой А ^ 6,23 ± 土 0,14 [7].

рые типичные результаты показаны на фиг. 5.17. Приведена зависимость числа ионов ксенона от числа фотонов, излучаемых рубиновым лазером и проходящих через фокальную область [67].

Экспериментальные данные приближенно описываются уравнением

Nt=CN^、(5.3)

где NI и Wp — число собранных ионов и число фотонов, проходящих через фокальную область, соответственно, а С и к — константы. Для данных, приведенных на фиг. 5.17, к - 6,23 土 0,14. Эти результаты рассматриваются как доказательство того, что наблюдаемый заряд обусловлен много фотонным процессом. В табл. 5.1 для некоторых газов приведены экспериментальные значения величины к. Указано также минимальное число фотонов. l(I/hv) + 1], необходимое для прямой ионизации. Величина Hhy является отношением потенциала ионизации I к энергии фотона hv. Квадратные скобки означают целую часть от стоящего в них числа. Экспериментальные значения 〃 всегда меньше, чем рассчитанные по отношению потенциала ионизации к энергии фотона. Если в атоме имеется уровень с энергией, примерно равной энер

гии целого числа фотонов, то может происходить возбуждение этого уровня с последующей быстрой ионизацией в результате одно- или двухфотонных процессов. Для гелия известен возбужденный уровень, соответствующий 18 фотонам неодимового лазера; у аргона имеется уровень, соответствующий 1(д фотонам. Однако у атома неона нет уровней с энергией, близкой к энергии целого числа фотонов. Результаты работы [73] показывают, что переходы в возбужденные состояния могут дать заметный вклад

в вероятность ионизации. Возможно, что электрическое поле лазерного луча уширяет высоко расположенные уровни. Электрическое поле порядка 107 В/см может вызвать штарковское смещение верхних электронных уровней. Уровни могут настолько

ТАБЛИЦА 5.1

Измеренные величины константы к

Рубиновый лазер

Неодимовый лазер

Газ

1h

1 d/ftv） + 1

（〃九 V） +1

Н2

7,7±0,4[70]

9

8土 1 [75]

14

Но

18+0,3 [75]

21

№

13±1 [75]

19

Аг

10土0,3 [75]

14

Кг

6,3±0,11 [69]

8

9±05 [75] 9,1±0,1 [71]

12

Хе

6,2±0,⑷67]

7

8,8士0,2 [71]

11

Na

4,9±0,11 [72]

5

ушириться, что сольются в почти непрерывный спектр. Вероятность того, что электрон, попадающий на уширенный таким образом уровень, при поглощении световой энергии перейдет в состояние непрерывного спектра, очень велика.

Механизмы потерь

Экспериментальные результаты показывают, что макроскопические свойства искры определяются динамикой процесса роста, состоящего в лавинном размножении электронов, которое поддерживается за счет поглощения лазерного света свободными электронами. Для определения свойств искры важно учитывать механизмы потерь энергии в процессе развития искры. Ранее мы уже описывали, как под влиянием внешнего магнитного поля уменьшается расширение искры [26, 61], что, по-видимому, связано с уменьшением потерь заряженных частиц. Многие исследователи изучали влияние потерь непосредственно в процессе развития плазмы [12, 14, 17, 63, 76, 77]. Результаты этих измерений можно представить в виде зависимости пороговой интенсивности от размеров фокальной области оптической системы [12, 14, 17, 77]. С уменьшением фокальных размеров порог пробоя возрастает, поскольку облегчается диффузия электронов из фокального объема. Некоторые количественные результаты уже были приведены на фиг. 5.6.

Нарастание плотности электронов п (г,力)при уже имеющейся начальной плотности описывается уравнением

-п ^ f)■ = V (г, i) м (г, /) + D^n (г, 0,(5.4>

где V — скорость ионизации на один начальный электрон и D — коэффициент диффузии. Величина D зависит от выбранной модели

Радиус фокальноео пятна, мммРадиус фокальноео пятна, мммФиг. 5.18.Зависимость порога пробоя в воздухе при давлении 760 мм рт. ст, от размера фокального пятна.Кружки соответствуют эксперимента.пьным данным, сплошная кривая вычислена в предположении, что основные потери обусловлены свободной диффузией электронов с коэффициентом диффузии D — 2 • 103 смг/с [12].Фиг. 5.18.Зависимость порога пробоя в воздухе при давлении 760 мм рт. ст, от размера фокального пятна.Кружки соответствуют эксперимента.пьным данным, сплошная кривая вычислена в предположении, что основные потери обусловлены свободной диффузией электронов с коэффициентом диффузии D — 2 • 103 смг/с [12].QIUgHHOWкто 2cdQU к ^X^SESOX£0QIUgHHOWкто 2cdQU к ^X^SESOX£0

Радиус фокальноео пятна, ммм

Радиус фокальноео пятна, ммм

Фиг. 5.18.

Зависимость порога пробоя в воздухе при давлении 760 мм рт. ст, от размера фокального пятна.

Кружки соответствуют эксперимента.пьным данным, сплошная кривая вычислена в предположении, что основные потери обусловлены свободной диффузией электронов с коэффициентом диффузии D — 2 • 103 смг/с [12].

Фиг. 5.18.

Зависимость порога пробоя в воздухе при давлении 760 мм рт. ст, от размера фокального пятна.

Кружки соответствуют эксперимента.пьным данным, сплошная кривая вычислена в предположении, что основные потери обусловлены свободной диффузией электронов с коэффициентом диффузии D — 2 • 103 смг/с [12].

QIUgHHOWкто 2cdQU к ^X^SESOX£0

QIUgHHOWкто 2cdQU к ^X^SESOX£0

диффузии. Использовались разные модели, в том числе свободная диффузия (при которой электроны диффундируют через газ, испытывая случайные столкновения, вследствие чего непрерывно изменяется направление их движения) и амбиполярная диффузия (при которой учитываются эффекты разделения заряда, обусловленные различием подвижностей электронов и ионов, в результате чего электроны и ионы диффундируют почти совместно). Многие авторы [12, 14, 63, 76] исходили из того, что диффузия электронов из фокального объема является механизмом, ограничивающим рост лавины. На фиг. 5.18 показана зависимость относительной мощности, соответствующей порогу пробоя воздуха, от размера фокального пятна. Данные этих экспериментов согласуются

с теоретическими результатами (показанными на фиг. 5.18 сплошной кривой), вычисленными на основе модели свободной диффузии [12]. В случае инертных газов результаты соответствовали потерям, обусловленным амбиполярной диффузией электронов г).

Результаты экспериментов, в которых обнаружено снижение порога пробоя в аргоне при добавлении 1 % неона [171, могут рассматриваться как доказательство радиационного механизма потерь. Возбужденный атом аргона должен переходить в основное состояние, излучая кванты энергии. Высвечивание области пробоя может вызвать потери и привести к замедлению развития искры. Было высказано предположение, что возбужденный атом неона может быстро передать энергию атому аргона, вызывая его ионизацию и тем самым увеличивая скорость роста лавины. Зависимость порога пробоя от размеров фокального объема в смеси газов навела на мысль, что радиационный перенос энергии возбуждения ответствен отчасти за потери диффузионного типа ).

§ 4. ИЗЛУЧЕНИЕ ЛАЗЕРНОЙ ИСКРЫ

Излучение, испускаемое искрой, которая образуется под действием лазерного излучения, охватывает видимую, ультрафиолетовую и мягкую рентгеновскую области спектра. Описанные ранее экспериментальные исследования касались макроскопических свойств плазмы, ее возникновения и развития. Спектроскопические исследования преследуют иную цель: они в большей степени направлены на изучение микроскопических свойств, С помощью спектроскопических методов можно получить информацию о таких свойствах плазмы, как плотность и электронная температура. Спектроскопические методы позволяют легко проводить измерения с хорошим временным разрешением. Однако часто для определения параметров плазмы из экспериментальных данных необходим значительный теоретический анализ. В некоторых случаях для неустановившегося пробоя применимость моделей, используемых для интерпретации измеренных величин, может

оказаться сомнительной. Более того, результаты представляют собой усредненные по пространству величины, в связи с чем приходится использовать некоторые предположения относительно пространственного распределения параметров плазмы.

Оптическая спектроскопия

Спектроскопии искры, возникающей при лазерном пробое газов, посвящено много экспериментальных исследований. Спектроскопические измерения были выполнены как в линейчатом,

7/4〃仰) 砌1(砌 №f(^0) 他2"乃力67531 砌 併""切7/4〃仰) 砌1(砌 №f(^0) 他2"乃力67531 砌 併""切，必 Z №；%，必 Z №；%铀；储g00)-

7/4〃仰) 砌1(砌 №f(^0) 他2"乃力

67531 砌 併""切

7/4〃仰) 砌1(砌 №f(^0) 他2"乃力

67531 砌 併""切

，必 Z №；%

，必 Z №；%

B!.7i i^DOO) 成%"电力•」 油使/亿儿 № ЦШ]

80151(800)寸В一匏"//例、汕他『；0：К»，

叫公川卜岂爲次 幾偽*h

7^ I ilUUl-

Фиг. 5,19.

Спектр излучения лазерной искры в аргоне при атмосферном давлении. Для сравнения слева приведен спектр гейслеровской трубки. Правые спектры, припал.ге- жащис лазерной искре, сняты в направлении, перпендикулярном направлению раглро- странения луча Мощность луча 300 МВт В скобках указаны известные из таблиц относительные интенсивности линий [79].

так и в сплошном спектрах испускания искры. Одним из важных результатов этих исследований явилась оценка температуры плазмы в лазерной искре. Спектрограмма искры в аргоне приведена на фиг. 5.19, где можно видеть как непрерывный спектр, так

и линии, принадлежащие нейтральному и однократно ионизованному атомам аргона.

Результатом наиболее ранних исследований были интегральные по времени спектры. Полученный в работе [45] спектр искры, возникающей в воздухе под действием сфокусированного луча рубинового лазера мощностью 30 МВт, состоял из ярко выраженного сплошного спектра и линий, принадлежащих однократно ионизованным атомам азота и кислорода. Линии имели большую ширину; многие из них были неразрешенными дублетами. По мере увеличения давления газа примерно до 10—15 атм линии уширяются п сливаются в сплошной спектр [9, 78].

Измерения, проведенные в работе [78], показали, что в спектре излучения при пробое в гелии и в гелии с примесью водорода присутствуют линии Не(1), линии Не(П) с длиной волны 4686 А и (в случае смеси газов) линии бальмеровской серии H(I). С увеличением расстояния от центра искры ширина линий уменьшается. На ранней стадии развития искры можно обнаружить интенсивное излучение в сплошном спектре и сильно уширенные линии, принадлежащие ионизованным и нейтральным атомам. При расширении и охлаждении искры линии нейтральных атомов становятся менее уширенными. При описанных измерениях использовался луч рубинового лазера с длительностью импульса около 30 нс и энергией около 1 Дж.

Близкие результаты были получены на азоте и аргоне [79]. Прн воздействии сфокусированного импульса излучения рубинового лазера мощностью до 800 МВт наблюдались линии однократно ионизованных атомов и сплошной спектр; линии излучались в несколько большей пространственной области (см. фиг. 5.19). Спектр, соответствующий нейтральным атомам, исходил из еще большей области пространства. Из этого можно заключить, что после расширеиия и охлаждения искры преобладает излучение нейтральных атомов. В излучении азота ие удалось обнаружить широкого спектра молекулярного типа. Измерения, проведенные с помощью комбинации фотоумножитель — интерференционный фильтр, показали, что атомные линии существуют в точение нескольких микросекунд; это значительно превышает время существования линий ионов. Измерения послесвечения искры ясно демонстрируют динамику ее охлаждения. Наблюдался также спектр двукратно ионизованных атомов азота. При мощности лазерного излучения, превышающей 600 МВт, на фоне сплошного спектра наблюдалась линия N(III) с длиной волны 4867 А.

В искре были получены и высокоионизованные атомы. При интенсивности излучения рубинового лазера около 1012 Вт/см3 Наблюдались сильные линии Аг(Х) и Аг(Х1), лежащие в дальней ультрафиолетовой области спектра [80].

В работе [80] проведены детальные спектроскопические исследования искры с временным разрешением. Использовался рубиновый лазер с пиковой мощностью в интервале от 200 до 550 МВт, излучение которого фокусировалось в камеру, содержащую гелий при давлении 360 мм рт. ст. На разных временных интервалах применялись различные способы измерений.

Случай 1. Малые времена (力 W 100 нс). Измерялось отношение интенсивности линии Не(П) с длиной волны 4686 А к интенсивности излучения сплошного спектра. Этот метод дает надежные результаты при температурах выше 7 эВ, при которых атомы почти полностью ионизованы. Интенсивность излучения в сплошном спектре пропорциональна плотности Не(Ш). Интенсивность линии Не(П) пропорциональна плотности возбужденных ионов Не(П). Однако при тепловом равновесии населенность верхнего состояния, соответствующего рассматриваемой линии, пропорциональна плотности Не(Ш), и потому отношение интенсивностей линии и сплошного спектра не зависит от плотности и является лишь функцией температуры.

Случай 2. Промежуточный интервал времени (200 нс《土《 W 1 мкс). На более поздних стадиях, при уменьшении температуры, наблюдается излучение Не(1). Температуру можно определить по отношению интенсивностей линий 4686 А Не(П) и 5876 А Не(1). Предполагалось, что населенность верхнего уровня, соответствующего линии Не(П), находится в равновесии с населенностью уровня Не(1П), а населенность верхнего уровня линии Не(1) — с населенностью уровня Не(П). Тогда, согласно уравнению Саха, отношение интенсивностей линий дает величину температуры в диапазоне от 3 до7 зВ.

Случай 3. Большие времена (1 мкс ^力其 20 мкс). После того как температура падает ниже 3 эВ, для ее измерения можно использовать отношение интенсивности линии 5876А Не(1) к интенсивности излучения сплошного спектра. В этих условиях изл5тче- ние в сплошном спектре связано с рекомбинацией однократно ионизованных атомов гелия и его интенсивность прямо пропорциональна плотности ионов Не(П). Этот метод нельзя использовать для измерения температур выше 3 зВ, так как при этом начинает играть важную роль рекомбинация двукратно ионизованных атомов гелия. Между верхним состоянием линии и плотностью ионов Не(И) существует связь, аналогичная описанной выше. Поэтому отношение интенсивностей является функцией только температуры.

Все эти рассуждения основаны на предположении, что соответствующие времена релаксации достаточно малы для того, чтобы в плазме могло установиться локальное термодинамическое рав”

новесие. Результаты измерений электронной температуры и электронной плотности в центре плазмы, возникающей под действием лазерного излучения мощностью 200 МВт, представлены на фиг. 5.20 и 5.21. При временах, меньших 30 нс, температура пре-

Фиг 5,20.

Изменение во времени электронной температуры в центре плазмы, образующейся при лазерном пробое.

Пробой в гелии при давлении 36() мм рт ст. произведен лазерным импульсом с энергией 5 Дж и пиковой мощностью 200 МВт

7 ——данные, полученные из измерений отношения интенсивностей линии Не(И) и сплошного спентра. связанного с НМ+, 2 一 из измерений отношения интенсивностей линий Не(11) и Не(1), 3 — из измерений отношения интенсивностей линии Не(1) и сплошного спектра, связанного с Не+ [81]

вышает 43 эВ; точное значение нельзя получить описанными методами. Можно лишь заключить, что в момент максимума лазерного импульса электронная температура была еще выше и что плазма состояла из ионов гелия, полностью лишенных электронов. Плотности электронов определялись по штарковскому уширению спектральных линий. Эти результаты имеют большое значение для описания изменения параметров плазмы в процессе развития пробоя.

Аналогичные эксперименты, в которых плотность электронов и электронная температура в искре измерялись по ширине и относительной интенсивности спектральных линий аргона с длинами волн 4806 и 4609 А, описана в работе [82]. Использовался рубиновый лазер мощностью 30 МВт; давление аргона составляло

18-023

300 мм рт. ст. Метод измерений был аналогичен описанному выше, в случае 2. С течением времени температура уменьшается от 6 эВ при 70 нс до 2 эВ при 220 нс; плотность изменяется от 1,4 -1019 см-3 при 70 нс до 6 *1018 см~3 при 500 нс. Несколько меньшие по сравнению с приведенными на фиг. 5.20 значения температуры, полученные в этом эксперименте, связаны с меньшей мощностью использованного лазера.

Ф и г 5 21.Изменение во времени электронной плотности в центре плазмы, образующейся при пробое.Пробой в гелии при давлении 360 мм рт ст. произведен лазерным импульсом с энергией 5 Дж и пиковой мощностью 200 МВт. Электронная плотность получена из измерений штар- ковского уширения следующих спектральных линий 1 —— He(II) 4686 А; 2 —— He(I> 5876 А; 3 — He(I) 3889 А, 4 — He(I) 4471 А [81].Ф и г 5 21.Изменение во времени электронной плотности в центре плазмы, образующейся при пробое.Пробой в гелии при давлении 360 мм рт ст. произведен лазерным импульсом с энергией 5 Дж и пиковой мощностью 200 МВт. Электронная плотность получена из измерений штар- ковского уширения следующих спектральных линий 1 —— He(II) 4686 А; 2 —— He(I> 5876 А; 3 — He(I) 3889 А, 4 — He(I) 4471 А [81].s JOHOdENa-c qEgHEO-匸s JOHOdENa-c qEgHEO-匸

Ф и г 5 21.

Изменение во времени электронной плотности в центре плазмы, образующейся при пробое.

Пробой в гелии при давлении 360 мм рт ст. произведен лазерным импульсом с энергией 5 Дж и пиковой мощностью 200 МВт. Электронная плотность получена из измерений штар- ковского уширения следующих спектральных линий 1 —— He(II) 4686 А; 2 —— He(I> 5876 А; 3 — He(I) 3889 А, 4 — He(I) 4471 А [81].

Ф и г 5 21.

Изменение во времени электронной плотности в центре плазмы, образующейся при пробое.

Пробой в гелии при давлении 360 мм рт ст. произведен лазерным импульсом с энергией 5 Дж и пиковой мощностью 200 МВт. Электронная плотность получена из измерений штар- ковского уширения следующих спектральных линий 1 —— He(II) 4686 А; 2 —— He(I> 5876 А; 3 — He(I) 3889 А, 4 — He(I) 4471 А [81].

s JOHOdENa-c qEgHEO-匸

s JOHOdENa-c qEgHEO-匸

Интересная модификация спектроскопического метода была применена для исследования излучения, рассеянного искрой [31]. Импульс рубинового лазера с мощностью, превышающей 5 МВт, фокусировался в пятно диаметром 0,01 см, так что интенсивность излучения достигала величины около 5 *1010 Вт/сма. Лазерный луч, прошедший через искру и задержанный на 30 нс с помощью оптической линии задержки, снова фокусировался на искру под прямым углом к первоначальному лучу. Излучение, рассеянное перпендикулярно как первоначальному, так и задержанному лучу, было собрано и направлено на спектрометр. Линия рас-

сеянного света оказалась узкой и сдвинутой на величину 3 А в сторону более коротких длин волн. Была изучена зависимость от времени основного лазерного излучения, рассеянного излучения и свечения искры. Рассеянное излучение присутствовало только в более поздней части лазерного импульса, уже после того, как возникал пробой. Оказалось, что в пределах разрешения спектрографа ширина линии рассеянного излучения не превышала ширину линии первоначального лазерного излучения. Сдвиг длины волны объяснен наличием движения плазмы в сторону лазера.

Рентгеновское излучение

Вследствие сильного поглощения энергии в малом объеме во время лазерного импульса в области пробоя должны возникать высокие температуры. Поэтому плазма должна испускать тормозное и рекомбинационное излучение в рентгеновском диапазоне. В работе [46] с помощью счетчиков фотонов с окнами из А1 и Be были проведены измерения мягкого рентгеновского излучения во время пробоя воздуха импульсом рубинового лазера мощностью 50 МВт. Сигналы в обоих счетчиках возникали обычно от излучения с длиной волны около 10 А. Эти сигналы были интерпретированы как соответствующие температуре в 60 эВ.

Поскольку эта оценка была основана на многих предположениях, то были проведены другие измерения температуры, основанные на определении относительной интенсивности потоков рентгеновского излучения, прошедших через бериллиевые фольги разной толщины [83]. Рентгеновское излучение регистрировалось с помощью пластмассовых сцинтилляционных счетчиков с фотоумножителями. В этих экспериментах импульсное излучение рубинового лазера с модулированной добротностью мощностью 400 МВт фокусировалось в воздухе. Температуру определяли по отношению сигналов от рентгеновского излучения в разных счетчиках. Вследствие плохой воспроизводимости лазерного импульса в полученных величинах имелся значительный разброс. В случае воздуха при давлении 400 мм рт. ст. измеренные величины достигали 180 эВ, но большинство результатов лежало в пределах 60-90 эВ.

Аналогичный метод был использован в работе [84] для измерения температуры искры, возникающей в воздухе под действием излучения лазера на неодимовом стекле с мощностью порядка 6*10° Вт. Рентгеновское излучение регистрировалось двумя пластмассовыми сцинтилляторами в сочетании с фотоумножителями. Сцинтилляторы были закрыты разными фольгами: один — бериллиевой фольгой толщиной 75 мкм, другой ——бериллиевой фоль- 18*

гой толщиной 55 мкм и никелевой фольгой толщиной 5,6 mkv. Такая комбинация фольг приводила к сильной зависимости отношения сигналов от температуры в диапазоне температур выше 100 эВ и поэтому позволяла проводить измерения с большой тотаостью. Оказалось, что температура сильно изменяется от вспышки к вспышке, что, по-видимому, связано с невоспропзводи- мостью параметров лазерного импульса. Тем не менее довольно надежно можно было получать плазму с температурой порядка 300 эВ.

Температура лазерной нснрм

Теперь мы в состоянии подытожить результаты измерений температуры искры, возникающей при лазерном пробое газов, подобно тому как это было сделано в гл. 4 для температуры и工аз-

ТАБЛИЦА 5.2

Сводка результатов измерений температуры

Мощность лазерного излучения, Вт

Газ

Интенсивность излучения, ВТ/СМ2

Температура, эВ

Метод определения температуры

Литератора

6 ・1()7

Воздух

8-1010

60

Мягкое рентгеновское излу- [46] чение 1)

6-109

Воздух

1,6-1012

300

Рентгеновское, излучение，)[84]

5-10®

Воздух

5-1010

^10

Ширина линии рассеянного ]31] света 1)

3-107

Воздух

3-10И

3-6

Линии N (II) 1)

阈

5-106

н2

з-юю

4—10

Линия На!)

【86]

4-Ю8

Воздух

5-1011

〜80

Рентгеновское излучение х) [83]

Аг

121。"

1

Линии Аг

[79]

—

№

2,6/0Н

8

Линии N (послесвечение)

[79]

Не

2,5.10Ю 5401°

25

55

Линии Не

[85]

1-108

воздух

1,6.10й

50

Движение искры

[29]

5-107

Нс

5-109

1,5

Излучение непрерывного [87] спектра (послесвечение) *)

2-108

Не

1,9-1011

《40

Линии Не (непрерывный [81] спектр)

1) Привеце

Воздух 3-1011〜90Расширение плазмы

нЫ вычисленные интенсивности излучения.

[33]

мы. образующейся при действии лазерного излучения на твердые мшпепи.

Данные сведены в табл. 5.2. Большинство этих результатов получено из спектроскопических исследований или из измерений рентгеновского излучения.

Как и раньше, оригинальные данные были подвергнуты некоторой обработке. В ряде случаев интенсивность рассчиты-

юоюоФиг, 5 22Сводка данных по зависимости электронной температуры в плазме пробоя от интенсивности лазерного излучения.1 —данные, полученные из исследования послесвечения, 2 — интенсивность излучения известна, з — интенсивность излучения получена расчетным путем.Фиг, 5 22Сводка данных по зависимости электронной температуры в плазме пробоя от интенсивности лазерного излучения.1 —данные, полученные из исследования послесвечения, 2 — интенсивность излучения известна, з — интенсивность излучения получена расчетным путем.

юо

юо

Фиг, 5 22

Сводка данных по зависимости электронной температуры в плазме пробоя от интенсивности лазерного излучения.

1 —данные, полученные из исследования послесвечения, 2 — интенсивность излучения известна, з — интенсивность излучения получена расчетным путем.

Фиг, 5 22

Сводка данных по зависимости электронной температуры в плазме пробоя от интенсивности лазерного излучения.

1 —данные, полученные из исследования послесвечения, 2 — интенсивность излучения известна, з — интенсивность излучения получена расчетным путем.

валась методом, аналогичным использованному в гл. 4; эти величины отмечены сноской. Данные, содержащиеся в таблице, представлены также на фиг. 5.22. Температура (в элсктронвольтах- дана как функция интенсивности излучения.

Хотя имеется значительный разброс данных, ясно, что температура является возрастающей функцией интенсивности излучения и что могут быть получены высокие температуры. Приведенные данные взяты из работ, выполненных разными авторами с использованием различных методов и на разных газах. Кроме того, как мы видели выше, измеренные величины температур изменяются от импульса к импульсу. Поэтому приведенные данные следует рассматривать как ориентировочные для оценки порядка велй' чип температур, возникающих в данных экспериментальных условиях.

Плотность злентронов

Спектроскопические измерения можно использовать для определения плотности электронов в искре. Спектроскопическое измерение ширины линий, уширенных вследствие эффекта Штарка, является прямым методом определения электронной плотности. При больших плотностях эффект Штарка дает основной вклад в ширину линии и можно пренебречь другими механизм мамп уширения. Плотность электронов пе связана с полной штарковской шириной соотношением

пе = С(пе,Т)\^2, (5.5)

где коэффициент С (пе, Т) слабо зависит от плотности электронов и его численные величины приведены во многих руководствах [88],

Оценка электронной плотности при пробое в воздухе по ширине линии N(II) с длиной волны 3995 А дала значение 2 *1018 см"3 [45]. Эта величина плотности, вероятно, относится к той стадии развития искры, когда объем, занятый плазмой, уже увеличился. Начальная же концентрация электронов, по-видимому, была выше.

При пробое в гелии и смеси гелия с водородом [78] ширины атомных линий соответствовали концентрации электронов около 2 *1017 см-3, а ширины ионных линий 6 *1018 см-3.

В работах [86, 89] спектроскопическим методом с временным разрешением была определена зависимость от времени электронной концентрации при лазерном пробое водорода в интервале давлений от 1 до 70 атм. Электронные плотности в момент максимальной яркости искры составляли 4 -1018 см"3 при начальном давлении 1 атм и около 1019 см-3 при начальном давлении 70 атм. После максимума яркости электронная плотность падала со временем, уменьшаясь примерно в 10 раз за 1 мкс.

Данные, приведенные на фиг. 5.21, показывают изменение во времени плотности электронов [81]. Начальная величина плотности электронов сравнима с плотностью атомов в исходном газе.

Кроме спектроскопических методов, для определения плотности электронов использовались также другие методы [31, 53, 87, 90, 91].

Оценка плотности электронов в эксперименте, описанном ранее [31], была получена из абсолютных измерений интенсивности рассеянного света. Для пробоя в воздухе и гелии были получены величины плотностей 5 *1019 и 5 -1017 см-3 соответственно^. Различие между величинами плотностей электронов для разных газов не объяснено. Метод определения концентрации электронов по рассеянию лазерного излучения применим, вероятно, на начальной стадии развития плазмы, где он должен дать более высокие

значения концентрации электронов. Оценки же по уширению линий следует производить на более поздних стадиях развития искры.

Еще одно измерение плотности плазмы, относящееся к стадии послесвечения, было проведено в работе [87]. Измерялась временная зависимость электронной концентрации при пробое гелия с давлением 10 атм сфокусированным импульсом рубинового лазера, имевшим мощность в максимуме около 50 МВт. Опреде-

Фи г 5 23.Распределение электронной плотности в поперечном сечении искры, образованной в воздухе при фокусировке излучения рубинового лазера мощностью 25 МВт.Время: 1 — 80 нс; 2 — 120 нс, 3 — 160 нс; 4 — 200 нс [53].Фи г 5 23.Распределение электронной плотности в поперечном сечении искры, образованной в воздухе при фокусировке излучения рубинового лазера мощностью 25 МВт.Время: 1 — 80 нс; 2 — 120 нс, 3 — 160 нс; 4 — 200 нс [53].ss SS^ESS QEOOHUlolf匚ss SS^ESS QEOOHUlolf匚

Фи г 5 23.

Распределение электронной плотности в поперечном сечении искры, образованной в воздухе при фокусировке излучения рубинового лазера мощностью 25 МВт.

Время: 1 — 80 нс; 2 — 120 нс, 3 — 160 нс; 4 — 200 нс [53].

Фи г 5 23.

Распределение электронной плотности в поперечном сечении искры, образованной в воздухе при фокусировке излучения рубинового лазера мощностью 25 МВт.

Время: 1 — 80 нс; 2 — 120 нс, 3 — 160 нс; 4 — 200 нс [53].

ss SS^ESS QEOOHUlolf匚

ss SS^ESS QEOOHUlolf匚

лялся коэффициент преломления плазмы путем просвечивания ее лучом гелий-неонового лазера и измерения расходимости зондирующего луча после прохождения через плазменное облако. Коэффициент преломления п связан с плотностью электронов соотношением

孔=[1 —(4jre2?Ze/ms2)『/2, (5.6)

где з ——угловая частота зондирующего лазерного луча, пь,еи пе— масса электрона, его заряд и плотность электронов соответственно. В интервале времени от 100 до 500 нс после пробоя плотность электронов уменьшалась примерно от 5 -1019 см-3 (что соответствует 20% от полной однократной ионизации исходного газа) до 1-1О10 см-3.

Коэффициент преломления можно определить также из голографических исследований искры [50——54]. Для получения разрешения во времени голограммы записывались с помощью нескольких задержанных во времени лучей. Изображение, восстановленное в свете гелий-неонового лазера, дает контуры плазменного образования. Плазма ведет себя как отрицательная цилипдрнче-

切〃1111111L-'010020。300Время】 нс切〃1111111L-'010020。300Время】 нс3 ^OS^ESS qESOHEOyu Hes3 ^OS^ESS qESOHEOyu Hes

切〃1111111L-

'010020。300

Время】 нс

切〃1111111L-

'010020。300

Время】 нс

3 ^OS^ESS qESOHEOyu Hes

3 ^OS^ESS qESOHEOyu Hes

Ф и Г. 5 24.°

Зависимость от времени средней плотности электронов в искре, образованной при фокусировании в воздухе импульса рубинового лазера [90].

ская линза, фокусное расстояние которой связано с коэффициентом преломления и, следовательно, с плотностью электронов. Поэтому измерения параметров восстановленного изображения могут дать величину плотности электронов в исходной нестационарной плазме. Полученное этим методом пространственное распределение плотности электронов в разные моменты времени после пробоя в воздухе иод действием сфокусированного импульса рубинового лазера показано на фиг. 5.23.

Для измерения электронной плотности использовалась также [90] интерферометрия на двух длинах волн, описанная в гл. 4 в связи с измерениями плотности плазмы, образующейся у поверхности твердой мишени. На фиг. 5.24 показана зависимость от времени средней плотности электронов в искре, образующейся в воздухе под действием излучения рубинового лазера. Экстраполяция кривой к начальному моменту времени дает результаты, согласующиеся с предположением о полной ионизации в фокальном объеме на начальной стадии развития искры.

Подводя итог измерениям плотности, можно сказать, что в начальные моменты времени образуется очень плотная плазма (> 1019 см~3). Электронная плотность соответствует полной однократной ионизации газа в фокальном объеме. Электронная плотность достаточно быстро убывает, но плотности порядка 1018 см-а существуют на стадии послесвечения примерно в течение 1 мкс.

ПРОБОЙ ПОД ДЕЙСТВИЕМ

ОУБНАНООЕКУНДНЫХ ЛАЗЕРНЫХ ИМПУЛЬСОВ

Все описанные до сих пор экспериментальные работы проводились с использованием импульсов лазера с модулированной добротностью, длительность которых обычно порядка 10 нс. После того как была установлена сущность явления синхронизации мод (которая приводит к появлению в импульсе подструктуры, характеризуемой короткими периодами интерференции между разными лазерными модами), было высказано предположение, что некоторые расхождения между теорией и экспериментом могли бы быть вызваны влиянием биений мод на развитие пробоя. Так, например, согласно табл. 5.1, наблюдаемое число поглощаемых одновременно фотонов при миогофотонной ионизации меньше величины отношения потенциала ионизации к энергии фотона. Поскольку в экспериментах неизбежно измерялась средняя интенсивность излучения лазера, было высказано предположение, что пробой мог быть вызван действием коротких импульсов большой амплитуды, образующих пикосекундную подструктуру х).

В связи с этим был проведен ряд экспериментов по пробою с использованием лазеров, излучающих периодические последовательности субнаносекундных импульсов [92——95]. Измерения средней пороговой интенсивности, необходимой для пробоя, показали, что пороги пробоя не зависят от наличия субнаносекунд- ной структуры [92]. В работе [92] для изучения порогов пробоя использовался рубиновый лазер, работающий в режиме одной поперечной и одной продольной моды. Естественно, что в таком лазере не может возникать биений мод и генерируемый импульс будет гладким. При одинаковых размерах фокального пятна и том же самом давлении газа пороги пробоя, измеренные с по-

Едва ли можно таким образом устранить противоречие. Средняя интенсивность отличается от максимальной множителем, который остается неизменным при неизменной форме импульса. Поэтому использование вместо максимального среднего значения интенсивности привело бы просто к параллельному переносу прямой линии на графике типа фиг. 5.17. Угол наклона прямой не меняется от замены максимальной интенсивности на среднюю. Реальные причины снижения эффективного числа квантои при многоквантовой ионизации обсуждаются в работах [72, 138, 139].—— "pitAh ред»

мощью одномодового лазера, были сравнимы с данными, полученными с многомодовым лазером. Другими словами, средняя пороговая мощность пробоя одинакова как в случае гладкого импульса, так и в случае импульса с пикосекундной составляющей, хотя в последнем случае мгновенная мощность может быть гораздо больше. Эти результаты показывают, что для возникновения пробоя нет необходимости в полях, существенно превышаю-

Фйг. 5.25.Зависимость порога пробоя от давления в азоте (7) и аргоне (2) под действием одиночного лазерного импульса субнаносекундной длительности [96].Фйг. 5.25.Зависимость порога пробоя от давления в азоте (7) и аргоне (2) под действием одиночного лазерного импульса субнаносекундной длительности [96].

Фйг. 5.25.

Зависимость порога пробоя от давления в азоте (7) и аргоне (2) под действием одиночного лазерного импульса субнаносекундной длительности [96].

Фйг. 5.25.

Зависимость порога пробоя от давления в азоте (7) и аргоне (2) под действием одиночного лазерного импульса субнаносекундной длительности [96].

щих измеренные экспериментально средние пороговые поля. Порог пробоя не зависит от изменений во временной и пространственной структуре луча, являющихся результатом взаимодействия мод, и его можно характеризовать средней интенсивностью излучения.

Из скоростной фотосъемки развития искры, образованной лазером с синхронизацией мод, было установлено, что после начала пробоя приход очередных импульсов из цуга вызывает быстрое скачкообразное расширение плазмы в сторону фокусирующей линзы [93]. Длина скачков составляла около 0,2 мм, а их продолжительность была меньше времени разрешения камеры. Этот результат означает, что пробой возникает в разных точках. После того как один из импульсов вызвал пробой, из точки пробоя распространяется сферическая ударная волна. Пробой от каждого последующего светового импульса возникает в точке, где этот

импульс встречается с фронтом ударной волны, образованной предыдущим импульсом. В результате пробой возникает в последовательности дискретных областей и распространяется по направлению к лазеру. Средняя скорость продвижения фронта плазмы оказалась около 4 -10е см/с, что близко к величине, полученной

мз других экспериментов.

Чтобы исследовать искру, образованную отдельным импульсом дикосекундной длительности, можно с помощью методов, описанных в гл. 2, выделить один

импульс из цуга, возникающего при синхронизации мод. Исследование показало, что имеются значительные отличия в пороге лробоя и развитии облака плазмы от случая, когда пробой вызывался и мп ул ь- ■сом (длительностью порядка 10 нс) лазера с модулированной добротностью [96, 97].

В одном из экспериментов с помощью насыщающегося фильтра в лазере на неодимовом стекле

Направление лазерноголунаНаправление лазерноголунаФиг. 5.26.Фоторазвертка процесса развития пробоя в азоте при давлении 3300 мм рт. ст.Искра образована одиночным субнаносекундным лазерным импульсом [96].Фиг. 5.26.Фоторазвертка процесса развития пробоя в азоте при давлении 3300 мм рт. ст.Искра образована одиночным субнаносекундным лазерным импульсом [96].осуществили модуляцию

Направление лазерноголуна

Направление лазерноголуна

Фиг. 5.26.

Фоторазвертка процесса развития пробоя в азоте при давлении 3300 мм рт. ст.

Искра образована одиночным субнаносекундным лазерным импульсом [96].

Фиг. 5.26.

Фоторазвертка процесса развития пробоя в азоте при давлении 3300 мм рт. ст.

Искра образована одиночным субнаносекундным лазерным импульсом [96].

добротности и синхронизацию мод. Получавшийся изолированный субнаносе- кундный импульс имел

энергию порядка 100 мДж

и длительность около 10~п с [96]. Были проведены измерения лороговой интенсивности пробоя в азоте и аргоне, результаты которых показаны на фиг. 5.25. Зависимость порога пробоя от дав

ления подобна той, которая получается в случае более длинных импульсов. Однако величина пороговой интенсивности на три лорядка больше, чем в случае наносекундных импульсов. Умень-

тпепие длительности импульса т приводит к возрастанию порога, Пропорциональному 1/т [97]. Ввиду этого кажется маловероятным, ято образование плазмы связано с одной лишь многофотонной ионизацией г).

1) В работе [97] показано, что для давлений, меньших некоторого критического, пробой вызван многофотонной ионизацией атомов (см. также работы [140, 141]). В области же давлений, больших критического, пробой носит лавинный характер.— Прим, перев.

В работе [96] при помощи электроннооцтической камеры с линейной разверткой было сфотографировано развитие искры, образующейся под действием одиночного субнаносекундного импульса. Результаты этих исследований показали наличие центрального светящегося ядра, существующего в течение десятков наносекунд, и светящейся оболочки, которая расширяется со скоростью 2 -108 см/с примерно в течение 1 ней затем схлопывается со скоростью около 2 - Ю7 см/с. Типичная фоторазвертка п））обоя показана на фиг. 5.26. Такая картина развития искры сильно отличается от наблюдаемой в случае обычного лазера с модулированной добротностью.

Дальнейшие исследования искры, возникающей под действием излучения лазеров с синхронизацией мод, показали возможность самофокусировки излучения [98, 99]. Отдельные области пробоя от каждого из импульсов последовательности, формирующейся при синхронизации мод, имели диаметры, меныдие или равные 5 мкм, что соответствовало пределу разрешения оптической системы. Наблюдения проводились в рассеянном лазерном свете. Так как в этих экспериментах диаметр фокального пятна составлял не менее 25 мкм, то полуденные результаты были интерпретированы как подтверждение наличия самофокусировки. Самофокусировка в искре уже была описана раньше для случая лазерного импульса большей длительности.

Пока еще недостаточно полно изучены механизмы, играющие роль в образовании искры при пробое ультракоротким лазерным импульсом. Исследования искры, возникающей под действием субнаносекундного импульса, находятся на самой начальной стадии. Необходима еще большая работа по исследованию пробоя в этой области лазерных параметров.

ДРУГИЕ ЗИСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ

Пробой в парах металлов

Во всех обсуждавшихся выше экспериментах изучалось образование лазерной искры в инертных и двухатомных газах. Измерения проводились также и в случае паров металлов с разными потенциалами ионизации. В одном из экспериментов [100] измерялись пороги пробоя в парах ртути, цезия и рубидия. Результаты измерений приведены на фиг. 5.27 в виде зависимости пороговой интенсивности пробоя от плотности числа атомов. По оси абсцисс отложена плотность атомов, а не давление, поскольку трубки с парами металлов работают при повышенных температурах. На фиг. 5.27 для сравнения приведены также данные для аргона и гелия, В случае элементов с низкими потенциалами ионизации — цезия и рубидия ——пробой происходит совершенно

от плотности числа атомов для паров металловот плотности числа атомов для паров металловв другой области интенсивностей, чем в случае ртути, для которой пороги пробоя сравнимы с порогами в аргоне и гелии. Зависимость порога пробоя от плотности имеет одинаковый вид для всех газов. Цезий и рубидий не обнаруживают столь ярко выраженного порога пробоя, как другие газы; область пробоя простирается

от плотности числа атомов для паров металлов

от плотности числа атомов для паров металлов

@н「5 27.

Зависимость порога пробоя в инертных газов [100].

вдоль оси лазерного луча в обоих направлениях от фокуса на расстояние порядка 1 см. Согласно работе [1001, эти результаты не противоречат предположению, что рост искры обусловлен тормозным поглощением. Однако они не позволяют сделать однозначный выбор между двумя конкурирующими механизмами х).

Аналогичные результаты по порогу пробоя ртути были получены также другими авторами [101 ].

Образование искры под действием излучения лазеров других типов

Во всех описанных до сих пор экспериментальных работах использовались лазеры на рубине или неодимовом стекле 1c модулированной добротностью и большой пиковой мощностью. Использование именно этих типов лазеров связано с тем, что для

丄)Автор имеет в виду лавинный пробой и многофотонную ионизацию. В случае металлов с низким потенциалом ионизации последний механизм представляется наиболее вероятным. Экспериментальное подтверждение многофотонного механизма пробоя в условиях, близких к имевшим место в [101], дано в работах [147, 148].— Прим. ред.

получения пробоя необходима высокая плотность потока излучения, порядка 1011 Вт/см. Тем не менее небольшое число исследований было выполнено с помощью лазеров других типов.

Очевидно, что пробой произойдет и в случае, если необходимая интенсивность излучения будет обеспечена в миллисекундном лазерном импульсе. В одном из опытов [102] импульс лазера на неодимовом стекле длительностью 1 мс с полной энергией в диапазоне 800—1400 Дж фокусировался в воздухе линзой с фокусным расстоянием 10 см. Максимальная мощность в пичках достигала величины 10——30 МВт, достаточной для осуществления пробоя. В этом эксперименте возникали большие, ярко светящиеся области пробоя с размерами порядка нескольких сантиметров.

Были также проведены исследования пробоя в газах под действием излучения СО2-лазера с длиной волны 10,6 мкм. Они позволили в 10 раз расширить область изучения частотной зависимости порога [103]. Хотя пиковая мощность лазера на углекислом газе не так велика, как мощность лазеров с модулированной добротностью на рубине или неодимовом стекле, поперечное сечение обратного тормозного процесса возрастает обратно пропорционально кубу частоты [см. формулу (4.30)]. Вследствие этого порог пробоя под действием более длинноволнового излучения должен быть ниже. Действительно, под действием излучения СО?- лазера с модулированной добротностью мощностью 200 кВт возникал пробой в аргоне, гелии и ксеноне при давлениях от 4 до 10 атм. Следует отметить, что пробой даже при самых высоких давлениях наблюдался не в каждом импульсе. Для обеспечения пробоя газ предварительно ионизовался с помощью индукционной катушки. В воздухе же пробой не возникал даже и в этом случае (давление составляло 10 атм) х).

Порог пробоя под действием излучения СО2-лазера можно сравнить с величинами, полученными для лазеров на рубине и неодимовом стекле, расширив, таким образом, на порядок интервал измерений частотной зависимости порога пробоя. Как и на фиг. 5.8, порог пробоя продолжает уменьшаться при уменьшении частоты. Было найдено, что порог пробоя в аргоне при давлении 7 атм равен приблизительно 8 -IO8 Вт/см2. Этот результат находится в разумном согласии с выводами, основанными на лавинном механизме процесса.

ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ РАССМОТРЕНИЕ

При описании экспериментов, относящихся к лазерной искре, мы уже упоминали о расхождении между данными разных исследователей. Поэтому нас не должны удивлять встречающееся в дальнейшем различие в точках зрения при теоретическом анализе и интерпретации экспериментальных результатов. Детальный теоретический анализ многих сторон явления лазерного пробоя остается пока незавершенным. Тем не менее сложилась вполне- приемлемая картина многих процессов, играющих роль в развитии лазерной искры.

Основными процессами, представляющими интерес, являются: образование начальных зарядов, необходимых для возникновения искры; поглощение световой энергии, поддерживающее лавинный рост ионизации; потери в процессе развития лавины и расширение искры после окончания лазерного импульса. Каждый из этих процессов рассматривался многими авторами, зачастую почти эквивалентными путями. Мы не будем пытаться детально описать каждый результат отдельно, а подытожим основные выводы.

Инициирование пробоя

Если сфокусировать в газе лазерное излучение с интенсивностью, превышающей пороговую величину, то всегда происходит пробой. Как мы уже видели, экспериментальные результаты* свидетельствуют о том, что на основные характеристики искры влияет процесс лавинной ионизации, начинающийся с небольшого количества свободных зарядов. Для возникновения пробоя необходимо наличие эффективного механизма образования начальных зарядов. Благодаря космическому и другим источникам излучения в воздухе присутствует небольшая равновесная плотность электронов, примерно равная 103 см'3. Эта плотность слишком мала, чтобы можно было считать ее способной вызвать развитие лавины. Воспроизводимый пробой происходит в объеме порядка 10~8—10-7 см3, поэтому вероятность нахождения даже одного электрона в области взаимодействия в течение лазерной вспышки очень мала. Это обстоятельство привело к так называемой «проблеме первого электрона».

Тот факт, что при мощности лазерного излучения, несколько- меньшей пороговой, развивается значительная предпробойная ионизация [64] и что наличие начального заряда от внешнего источника не снижает порога пробоя [12], показывает, что начальный заряд возникает под действием самого лазерного излучения я в этом смысле проблемы начальных зарядов не существует. В качестве механизма, обеспечивающего появление начального

заряда, наибольшее внимание привлекло многофотонное поглощение, при котором электрон одновременно поглощает несколько лазерных квантов, мгновенно набирает энергию ионизации и покидает атом, в котором находился. Необходимое число фотонов ，V равно целой части величины （1 -卜 Hh^Y где / — потенциал ионизации газа и hv ——энергия фотона. Для ионизации инертных газов требуется одновременное поглощение около 10 фотонов. Многие авторы [104——114] проанализировали многофото!шую ионизацию применительно к лазерной искре. Результаты показали, что при существующих мощностях излучения лазеров миого- фотонньте эффекты могут вызвать появление свободных электронов в фокальном объеме за время длительности лазерного импульса.

Другие механизмы изучены в меньшей степени, чем многофотонная ионизация. Представляется маловероятным прямое вырывание электронов из атомов в электрическом поле световой волны. В работе [107] было показано, что туннелирование электрона через потенциальный барьер под действием высокочастотного поля и многофотонное поглощение являются разными сторонами одного и того же процесса. В качестве одной из возможностей следует рассматривать ионизацию примесей, однако полные расчеты здесь отсутствуют.

Для вычисления вероятности многофотонной ионизации была применена теория возмущений — вначале с использованием приближенных волновых функций и матричных элементов [104], а затем, в более сложном варианте, с точными волновыми функциями для водорода и водородоподобными волновыми функциями для атомов инертных газов [105, 106]. Теория возмущений дает дяя вероятности 兄（改）（в единицу времени и на один атом） испускания электрона с волновым вектором к при одновременном поглощении N фотонов следующее выражение:

М（к）=臺闿n汴， （5.7）

где F — поток лазерного излучения в фотонах на квадратный ■сантиметр в секунду, К（д|）— матричный элемент перехода Л'-го порядка, /п, е,无,с и со — соответственно масса электрона, заряд электрона, постоянная Планка, скорость света и угловая частота света. Для получения полной вероятности перехода в единицу времени на атом это выражение необходимо проинтегрировать по углам вылета электрона. Матричный элемент дается суммой по всем энергетически возможным комбинациям проме^куточпых 'Состояний. Вероятность Л-ступенчатого процесса, являющегося частной комбинацией переходов, очень быстро уменьшается с увеличением N; однако число комбинаций возможных промежуточных состояний быстро возрастает. В связи с последним обстоятельством вероятность перехода может быть заметной и для N х 10.

Первоначальные оценки [104] дали слишком малые значения вероятности многофотонной ионизации, не обеспечивающие необходимого начального числа электронов. Однако, после того как в расчетах были использованы уточненные волновые функции, вычисленные вероятности перехода возросли на несколько порядков [105, 106]. Результаты, относящиеся к ионизации инертных газов излучением рубинового лазера, приведены в табл. 5.3.

ТАБЛИЦА 5 3

Мноюфотонная ионизация *)

Газ

Число фотонов, необходимых для многофотонной ионизации,N

Поперечное сечение поглощения, см2

Пороговая величина потока В, фотон/см2 • с

вычисленная 2)

наблюдаемая з)

Хе

7

4,64-10-20б F?

0,057-1030

Кг

8

1,47-Ю-233 F8

0,042-Ю30

0,28-1030

Аг

9

3,30-10-265 F9

0,087-1030

0,33-103»

Ne

13

1,57/0-399 及з

2,3-103»

О,66.1О3о

Не

14

1,36・ 10-438 F竝

9,8-Юзо

0,70-Юзо

1) Для ионизации излучением рубинового лазера

2) Поток, необходимый для образования одного электрона в газе мов/см3 в фокальном объеме 10~s см3 за время 10 нс [105].

з)Из работы [10].

плотностью 1020 ато-

Данные представлены двумя способами: 1) как поперечное сечение поглощения и 2) как пороговая величина потока, необходимая для образования одного электрона в фокальном объеме размером 10~8 см3 в газе с плотностью атомов 1020 см-3 в течение лазерного импульса длительностью 10 нс. В таблицу включены также экспериментальные данные [10] о пороговых потоках, подобранные специально для сравнения с расчетами многофотонной ионизации при тех же условиях. В рассматриваемом интервале значений F поперечные сечения уменьшаются с ростом N. Вычисленные величины, по-видимомут согласуются с требованием образования начального электрона по крайней мере в ксеноне, криптоне и аргоне. Вычисленное поперечное сечение для ксенона хорошо согласуется с экспериментально определенным сечением многофотонной ионизации [66, 106].

Из расчетов следует также, что едва ли пробой полностью обусловлен многофотонными эффектами (необходимо образование 1013 электронов).

*9*023

На фиг. 5.28 представлены результаты расчетов числа электро* нов, образующихся под действием излучения рубинового лазера за 10 нс в фокальном объеме 10-8 см3 в газе с плотностью 1020 см"3. Определенный из данных фиг. 5.28 поток, необходимый для о6ра・

Ф и г. 5.28.Расчетное число электронов в фокальном объеме 10~8 см3 в газе с плотностью 1020 атомов/см3, возникающих в результате многофотонной ионизации, как функция плотности потока фотонов для лазерного импульса длительностью 10 нс [105].Ф и г. 5.28.Расчетное число электронов в фокальном объеме 10~8 см3 в газе с плотностью 1020 атомов/см3, возникающих в результате многофотонной ионизации, как функция плотности потока фотонов для лазерного импульса длительностью 10 нс [105].SOHOdulHaHe HSHQ-OSU 05^SOHOdulHaHe HSHQ-OSU 05^

Ф и г. 5.28.

Расчетное число электронов в фокальном объеме 10~8 см3 в газе с плотностью 1020 атомов/см3, возникающих в результате многофотонной ионизации, как функция плотности потока фотонов для лазерного импульса длительностью 10 нс [105].

Ф и г. 5.28.

Расчетное число электронов в фокальном объеме 10~8 см3 в газе с плотностью 1020 атомов/см3, возникающих в результате многофотонной ионизации, как функция плотности потока фотонов для лазерного импульса длительностью 10 нс [105].

SOHOdulHaHe HSHQ-OSU 05^

SOHOdulHaHe HSHQ-OSU 05^

зования 1013 электронов, оказывается больше экспериментальной величины I). Более того, пороговая интенсивность многофотонного пробоя должна изменяться пропорционально плотности в степени ( —1/;V). Эта зависимость гораздо слабее обнаруженной экспериментально.

I) Едва ли правильно считать, что все экспериментально наблюдаемые 1(卩^ электронов образуются в фокальном объеме. В рассматриваемом численном примере это особенно нереально, так как потребовало бы дссити- кратной ионизации всех атомов.— Прим. ред.

В работе [107] методом модифицированной теории возмущений выведена общая формула для вероятности ионизации в электрическом поле. На низких частотах она описывает туннельный эффект, а на высоких — многофотонное поглощение. Таким образом, эти два эффекта можно считать разными сторонами одного и того же явления. Приближенное выражение для вероятности Wo ионизации атома за единицу времени в высокочастотном случае имеет вид [16]

/ 2л/ \3/2 / е2Е2 \[(2几〃+

%。， (5.8)

где со ——угловая частота света, Е ——напряженность электричек ского поля, h — постоянная Планка, т и е — соответственно мае* са и заряд электрона, I ——потенциал ионизации, квадратные скобки означают целую часть числа, стоящего в скобках. Согласно этой формуле, при действии па водород импульса излучения рубинового лазера мощностью 50 МВт, сфокусированного в пятно площадью 10-5 см2, в фокальном объеме (~10一8 см3) за время 1 нс должно образоваться около 103 свободных электронов.

Можно поставить под сомнение применимость метода теории возмущений для такого типа вычислений, так как по своей сущности теория возмущений может описывать лишь небольшие по величине эффекты. Использование ее в случае больших возмущений выходит за пределы обычной теории возмущений. В связи с этим в работе [110] была предложена другая постановка задачи. Описанные выше расчеты позволяют провести сравнение с экспериментом.

Если допустить возможность механизма ионизации, при котором вначале происходит многофотонное поглощение, переводящее атом в возбужденное состояние, а затем одно- или двухквантовая ионизация, то эффективная величина N может уменьшаться с соответствующим увеличением поперечного сечения (или уменьшением порога), как следует из табл. 5.3. В атомах инертных газов между энергией возбужденных уровней и энергией целого числа квантов рубинового лазера имеется несколько состояний, близких к резонансным. Как уже было отмечено, штарковское уширение возбужденных уровней может способствовать таким переходам. Этим можно было бы объяснить уменьшение необходимого числа фотонов, участвующих в многофотонной ионизации 丄)(см. табл. 5.1), а также появление начальных электронов в результате многофотонной ионизации в гелии и неоне, для которых вычисленные величины потока, указанные в табл. 5.3 (при значениях N、соответствующих потенциалу ионизации), больше наблюдаемых.

1) См. примечание на стр. 281.

Другая возможность связана с многофотонной ионизацией примесей. Для органических соединений было бы достаточно N ^ 7. Слабая зависимость от давления повышает роль любых примесей с низкими потенциалами ионизации. Даже следы порядка 10~° криптона в гелии могли бы понизить рассчитанный пороговый поток приблизительно в 20 раз [106]. Эти цифры показывают, насколько трудно точно определить, откуда появился первый электрон, так как почти невозможно провести наблюдения в дос ia- точно чистом газе.

Многофотонное инициирование пробоя под действием излуче- пия СО2-лазера менее вероятно, так как энергия кванта мала. Действительно, оказалось, что под действием импульсов излучения СО2-лазера разряд хорошо развивается, но возникает с трудом и не воспроизводится [103]. Хотя это наблюдение и согласуется с многофотонными эффектами, оно не позволяет провести различие между ионизацией основного газа и следов примесей.

Какова же в таком случае роль многофотонной ионизации? Кажется вероятным, что одновременное поглощение некоторого числа фотонов (N ^ 7 для рубинового лазера), приводя к появле^ нию начальных электронов, вызывает рождение лавины. Также вполне возможно, что ионизуемые таким способом атомы или молекулы присутствуют в основном газе в виде следов примесей. Многофотонное поглощение не определяет характеристик развитого разряда.

Рост ионизации

Как мы уже видели, имеется много экспериментов, показывающих, что основные макроскопические свойства искры обусловлены возрастанием начальной ионизации. Начальные электроны образуются довольно легко, поэтому наблюдаемые величины, такие, как время пробоя и пороговая интенсивность излучения, определяются процессами, при которых небольшое начальное количество заряда возрастает до уровня, соответствующего полной ионизации газа в фокальной области. Лавинный рост ионизации поддерживается поглощением лазерного света. Процесс поглощения можно обсуждать двумя эквивалентными способами: либо так, как это делают в теории СВЧ-пробоя, либо рассматривая его как обратный тормозной процесс.

В общих чертах процесс СВЧ-пробоя можно описать следующим образом. Во внешнем переменном электрическом поле электроны осциллируют с частотой поля. За время полупериода колебания поля электрон не может приобрести энергию, достаточную для ионизации. В отсутствие столкновений электронов с атомами газа отсутствует и передача энергии поля электронам.

Однако при наличии столкновений электроны могут приобрести энергию от СВЧ-поля. Скорость набора энергии свободным электроном известна из теории СВЧ-пробоя

(5.9)(5.9)dW е2%с

(5.9)

(5.9)

dt 一 2?" (v| + g)2)

где W ——энергия электрона, vc ——частота его столкновений с молекулами газа, (о ——угловая частота света, £0 ——амплитуда электрического поля, а е и т — соответственно заряд и масса электрона. (Это выражение отличается множителем 2 от соответствующих формул, используемых некоторыми авторами, однако для наших целей такое различие несущественно.) Если эта величина превышает скорость потери энергии электроном, то в конечном счете электрон наберет энергию, достаточную для ударной ионизации« После этого как начальный электрон, так и электрон, возникший в результате ударной ионизации, могут повторить описанный процесс, что приведет к лавинному росту ионизации. Многие авторы [5, 12, 16, 76, 86, 89, 115—121] рассматривали развитие1 лавины в применении к лазерному пробою. В случае оптического диапазона основная проблема связана с тем, что энергия фотона больше, чем приращение энергии AW за полупериод электричек ского поля

АЖАЖ_2叫_2叫(5.10)、(5.10)、

АЖ

АЖ

_2叫

_2叫

(5.10)、

(5.10)、

Можно считать, что в микроволновой области приращение энергии электрона происходит в результате поглощения им большого числа фотонов. На оптических частотах колебательная энергия электрона в электромагнитном поле меньше, чем энергия одного фотона. Например, на пороге пробоя в случае рубинового лазерй (£〜107 В/см) величина \W порядка 0т1 эВ, в то время как энергия фотона равна 1,78 эВ. То обстоятельство, что поглощение света происходит дискретными квантами, побудило некоторых авторов рассматривать лазерный пробой как явление, полностью отличающееся от СВЧ-пробоя, Проблема снимается, если предположить, что произойдет много столкновений, прежде чем в одном из них электрон мгновенно поглотит квант энергии [16]. Можно показать, что квантовомеханическое рассмотрение приводит к аналогичным результатам [117].

Введем теперь понятие эффективного поля

здесь уменьшение эффективности передачи энергии электрону от поля на высоких частотах учитывается введением множителя vc/( Vc + (о2)1/2. Поглощение энергии электромагнитного поля

происходит в результате столкновений электронов с молекулами

на низких столкпове-на низких столкпове-А忆=А忆=1 dW1 dW62研62研vc 山一2m (能+ s2)•vc 山一2m (能+ s2)•(5.12)(5.12)газа; при з》％ процесс не столь эффективен, как частотах. Количество энергии АТУС, передаваемое при ни。，определяется соотношением

на низких столкпове-

на низких столкпове-

А忆=

А忆=

1 dW

1 dW

62研

62研

vc 山一2m (能+ s2)•

vc 山一2m (能+ s2)•

(5.12)

(5.12)

Величина А% также много меньше энергии фотона.

Частота столкновений vc является, вообще говоря, функцией энергии электрона. Можно написать

(5.13)(5.13)Vc = иРсР,

(5.13)

(5.13)

где и — скорость электрона, Рс — вероятность столкновения и р — давление газа. Для рассматриваемых газов в разумном интервале энергий электронов величина vjp порядка 1010 с-1-мм рт. ст,", При дальнейшем рассмотрении мы пренебрежем зависимостью vc от энергии. Для газа с давлением 1 атм величина vc будет порядка 1013с-1. Поэтому в случае оптического пробоя со》vc и, согласно соотношению (5.11), Е3^<^Е^. Уравнение (5.9) можно записать в виде

dt ~ 2?"0>2 ,

Лавинный процесс ведет к экспоненциальному росту электронной плотности

N = Noerit = Noet/tc.(5.15)

Здесь N ——число электронов в разряде, NQ — начальное число электронов, г； — скорость ионизации и tc — постоянная времени лавины. В качестве критерия пробоя можно взять условие N = = 1013, что соответствует экспериментальной ситуации. Чтобы получить пробой при начальном числе NQ ^ 10 электронов в фокальном объеме, необходимо около 40 поколений. Число поколений слабо зависит от величины NOl если задавать ее в разумных пределах. Концентрация электронов становится большой только в конце процесса; 99% от всего числа актов ионизации происходит за последние 7 поколений. Поэтому рост числа ионизованных атомов и потери при развитии лавины, а также время развития пробоя определяются условиями, существующими в те моменты времени, когда концентрация электронов мала.

Условие возникновения пробоя имеет вид

j П dt — ln-^^ 40(5.16)

или

j 警一…，(5/7)

где / — потенциал ионизации. В случае прямоугольного импульса с длительностью tp отсюда следует выражение для пороговой интенсивности излучения

(5.18)(5.18)Fth=^0rnc/netp) (Z(o2/vc).

(5.18)

(5.18)

Это выражение, полученное в простом приближении, в котором совершенно не учитываются потери, тем не менее предсказывает правильную зависимость порога пробоя от частоты лазерного излучения, давления и потенциала ионизации газа.

Оптическим аналогом процессов СВЧ-пробоя является поглощение, связанное с обратным тормозным эффектом. Этот эффект состоит в том, что свободный электрон переходит в состояние с большей энергией в непрерывном энергетическом спектре. Согласно законам сохранения энергии и импульса, поглощение возможно только при одновременном взаимодействии с тяжелой частицей (атомом, молекулой или ионом). Мы уже приводили формулу для коэффициента тормозного поглощения света в кулоновском поле иона [см. (4.30)]. Эта формула справедлива для горячей плазмы, образовавшейся вблизи поверхности твердой мишени. На начальных же стадиях пробоя газ остается холодным и содержит мало ионов. Поэтому более вероятно, что взаимодействие электрона с излучением происходит в поле нейтрального атома или молекулы. Коэффициент поглощения, связанный с обратным тормозным эффектом, в системе, состоящей из нейтрального атома и свободного электрона, вычислен лишь в нескольких частных случаях, а именно для нейтрального водорода [122—124], и для случая, когда поперечное сечение упругого рассеяния о (к) слабо зависит от волнового вектора к [5, 125]丄).Полученный в результате таких расчетов коэффициент поглощения а (в единицах СГС) в газе с температурой 2' и с плотностями электронов и молекул соответственно пе и ип можно представить в виде [126]

а = 14,5а = 14,5(5.19)(5.19)е2а (0) (〃Т)'/2 пепп

а = 14,5

а = 14,5

(5.19)

(5.19)

7也m2c0)2

где к ——постоянная Больцмана.

Приведем численное значение коэффициента поглощения для температуры 5000 К и частоты рубинового лазера

(5.20)(5.20)а 10"39иеп7г см-1.

(5.20)

(5.20)

Если плотности нейтральных атомов и ионов сравнимы, то преобладает поглощение в поле ионов. Однако в условиях, характерных для развития лазерной искры, поглощение преимущественно

происходит в поле нейтральных атомов или молекул. В этом случае скорость поглощения энергии определяется соотношением

箒=步歹=aF/nn = 14,5eо (0) (/^产几e歹/川%炉，(5.21)

где # — поперечное сечение поглощения, связанного с обратным тормозным эффектом, F — интенсивность лазерного излучения. В работе [120] исследовалась связь этого выражения с классическим соотношением (5.9) и было показано, что выражение (5.21) эквивалентно (5.9) в том смысле, что дает квантовое описание того же самого процесса, который с классической точки зрения рассматривается в теории СВЧ-пробоя.

Теперь рассмотрим рост лавины при наличии потерь. Увеличение плотности электронов пе дается уравнением

d： = ^N歹"+ 1V“ 一 Wa% + D\2ne — P^e,(5.22)

где ^nFn — скорость многофотонной ионизации, va и Р — коэффициенты прилипания и рекомбинации электронов соответственно; vne —— скорость ионизации в результате столкновений нейтральных молекул и электронов, которые приобрели энергию в процессе тормозного поглощения, D —— коэффициент диффузии электронов. В большинстве практических случаев диффузионные потери преобладают над потерями, связанными с рекомбинацией и прилипанием х). Кроме того, после начала лавины скорость многофотонной ионизации намного меньше, чем vne. Поэтому

^-^vne-VD^ne.(5.23)

Соответствующую величину v можно вычислить либо из уравнения (5.9), либо из уравнения (5.21). Если область пробоя имеет характерную диффузионную длину А, то величину V2we можно заменить на —ие/А2. Тогда для прямоугольного лазерного импульса получаем выражение

% = ^ео ехр [ (Vд2 )力]，(5.24)

описывающее рост ионизации начиная с затравочной электронной плотности пе0. Это выражение следует сравнить с (5.15), которое получено без учета потерь.

Процесс роста был детально рассмотрен при различных предположениях относительно диффузионных потерь. Результаты расчета роста^ионизации в аргоне при давлении 700 мм рт. ст. для

типичной формы лазерного импульса в случаях амбиполярной и свободной диффузии при разных пиковых мощностях показаны на фиг. 5.29. Видно, что при большой мощности лазерного излучения быстро достигается полная ионизация, а при мощности лазер* ного излучения немного меньше пороговой степень ионизации невелика [76].

Фиг. 5.29.Кривые роста электронной плотности в аргоне при давлении 700 мм рт. ст. и диаметре фокального пятна 0,1 мм, рассчитанные в предположении, что все возбужденные атомы немедленно ионизуются излучением.Внизу показан временной ход интенсивности лазерного излучения. Сплошные кривые соответствуют амбиполярной диффузии, пунктирные ——свободной диффузии электр онов. Интенсивность лазерного излучения; 1— 1,6.10й Вт/см2; 2 — 6,5• 1010 Вт/см2; з —Фиг. 5.29.Кривые роста электронной плотности в аргоне при давлении 700 мм рт. ст. и диаметре фокального пятна 0,1 мм, рассчитанные в предположении, что все возбужденные атомы немедленно ионизуются излучением.Внизу показан временной ход интенсивности лазерного излучения. Сплошные кривые соответствуют амбиполярной диффузии, пунктирные ——свободной диффузии электр онов. Интенсивность лазерного излучения; 1— 1,6.10й Вт/см2; 2 — 6,5• 1010 Вт/см2; з —~oOHQdEK80e qulgHEO尸~oOHQdEK80e qulgHEO尸

Фиг. 5.29.

Кривые роста электронной плотности в аргоне при давлении 700 мм рт. ст. и диаметре фокального пятна 0,1 мм, рассчитанные в предположении, что все возбужденные атомы немедленно ионизуются излучением.

Внизу показан временной ход интенсивности лазерного излучения. Сплошные кривые соответствуют амбиполярной диффузии, пунктирные ——свободной диффузии электр онов. Интенсивность лазерного излучения; 1— 1,6.10й Вт/см2; 2 — 6,5• 1010 Вт/см2; з —

Фиг. 5.29.

Кривые роста электронной плотности в аргоне при давлении 700 мм рт. ст. и диаметре фокального пятна 0,1 мм, рассчитанные в предположении, что все возбужденные атомы немедленно ионизуются излучением.

Внизу показан временной ход интенсивности лазерного излучения. Сплошные кривые соответствуют амбиполярной диффузии, пунктирные ——свободной диффузии электр онов. Интенсивность лазерного излучения; 1— 1,6.10й Вт/см2; 2 — 6,5• 1010 Вт/см2; з —

~oOHQdEK80e qulgHEO尸

~oOHQdEK80e qulgHEO尸

На фиг. 5.18 иным способом продемонстрировано влияние потерь. Их наличие приводит к возрастанию пороговой мощности при уменьшении фокальной площади, так как при этом электроны могут легче диффундировать из ф°кального объема. На этом графике проведено сравнение экспериментальных данных с теоретической зависимостью пороговой мощности от радиуса фокального пятна, вычисленной в предположении свободной диффузии

электронов. Рост ионизации при преобладающей роли рекол1би- национных потерь рассмотрен в работе [12]; возможность радиационных потерь обмечена также в работе 117].

Данные о зависимости пороговых величин от давления можно удовлетворительно объяснить, рассматривая процессы роста ионизации с учетом потерь. Для микроволнового пробоя многих газов была развита полная теория этого явления [128], учитывающая эффективное поле 石^也巾[см. (5.11)]. Для данного газа порог

Ф и г, 5 30.

Пороги лазерного пробоя в гелии.

Экспериментальные точки взяты из работы [8]. Сплошная кривая рассчитана на основе теории СВЧ-пробоя с учетом потерь и известной зависимости Е^ 巾也 А от рА, см. текст [127]

пробоя является функцией только давления р и характерного размера А, который определяет величину диффузионных потерь электронов из искры. Связь между величинами /餌 А и рА полностью характеризует порог пробоя.

При очень высоких давлениях частота электронных столкновений становится сравнимой с частотой лазерного излучения и величина ^эфф, рассматриваемая как функция давления, достигает, согласно (5.11), максимальной величины. Это соответствует минимуму на кривой зависимости порога пробоя от давления, который действительно был обнаружен экспериментально [13]. При еще более высоких давлениях, для которых vc ^>(о, величина dWldt, согласно уравнению (5.9), будет уменьшаться. Предположение о том, что частота электронных столкновений не зависит от энергии электрона, до некоторой степени справедливо для водорода и гелия, С учетом этого предположения были проанализированы данные по пробою в гелии. Результаты приведены на фиг. 5.30.

Полученные указанным способом теоретические данные хорошо согласуются с экспериментальными. Сплошная кривая построена на основе микроволновой теории при Л = 10-2/л см.

Интересно заметить, что полученная на основании теории СВЧ-пробоя величина пороговой напряженности поля является убывающей функцией отношения длительности импульса к периоду СВЧ-поля. Она приближается к стационарному значению при длительности импульса порядка 105—10° периодов поля [127]. При длительностях, превышающих 105 периодов, порог пробоя отличается не более чем на 10% от порога пробоя в постоянном электрическом поле. Основным фактором при определении влияния длительности импульса на импульсный пробой является число периодов электромагнитного поля. Это приводит к несколько удивительному результату: пробой газа под действием и мп ул ь- са излучения лазера с модулированной добротностью является по существу стационарным процессом. Действительно, в импульсе содержится около 107 периодов.

Таким образом, в масштабе времени, который вводится в микроволновой теории пробоя, импульс лазера с модулированной добротностью имеет сравнительно большую длительность. В случае импульсов пикосекундной длительности число периодов в импульсе составляет около 103 или 10" и процесс развития пробоя, согласно сказанному, не достигает стационарного состояния. Пороги пробоя для импульсов пикосекундной длительности должны возрастать по сравнению с порогом пробоя в случае импульсов наносекундной длительности }

3卜 Расширение искры

Многие авторы [16, 29, 32, 35—38, 40, 128—132] исследовали расширение светящейся искры. Наиболее характерное явление — распространение искры навстречу световому потоку — привело к созданию модели детонационной волны, поддерживаемой излучением. Детонационная волна является ударной волной, которая подпитывается энергией, выделяющейся за ее фронтом. В нашем случае энергия выделяется в результате поглощения падающего лазерного излучения. Это явление аналогично детонации реагирующих газов, в которой роль энергии, выделяющейся в результате реакции, играет поглощаемая энергия лазерного

В связи с рассматриваемыми в этом разделе вопросами отметим работу [152], в которой проведен весьма полный теоретический анализ развития пробоя в воздухе с учетом лавинной и многофотонной ионизации, потерь электронов и неравновесности распределения электронов по энергиям.一 Прим, ред.

излучения. Скорость фронта детонации р определяется соотношением

v = [2 (у-1)А£11/2,(5.25)

где 7 —— показатель адиабаты, АЕ — поглощенная световая энергия, приходящаяся на единицу массы. Поглощенную энергию определяют путем измерения энергии излучения до и после прохождения фокального пятна. Если W ——полная поглощенная энергия, то величина АЕ равна г)

АЕ = ・孔，(5.26}

откуда

[2 (f-1) W/nr^t^,(5.27}

где и — скорость фронта, усредненная за время 厶力 в течение которого происходит поглощение, г — радиус фокального пятна м pi — начальная плотность вещества. Плотность газа за фронтом детонационной волны дается соотношением

Рг = Pi 1(? + 1)/丫]・(5.28〉

Расчет по уравнению (5.27) при типичных условиях дает величину и, равную 2 407 см/с, которая согласуется с экспериментально измеренной величиной. В работе [32] было получено следующее выражение для зависимости размера искры X от времени:

х = Г125r次'統艷(V2-1)з/5

—[斤 PHI-COS а)^' J

где %акс — пиковое значение напряженности электрического поля, 2a ——угол схождения луча, а о и р — константы, характеризующие плазму; величина 0 пропорциональна коэффициенту поглощения плазмы, о — высокочастотная проводимость. Согласно формуле (5.27), скорость расширения должна возрастать пропорционально энергии лазерного излучения в степени % — по крайней мере в условиях, когда плазма сильно поглощает в течение большей части лазерного импульса. Это согласуется с экспериментальными результатами [46], которые показывают, что скорость возрастает пропорционально энергии лазерного излучения в степени 工/з* Это обстоятельство свидетельствует в пользу механизма ударной волны, поддерживаемой лазерным излучением.

Для описания процессов, протекающих после окончания лазерного импульса, можно попытаться применить теорию распространения взрывных волн. Взрывная волна отличается от детонациол-

вой тем, что после ее образования подвод энергии к фронту волны отсутствует. Ударная волна возникает в результате реакции, происходящей в некотором объеме газа, однако при ее дальнейшем распространении через газ никакой энергии к фронту волны не подводится. Согласно теории сильного взрыва, ударная волна движется по закону

X = U/pi 严产 * (5.30)

Зависимость размера X от времени, рассчитанная по формуле (5.29) для времен, меньших длительности лазерного импульса, и по формуле (5.30) для времен, превышающих длительность импульса, находится в согласии с данными, приведенными на фиг. 5.11,

Как уже было отмечено в разделе, посвященном экспериментальным исследованиям, в работе других авторов [35] была получена иная, чем на фиг. 5.11, а, временная зависимость расширения ударного фронта. Авторы работы [35] еще раз проанализировали выводы описанной выше простой теории и показали, что результаты существенным образом зависят от следующих предположений: а) мощность лазерного излучения при интегрировании уравнений, описывающих движение фронта волны, считается не зависящей от времени; б) энергия лазерного излучения полностью поглощается непосредственно за детонационной волной. Однако эти предположения не всегда отвечают действительности. Если рассмотреть реальную форму лазерного импульса, то предсказываемая степень временной зависимости в случае детонационной волны будет изменяться в пределах от 0,6 до 0,8 в зависимости от того, в какой момент лазерного импульса возникает пробой. В оптически тонких газах, в частности в водороде и гелии, лазерное излучение может проходить сквозь искру, почти не поглощаясь в тонком слое за фронтом детонационной волны. Вследствие этого показатель степени смещается к значению около 0,75. Проделанный анализ показывает, что при описании детонационной волны необходимо принимать во внимание характеристики газа и форму лазерного импульса. Для одних условий величина показателя степени может составлять около 0,6 [32], а для других — примерно 0,8 или 0,9 [35].

Различие в наклонах кривых на фиг. 5.11, а и 5.11, б после окончания лазерного импульса не нашло пока удовлетворительного объяснения, и в работе [35] было высказано сомнение по поводу применимости гипотезы взрывной волны. В работе [130] проведен анализ формы и закона расширения лазерной искры после окончания лазерного импульса, основанный на предположении, Что искра заполняет сферический сектор, определяемый сфокусированным лазерным лучом. Этот объем расширяется, что при-

водит к образованию ударной волны с нарушенной сферической симметрией 丄).

Было предложено также несколько других механизмов распространения пробоя. В их число входят следующие:

Волна пробоя [16]. Для лазерного импульса, мощность которого возрастает со временем, интенсивность излучения впервые достигает пороговой величины в фокусе. Спустя некоторое время интенсивность будет превышать пороговое значение на разных расстояниях от фокуса вдоль светового канала по направлению к лазеру. Проб。访 будет возникать в этих точках канала с задержкой относительно момента пробоя в фокусе. Скорость волны пробоя определяется простым соотношением

(5.31}

г — радиус Эта модельг — радиус Эта модельгде tc — время возникновения пробоя в фокусе, фокального пятна, 2a — угол схождения луча [16]. не получила широкого распространения, поскольку она приводит к результатам, не очень хорошо согласующимся с экспериментальными данными.

г — радиус Эта модель

г — радиус Эта модель

Радиационный механизм [16]. Нагретый газ испускает излучение, которое вызывает ионизацию газа перед поглощающим слоем. Приходящий лазерный свет будет поглощаться этим ионизированным газом, образуя новую область пробоя. Этот механизм нашел подтверждение в том, что он позволяет объяснить образование множественных областей пробоя, и в частности длинной искры. Однако он представляет трудность для анализа, и полного теоретического рассмотрения этого механизма не проводилось.

Бегущая волна ионизации [129]. Для этого механизма необходимо образование свободных электронов перед волной пробоя, скажем, под действием излучения искры. В результате будет распространяться волна ионизации от искры по направлению к лазеру аналогично случаю «а». Если начальные электроны в точке х возникают в момент времени 厶,а волна достигает ее в момент времени 力2, то

j dt/ti = In—= const,(5.32)

где п1фит ——критическая плотность электронов, характеризующая пробой, п^ ——начальная электронная плотность,力 ——постоянная времени лавинной ионизации. В случае треугольной формы

1) Более подробно вопрос о распространении ударных волн, поддерживаемых излучением, изучен в работах [153—156]. Исследована, в частности, структура фронта таких волн, определяемая кинетикой ионизации и электронной теплопроводностью.— Прим. ред.

импульса эта формула приводит к следующему соотношению между временем возникновения пробоя в фокальном пятне радиусом г и временем 方2, пробоя, возникающего на расстоянии х от фокуса в направлении лазерного луча:

(г 十 n tgа) = г2 (2% —而)/%,(5.33)

где tb ——время, необходимое для образования пробоя. Экспериментальные данные для некоторых газов, полученные при разных давлениях и радиусах фокальных пятен, находятся в разумном согласии с этим простым соотношением [1291 }

Итак, в вопросе о развитии лазерной искры пока нет полной ясности, В частности, не объяснен наблюдаемый экспериментально отрыв ударной волны от фронта свечения. Имеется ряд конкурирующих механизмов, которые объясняют отдельные стороны экспериментальных наблюдений. Многие особенности роста искры объясняются моделью детонационной волны, поддерживаемой излучением. Так как сами экспериментальные результаты получены в разных условиях и часто недостаточно хорошо согласуются между собой, то сказать с полной определенностью, какой именно- механизм играет основную роль при данной совокупности экспериментальных условий, пока нельзя.

4. Численные расчеты

Описанные в предыдущих разделах закономерности роста и нагревания лазерной искры были учтены при численных расчетах на ЭВМ процессов, происходящих при лазерном пробое- 1133, 134]. Преимущество таких расчетов состоит в том, что они учитывают все закономерности и дают в виде численных результатов единую картину развития плазмы. В одной из работ [1331 были рассчитаны характеристики лазерной искры с помощью программы, в которой учитывались гидродинамическое расширение, электронная теплопроводность, кулоновское взаимодействие между электронами и ионами, свободно-свободное поглощение падающего лазерного излучения и тормозное излучение плазмы. Предполагалось, что в начальный момент существовала малая искра с радиусом 0,2 мм. В течение времени действия лазерного- импульса ударная волна представляла собой сферически симмет-

Радиус, мм

®н「，5.31,

Зависимость электронной температуры от радиуса в разные моменты времени.

Расчет проведен для дейтерия с начальной плотностью 0,18 мг/см3 и лазерного импульса, выделяющего энергию 100 Дж в течение 5 нс при начальном радиусе искры 0 2 мм [132]

Ф и г 5 32.

Зависимость давления от радиуса в разные моменты времени.

Расчет проведен для дейтерия с начальной плотностью 0,18 мг/см3 и лазерного импу， выделяющего энергию 100 Дж в течение 5 нс при начальном радиусе искры 0，Z мм

ричную волну детонации с радиусом, изменявшимся пропорционально времени в степени 0,6. После окончания импуаьса радиус ударной волны возрастал пропорционально времени в степени 0,4. Данные, представленные на фиг. 5.31—5.33, соответствуют пробою

Фиг 5 33.

Зависимость радиуса искры от времени.

Расчет проведен для дейтерия с начальной плотностью 0,18 мг/см3 и лазерного импульса, выделяющего энергию 5 Дж R течение 5 нс при начальном радиусе искры (),2 мм [132].

в дейтерии под действием лазерного импульса с энергией 100 Дж и длительностью по полувысоте 5 нс. Эти расчеты показывают, что с помощью имеющихся в настоящее время лазерных импульсов наносекундной длительности можно достичь температур порядка 100 эВ и давлений порядка десятков килобар. Расчеты также показывают, что температура должна возрастать пропорционально мощности лазерного излучения в степени %. Это накладывает ограничение на максимально достижимые температуры.

ЛИТЕРАТУРА

Maker Р. D.^ Terhune R. W., Savage С. АЛ, в «Quantum Electronics, Proceedings of the Third International Congress», P. Grivet and N・ Bloember- gen, eds., p. 1559. Columbia Univ. Press, New York, 1964.

Hagen W.尸.，Journ. Appl. Phys., 40, 511 (1969).

DeMichelis C, IEEE Journ. Quantum Electron., QE-5, 188 (1969).

Meyerand R. G., Haught A. F., Phys. Rev. Lett., 13, 7 (1964).

Phelps A. V. et al.. Investigation of Gas Ionisation Phenomenon at Optical and IR Frequencies, Tech. Rep. No. RADC-TR-65-133, AD 46 7,392 (June 1965).

20-023

Tomlinson R. G., Damon E. K., Experimental Data on the Breakdown of Air and Argon by a Ruby Laser Pulse, Ohio State Univ. Res. Foundation Rep., AD 443,784 (1 June 1964).

Waynant R. ЙЛ, Ramsey J. Я., Journ. Opt. Soc. Amer., 55, 602 (1965).

Meyerand R. G., Haught Л.儿,Phys. Rev. Lett., 11,401 (1963) (см. перевод в сб. «Оптические квантовые генераторы», изд-во《Мир», 1966).

Minck R.序.，Journ. Appl. Phys., 35, 252 (1964).

Tomlinson R. G., Phys. Rev. Lett., 14, 489 (1965).

Buscher H. T., Tomlinson R. G., Damon E.左.，Phys. Rev. Lett., 15, 847 (1965) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучениям, изд-во «Мир)*» 1968).

Young М., Hercher М., Journ. Appl. Phys., 38, 4393 (1967).

Gill D. Я., Dougal A. A., Phys. Rev. Lett., 15, 845 (1965),

Мицук В. E., Савоськин В. И*、Черников В. А., Письма в ЖЭТФ, 4, 129 (1966).

Абрикосова 〃. 〃.，Щербина-Самойлова М. Б., Письма в ЖЭТФ, 7, 305 (1968).

Райзер Ю. 〃., УФН, 87, 29 (1965).

Smith D. С, Haught А.力.，Phys. Rev. Lett., 16, 1085 (1966) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Ахманов С. А. и др. Письма в ЖЭТФ, 1, 42 (1965).

Barthelemy С., Leblanc М., Воucault М. Г., Compt. Rend., 266, 1234 (1968).

Young M., Chin S. £., Isenor TV. /?., Can. Journ. Phys., 46, 1537 (1968).

Chin S. £., Isenor TV. R , Phys. Rev., 158, 93 (1967).

Adelman A. H., Journ. Chem. Phys., 45, 3152 (1966).

Howe J. Л., Journ. Appl. Phys., 36, 3363 (1965).

Вардзигулова Л. £., Кайтмазов С. Д., Прохоров А. М., Письма в ЖЭТФ,

799 (1967).

Edwards D.尸.，Litvak М. AT, Bull. Amer. Phys. Soc., 10, 73 (1965)*

Chan P. W., DeMichelis C., Kronast 氏，Appl. Phys. Lett., 13, 202 (1968).

Дарманян A. P., Мицук В. E., Черников В. N., Письма в ЖЭТФ, 8, 117 (1968).

Young М,, Hercher М., Wu С.-У., Journ. Appl. Phys., 37, 4938 (1966).

Коробкин В. В. и др., ЖЭТФ, 53, 116 (1967).

Савченко М. М., Степанов В. Я., Письма в ЖЭТФ, 8, 458 (1968).

Ramsden S. Л., Davies W. Е.凡，Phys. Rev. Lett., 13, 227 (1964).

Ramsden S. ДSavic P., Nature, 203, 1217 (1964).

Floux 乩，Veyrie P., Compt. Rend., 261, 3371 (1965).

Breton C. et al., Journ. Phys., 26, 490 (19 65).

Daiber J. W., Thompson Я. M., Phys. Fluids, 10, 1162 (1967).

Басов Я. Г. u dp., ДАН СССР, 173, 538 (1967).

Bobin J. L. et al., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 923 (1968).

Buehl K. et 加Phys. Lett., 26A, 248 (1968).

39* Ahmad M, Key M. Я., Appl. Phys. Lett., 14, 243 (1969).

Floux 凡，Guyot Z)., Langer O., Compt. Rend., 267, 416 (1968).

Евтушенко T, П. u 3p・，ЖТФ, 36, 1115 (1966).

Малышев Г. M., Островская, Г. В., Челидзе Т. Я., Оптика и спектроско пия, 20, 374 (1966).

43* Владимиров 8. И., и @卩，ЖТФ, 38, 2109 (1968).

Владимиров В. И. и др.^ ЖТФ, 37, 1742 (1967).

Мандельштам С. Л. и др.^ ЖЭТФ, 47, 2003 (1964).

Мандельштам С. Л. и др., ЖЭТФ, 49, 127 (1965).

Hall Н. 5., Journ. Appl. Phys., 40, 1941 (1969).

Аскаръян Г. 4. и др- Письма в ЖЭТФ, 3, 465 (1966).

Hall R. 8., Journ. Appl. Phys., 40, 36 (1969).

Островская Г. 8., Островский Ю. И., Письма в ЖЭТФ, 4, 121 (1966).

Зайдель А. Н. и др., ЖТФ, 36, 2208 (1966).

Kakos 4. et aL, Phys. Lett., 23, 81 (1966).

Комиссарова И.反，Островская, Г. В., Шапиро Л. 〃.，ЖТФ, 38, 1369 (1968).

Комиссарова И. И. и др., Phys. Lett., 29А, 262 (1969).

55* Alcock А. Л, DeMichelis С, Hamai К., Appl. Phys. Lett., 12, 148 (1968).

Пашинин П. П., Int. Quantum Electron. Consf., 1968 Miami, May 14—17, Paper 21U1 (1968).

Alcock A. J. ei al., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 593 (1968)*

Korobkin B. 8r ЛIcock A. J., Phys. Rev* Lett., 21, 1433 (1968).

Chiao R. Y., Garmire E・,Townes C.瓦,Phys. Rev. Lett., 13, 479 (1964).

Evans L. R., Morgan C. G., Nature, 219, 712 (1968).

Аскарьян Г. Л. и dp., Письма в ЖЭТФ, 1, 9 (1965).

Damon Е. К., Tomlinson Е. G., Appl. Opt., 2, 546 (1963).

Chen С. Phys. Rev. Lett., 16, 833 (1966).

Naiman C. S. et aL, Phys. Rev., 146, 133 (1966).

Chalmeton 匹,Papoular /?., Phys. Lett., &6A, 579 (1968).

Воронов Г. С, Делоне Я. Б., Письма в ЖЭТФ, 1, 42 (1965).

Воронов Г. С., Делоне Н. Б., ЖЭТФ, 50, 78 (1966).

Воронов Г. С., Делоне Н. Е・，Делоне Г. Л., Письма в ЖЭТФ, 3, 480 (1966).

Вороное Г. С., Делоне Г. Л., Делоне Н. S, ЖЭТФ, 51, 1660 (1966).

Воронов Г. С. 乂 др., Письма в ЖЭТФ, 2, 377 (1965).

Быстрова Т. Б. и 日卩.，Письма в ЖЭТФ, 5, 223 (1969).

Делоне Г. Л. и др.、Письма в ЖЭТФ, 9, 103 (1969).

Делоне Г. 4, Делоне Я Б , ЖЭТФ, 54, 1067 (1968).

Agostini Р. et Compt. Rend., 266, 1034 (1968).

Agostini P. et aL, IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 667 (1968)

Phelps A. 7., в книге «Physics of Quantum Electronics», P. L. Kelley et aL, eds., p. 538. McGraw-Hill, New Yoik, 1966 (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-бо 《Мир», 1968).

Haught A. F.t Meyerand Е. G., Smith D- С., в книге «Physics of Quantum Electronics», P. L. Kelley et al. eds., p. 509, McGraw-Hill, New York, 1966 (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Евтушенко Т. Р. и др., ЖТФ, 36, 1506 (1966).

Daiber J. W., Winans J. G., Journ. Opt. Soc. Amer., 58, 76 (1968).

Fawcett В. C., et a，.，Proc. Phys. Soc., 88, 1051 (1966).

Braerman W.孔，Stumpfel C. R., Kunze H.J., Journ. Appl. Phys., 40, 2549 (1969).

Cesari C. et a，.，Compt. Rend., 267, 4 81 (1968).

Alcock A. J., Пашинин 〃.力.，Ramsden S. Л., Phys. Rev. Lett., 17, 528 (1966) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во 《Мир», 1968).

Ванюков М. П. и 办.，Письма в ЖЭТФ, 7, 321 (1968).

Scherrer V. Е., Bull. Amer. Phys. Soc., 14, 106 (1969).

Litvak M. M., Edwards D.乩，Journ. Appl. Phys., 37, 4462 (1966).

Lampis G., Brown S. C, Phys. Fluids, 11, 1137 (1968).

Griem H・ Л., Plasma Spectroscopy, McGraw-Hill, New York, 1964.

Litvak M. M” Edwards D. F., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 486 (1966).

Alcock 4・ Ramsden S. A., Appl. Phys. Lett., 8, 187 (1966).

Minck R.巾・，Rado W. G., Joum. Appl. Phys., 37, 355 (1966).

Smith D・ &, Tomlinson /?. G., Appl. Phys. Lett., 11, 73 (1967).

Alcock 4・ J・，DeMichelis C, Richardson M. C., Phys. Lett., 28A, 356 (1968).

94* Кайтмазов С. Д., Медведев 4. 4., Прохоров A. M.t ДАН СССР, 180, * Ю92 (1968).

Гленко % 〃• 〃 @P・, Письма в ЖЭТФ, 9, 561 (1969).

Alcock Д. Л, Richardson М. С., Phys. Rev. Lett., 21, 667 (1968).Красюк И.左.,Пашинин 〃. 〃., Прохоров А. М., Письма в ЖЭТФ, 9、 581, (1969).A Icock A. J. et al., Appl. Phys. Lett., 14, 145 (1969).Alcock A. /. et al , Phys. Lett , 29A, 47 5 (1969).,100. Rizzo J. £,, Klewe R. C, Brit. J oum Appl. Phys., 17, 1137 (1966).Грутман M, Л. u 8p*、Письма в ЖОТФ, 7, 311 (1968).Ванюков M. П. u dp., Письма в ЖЭТФ, 3, 316 (1966)103* Smith D. C, Haught A. F., Investigation of the Mechanisms Associated with Gas Breakdown under Intense Optical Illumination, Rep Number UARL F920272-12, AD 665,000 (December 1967).Gold Л., Bebb H.反，Phys. Rev. Lett., 2 4, 60 /1965).Bebb Я. B., Gold 4, в книге «Physics ol Quantum Electronics», P. L. Kelley et al., eds., p. 489. McGraw-Hill, New Yoik, 1966.Bebb H* 立，Gold /., Phys. Rev., 143, 1 (1966) (см. перевод в сб. «ДейстAlcock Д. Л, Richardson М. С., Phys. Rev. Lett., 21, 667 (1968).Красюк И.左.,Пашинин 〃. 〃., Прохоров А. М., Письма в ЖЭТФ, 9、 581, (1969).A Icock A. J. et al., Appl. Phys. Lett., 14, 145 (1969).Alcock A. /. et al , Phys. Lett , 29A, 47 5 (1969).,100. Rizzo J. £,, Klewe R. C, Brit. J oum Appl. Phys., 17, 1137 (1966).Грутман M, Л. u 8p*、Письма в ЖОТФ, 7, 311 (1968).Ванюков M. П. u dp., Письма в ЖЭТФ, 3, 316 (1966)103* Smith D. C, Haught A. F., Investigation of the Mechanisms Associated with Gas Breakdown under Intense Optical Illumination, Rep Number UARL F920272-12, AD 665,000 (December 1967).Gold Л., Bebb H.反，Phys. Rev. Lett., 2 4, 60 /1965).Bebb Я. B., Gold 4, в книге «Physics ol Quantum Electronics», P. L. Kelley et al., eds., p. 489. McGraw-Hill, New Yoik, 1966.Bebb H* 立，Gold /., Phys. Rev., 143, 1 (1966) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», пзд-во 《Мир», 1968).

Alcock Д. Л, Richardson М. С., Phys. Rev. Lett., 21, 667 (1968).

Красюк И.左.,Пашинин 〃. 〃., Прохоров А. М., Письма в ЖЭТФ, 9、 581, (1969).

A Icock A. J. et al., Appl. Phys. Lett., 14, 145 (1969).

Alcock A. /. et al , Phys. Lett , 29A, 47 5 (1969).

,100. Rizzo J. £,, Klewe R. C, Brit. J oum Appl. Phys., 17, 1137 (1966).

Грутман M, Л. u 8p*、Письма в ЖОТФ, 7, 311 (1968).

Ванюков M. П. u dp., Письма в ЖЭТФ, 3, 316 (1966)

103* Smith D. C, Haught A. F., Investigation of the Mechanisms Associated with Gas Breakdown under Intense Optical Illumination, Rep Number UARL F920272-12, AD 665,000 (December 1967).

Gold Л., Bebb H.反，Phys. Rev. Lett., 2 4, 60 /1965).

Bebb Я. B., Gold 4, в книге «Physics ol Quantum Electronics», P. L. Kelley et al., eds., p. 489. McGraw-Hill, New Yoik, 1966.

Bebb H* 立，Gold /., Phys. Rev., 143, 1 (1966) (см. перевод в сб. «Дейст

Alcock Д. Л, Richardson М. С., Phys. Rev. Lett., 21, 667 (1968).

Красюк И.左.,Пашинин 〃. 〃., Прохоров А. М., Письма в ЖЭТФ, 9、 581, (1969).

A Icock A. J. et al., Appl. Phys. Lett., 14, 145 (1969).

Alcock A. /. et al , Phys. Lett , 29A, 47 5 (1969).

,100. Rizzo J. £,, Klewe R. C, Brit. J oum Appl. Phys., 17, 1137 (1966).

Грутман M, Л. u 8p*、Письма в ЖОТФ, 7, 311 (1968).

Ванюков M. П. u dp., Письма в ЖЭТФ, 3, 316 (1966)

103* Smith D. C, Haught A. F., Investigation of the Mechanisms Associated with Gas Breakdown under Intense Optical Illumination, Rep Number UARL F920272-12, AD 665,000 (December 1967).

Gold Л., Bebb H.反，Phys. Rev. Lett., 2 4, 60 /1965).

Bebb Я. B., Gold 4, в книге «Physics ol Quantum Electronics», P. L. Kelley et al., eds., p. 489. McGraw-Hill, New Yoik, 1966.

Bebb H* 立，Gold /., Phys. Rev., 143, 1 (1966) (см. перевод в сб. «Дейст

Келдыш Л. 8., ЖЭТФ, 47, 1945 (1964).

Tozer В. А.. Phys Rev., 137, А1665 (1965).

Бункин Ф. В.、Прохоров 4. М., ЖЭТФ, 52, 1610 (1967).

Henneberger W. С. т Phys. Rev. Lett., 21, 838 (1968).

Gardner /. W., Int. Journ. Electron. 22, 123 (1967).

Morton К M., Proc. Phys. Soc., 92, 301 (1967).

Шапарёв Я. Я., Оптика и спектроскопия, 23, 178 (1967).

Zernic W., Phys. Rev., 135, А51 (1964).

Wright J. К., Proc. Phys. Soc., 84, 41 (1964).

Tomlinson R. G., Proc. IEEE, 52, 721 (1964).

Зельдович Я. Б., Райзер Ю. 77., ЖЭТФ, 47, 1150 (1964).

Рютов Д. Д、, ЖЭТФ, 47, 2194 (1964).

Аскаръян Г. 4., Рабинович М. С., ЖЭТФ, 48, 290 (1965).

Browne Р. F., Proc. Phys. Soc., 86, 1323 (1965).

Афанасьев Ю. В., Беленов Э. М., Крохин О.后.，Письма в ЖЭТФ, 8,

209 (1968).

2. Chandrasekhar S., Breen F. Н., Astrophys. Journ., 104, 430 (1946).

Ohmura T・,Ohmura Я., Astrophys. Journ., 131, 8 (i960).

Somerville W. B., Astrophys. Journ., 139, 192 (1964).

Akcasu A. Z., Wald L. Я., Phys. Fluids, 10, 1327 (1967).

MacDonald 4. D., Microwave Breakdown in Gases, Ch. 8. Wiley, New

York, 1966.

Райзер Ю. 27., ЖЭТФ, 48, 1508 (1965).

Alcock A. J. et al., Phys. Rev. Lett., 20, 1095 (1968).

129.130.131.129.130.131.132.133.132.133.Panarella E , Savic P.> Cdn. Journ. Phys., 46, 183 (1968).

129.

130.

131.

129.

130.

131.

132.

133.

132.

133.

Canto C., Reuss J.-D , Veyrie R, Compt. Rend , 267, 878 (1968).

Champetier J.-L., Couairon M. T Vendenboomgaerde Y., Compt. Rend., 267, 1133 (1968).

Kidder R. Nucl. Fusion, 8, 3 (1968).

Martineau J., To non G, Phys. Lett., 28A, 710 (1969).

IM*.Зельдович Я. Б., Райзер Ю. 〃., Физика ударных волн и высокотемпера^ турных гидродинамических явлений, изд-во «Наука», 1966.

135* .Дышко А.力Луговой В, Я., Прохоров А. М., ЖЭТФ, 61, 2305 (1972), 136*.Дышко Л. Л., Луговой В. Н., Прохоров А, М., Письма в ЖЭТФ, 6, 655 (1967).

i37* .Мульченко Б. Ф,, Райзер Ю. 〃., ЖЭТФ, 60, 643 (1971).

138*.BaAos J., Kiss Л., Szabo 厶.，Tendler M., Vllth Intern. Quant. Electron. Conf., Montreal, 1972; KFKI-72-42 Preprint, 1972.

139*.Вороное Г. С, ЖЭТФ, 51, 1496 (1966).

140*. Красюк И, 7Г., Пашинин 〃. П , Письма в ЖЭТФ, 15, 471 (1972). 1^1* .Красюк И. Я., Пашинин 〃. П., Прохоров 4. М., ЖЭТФ, 58, 1606 (1970).

142*./?. G. Tomlinson, Appl. Phys. Lc"., 18, 149 (1971).

1^3*.Gravel M., Robertson W. J., Alcock A. J., Buehl K., Richardson M. C.t Appl. Phys. Lett., 18, 75 (1971).

Райзер ЛА 〃•，ЖЭТФ, 58, 2127 (1970).

\^Ь*.Генералов М. Л., Зимаков В、〃.，Козлов Г. "., Масюков В. А., Райзер Ю. 〃.，ЖЭТФ, 61, 1434 (1971).

146*.Райзер 10, 〃.，УФЫ, 108, 429 (1972).

^.Фирсов О.及,Чибисов М. Я., ЖЭТФ, 39, 1770 (I960).

i4S*.0ffenberger А, 4., Burnett N. Н., Journ. Appl. Phys., 43, 4977 (1972). i^.Kishi &, Sawada K., Okuda T., Journ. Phys. Soc. Japan, 29, 1053 (19 70). 150*.Анисимов С. И., Лысиков IO "., Тепло- и массоперенос, т. 8, стр. 5(), Минск, 1972.

{Ы^.Бункин Ф. В., Конов В. И., Прохоров А. М.^ Федоров В. 6., Письма в ЖЭТФ, 9, 609 (1969).

152*.Kroll М, Watson К. М., Phys. Rev., А5, 1883 (1972).

153*・Кеу М. Я., Jouin. Phys., В, Ser. 2, 2, 544 (1969)._

i55*.Анисимов С. 〃., Фишер В. И., ЖТФ, 41, 2571 (1971).156*.Wilson A., Journ. Fluid Meeh., 43, 399 (1970).i55*.Анисимов С. 〃., Фишер В. И., ЖТФ, 41, 2571 (1971).156*.Wilson A., Journ. Fluid Meeh., 43, 399 (1970).\Ь^.Бусурипа 力，Н., Волосевич 〃• 〃.，Леванов Е. И., Препринт № 1797-70, ИПМ АН СССР, 1970.

i55*.Анисимов С. 〃., Фишер В. И., ЖТФ, 41, 2571 (1971).

156*.Wilson A., Journ. Fluid Meeh., 43, 399 (1970).

i55*.Анисимов С. 〃., Фишер В. И., ЖТФ, 41, 2571 (1971).

156*.Wilson A., Journ. Fluid Meeh., 43, 399 (1970).

Глава 6. ПОВРЕЖДЕНИЕ ПРОЗРАЧНЫХ МАТЕРИАЛОВ

ВВЕДЕНИЕ

Мы уже говорили о явлениях, происходящих при взаимодействии лазерного излучения с поглощающими материалами. Механизм такого взаимодействия большей частью ясен. Не удивительно, что при действии лазерного излучения на поверх* ность поглощающего материала происходит нагрев, плавление и испарение вещества. При взаимодействии лазерного луча с прозрачными материалами также возникает много эффектов. Они столь же ярко проявляются, но их не так легко предвидеть.

Характер этих эффектов сильно зависит от мощности лазер” ного излучения. Если она меньше некоторой пороговой величины, то луч проходит через прозрачный материал без видимых эффектов. Однако при превышении пороговой величины начинается поглощение и могут возникнуть такие явления, как выброс материала с поверхности, образование внутренних пустот, плавление, испарение и в некоторых случаях — интенсивное растрескивание материала. В результате этих эффектов интенсивность лазерного луча, проходящего через материал, сильно уменьшается. На фиг. 6.1 показаны некоторые примеры повреждений в стеклах под действием лазерного излучения.

Уже в самых ранних работах [1, 2], посвященных изучению лазерных повреждений, были определены типы повреждений, которые могут возникать в большинстве материалов, прозрачных для излучения небольшой мощности. Образование трещин, пузырей, полостей и выброс вещэства наблюдались в случае лазеров как с модулированной добротностью» так и с миллиceкyндны^f импульсом. Однако большинство работ по этому вопросу было выполнено при - помощи лазеров с модулированной добротностью.

Одно из поразительных явлений — это образование длинной узкой области повреждения, вытянутой в направлении распространения лазерного 'луча [11. Вполне возможно, что такое повреждение связано с самофокусировкой лазерного луча. В противном случае было бы трудно понять, как могла образоваться столь длинная и узкая область. На фиг. 6.1, в показана фотография одной из длинных областей повреждения. Под микроскопом эта область выглядит как длинная цепочка пузырьков.

Повреждение прозрачных материалов представляет значительный интерес. Его изучению было посвящено много экспериментальных и теоретических работ } Однако механизмы повреждения до сих пор полностью не выяснены. В большинстве случаев повреждения нежелательны. Особенно это касается повреждения

Фиг. 6.1,

Примеры повреждений в стекле.

Повреждения могут иметь разные формы, некоторые из них показаны здесь. Во всех случаях был использован рубиновый лазер с модулированной добротностью. Фотографии Сделаны в отраженном белом свете. Каждая из фотографий представляет область площадью около 2 мм8.

а — кратер, образованный пря фокусировании луча на поверхность; 6 — внутренняя полость, возникающая при фокусировании луча внутрь образца, вид вдоль направления распространения луча; в — цепочка пузырьков, вид перпендикулярно лучу, г — дисковая область раскола, возникающая при фокусировании луча внутрь образца, луч падает слева (фиг, 6.1, а и фиг. 6.1, 6 взяты из работы [3]).

линз и других оптических элементов через которые проходит лазерный луч, а также зеркал и внутренних элементов самого лазера, в частности рубиновых и других кристаллов, используемых в лазерах.

В этой главе мы опишем основные экспериментальные наблюдения, касающиеся повреждений лазерным излучением таких материалов, как стекло, рубин, щелочно-галоидные соединения

")Исчерпывающий обзор литературы с комментариями по 1966 г. включительно содержится в работе [4].

и прозрачные полимеры. Будет сделан также обзор теорий, развитых для объяснения механизмов повреждения лазерным излучением. Имеется несколько предположительных механизмов пробоя. Экспериментальная ситуация недостаточно ясна, чтобы можно было отдать предпочтение одному из этих механизмов. При разных обстоятельствах могут играть роль различные механизмы. Главными предполагаемыми механизмами являются: 1) образование фононов (гиперзвука) в процессе вынужденного рассеяния Мандельштама ——Бриллюэна; при этом интенсивность фоноиов может достигать величины, при которой звуковая волна вызывает разрушение материала; 2) поглощение света дефектами, первоначально присутствующими в материале, в результате которого возникает тепловой удар и появляется микроплазма; 3) явления, связанные с электронной лавиной, при которой свободные электроны, поглощающие лазерное излучение, ускоряются в электрическом ноле, приобретая энергию, достаточную для ударной ионизации атомов вещества, в результате чего увеличивается число свободных электронов. Этот процесс приводит к поглощению лазерного света и, следовательно, к интенсивному локальному нагреву. Предположительными источниками начальных электронов, необходимых для возникновения лавины, являются многофотонное поглощение и поглощение при внутризонных переходах. Последний из указанных механизмов очень тесно связан с явлением обычного пробоя диэлектриков под действием статического электрического поля высокой напряженности.

Кроме того, экспериментальные данные показывают, что на процесс разрушения влияет самофокусировка лазерного излучения. Хотя сама по себе самофокусировка не является механизмом повреждения, было обнаружено, что она способствует возникновению повреждения. Прежде чем продолжить более подробное обсуждение разрушения диэлектриков, мы рассмотрим явления самофокусировки и вынужденного рассеяния Мандельштама — Бриллюэна (ВРМБ), что необходимо для понимания процессов повреждения，)•

ЯВЛЕНИЯ, СВЯЗАННЫЕ С РАЗРУШЕНИЕМ ДИЗЛЕКТРИКОВ

Самофокусировка оптических лучей

Явление самофокусировки лазерных лучей не имеет прямого отношения к кругу вопросов, рассматриваемых в данной книге. Однако это явление необходимо кратко описать, поскольку

Отметим также механизм разрушения, связанный с температурными напряжениями при неоднородном нагревании за счет малого остаточного поглощения. Исследованию этого механизма посвящено значительное число работ, среди которых отметим [98——101].——Прим. ред.

оно связано с образованием повреждения. В некоторых условиях интенсивный лазерный луч, проходя через материал, может распространяться без заметного расхождения. Это вызвано тем, что в сильном электрическом поле, связанном с лазерным лучом, показатель преломления вещества (которое в отсутствие света может быть однородным) возрастает. Так как интенсивность в центре луча невелика, возрастание показателя преломления будет наибольшим в центре луча; скорость распространения света в центре луча будет меньше, чем на его краях. Этот эффект может привести к фокусированию луча и препятствовать его расхождению. В сущности, лазерный луч создает свой собственный волновод 1).

В работе [51 наблюдалась самофокусировка в сероуглероде. Для этого внутри кюветы с жидкостью, через которую проходил лазерный луч, в разных точках были помещены делители луча. Части луча, отводимые каждым из делителей, фокусировались и фотографировались. Полученные фотографии позволили проследить изменение профиля лазерного луча на его пути через кювету с жидкостью. После того как луч проходил в жидкости некоторое расстояние, возникала яркая нить диаметром порядка 100 мкм. Нить сохранялась на расстояниях, гораздо больших того, на котором луч должен был бы разойтись вследствие дифракции. Это было первое прямое экспериментальное наблюдение самофокусировки лазерного луча.

Явление самофокусировки широко исследовано [6——81. В материалах, через которые проходят лазерные лучи, были обнаружены яркие световые нити. При диаметре луча около 1 мм порог самофокусировки составляет по порядку величины десятки киловатт. В процессе прохождения луча через жидкость изменяется его пространственный профиль: на расстоянии нескольких сантиметров от входа луча возникают нити, простирающиеся на длину порядка десятков сантиметров. Первые измерения показали, что диаметр этих нитей составляет приблизительно 50——100 мкм. Обнаружены также мелкомасштабные нити диаметром около 5 мкм. Самофокусировка в газах уже была рассмотрена в гл. 5.

Может показаться, что при самофокусировке нарушаются законы дифракции, так как произведение угла расходимости

Явление самофокусировки было предсказано в общем виде в работе [102]. Исследования показали, что существует большое разнообразие конкретных механизмов самофокусировки и расфокусировки интенсивного излучения [103——105]. Детально исследовалась структура поля при самофокусировке [106—110]. Было показано (см,, в частности, [107]), что в случае кубической нелинейности показателя преломления в среде образуется не волновод, а ряд движущихся фокусов. Отметим исследованную в работе [111] модель одномерной самофокусировки, для которой имеется точное решение. Экспериментально самофокусировка впервые наблюдалась в работе [135].— Прим. ред.

луча на его поперечное сечение в области захвата может быть очень малым. Однако это противоречие можно разрешить, считая, что расходимость луча по-прежнему велика, а луч фокусируется непрерывно изменяющимися линзами.

Явление самофокусировки важно учитывать при наблюдении комбинационного рассеяния и ВРМБ, так как значительное возрастание интенсивности лазерного излучения в процессе самофокусировки означает, что рассеяние в основном будет происходить в этих нитях 1). Косвенные данные по самофокусировке луча были получены из исследования вынужденного комбинационного рассеяния [9—111. Так как ВРМБ имеет отношение к растрескиванию прозрачных материалов, в общую картину лазерного разрушения материалов следует включить описание явления самофокусировки.

Время жизни нитей составляет около 10-10 с [81; после этого нити становятся нестабильными и расширяются вследствие нагрева. По существу, весь захваченный в нити лазерный свет может трансформироваться в рамановскую или бриллюзновскую компоненты. Такая трансформация света приводит к неустойчивости нити.

В одной из первых работ [12] было описано явление самофокусировки в предположении, что рост показателя преломления пропорционален квадрату напряженности электрического поля Е:

п — По^п^Е2.(6.1)

Чтобы увеличение показателя преломления приводило к точной компенсации расходимости, связанной с дифракцией, мощность Р в луче диаметром D должна удовлетворять следующему условию：

p =(冗少/筑陋招2c/8n)》(1,22 %)2 c/64n2,(6.2)

где сн% — скорость света и длина волны. Это соотношение, полученное в простом приближении, устанавливает связь между диаметром нити и уровнем мощности, необходимым для самофо-

')С помощью лазеров было изучено много видов рассеяния. При комбинационном рассеянии происходит сдвиг частоты падающей световой волны на величину, равную колебательной частоте облучаемой молекулы. Частота может увеличиться или уменьшиться, и величина сдвига является характеристикой рассеивающего материала. При классическом комбинационном рассеянии рассеянный свет однородно распределен по всем направлениям. Существует также вынужденное комбинационное рассеяние (ВКР), наблюдаемое в том случае, когда интенсивность света превышает некоторую пороговую величину. При ВКР сдвиги частоты рассеянного света те же, что и в классическом случае, однако при этом рассеянное излучение сильно коллимировано. Используя ВКР, можно создать лазеры, генерирующие разные частоты. При рассеянии Мандельштама — Бриллюэна, которое будет описано ниже, сдвиг частоты равен частоте фононов, характерной для данного вещества. Возможны как обычное, так и вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна.

кусировки. Если в эту формулу подставить нужные числа, то получим полную мощность, необходимую для самофокусировки, порядка 10е Вт, что приблизительно согласуется с измеренными на опыте величинами. Наибольшее число наблюдений было выполнено в жидкостях, но сделанные при этом выводы остаются в силе и для твердых тел.

В ^настоящее время принято считать, что главный механизм самофокусировки в жидкостях связан с эффектом Керра, при котором анизотропные молекулы ориентируются в направлении приложенного электрического поля. Мы не будем углубляться в детали теоретических и экспериментальных работ, которые специально посвящены эффекту Керра. Укажем лишь, что величина 孔2 вполне достаточна для возникновения самофокусировки. В случае очень коротких импульсов, например при синхронизации мод, длительность импульса может оказаться недостаточной для того, чтобы произошел поворот молекул, вследствие чего эффективность самофокусировки уменьшится [131. Для наших целей важно в принципе указать на существование явления самофокусировки и на его связь с образованием повреждений. Наличие самофокусировки может привести к увеличению повреждений, поскольку при этом возникают локальные области, в которых интенсивность облучения достигает значений, во много раз превышающих средние. Самофокусировка также затрудняет определение порогов повреждения, поскольку нельзя быть уверенным в том, что сечение луча в области повреждения определено правильно.

Вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна

Это явление не относится к числу основных вопросов, которые мы рассматриваем в этой книге. Однако для понимания процессов повреждения в прозрачных твердых телах необходимо Дать краткое описание вынужденного рассеяния Мандельштама — Бриллюэна [14]. Это рассеяние вызвано взаимодействием между полем оптической электромагнитной волны и акустическим полем. Электрическое поле светового луча вызывает электрострикцию, которая в свою очередь создает в веществе давление и приводит к появлению акустической волны. Эту ситуацию можно рассматривать как параметрическое усиление, при котором

(Ор =(0§ + (0(. (6.3)

Здесь (0р — круговая частота падающего света, со* — угловая частота рассеянного света и (о« ——угловая частота звуковой волны. При рассеянии Мандельштама — Бриллюэна в веществе

возбуждаются акустические фононы, т. е. возникают звуковые волны с частотами порядка 1010 Гц.

Обычное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна давно известно как рассеяние света на термически возбужденных звуковых волнах. Частота рассеянного света оказывается смещенной на вели' чину, определяемую энергией звуковой волны. Если световая волна имеет достаточно большую амплитуду, то рассеяние происходит на акустических колебаниях, вызванных самой световой волной. Между световой и акустической волнами происходит интенсивный обмен энергией. Как рассеянный свет со смещенной частотой, так и акустическая волна возникают в результате вынужденного когерентного процесса, который называют вьту代 денным рассеянием Мандельштама — Бриллюэна. Под действием электрического поля светового луча в результате электрострикции образуется акустическая волна, которая в свою очередь модулирует оптическую диэлектрическую постоянную материала. Максимальная величина изменения энергии пропорциональна 9s心р

и составляет приблизительно чения. Впервые ВРМБ было путем интерферометрического ного света с соответствующими составляет приблизительно чения. Впервые ВРМБ было путем интерферометрического ного света с соответствующим10-4 от энергии падающего излу~ обнаружено в кварце и сапфире исследования рассеянного лазер- сдвигом по частоте [15].

и составляет приблизительно чения. Впервые ВРМБ было путем интерферометрического ного света с соответствующим

и составляет приблизительно чения. Впервые ВРМБ было путем интерферометрического ного света с соответствующим

Рассматривая этот процесс как параметрическое усиление волн с частотами(о§ и со» в поле излучения с частотой(ор, можно прийти к пороговому условию. Если взаимодействие является достаточно сильным и усиление превышает потери, то интенсивности волн с частотами со( и е$ экспоненциально возрастают. Приближенное пороговое условие имеет вид (в единицах MKG) [141

Fc - 88c炉ag/y‘恤自， (6.4) где Fc ——пороговая интенсивность излучения, В ——модуль объемного сжатия материала, е ——диэлектрическая постоянная, а§ и аг — коэффициенты поглощения для рассматриваемых волн, 伉 и & — соответствующие волновые числа, 丫 一 коэффициент электрострикции материала (равный р cfe/dp, где р ——плотность). Согласно этой формуле, пороговая мощность, приходящаяся на единицу площади, по порядку величины равна 107 Вт/см3. Такая интенсивность легко может быть получена. В действительности за счет явления самофокусировки интенсивность в образующихся нитях обычно превышает порог ВРМБ, поэтому наблюдаемые пороговые уровни обычно связаны с порогом самофокусировки. Во всяком случае, в жидкостях наблюдаемое ВРМБ в большипстве случаев оказывается связанным с самофокусирующимися пучками.

В первых опытах по наблюдению ВРМБ наряду с возникновением рассеянного и смещенного по частоте света происходило повреждение кварца и сапфира [151. В связи с этим большинство

работ по исследованию ВРМБ было выполнено на жидкостях, которые в меньшей степени, чем твердые тела, подвержены остаточным повреждениям. Причиной повреждения материала может быть давление, возникающее при усилении гиперзвуковой волны в процессе ВРМБ. Поэтому мы решили включить краткое обсуждение ВРМБ и самофокусировки. В дальнейшем будут рассмотрены экспериментальные данные, показывающие, что в процессе вынужденного бриллюэновского рассеяния может происходить повреждение материалов, прозрачных при малых уровнях мощности излучения. Перейдем теперь к описанию природы повреждений, вызываемых лазерным излучением в прозрачных веществах.

3. РЕЗУЛЬТАТЫ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОГО ИССЛЕДОВАНИЯ ПОВРЕЖДЕНИЙ В ПРОЗРАЧНЫХ ТВЕРДЫХ ТЕЛАХ

Виды повреждений

Действие мощного лазерного излучения на твердые тела может вызвать самые различные типы повреждений. Эти повреждения могут иметь вид микротрещин внутри образцов или обширных раздробленных участков и расплавленных пустот. Другими типами повреждений могут быть поверхностные сколы и кратеры глубиной около ми ллиметра. Некоторые примеры повреждений в стеклах показаны на фиг. 6.1. Повреждения могут быть вызваны излучением лазеров как с модулированной добротностью, так и с миллисекундным импульсом. Точные механизмы образования повреждений являются предметом дискуссий в литературе. Для объяснения причин повреждения были предложены разные модели. Возможно, что во многих случаях действуют одновременно несколько механизмов. В частности, повреждение может начаться с маленького раскола, вызванного гиперзвуковой волной. Сразу же после возникновения первого повреждения падающий свет начинает поглощаться внутри материала, вызывая его нагрев. Более подробно механизмы разрушения будут описаны после изложения экспериментальных результатов.

Во многих работах детально исследовался характер повреждения (микроструктура повреждения). Некоторые типичные виды повреждений схематично показаны на фиг. 6.2 [16]. Разрушение в стекле, вызванное излучением лазера с модулированной добротностью, может иметь нитевидный характер и простираться на значительную длину (фиг. 6.1, в и 6.2,6). Детальное исследование нитей показывает, что они состоят из скоплений пузырьков. При возрастании энергии луча пузырьки перекрываются и образуют большую полость с исходящими из нее трещинами (фиг. 6.3).

Такие образования явно вызваны самофокусировкой. Не привлекая эффектов самофокусировки, трудно понять, каким образом повреждение может концентрироваться в столь узкой области;

аа© ◎ О О О© ◎ О О О

а

а

© ◎ О О О

© ◎ О О О

Фиг. 6.2.

Схематическое изображение различных типов пробоя.

В каждом случае / означает положение фокуса, а стрелка указывает направление распространения лазерного луча'

а — пробой в полиметилметакрилате под действием излучения обычного лазера, 6 — пробой в полиметилметакрилате под действием излучения лазера с модулированной добротностью, а ——пробой в стекле под действием излучения лазера с моду лир ов анной добротностью, а ——пробой в щелочно-галоидных соединениях под действием излучения лазера с модулированной добротностью [16]

следовало бы ожидать, что повреждение должно заполнить конус, образуемый световым лучом, сходящимся к фокусу.

В щелочно-галоидных кристаллах, таких, как фторид лития, трещины возникают в плоскостях скола. Разрушение, вызванное

Положение фокусаПоложение фокусаФиг. 6.3.Схематическое изображение зоны раскола в стекле под действием излученяя рубинового лазера с модулированной добротностью, показывающее перекрытие пузырьковых структур.Фиг. 6.3.Схематическое изображение зоны раскола в стекле под действием излученяя рубинового лазера с модулированной добротностью, показывающее перекрытие пузырьковых структур.

Положение фокуса

Положение фокуса

Фиг. 6.3.

Схематическое изображение зоны раскола в стекле под действием излученяя рубинового лазера с модулированной добротностью, показывающее перекрытие пузырьковых структур.

Фиг. 6.3.

Схематическое изображение зоны раскола в стекле под действием излученяя рубинового лазера с модулированной добротностью, показывающее перекрытие пузырьковых структур.

излучением лазера с модулированной добротностью, оставляет трещины, содержащие много маленьких, близко расположенных микротрещин. Эти трещины ориентированы под определенным углом к лазерному лучу, обычно перпендикулярно к нему, если лазерный луч направлен вдоль кристаллической оси. Например,

трещины, вызванные действием луча, распространяющегося по направлению [ООН, лежат в плоскостях скола (001). Микроструктура области повреждения, вызванного излучением обычных лазеров, представляет собой характерные дислокационные картины поверхностей расслоения [17]. При величинах энергии, близких к пороговой, в направлении, перпендикулярном направлению распро* странения лазерного луча, появляется одна трещина с сечением в виде четырех лепестков, как показано на фиг. 6.4. При более-

Различные типы расколов во фториде лития.Различные типы расколов во фториде лития.Свет падает в направлении [001]. Энергия лазерного излучения миллисекундной длите ль— ности возрастает от а к г.а — вблизи порога, одиночная четырехлепестковая трещина; б — развитие дополнительных лепестков вдоль луча, е — развитие дополнительных трещин; — при больших энергиях трещины сливаются в непрерывную область повреждения, захватывающую несколько четырехлепестковых трещин [17].Свет падает в направлении [001]. Энергия лазерного излучения миллисекундной длите ль— ности возрастает от а к г.а — вблизи порога, одиночная четырехлепестковая трещина; б — развитие дополнительных лепестков вдоль луча, е — развитие дополнительных трещин; — при больших энергиях трещины сливаются в непрерывную область повреждения, захватывающую несколько четырехлепестковых трещин [17].Фиг. 6.4.Фиг. 6.4.

Различные типы расколов во фториде лития.

Различные типы расколов во фториде лития.

Свет падает в направлении [001]. Энергия лазерного излучения миллисекундной длите ль— ности возрастает от а к г.

а — вблизи порога, одиночная четырехлепестковая трещина; б — развитие дополнительных лепестков вдоль луча, е — развитие дополнительных трещин; — при больших энергиях трещины сливаются в непрерывную область повреждения, захватывающую несколько четырехлепестковых трещин [17].

Свет падает в направлении [001]. Энергия лазерного излучения миллисекундной длите ль— ности возрастает от а к г.

а — вблизи порога, одиночная четырехлепестковая трещина; б — развитие дополнительных лепестков вдоль луча, е — развитие дополнительных трещин; — при больших энергиях трещины сливаются в непрерывную область повреждения, захватывающую несколько четырехлепестковых трещин [17].

Фиг. 6.4.

Фиг. 6.4.

высоких энергиях могут возникать один или два лепестка вдоль- направления луча. При дальнейшем увеличении энергии появляются дополнительные розетки. В конце концов при очень больших энергиях трещины сливаются в одну большую трещину, охватывающую все розетки, лежащие в плоскости (001). •

В случае полимеров, таких, как полиметилметакрилат, область разрушения под действием излучения лазера с модулированной добротностью состоит из очень тонких трещин, заключенных внутри конуса, диаметр которого уменьшается при приближении к фокусу (фиг. 6.2, 6). Действие излучения лазеров с миллисекундным импульсом приводит к образованию плоских блюдцеобразных трещин, ориентированных под углом около 45° к направлению лазерного луча (фиг. 6.2, а). В остальном ориентация трещин случайна. Если полимер находится в напряженном состоянии, ориентация трещин изменяется и они стремятся расположиться в плоскостях, перпендикулярных напряжению х) [18, 191.

1) По этому вопросу см. также [ИЗ].— Прим. ред.

Прп детальных исследованиях [20] микроструктуры поврежде* ния в прозрачных полимерах (полпметилметакрилат и полистирол) использовалось как излучение лазера, так и некогерентный свет от импульсной разрядной лампы. Повреждение, сосредоточенное вдоль светового луча, развивалось независимо во многих разлпч* ных точках внутри полимера. Было сделано предположение, что локальная природа повре/кдения, вызванного лазерным пзлуче-

Фиг. 6.5.

Отверстия в рубине, возникающие при фокусировании лазерного пллученпя миллисекундной длительности с энергией 1 Дж.

Стрелка указывает краН образца рубина [23].

нием, связана с исходными структурными неоднородностями в материале. Физическая природа неоднородностей не выяснена. Она могла быть связана с микротрещинами, первоначально присутствовавшими в материале. Было обнаружено два основных типа скоплений повреждений: плоские трещины и темные включения. Включения почти сферической формы имели размеры в несколько сотых миллиметра. Размеры трещин изменялись от 50 мкм до 1 см. Наибольшие трещины были обычно наклонены под углом 45° к направлению светового луча.

В работах 121, 22] изучались также вызванные лазерным излучением повреждения в чистых алмазах. Здесь наряду с разрушением задней поверхности наблюдалось образование отверстий.

В таких материалах, как рубин и сапфир, излучение лазеров с миллисекундным импульсом при интенсивности выше пороговой вызывает образование узких глубоких отверстий [2], подобных показанным на фиг. 6.5. При входной энергии порядка 1 Дж независимо от того, использовался ли рубиновый или неодимовый лазер, легко образовывались отверстия длиной в несколько миллиметров и диаметром в несколько десятых миллиметра. При уровне энергии ниже порогового кристаллы не повреждались. Разрушение под действием лазеров с модулированной добротностью имеет вид пересекающихся плоских трещин [24].

Поглощение и излучение света

После образования повреждения лазерный свет уже не проходит через материал. В работах [16, 25] были проведены измерения интенсивности света, прошедшего через область повреждения. При низких уровнях интенсивности материал остается прозрачным и фактически пропускает весь свет. Если уровень интенсивности превышает пороговую величину, характерную для данного материала, то пропускание резко падает и начинается разрушение.

В начале лазерного импульса свет, проходящий через образец, имеет ту же форму, что и падающий. После возникновения повреждения интенсивность прошедшего света резко уменьшается до малой величины и большая часть света либо поглощается, либо рассеивается развивающейся областью повреждения. В момент уменьшения интенсивности прошедшего света сильно возрастает интенсивность рассеянного света. Большая часть рассеянного света излучается внутри малого телесного угла вокруг направления лазерного луча. При возникновении внутренних расколов рассеянный свет составляет около 3% от падающего света. Следовательно, большая часть падающего света действительно поглощается в материале [25].

Измерения оптического пропускания через развивающееся повреждение [26] в двух различных точках вдоль направления, Параллельного лучу рубинового лазера с модулированной добротностью, показали, что повреждение развивается вдоль оси луча почти одновременно, а не возникает сначала в одной точке, распространяясь затем вдоль луча.

Исследования оптического излучения из областей повреждения показали, что в них возникают высокие температуры [27—31]. Повреждение часто сопровождается яркой вспышкой белого света в области воздействия. Спектроскопическое исследование света, излучаемого из фокальной области при действии на стекло мил- 21-023

лисекундного импульса рубинового лазера, показало, что темпе* ратура, оцененная по излучению в сплошном спектре, составляет примерно 5000 К [271. При спектроскопическом изучении области повреждения в рубине были обнаружены линии дважды ионизованного алюминия [28]. Это наблюдение также указывает на наличие высоких температур. Исследование излучения со сплошным спектром, испускаемого областью вблизи повреждения, дает зна* чения температуры до 27 000 К для щелочно-галоидных кристаллов [291 и до 2500 К для полимеров [30].

Эти результаты ясно показывают, что внутри области повреждения может происходить значительное поглощение лазерного света и локальный нагрев по крайней мере после возникновения начального повреждения.

Пороги повреждения

При заданных условиях образование повреждения происходит в том случае, если интенсивность лазерного излучения превышает определенную пороговую величину, характерную для данного материала. Пороговые значения интенсивности лазерного излучения, при которых происходит повреждение, были определены для ряда материалов многими авторами [24, 29, 32—42], однако приводимые величины не всегда согласуются между собой. Например, для порога повреждения в боросиликатном стекле под действием рубинового лазера с модулированной добротностью были приведены значения, лежащие в пределах от 0,8 до 17ГВт/сма [32, 33]. При измерениях порога повреждения большую роль могут играть условия эксперимента. По-видимому, температура материала не имеет значения, в то время как состояние внутренней однородности очень важно. В частности, на порог повреждения стекол оказывают влияние включения платины. Характер дефектов, имеющихся в различных стеклах, используемых разными исследователями, несомненно, был различным. Расхождение результатов может быть вызвано также различием методов измерения мощности и размеров фокальной области.

Гистограмма на фиг. 6.6, где приведены результаты серии измерений, выполненных с рядом кристаллов хлорида натрия, служит иллюстрацией другой трудности, возникающей при получении точных величин порогов повреждения. Эти данные были получены при помощи рубинового лазера с модулированной добротностью, который в целях устранения нерегулярностей распределения интенсивности был настроен на режим генерации одной пространственной моды. По этим данным была определена пороговая величина пробоя в хлориде натрия, оказавшаяся равной 2,0 ГВт/см2. Однако имеется значительный разброс дан-

ных, относящихся к разным кристаллам, даже если материал номинально оставался тем же самым и был осуществлен тщательный контроль видимых центров рассеяния и условий наблюдения. Таким образом, очевидно, что измерение порогов повреждения при меняющихся условиях может давать значительное расхождение результатов.

Фиг. 6.6.“Результаты измерений порогов пробоя при повреждении в NaCl, вызванном действием излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [34].Фиг. 6.6.“Результаты измерений порогов пробоя при повреждении в NaCl, вызванном действием излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [34].ssd^s^ 05^ssd^s^ 05^

Фиг. 6.6.“

Результаты измерений порогов пробоя при повреждении в NaCl, вызванном действием излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [34].

Фиг. 6.6.“

Результаты измерений порогов пробоя при повреждении в NaCl, вызванном действием излучения рубинового лазера с модулированной добротностью [34].

ssd^s^ 05^

ssd^s^ 05^

Имеется различие между порогами повреждения поверхности и порогами повреждения объема образца } Если луч сфокусирован на поверхность, порог повреждения ниже, чем в случае фокусировки внутрь образца. В табл. 6.1—6.3 приведены некоторые типичные величины порогов повреждения для различных стекол и щелочно-галоидных соединений. Данные табл. 6.1 получены при помощи лазеров с модулированной добротностью и выражены в гигаваттах на квадратный сантиметр [35]. Данные табл. 6.2 получены при помощи обычных лазеров (с длительностью импульса излучения немного меньше 1 мс); приведены пороговые значения

')Вопрос о поверхностном пробое прозрачных диэлектриков подробно исследован в последние годы. Установлены пороги разрушения, определена их зависимость от условий фокусировки, способа обработки поверхности и длительности импульса; изучен характер разрушения и динамика его развития во времени. Основные результаты можно найти в работах [114—117].— Прим. ред.

ТАБЛИЦА 6.1

Пороги повреждений в стеклах под действием излучения лазера с модулированной добротностью

Стекло

Тип

Порог повреждения, ГВт/см2

8370

Боросилика1ный крон

710

8387

Бариевый крон

710

8361

Белый крон

500

7900

«Викор»

490

7940

Силикатное стекло

470

7070

Боросиликат с низким модулем упругости

45

1423

Отожженное алюмосиликатное стекло

15,4

7740

Отпущенное боросиликатное калиброванное стекло

6,0

8363

Плотный флинт

5,6

GE-106

Кварцевое стекло

2,4

8416

Лантановое боратное стекло

2,0

ТАБЛИЦА 6 2

Пороги повреждений для разных промышленных стекол фирмы Kodak под действием излучения лазера с миллисекундным импульсом

Тип стекла

Порог повреждения, кДж/см2

Тип стекла

Порог повреждения, кДж/см2

Тип стекла

Порог повреждения, кДж/см2

НО

13,7

310

9,0

448

5,9

210

13,7

450

8,5

494

5,4

320

13,5

325

7,9

96

5,4

430

11,5

415

6,0

650

2,9

230

9,7

440

6,0

ТАБЛИЦА 6.3

Порог повреждения для щелочно-галоидных соединений под действием излучения лазера с модулированной добротностью

Материал

Порог повреждения, ГВт/см2

Материал

no^pt

орог 1ждения, т/см2

NaCl

2

LiF

41

NaCl (сверхчистый, без

8

KG1

0,6

дислокаций)

NaF

30

1

энергии, приходящейся на единицу площади [36]. Все данные табл. 6.2 относятся к промышленным стеклам фирмы Kodak, но и для других промышленных стекол пороговые величины лежат приблизительно в тех же пределах. В табл. 6.3 представлены данные по пробою в щелочно-галоидных соединениях, полученные при помощи лазера с модулированной добротностью [33]. Данные, приведенные в этих таблицах, характеризуют приближенные величины порогов повреждений для разных материалов. Поскольку, как уже отмечалось выше, в измеренных пороговых значениях имеется большой разброс, связанный с непостоянством экспериментальных условий и качества материала, эти цифры нельзя принимать как совершенно точные абсолютные значения. Однако относительная устойчивость к пробою должна быть такой, как указано в таблицах, поскольку эти измерения проводились при неизменных условиях. При изучении лазерного пробоя следует использовать статистические методы, как это делается при изучении разрушения в механике твердого тела. Очевидно, что большое значение имеет чистота образца. Его ориентация почти не влияет на величину порога повреждения. Например, порог повреждения в хлориде натрия был приблизительно одинаковым независимо от того, перпендикулярно какой из плоскостей, (100), (110) или (111), луч входил в образец [331. Порог повреждения зависит

ТАБЛИЦА 6.4

Относительные пороги повреждений !) в LiF в зависимости от способа изготовления

Способ изготовления

Направление светового луча

Относительный порог

Способ изготовления

Направление светового луча

Относительный порог

Обычный

[001]

0,9

0,02 % Mg

[001]

3,5

Обычный

[ОН]

1,2

0,05 % Mg

[001]

2,3

Обычный

[111]

1,2

0,15 % Mg

[001)

2,5

Холодная обработ-

[001]

1,4

Следы Са

[001]

0,7

ка

Закалка от 660° С

[001]

1,4

0,005 % Мп Следы РЬ

[001]

[001]

2,4

4,0

в Н2О

■у-облучение (1,3\ Х10"-1,25 МэВ-у см-2)

0,01 % Mg

[001]

[001]

0,8

1,1

Следы А1

[001]

5.2

1) Относительная величина энергии лазерного излучения на единицу мощности, вызывающая повреждение.

от способа приготовления материала. О диако он нечувствителен к обычным механическим напряжениям [37]. В табл. 6.4 приведены некоторые данные относительно лучевой прочности фторида лития в зависимости от различных условий. Эти данные относятся к лазеру с модулированной добротностью. Представлены относительные величины полной энергии в лазерном импульсе (поскольку неизвестны условия фокусировки, эти данные нельзя сравнить с данными других работ); из таблицы видно, что способ приготовления материала влияет на порог его разрушения. Согласно работе [43], добавление сапфира к двуокиси титана в количестве 0,01 % может увеличить порог разрушения в 50 раз.

Величина порога разрушения полиметилметакрилата составляет приблизительно 108 Вт/см2 в случае лазера с модулированной добротностью и 100 Дж/см2 в случае лазера с миллисекундным импульсом [38].

Приведенные ниже данные по порогам повреждений относятся к случаю однократного воздействия лазерного импульса. В некоторых опытах, в частности со стеклами и полимерами, был обнаружен эффект накопления повреждений. Он состоял в том, что повреждение появлялось после воздействия на материал серии импульсов, каждый из которых в отдельности не вызывал повреждения. Это явление не выражено явно в случае щелочно-галоид- пых соединений [33], однако в таких материалах, как полиметилметакрилат, порог повреждения может снизиться приблизительно в три раза, если материал предварительно подвергнуть воздействию нескольких (примерно четырех или пяти) лазерных импульсов [39].

Результаты, полученные для стекла и кварца, показывают, что при некоторых условиях порог появления ВРМБ может быть выше порога возникновения повреждения. В то же время в других ситуациях ВРМБ может происходить без возникновения повреж-

ТАБЛИЦА 6 5

Пороговые величины для рубинового лазера с модулированной добротностью

Материал

Порог вынужденного рассеяния

Мандельштама — Бриллюэна,

Вт/см2

Порог объемного повреждения, Вт/см2

Стекло

Плавленый кварц

Кристаллический страняется вдоль

кварц (свет распро- ОСИ 2)

1,09 МОЮ

1,11-ЮЮ 0,89/010

0,89-10Ю 1,45-ЮЮ

3,10-ЮЮ

(1,95 -Ю10—поверхностное повреждение)

дения [40]. В табл. 6.5 приведены пороговые плотности потоков как для появления ВРМБ, так и для возникновения повреждения*

Было также отмечено, что электрические поля в световом луче при пороговых уровнях довольно близки к полям, требуемым для обычного электрического пробоя ионных кристаллов, тогда как поля, соответствующие лазерному пробою в полиметилметакрилате, много меньше, чем при обычном пробое [42J.

Зависимость квадрата размера области пробоя в стекле от энергии импульса излучения лазера на неодимовом стекле с модулированной добротностью [16].Зависимость квадрата размера области пробоя в стекле от энергии импульса излучения лазера на неодимовом стекле с модулированной добротностью [16].Факторы, влияющие на повреждение

Зависимость квадрата размера области пробоя в стекле от энергии импульса излучения лазера на неодимовом стекле с модулированной добротностью [16].

Зависимость квадрата размера области пробоя в стекле от энергии импульса излучения лазера на неодимовом стекле с модулированной добротностью [16].

На процесс повреждения прозрачных материалов оказывают влияние многие факторы [16, 24]. Некоторые результаты исследования зависимости размера области разрушения в стекле от энергии излучения лазера на неодимовом стекле с модулированной добротностью, сфокусированного линзой с фокусным расстоянием 6,1 см [16], показаны на фиг. 6.7. Квадрат размера области пробоя пропорционален разности между входной энергией и критической энергией, требуемой для возникновения лробоя.

На фиг. 6.8 показана зависимость размера области пробоя от положения фокуса для линзы с фокусным расстоянием 6,1 см [16]. Эта зависимость носит немонотонный характер: имеются максимум, когда фокус расположен на малом расстоянии перед передней поверхностью, и близкий к нулю минимум, когда луч фокусируется непосредственно на переднюю поверхность. Размер области повреждения возрастает

при смещении фокальной точки

внутрь образца и в конце концов достигает предельного значения. Когда фокальная точка попадает на заднюю поверхность и сдвигается дальше, размер области пробоя уменьшается до нуля.

Размер области пробоя возрастает линейно с увеличением фокусного расстояния линзы [16]. Уменьшение фокусного расстояния линзы приводит к росту расходимости луча вблизи

фокального пятна, но в то же время меняет интенсивность излучения в фокальном пятне.

В экспериментах с полиметилметакрилатом [16] не было обнаружено, чтобы на разрушение влияло изменение температуры в пределах от 77 до 370 К. Это противоречит другим результатам [201, которые свидетельствуют о том, что порог повреждения в полиметилметакрилате уменьшается приблизительно в три раза с увеличением температуры от 77 до 413 К.

舌 Eopodu жза姦°dQwg-Dd舌 Eopodu жза姦°dQwg-Dd4 Z4 Z0LО0LОПоложение 中окуса, смПоложение 中окуса, смФиг, 6,8.Зависимость размера области пробоя от положения фокуса линзы с фокусным расстоянием 6,1 см.7 — миллисекундный лазерный импульс с энергией 10,8 Дж, полиметилметаьрилат;2 ——наносекундный импульс с энергией 1 Дж; полиметилметакрилат; 3 ——наносенуидный импульс с энергией 1 Дж в стекле [16].Фиг, 6,8.Зависимость размера области пробоя от положения фокуса линзы с фокусным расстоянием 6,1 см.7 — миллисекундный лазерный импульс с энергией 10,8 Дж, полиметилметаьрилат;2 ——наносекундный импульс с энергией 1 Дж; полиметилметакрилат; 3 ——наносенуидный импульс с энергией 1 Дж в стекле [16].

舌 Eopodu жза姦°dQwg-Dd

舌 Eopodu жза姦°dQwg-Dd

4 Z

4 Z

0L

О

0L

О

Положение 中окуса, см

Положение 中окуса, см

Фиг, 6,8.

Зависимость размера области пробоя от положения фокуса линзы с фокусным расстоянием 6,1 см.

7 — миллисекундный лазерный импульс с энергией 10,8 Дж, полиметилметаьрилат;

2 ——наносекундный импульс с энергией 1 Дж; полиметилметакрилат; 3 ——наносенуидный импульс с энергией 1 Дж в стекле [16].

Фиг, 6,8.

Зависимость размера области пробоя от положения фокуса линзы с фокусным расстоянием 6,1 см.

7 — миллисекундный лазерный импульс с энергией 10,8 Дж, полиметилметаьрилат;

2 ——наносекундный импульс с энергией 1 Дж; полиметилметакрилат; 3 ——наносенуидный импульс с энергией 1 Дж в стекле [16].

В щелочно-галоидных соединениях порог разрушения остается постоянным при изменении температуры образца от 4 до 900 К [33]. Для рубина и сапфира при увеличении температуры до 700 К порог повреждения уменьшается приблизительно на 40% от своей величины при 300 К [24].

В работе [24] была исследована зависимость порогов разрушения от длины волны лазерного излучения. Использовались лазеры с модулированной добротностью на рубине и на неодимовом стекле, а также вторые гармоники их излучения. Было найдено, что для сапфира пороги пробоя на длинах волн 1,06; 0,69; 0,53 и 0,35 мкм равны 25, 38, 15 и 20 ГВт/см2 соответственно.

Фотопроводимость

В гл. 4 мы уже рассматривали испускание электронов с поверхности прозрачных диэлектриков. Была также обнаружена объемная фотопроводимость, возникающая под действием лазерного излучения в рубине [44, 451 и стеклах [46]. В работе [451 использовалась типичная экспериментальная установка. В кристалле рубина были просверлены отверстия для электродов, а лазерный свет фокусировался в промежуток между электродами.

Объемная фотопроводимость была обнаружена по разряду конденсатора, образованного электродами, при прохождении между электродами лазерного излучения с интенсивностью немногоменьше пороговой.

Фотопроводимость в рубине появлялась при интенсивности лазерного' излучения около 1010 Вт/см2, а в силикатных стеклах и кварце — около 3,5 -108 Вт/см3 [461. Важность этих результатов заключается в том, что они указывают на возникновение свободных носителей заряда в диэлектриках при уровнях интенсивности, немного меньших порога пробоя.

Влияние самофокусировки

Мы уже отмечали, что самофокусировка лазерного излучения может приводить к образованию разрушения в прозрачных диэлектрических материалах, и в частности к образованию в стекле длинных нитей, состоящих из пузырьков. Самофокусировка была непосредственно обнаружена при исследовании повреждений в кристаллах дигидрофосфата калия под действием вторых гармоник излучения рубинового и неодимового лазеров 147, 48]. Излучение второй гармоники с мощностью в несколько сотен киловатт фокусировалось внутрь кристаллов рубина и сапфира.

Вдоль оси лазерного луча были обнаружены длинные тонкие- нити диаметром около 10 мкм и длиной до 1 см с трещинами^ расположенными в разных местах вдоль нити. Нити не возникают, если на образцы действовать излучением рубинового и неодимового лазеров.

Полученный результат может быть обусловлен тем, что порог самофокусировки повышается для более длинных волн. Это служит достаточно прямым доказательством наличия в твердых телах явления самофокусировки.

Теперь, закончив обзор экспериментальных результатов по пробою прозрачных материалов, мы перейдем к рассмотрению различных возможных механизмов повреждения.

§ 4. МЕХАНИЗМЫ ПОВРЕЖДЕНИЯ

Гиперзвуковые волны

Результаты ряда экспериментов [49], паправленн]>1\ на выяснение механизма повреждения прозрачных диэлектриков под действием лазерного излучения, были интерпретированы как доказательство роли ВРМБ и гиперзвуковых волн в образовании повреждения. В этих экспериментах излучение рубинового лазера с модулированной добротностью мощностью около 20 МВт действовало на мишени из стекла, вызывая появление яркой искры. Искра возникала как на передней, так и на задней поверхности образца, по повреждение происходило лишь у задней поверхности и представляло собой круглое углубление с диаметром мекьгие миллиметра. На передней поверхности оставалось обожженное лятпо, которое, по-видимому, возникало в результате сильного нагрева поверхности. В объеме материала никаких повреждений не происходило. В стеклянной призме полного внутреннего отражения, в которой свет дважды отражался, прежде чем выйти из нее, повреждение возникало в точках полного внутреннего отражения и в точке выхода излучения из призмы. Повреждение появлялось только в тех точках, где свет попадал на грань призмы (это исключает возможность объяснения повреждения образованием ударной волны вблизи входной поверхности призмы, так как волна распространялась бы через призму в направлении, не совпадающем с направлением распространения света). В случае если свет входит в стекло из воздуха, а выходит через поверхность, находящуюся в контакте с жидкостью с таким же показателем преломления, повреждение происходит как на входной, так и на выходной поверхностях. Если стекло погружено в жидкость, активную в отношении комбинационного рассеяния, например в бензол или сероуглерод, то повреждение происходит лишь на задней поверхности. На передней поверхности разрушение отсутствует (возможно, вследствие того, что конкурирующий рамановский процесс препятствует образованию в жидкости мощного гиперзвукового импульса).

Эти измерения дают совокупность убедительных результатов, из которых можно заключить, что процессы ВРМБ и когерентная генерация интенсивных гиперзвуковых волн причастны к образованию повреждения. Описанные выше наблюдения показывают, что при некоторых условиях другие механизмы (такие, как прямой нагрев, вызванный поглощением света, давление излучения илй иные процессы, приводящие к образованию ударных волн) могут быть исключены и что результаты оказываются совместимыми лишь с предположением о ВРМБ.

Форма трещин в полимерах также указывает на связь с гипер*

звуком [16]. В полиметилметакрилате трещины, ориентированные при 45° к оси светового луча, расклинены давлением, перпендикулярным к трещине. Если световая волна генерирует продольные и поперечные фононы, то напряжение сдвига, параллельное плоскости трещины, может привести к образованию первоначальной трещины, а перпендикулярное напряжение способствует расширению. Напряжение сдвига, действующее в плоскости трещины, вызвано продольными фононами, которые создают напряжение под углом 45° к световому лучу. Таким образом, для объяснения своеобразной природы трещин в полиметилметакрилате, вероятно, лучше всего привлечь механизм гиперзвуковой волны.

Таким же образом можно интерпретировать и результаты, полученные для щелочно-галоидных соединений [17]. Исходя из механизма тепловой волны, трудно объяснить тот факт, что наиболее легко раскол происходит в плоскости, перпендикулярной световому лучу. В то же время механизм гиперзвукового раскола легко объясняет предпочтительное образование раскола； вдоль плоскости (001).

Связь ВРМБ с процессами разрушения подтверждается также другими экспериментами [40, 50, 51]. Таким образом, характер разрушения для широкого класса веществ имеет много черт,, которые можно объяснить действием когерентных акустических фононов; генерируемых в процессе ВРМБ.

Чтобы вычислить импульс давления, связанный с электрострикцией, мы используем эвристические соображения. Тот же результат можно получить и более строго [52]. Наличие электрического поля световой волны приводит к появлению акустических волн, под действием которых в материале создается изменяющееся во времени электрострикционное напряжение. Так как диэлектрическая постоянная зависит от величины напряжения, то устанавливается самосогласованное состояние, при котором напряжение и изменения диэлектрической постоянной согласованы таким образом, чтобы свободная энергия, связанная с электрострикцией, была минимальной. В результате устанавливается связь между деформацией материала и вызванным ею изменением Ле диэлектрической постоянной.

Для простоты рассмотрим изотропную среду в форме куба с размерами An, Ay и Az; пусть ориентация поля такова, что оно вызывает изменение длины образца в направлении оси z на величину 6z. Изменение электростатической энергии (в единицах СГС) равно

(Де^/Зл) A/AyAz,,

гАе Е — электрическое поле.

Мы приравняем эту энергию работе, совершенной давлением Р при растяжении материала:

Р d? = Pbz\x\y.(6.5)

так что

Р = Ае (炉/8л) (Az/3z)・(6.6)

Изменение плотности материала Др дается выражением

Ар = р [1/Az — l/(Az + 3z)] Az ^ p 6z/Az, (6.7} откуда

P = p (Де/Др) (£2/8л).(6.8)

Полученная величина давления должна быть равна С 5z/Az, где С — модуль упругости (последнее соотношение, конечно, тензорное, но в нашем приближении достаточно скалярной записи). Таким образом, получаем

р Де/Др = С (6z/Az) (8л/£2)(6.9)

и

Р = Ch 传z/AzE2).(6.10)

Теперь мы хотим сравнить давление, возникающее под действием лазерного излучения, с давлением, необходимым для образования раскола в стекле, т. е. с динамическим напряжением раскола стекла. Динамическое напряжение раскола есть напряжение^ требуемое для образования раскола под действием ударной нагрузки. Оно больше, чем статическая сила растяжения материала, которая измеряется в стационарных условиях.

К сожалению, для представляющих интерес материалов не все численные значения необходимых параметров известны достаточно точно, поэтому мы можем сделать оценки только по порядку величины. Пренебрежение тензорным характером электрострикции и модуля упругости не вносит заметной ошибки при оценках. Типичная величина коэффициента электрострикции для стекла 6z/AzE2 равна 5 ИО-13 см2/статВ2 [53]; типичная величина модуля упругости натриевого стекла составляет 7 *10u дин/см2 [闆； типичный порог появления раскола под действием лазерного излучения равен 1010 Вт/см2 (см. табл. 6.1). Электрическое иоле, связанное с лазерным излучением интенсивностью 10 ГВт см2, имеет величину около 9,1 -103 статВ/см, что приводит к давлению около 3 ИО7 дин/см2. Величины динамического напряжения раскола для стекла (или для других прозрачных материалов) трудно найти в литературе. Вычисления показывают, что в случае удара микросекундной длительности величина динамического напряжения раскола для натриевого стекла неопределенного состава приблизительно равна 2・10° дин/см2 [55] и 1010 дин/см2 в случае удара миллисекундной длительности для плавленого кварца 〔56〕.

Таким образом, давление, связанное с злектрострикционной силой на пороге повреждения, намного меньше, чем давление, необходимое для динамического раскола. По-видимому, качественные черты повреждения указывают на наличие электрострикцион- ного механизма, который связан с ВРМБ. Однако количественный анализ сопряжен с трудностями. Возможную причину противоречий следует искать в пикосекундной структуре импульса и в самофокусировке. Если импульс состоит из последовательности пикосекундных импульсов, то пиковая мощность в каждом из них может быть намного больше средней мощности. Следовательно, электрострикционные давления могут оказаться больше указанных выше. До сих пор не получено экспериментальных данных, которые позволили бы выяснить влияние пикосекундной составляющей на пороги повреждения. Аналогично в случае самофокусировки измеренные фокальные площади могут оказаться больше, чем действительное сечение нитей самофокусировки. Следовательно, измеренные величины порога будут меньше действительных величин.

По-видимому, механизм ВРМБ может удовлетворительно объяснить большинство результатов опытов по повреждению прозрачных материалов. Общее мнение состоит в том, что возникновение гиперзвука в процессе ВРМБ должно влиять на повреждение. Имеются и другие данные (усугубляющие различие между вычисленным импульсом давления и динамическим напряжением раскола), которые, по-видимому, не согласуются с гипотезой гиперзвуковых волн как единственного механизма повреждения [24, 451. На эту мысль, например, наводят наблюдения [401, показывающие, что иногда ВРМБ происходит при пороговых интенсивностях, меньших ожидаемых (см. табл. 6.5). Многие авторы полагают, что полученные ими результаты являются следствием комбинированного механизма: начальное повреждение вызвано одним механизмом, а последующее развитие повреждения ——другим.

Многофотонное поглощение

Для объяснения возникновения повреждений в работе [45] был привлечен другой механизм — многофотонное поглощение или эквивалентная ему генерация гармоник с последующим логлощением света удвоенной частоты. В одном из экспериментов 157] повреждение в кристалле рубина, находящемся при комнатной температуре, развивалось в виде цепочки микроскопических расколовт имеющих форму дисков. Однако после охлаждения рубина до температуры 77 К в нем не было обнаружено повреждений при лазерном облучении. Этот факт был истолкован как Указание на то, что повреждение вызывается многофотонным

поглощением с возбужденного уровня Е, являющегося верхним уровнем лазерного перехода. Уровень ?Е может заселяться в результате резонансного поглощения лазерного света, а последующее многофотонное поглощение может увеличить число электронов в вышележащей зоне проводимости. За этим может последовать ускорение электронов в поле лазерного луча, ударная ионизация и, наконец, образование плазмы и пробоя [24]. При низких температурах полоса поглощения, соответствующая уровню ?Е, су;ка- ется, что приводит к исчезновению поглощения. Описанные ранее измерения фотопроводимости под действием света рубинового лазера были предприняты с целью подтверждения этих идей. Согласно оценкам, при больших интенсивностях (порядка 10 ГВт/см2) плотность носителей в зоне проводимости может достигать величины 1015 см-з [44]. Наличие электронов в эоне проводимости существенно, поскольку это означает, что могут возникать ударная ионизация и электронная лавина.

Электрон, находящийся в зоне проводимости, получает энергию W от поля световой волны Е со скоростью, определяемой выражением

dWIdt - КЕ2/27ns2卜，(6.11>

где е л т — заряд и масса электрона, s — угловая частота падающего света, V — частота столкновений. Это уравнение получается в результате обычного рассмотрения движения электрона в осциллирующем электрическом поле. Электрон с энергией, превышающей определенную величину Жо, может вызвать дополнительную- ионизацию при столкновении. По мере появления последующих электронов образуется поглощающая плазма. Величина напряженности электрического поля лазерного луча, необходимая для возникновения поглощающей плазмы, выражается соотношением

Е - [2忆)確0)2 |п ⑺/e21V方产，(6.12}

где п а 1019 см-3 ——плотность электронов, при которой происходит полное поглощение, £ — длительность лазерного импульса [58]. Согласно этой формуле, пороговая величина пробоя оказы* вается приблизительно равной 30 ГВт/см2, что находится в согласии с экспериментальными величинами х).

Некоторые экспериментальные измерения поглощения лазерного света, проходящего через область повреждения, и исследо-

вания испускания света из области повреждения также были интерпретированы [25] с привлечением ионизации вследствие многофотонного поглощения, которая приводит к образованию плазмы и последующему разогреву. Возникновение ультрафиолетового излучения при повреждении светочувствительного стекла в работе [591 было объяснено на основе многофотонных процессов.

Можно заключить, что по крайней мере в некоторых условиях многофотонное поглощение может явиться механизмом начального поглощения, инициирующим повреждение. В других же условиях зависимость повреждения от длины волны излучения, видимо» не согласуется с многофотонным поглощением [601.

Внутризонное поглощение

Другая возможность образования плазмы связана с оптическим поглощением внутри зоны, которое также приведет к появлению электронов в зоне проводимости с последующей электронной лавиной и пробоем. Этот механизм трудно отличить от многофотонного поглощения. Качественно эффект тот же самый. При количественном описании этого процесса для вычисления вероятностей переходов при взаимодействии электрона с фотоном в работе [61] было использовано борновское приближение. Средняя скорость внутризонного поглощения и скорость передачи энергии в решетку путем излучения оптических фононов были определены для случая, когда частота фотона намного больше частоты продольного оптического фонона. Вычисления показывают, что порог пробоя для фтористого лития равен 4,5 -107 В/см, для фтористого натрия — 4т0 *107 В/см, для хлористого натрия — 2,0 -107 В/см. Эти величины превышают экспериментально определенные значения, но примерно в одинаковое число раз. Отношения порогов для разных веществ оказываются правильными. При учете самофокусировки можно было бы добиться лучшего согласия между вычисленными и наблюдаемыми величинами порогов.

Поглощение на дефектах

Некоторые авторы интерпретировали свои результаты, полагая, что первопричиной пробоя являются дефекты в исходном веществе. В работе [62] было исследовано два типа рубиновых кристаллов: одни имели порог повреждения около 10 ГВт/см2, Другие ——около 100 МВт/см2. Кристаллы второй группы обладали дополнительной полосой поглощения около 31 400 см-1, связанной с наличием центров окраски. Было высказано предположениеу Что дефекты, связанные с центрами окраски, обусловливают

начальное поглощение, которое в конце концов приводит к повреждению.

В случае прозрачных полимеров начальные повреждения, по-видимому, не вызваны гиперзвуковыми волнами: повреждения возникают в местах структурных неоднородностей [201. Точная природа неоднородностей не была определена； это могли быть, например, микротрещины. Согласно такой гипотезе, механизмом начальной фазы процесса повреждения является прямое поглощение света на неоднородностях. Начальные неоднородности лриводят к увеличению поглощения падающего света. Это, вероятно, сопровождается гиперзвуковыми импульсами, так что давление и термические напряжения приводят к расширению первоначальных трещин и к нагреву до температуры теплового разрушения. Гиперзвук, возникающий в процессе ВРМБ, мог бы играть вторичную роль в раскрытии уже сформировавшихся трещин х). Это заключение базировалось на том, что похожее повреждение возникает под действием излучения импульсной разрядной лампы, которая является источником некогерентного света и поэтому не может вызвать ВРМБ.

Аналогичное заключение было сделано на основании стати* стических закономерностей в распределении плотности трещин в полиметилметакрилате [63]. Изучение зависимости плотности трещин от расстояния, отсчитываемого от фокальной точки, показало, что вероятность образования трещины пропорциональна плотности энергии. Если бы ВРМБ было преобладающим процессом, то амплитуда гиперзвуковой волны сильно зависела бы от плотности энергии. Плотность трещин должна была бы тогда сильнее зависеть от плотности энергии. Полученные результаты, по~видимому, свидетельствуют о том, что раскол возникает в слабых местах, первоначально имеющихся в материале 2).

Микроплазма с высокой температурой

Ряд экспериментальных наблюдений наводит на мысль, что в процессе развития повреждения образуется высокотемпературная плазма: а) исследование характеристик трещин во фто-

Согласно [18], расширение трещин можно объяснить расклинивающим действием газов. Едва ли необходимо привлекать эффекты ВРМБ для объяснения разрушения на той стадии, когда уже имеется заметное поглощение света.— Пр им. ред.

Вопросу о влиянии неоднородностей (в том числе поглощающих) на порог разрушения прозрачных диэлектриков посвящено значительное число исследований. Анализ поведения неоднородности в поле излучения при линейном поглощении дан в работах [120, 121]. Зависящий от температуры коэффициент поглощения рассмотрен в работе [122]. В работе [123, 124) учтено возрастание поглощения в результате возникновения поглощающего ореола вокруг малой неоднородности.——Прим. ред.

ристом литии показало, что на поздних стадиях развития разрушения возникает сильное тепловое поглощение [17]; б) в результате спектральных измерений было установлено, что температура мишени достигает 5000 К и что в плазме имеются ионизованные компоненты, которые образуются при температуре порядка 20 000 К [27, 28]; в) при исследовании поврежденного материала были обнаружены тонкие нити, исходящие из области, в которой стекло мелко раздроблено. Это свидетельствует о том, что в момент разрушения имелось расплавленное стекло и температура была действительно достаточно высокой [27]; г) высокоскоростная съемка процесса разрушения полистирола показывает, что из области разрушения в момент разрушения выбрасывается нагретый газ [64]. Наличие газовой струи указывает на высокую температуру вещества； д) результаты исследования повреждений в стекле, вызываемых миллисекундными импульсами рубинового или неодимового лазеров с энергией в несколько единиц на 105 Дж/см2, были интерпретированы в предположении, что имеется малое линейное поглощение света, различное для этих двух длин волн и связанное с разными повреждениями в материале. Согласно оценке [65], это малое поглощение могло бы привести к нагреванию до температуры примерно 1000° С.

На основе этих наблюдений появилась модель повреждения под действием термических напряжений [20, 66]. Согласно этой тепловой модели, в небольшом объеме вблизи фокальной точки происходит нагрев и испарение. Быстрый нагрев и давление, оказываемое испаренным материалом, приводят к образованию волны давления в материале. В некоторой области вблизи фокуса напряжение превышает предел прочности материала, в результате чего в нем происходит растрескивание и возникают другие повреждения.

Необходимо отметить, однако, другие экспериментальные работы, которые показывают, что не все повреждения могут быть отнесены на счет термических напряжений [16, 24].

Суперпозиция волн напряжения

Существенной особенностью другого механизма, предложенного для объяснения повреждения в прозрачных твердых телах, является кумуляция упругих напряжений, приводящая к большому увеличению амплитуды напряжения. При этом предполагается, что даже в номинально прозрачных материалах существует небольшое поглощение. Если через материал проходит очень большое количество энергии, то небольшая ее часть поглощается. Хотя доля поглощенной энергии относительно мала, она выделяется за время, малое по сравнению с временем релаксации 22-023

упругих напряжений в материале. Поглощенная энергия увеличивает давление в области поглощения. В процессе разгрузку по веществу распространяются волны разрежения, которые при определенных условиях могут взаимодействовать между собой, вызывая большие напряжения, даже если их первоначальные амплитуды были относительно малы.

Нестационарные изменения давления были проанализированы рядом авторов [67—69]. Для определения нестационарных давлений были использованы разные математические методы. Однако все они предсказывали возникновение очень больших давлений вблизи центра предполагаемой геометрической конфигурации, обусловленной распределением лазерного излучения. Например, в работе [67] рассматривалась цилиндрическая форма области поглощения. Решение соответствующих волновых уравнений показало, что волны разрежения с возрастающей амплитудой движутся внутрь от границы цилиндра, В центре цилиндра должно произойти увеличение давления за время, равное радиусу цилиндра, деленному на скорость волны давления х). Расчеты показали, что в случае излучения с интенсивностью 1 ГВт/см давление может достигнуть величины 1012 дин/см2, даже если коэффициент поглощения равен лишь 1 см-1. Решения уравнений, основанные на принципе суперпозиции импульсов давления, привели к еще одной гипотезе образования раскола в прозрачных средах под действием лазерного излучения.

Повреждение поверхности

Повреждение поверхности может произойти при меньших величинах интенсивности лазерного излучения, чем объемное повреждение 2). Один из механизмов, предложенных для объяснения пробоя на поверхности стекла, возник на основе наблюдений, показавших, что химическая обработка повышает порог возникновения разрушения [701. Этот механизм включает в себя следующие этапы:

поглощение лазерного света радикалами ОН, которые присутствуют на поверхности и связаны водородными связям% вызывающее в результате флуоресценцию;

тушение флуоресценции, приводящее к химической реакции；

возрастание локальной напряженности поля в результате химической реакции;

пробой.

Выводы

Имеется большое количество данных относительно механизмов, ответственных за повреждение прозрачных материалов. Эти данные отчасти противоречивы. Вполне вероятно, что в различных материалах преобладающую роль играют разные механизмы. Также допустимо, что различные механизмы могут действовать одновременно. Например, процесс зарождения повреждения может быть вызван гиперзвуковой волной, генерируемой при ВРМБ, но как только появился начальный центр поврежденият он будет поглощать лазерное излучение, что приведет к возникновению области с высокой температурой, волны термонапряжений и обычной картины повреждений. Несомненно, что по крайней мере в некоторых случаях образуется высокотемпературная плазма.

Очевидно, обычный электрический пробой диэлектрика не имеет места. В полиметилметакрилате электрическое поле, соответствующее пробою, приблизительно равно 100 кв/см, что меньше напряженности, необходимой для статического пробоя.

Количественные расчеты для этих механизмов неудовлетворительны. Вычисления порогов в соответствии с различными предполагаемыми механизмами приводят к величинам, которые не очень хорошо согласуются с экспериментальными результатами. Необходима еще большая экспериментальная работа. Вследствие явления самофокусировки и наличия пикосекундной составляющей трудно определить точное значение интенсивности в точке пробоя для луча лазера с модулированной добротностью. Возможно даже, что измеряемые пороги повреждения являются в действительности порогами самофокусировки. Если бы эти эффекты учитывались, пороги повреждения могли бы оказаться существенно отличными от тех, которые выводятся из экспериментальных данных без учета этих явлений.

5. ДЕЙСТВИЕ ИЗЛУЧЕНИЯ НА ПРОЗРАЧНЫЕ ЖИДКОСТИ

Не все типы повреждений, характерные для твердых тел, присущи жидкостям. Однако в жидкостях, прозрачных для световых потоков небольшой интенсивности, могут возникать пробой и импульсы давления. Ясно, что эти явления связаны с теми же механизмами, которые вызывают повреждения в твердых телах. Поэтому имеет смысл кратко описать некоторые из этих эффектов.

Одним из первых результатов было наблюдение нелинейного поглощения света в сероуглероде [72]. Отношение интенсивности света, прошедшего через ячейку с сероуглеродом, к интенсивности света, падающего на ячейку, уменьшалось с ростом интенсивности. В опыте использовался рубиновый лазер с максимальной мощностью 1 МВт и фокусирующая линза с фокусным расстоянием 4,83 см. Было найдено, что поперечное сечение нелинейного поглощения света пропорционально мощности падающего излучения; это было интерпретировано как двухфотонное поглощение.

Образование плазмы и кавитация под действием лазерного Излучения наблюдались в жидкости одновременно с ВРМБ [73]. При пропускании луча гелий-неонового лазера непрерывного действия под углом 10° к лучу рубинового лазера с модулированной добротностью, падающего на ячейку с жидкостью, были обнаружены акустические волны в воде. Акустические волны наблюдались по линзовому эффекту с помощью излучения гелийнеонового лазера. На интерферограммах был виден частотный сдвиг рассеянного света, характерный для рассеяния Мандельштама —Бриллюэна. Одновременно происходило образование плазмы, о чем можно было судить по потоку мелких пузырьков в воде и по интенсивному излучению белого света. Эти результаты были интерпретированы следующим образом. Первоначальное поглощение связано с ВРМБ; затем лазерный свет поглощается образующейся плазмой, что приводит к возникновению ударной волны. Исследования искры показали, что она излучает как черное тело с температурой 15 000 К [74].

Ударные волны, генерируемые в воде под действием излучения лазеров с модулированной добротностью, были изучены с помощью теневых фотографий [75, 76]. Центральные области в сферических ударных волнах обнаруживали яркое свечение. Вдоль лучей рубинового и неодимового лазеров с модулированной добротностью в воде возникало несколько слабых сферических ударных волн. При использовании дистиллированной фильтрованной воды число ударных волн значительно уменьшалось. Это было интерпретировано как указание на то, что образование ударных волн связано не с прямым поглощением лазерного излучения молекулами воды, а с наличием в ней примесей. Было найдено, что давление в ударных волнах превышает 200 кбар [751.

Для регистрации акустических волн, возбуждаемых излучением рубинового лазера с модулированной добротностью в воде и других жидкостях, были выполнены аналогичные измерения [77, 78] с применением акустических зондов. Результаты показали» что генерация акустических волн большой амплитуды происходит одновременно с пробоем. Акустические волны возникали в фокальной области и, распространяясь в том же направлении, что и падаю-

щий лазерный луч, не были непосредственно связаны с ВРМБ. Акустический переходный процесс содержал широкополосные импульсы давления^ частотными компонентами вплоть до 2400 МГц • Пробой сопровождался вспышкой белого света вблизи фокальной области и иногда выбросом жидкости над поверхностью образца. Импульсы давления, вызванные лазерным излучением, на расстоянии приблизительно 3 мм от области пробоя имели максимальную величину порядка 5 *108 дин/см. Был сделан вывод о том, что в образовании пробоя играют роль газы, растворен、 ные в жидкости.

Описанные в этом разделе результаты исследований, посвященных жидкостям, показывают, что имеется значительное разно образие явлений, зависящих от интенсивности, которые происходят при фокусировании в номинально прозрачные жидкости мощного лазерного излучения. Эти явления могут включать в себя пробой, образование плазмы и генерацию акустических волн с высоким давлением, вызывающих выброс жидкости из кюве* ты [791

6. ПОВРЕЖДЕНИЕ В ПОЛУПРОВОДНИКАХ

В некотором смысле полупроводники непрозрачны Межзонное поглощение может быть очень сильным для излучения с длинами волн, которые короче края поглощения полупроводника; даже на больших длинах волн полупроводник может быть менее прозрачным вследствие поглощения на свободных носителях. В случае большого поглощения полупроводники могут вести себя подобно металлам и для них характерны явления, описанные в гл. 3. В некоторых других случаях процессы повреждения могут отличаться от тех, которые происходят в металлах [80L Поглощение может зависеть от интенсивности, поэтому наряду с обычными прозрачными материалами здесь уместно рассмотреть и повреждения в полупроводниках.

Слабо легированный кремний при температуре 300 К имеет коэффициент поглощения около 30 см-1 на длине волны излучения неодимового лазера, равной 1,06 мкм. Это означает, что свет поглощается на большей длине, чем в металлах. Механизм поглощения состоит в том, что образуются электронно-дырочные пары,

которые рекомбинируют, передавая энергию кристаллической решетке. Таким образом, повреждение в слабо легированном кремнии под действием излучения неодимового лазера происходит в результате нагрева при описанном процессе. В сильно легированном кремнии коэффициент поглощения намного больше и повреждение в нем происходит так же, как в металлах [80].

Было выяснено, что при облучении Ge, Si, GaAs, GaSb, InSb и CdSe светом обычного рубинового лазера повреждение зависит от плотности энергии лазерного излучения, типа полупроводника, электропроводности образца, кристаллографической ориентации и состояния поверхности кристалла [81]. При небольших плотностях энергии (5—10 Дж/см) под микроскопом видны незначительные изменения поверхности. По мере возрастания плотности энергии появляются резкие линии трещин и ямки термического травления. Если плотность энергии возрастает еще больше (20— 30 Дж/см2), возникают глубокие круглые кратеры. В центре кратеров имеются возвышения, поднимающиеся над поверхностью материала. Эти результаты были получены в условиях, когда энергия фотона была больше ширины запрещенной зоны и, следовательно, имело место сильное межзонное поглощение.

Свободные носители, возникающие при межзонном поглощении, также вносят дополнительный вклад в поглощение. В результате в полупроводнике может происходить тепловое образование очень плотной электронно-дырочной плазмы. Поглощение сильно зависит от интенсивности. Для получения плазмы с плотностями от 1018 до 1019 см-3 в германии, кремнии и других полупроводниках в опытах [82] были использованы импульсы излучения аргонового лазера с интенсивностью 200 кВт/см2. Повреждения, связанные с генерацией плазмы, имели вид регулярно расположенных мелких углублений и трещин [831，).

7, ПОВРЕЖДЕНИЕ КОМПОНЕНТОВ ЛАЗЕРОВ

Очень мощные лазеры могут разрушаться под действием собственного излучения. Кристаллы, зеркала и другие оптические компоненты, подвергающиеся облучению лазерным светом с очень большой интенсивностью излучения, рано или

поздно портятся. Это обстоятельство представляет экономический интерес для тех, кто использует лазеры. Особенно дорогостоящими являются рубиновые или неодимовые лазерные стержни, используемые для получения импульсов излучения с высокой пиковой мощностью. Мощность внутри оптического резонатора может быть много больше излучаемой мощности, так что материалы, используемые в самом лазере, подвергаются очень большому риску.

Заметим, что определяющим фактором является величина мощности, приходящаяся на единицу площади, а не абсолютная мощность. Поэтому в настоящее время большинство импульсных лазеров конструктивно выполняется в виде комбинации из задающего генератора и усилителя мощности. Импульсы на выходе генератора имеют относительно небольшую мощность. Затем они усиливаются в усилителе с большим поперечным сечением, так что мощность, приходящаяся на единицу площади, никогда не становится СЛИП1КОМ большой.

Повреждение в рубиновых стержнях

Генерация больших мощностей в лазерных кристаллах может привести к повреждению самого кристалла. Обычно повреждения происходят в лазерах с модулированной добротностью. Лазеры с миллисекундным импульсом, в частности рубиновые, в меньшей степени подвержены повреждению.

При уровнях мощности около 107 Вт на концах рубиновых стержней диаметром около 6 мм, используемых в лазерах с модулированной добротностью, иногда возникают повреждения. Типичная фотография такого повреждения показана на фиг. 6.9. На поверхности рубина видны углубления, имеющие размеры порядка микрона. Такие повреждения образуются постепенно. Вначале они возникают в малой области, затем по мере использования рубина охватывают все большую площадь. Конечно, но мере роста повреждения выходная энергия лазера уменьшается. Активный элемент можно вновь использовать, отполировав заново концы стержня. Степень повреждения может значительно изменяться. Повреждение быстро возрастает в некоторых рубинах, используемых при пиковых мощностях порядка 10 МВт, и развивается медленнее или полностью отсутствует в других рубинах, применяемых при одинаковых уровнях мощности. Одним из механизмов такого повреждения может быть испарение пылинок, находящихся на поверхности рубинового стержня, или нагрев небольших поглощающих включений вблизи поверхности стержня, например малых частиц, внедренных при полировке. Повреждения этого типа можно уменьшить, предохраняя торцы стержня от пыли во время работы лазера. При очень высоких уровнях

мощности может произойти полное разрушение конца стержня, сопровождающееся иногда его откалыванием. Можно уменьшить повреждение торцевой поверхности стержня, погружая се в воду.

При уровнях мощности порядка 108 Вт и выше происходит внутреннее повреждение стержня. В нем обычно образуются

Фнг. 6.9.

Поверхность торца рубинового лазерного стержня диаметром 6,4 мм, подвергнутая воздействию 1000 импульсов излучения в лазере с выходной мощностью около 2 МВт.

Видны небольшие углубления размером около 10 мкм. Эти повреждения приводят к уменьшению выходной энергии лазера. Повреждения этого типа появляются пс у все^ рубиновых образцов.

пузырьки и трещины, что приводит к уменьшению выходной энергии. Исследование под микроскопом обнаруживает, что повреждение представляет собой совокупность маленьких сферических полостей внутри рубина. Внутренее повреждение нс обязательно сопровождается повреждением торцевых поверхностей стержня. Если и дальше использовать стержень, пузырьки и трещины будут расти и возникать во все новых областях стержня. В конечном итоге они вызывают разрушение стержня и делают невозможным его дальнейшее использование. При очень больших уровнях мощности повреждение может возникнуть и в течение одного импульса. На фиг. 6.10 показаны центры рассеяния и полости, образовавшиеся в рубиновом стержне диаметром 16 мм под действием нескольких вспышек с пиковой мощностью 200 МВт.

Несмотря на очевидную важность исследования таких повреждений с точки зрения использования рубиновых лазеров, эта проблема не привлекла большого внимания. Большинство исследований по действию лазерного излучения на такие материалы, как рубин, были проведены с образцами, помещаемыми в сфокусированный лазерный луч вне резонатора лазера [84]. Систематическим исследованиям повреждения рубиновых стержней, находящихся внутри лазерного резонатора, посвящено относительно* небольшое число опубликованных работ.

Фиг. 6.Ю.

Центры рассеяния в рубиновом лазерном стержне диаметром 16 мм.

Центры рассеяния освещены лучом гелий-неонового лазера, распространяющимся вдоль оси стержня. Стержень был подвергнут действию около 20 вспышек излучения в лазере С выходной мощностью 200 МВт.

В одной из работ：【85], где изучалось повреждение стержней, используемых в лазерах с модулированной добротностью, была1 измерена пороговая плотность энергии, соответствующая повреждению за один импульс, как функция длительности импульса. Повреждение в рубинах с ориентацией оси с под углом 60° относительно оси стержня происходит при больших порогах, чем повреждение в рубинах с ориентацией кристаллографической оси с под углом 90° относительно оси стержня. На фиг. 6.11 приведеп^ типичные данные для порогов повреждения. Стержень считался поврежденным, если в нем после первой лазерной вспышки появлялись пузырьки; таким образом, полученные пороговые энергии соответствуют образованию пузырьков в новом стержне. Первое повреждение возникало на выходном конце стержня и от вспышки к вспышке постепенно распространялось по направлению к противоположному концу. Измеренные величины порога разрушения при данной длительности импульса имели сильный разброс, связанный с большим различием самих кристаллов,

а также с невоспроиэводимостью экспериментальных условии при смене кристалла. Если стержень уже был поврежден, второе определение порога повреждения для него уже невозможно. Ясно, что порог повреждения не соответствует постоянному значению мощности. Пороговая интенсивность уменьшается при увеличении длительности импульса. Порог повреждения, выраженный в единицах энергии, приходящейся на единицу площади, в случае

@ и г. 6,11.Пороговая энергия появления внутренних повреждений в оубиновом (/) ги неодимовом (2) лазерных стержнях [85].@ и г. 6,11.Пороговая энергия появления внутренних повреждений в оубиновом (/) ги неодимовом (2) лазерных стержнях [85].

@ и г. 6,11.

Пороговая энергия появления внутренних повреждений в оубиновом (/) ги неодимовом (2) лазерных стержнях [85].

@ и г. 6,11.

Пороговая энергия появления внутренних повреждений в оубиновом (/) ги неодимовом (2) лазерных стержнях [85].

миллисекундных импульсов, конечно, сильно возрастает. Повреждение, характеристики которого показаны на фиг. 6.11, возникало под действием собственно лазерного света. При облучении рубина мощной импульсной лампой в отсутствие генерации не было обнаружено никаких повреждений.

Другой метод определения порога разрушения состоит в измерении числа вспышек, необходимого для появления повреждения при данном уровне интенсивности. На фиг. 6.12 показана зависимость числа вспышек до появления повреждения от интенсивности излучения лазера с модулированной добротностью длительностью 10 нс [86]. На этом графике указано число вспышек, после которого выходная мощность лазера при неизменных условиях возбуждения уменьшалась на 30%. При уровнях интенсивности в диапазоне гигаватт на квадратный сантиметр повреждение происходит приблизительно за одну вспышку. Эти данные были получены в результате усреднения по нескольким рубиновым ^стержням с различными диаметрами.

Из данных, представленных на фиг. 6.11 и фиг. 6.12, ясно, что порог повреждения зависит как от мощности, так и от энергии в лазерном импульсе. Для максимального использования кристалла при заданном уровне энергии необходимо по возможности увеличить длительность импульса. С другой стороны, если требуется определенная пиковая мощность, то длительность импульса следует по возможности уменьшить.

Ю 100100010000100000Ю 100100010000100000Число еспысиекЧисло еспысиекФиг. 6.12."Вависимость числа вспышек, необходимых для появления повреждения ■рубиновых стержней, от интенсивности излучения длительностью 10 нс [86].Фиг. 6.12."Вависимость числа вспышек, необходимых для появления повреждения ■рубиновых стержней, от интенсивности излучения длительностью 10 нс [86].

Ю 100100010000100000

Ю 100100010000100000

Число еспысиек

Число еспысиек

Фиг. 6.12.

"Вависимость числа вспышек, необходимых для появления повреждения ■рубиновых стержней, от интенсивности излучения длительностью 10 нс [86].

Фиг. 6.12.

"Вависимость числа вспышек, необходимых для появления повреждения ■рубиновых стержней, от интенсивности излучения длительностью 10 нс [86].

Как видно из фиг. 6.12, после многих вспышек рубиновые мст&ржни, используемые в лазерах с модулированной добротностью, -портятся даже при относительно небольших уровнях мощности. После нескольких тысяч вспышек при мощности лазерного излучения 10 МВт в рубиновом стержне диаметром 6,4 мм появляются маленькие изолированные пузырьки.

В другой работе [871 показано, что более значительные повреждения возникают под действием импульсов, генерируемых в режиме синхронизации мод. Пузырьки легче возникают, если на огибающей импульса излучения лазера с модулированной .добротностью наблюдаются сильные флуктуации с частотами порядка гигагерц. Это согласуется с данными, представленными на фиг. 6.11, если их экстраполировать на более короткие времена. Допустимые выходные энергии для очень коротких импульсов Должны быть меньше.

Следует особо отметить, что указанные выше уровни мощности, приходящейся на единицу площади, являются величинами, усредненными по площади торца стержня. Возможно, что если генера-

ция локализуется в «горячих» нитях, то пороги повреждения окажутся превышенными в небольших областях, тогда как сред* няя по сечению торца величина будет ниже порога повреждения. По этой причине осуществление модуляции добротности при помощи просветляющихся красителей с большей вероятностью ведет к повреждению. Краситель может просветлиться в локаль* ной области и способствовать нитевидному режиму работы лазера, в то время как, например, затвор Керра открывает полностью весь торец рубинового стержня. Чтобы избежать повреждения^ необходимо добиваться однородного распределения интенсивности по поперечному сечению рубинового стержня. Использова* ние кювет с жидкостью, в которой возможна самофокусировка^ может усилить повреждение (88). Использование рубиновых стержней с матированной боковой поверхностью, вероятно, уменьшает возможность повреждения, поскольку в случае матированной поверхности свет распределен по поперечному сечению стержня более равномерно, чем в случае полированной поверхности. Картина повреждений в рубиновых лазерных стержнях коррелировала с имеющимися в стержнях оптическими неоднородностями [89].

Таким образом, рубиновые стержни, используемые в лазерах с модулированной добротностью, подвержены повреждению от действия лазерного излучения. Если требуются очень высокие уровни мощности (сотни мегаватт), то потребитель должен быть готов к тому, что ему придется оплачивать частую смену стержней. При условии соблюдения соответствующих мер предосторожности и поддерживания соответствующих уровней интенсивности, рубиновый стержень в лазере с модулированной добротностью может служить в течение многих тысяч импульсов.

Проведенное обсуждение относилось только к режиму работы генератора с модуляцией добротности. Рубиновые стержни, используемые в режиме генерации миллисекундного импульса, не обнаруживают явных повреждений под действием самого лазерного излучения. Ирк многократных вспышках может произойти постепенное уменьшение выходной энергии. По-видимому, это справедливо для рубинов, выращенных как методом Чохраль- ского, так и методом Вернейля. Снижение энергии сопровождается едва уловимым изменением цвета, при котором стержень приобретает коричневатый оттенок [90]. Повреждение, очевидно, вызвано ультрафиолетовым светом ламп накачки, создающим в стержне центры окраски. Повреждений этого типа можно избежать, окружая стержень соответствующим светофильтром. При постоянных условиях работы энергия лазера может уменьшиться и составлять некоторую долю от начального значения через несколько сотен вспышек. Точная величина убывания изменяется от стержня к стержню； некоторые стержни обнаруживают 20 %-ное уменыпе”

ние выходной энергии после 1000 вспышек, а другие ——уменьшение почти наполовину после 500 вспышек. К значительному, но не полному восстановлению выходных характеристик может привести отжиг стержня в течение 24 ч при температуре 900° G.

Повреждение в неодимовых стеклах

Некоторые данные относительно порогов повреждения •стержней из силикатного стекла в лазерах с модулированной добротностью приведены на фиг. 6.11, где дана зависимость порога от длительности лазерного импульса. По мере увеличения длительности импульса пороговая плотность энергии разрушения возрастает, так что для импульсов миллисекундной длительности порог повреждения того же стекла приблизительно равен 200 Дж/см2. Результаты, приведенные на фиг. 6.11, характерны для лазерных стекол старого типа, содержащих включения платины.

Общепризнано, что повреждение в лазерных стержнях из неодимового стекла связано с неоднородностями самого стекла. Считают, что за повреждение стекол ответственны включения ллатины, попадающие в стекло в процессе производства [85, 911. Если стекла изготовлены без примеси платины, пороговая величина энергии повреждения, приходящейся на единицу площади, значительно выше величин, приведенных на фиг. 6.11. В настоящее время для варки стекла платиновые тигли уже не используются. Значительно улучшились свойства лазерных стекол по отношению к повреждениям в результате использования цельнокерамических тиглей. Были получены стекла с порогом повреждения в случае модуляции добротности, равным нескольким сотням джоулей на квадратный сантиметр [92].

Повреждение поверхности лазерных стекол обычно происходит при меньших уровнях, чем объемные повреждения. Значительное повышение порога повреждения поверхности можно получить, применяя химическую полировку [931. После полировки в течение 45 мин в 10%-ном растворе плавиковой кислоты в глицерине порог поверхностного повреждения возрастал от 35 до свыше 350 Дж/см纟(что соответствует порогу объемного повреждения).

В отличие от рубина стержни из неодимового стекла часто повреждаются при работе в режиме миллисекундных импульсов. Некоторые из этих повреждений могут возникать вследствие термических напряжений, вызванных светом накачки. Имеются некоторые данные, показывающие, что к повреждению могут привести внутренние неоднородности типа микротрещин, возникающих в результате локального теплового расширения в стеклянном стержне [94]. Для лучших стеклянных стержней порог повре-

ждения в режиме миллисекундной длительности импульса может достигать 1000 Дж/см2.

ТАБЛИЦА 6.6

Пороги повреждения в лазерных стеклах

Тип импульса

Условия

Порог, Дж/СМ 2

Обычный импульс, тельность 1 мс

дли-

Лазерный стержень изготовлен в керамическом тигле

1000

Импульс лазера： с модулированной добротностью, длительность 30 нс

Стекло с включением платины

Стекло с диэлектрическими включениями

Стекло с пузырьками

Однородный лазерный стержень, изготовленный в керамическом тигле; самофокусировка отсутствует

Луч сфокусирован вне резонатора в образец из стекла

Однородный лазерный стержень, изготовленный в керамическом тигле; имеет место самофокусировка

10

50

500

500

》500

60—100 (внутри) 20-30 (на поверхности)

Импульс в режиме хронизации мод； тельность 3 — 10 пс

син-

дли-

Однородный лазерный стержень, изготовленный в керамическом тигле

3 5

В табл. 6.6 приведены пороги повреждения для лазерного неодимового стекла, определенные в различных условиях для разных длительностей лазерного импульса.

Повреждение других компонентов лазера

В лазерных системах большой мощности могут повреждаться не только сами лазерные стержни, но и другие компоненты, входящие в эти системы. При многократной работе лазера на поверхностях таких элементов, как отражающие призмы, кюветы с жидкостью и полированные пластины, используемые в качестве резонансных отражателей, возникают углубления и расколы. Используемые во многих лазерах диэлектрические зеркала, конечно, чувствительны к повреждению и при очень больших пиковых мощностях лазерного излучения очень быстро

разрушаются. В лазерах, которые предполагается использовать при мощностях 100 МВт или выше, обычно в качестве зеркал лучше применять не диэлектрические зеркала, а резонансные отражатели в виде стоп или отражающие призмы. При уровнях мощности излучения порядка 10——20 МВт диэлектрические зеркала выдерживают несколько сотен вспышек. В работе [951 описан метод уменьшения повреждения путем погружения диэлектрического зеркала в жидкость. Срок службы зеркал можно увеличить,, предохраняя их от грязи и пыли.

Часто повреждаются склеенные линзы, используемые для фокусировки лазерного излучения. При уровнях мощности порядка 1 МВт склеивающий материал (обычно канадский бальзам) темнеет приблизительно через 100 вспышек. При больших уровнях мощности клей портится быстрее и может разрушиться за одну вспышку. В одном из опытов [96] сложная линза была изготовлена без применения канадского бальзама. В этом случае раскол произошел внутри одной из линз в результате фокусировки в ней света, отраженного от поверхности линзы. Таким образом, изготовленный без применения клея двухлинзовый объектив, предназначенный для фокусировки мощного лазерного излучения, должен быть сконструирован так, чтобы отраженные от поверхности лучи не фокусировались внутри какой-либо из линз. Такие объективы можно использовать при больших уровнях мощности лазерного излучения, чем склеенные объективы. В работе [97] приведены конструктивные соображения, позволяющие свести к минимуму повреждения линз.

Часто повреждение происходит в линзах, расположенных вблизи мишени, под действием вещества, испаренного из мишени. Для предохранения линзы между нею и мишенью можно поместить защитную стеклянную пластинку или майларовую пленку.

Необходимо признать, что при очень больших мощностях лазер является саморазрушающимся устройством. Следует ожидать возникновения повреждений и организовать специальное обслуживание, чтобы обеспечить работу лазера при высоких уровнях мощности. Обычно наиболее серьезным является повреждение самого лазерного стержня, так как стоимость других элементов лазерной системы чаще всего намного меньше стоимости стержня; эти элементы можно заменять с меньшими затратами.

ЛИТЕРАТУРА

Hercher М., Journ. Opt. Soc. Amer., 54, 563 (1964).

Bernal G. E., Journ. Opt. Soc. Amer., 55, 602 (1965).

Ready J.凡，Industrial Research, p, 44 (August 1965).

Pitha C. 4., Air Force Cambridge Res. Lab. Rep. No. 67-0317 (February 1967).

Garmire £., Chiao jR. Y., Townes С H., Phys. Rev., Lett., 16, 347 (1966) (см. перевод в сб.《Действие лазерного излучения, изд-во «Мир», 1968).

Chiao R. У. et aZ., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-2, 467 (1966).

Brewer R. G” Lifsitz J.凡，Phys. Lett., 23, 79 (1966) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Brewer R. G. et al.^ Phys. Rev., 166, 326 (1968).

Lallemand P., Blombergen N.、Phys. Rev. Lett., 15, 1010 (1965) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Shen У. R・,Shaham У. J., Phys. Rev. Lett., 15, 1008 (1965).

Hauchecorne G., Mayer G” Compt. Rend., 261, 4014 (1965),

Chiao 凡 У., Garmire E., Townes С. H.、Phys. Rev. Lett., 13, 479 (1964) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968),

Shapiro S. £., Giordmaine J. A.t Wecht К. И7.,Phys. Rev. Lett., 19, 1093 (1967).

Yariv A.j «Quantum Electronics», Ch. 25. Wiley, New York, 1967.

Chiao jR. Y., Townes С. H— Stoicheff В. P., Phys. Rev. Lett., 12, 592 (1964) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Л шкинадзе Б. М. u dp., ЖЭТФ, 50, 1187 (1966).

Волкова Н. В. и др., ФТТ, 8, 2668 (1966).

Баренблатт Г. И. и др., ЖЭТФ, 54, 1337 (1968).

Новиков Н. П. и др., ФТТ, 10, 3751 (1968).

Волкова Н» В. и др、, ФТТ, 9, 1868 (1967).

Whiteman Р.т Wilson G. W>t Nature, 208, 66 (1965).

Bradley D.九 Engivell M., Komatsu H., Nature, 208, 1081 (1965) (cm. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во 《Мир», 1968).

Bernal Е” Ready J.尸.，in High Temp. Techn. Proc. Int. Symp. 3rd, Asilo- mar, Calif., September 17—20, 1967, Butterworths, London and Washington, DC, 1969.

Зверев Г. M. u dp., ЖЭТФ, 53, 1849 (1967).

Dupont HDonzel A., Ernest J., Appl. Phys. Lett., 11, 271 (1967).

Budin J. P・，Raffy Appl. Phys. Lett., 9, 291 (1966).

Harper D. W., Brit. Journ. Appl. Phys., 16, 751 (1965).

Archbold E.t Harper D. W,, Hughes 兀 R, Brit. Journ. Appl. Phys., 15, 1321 (1964).

Беляев Л. M., Головистиков A. H、、Набатов В. 8., ФТТ, 10, 3733 (1968).

Лихачев В. М., Салманов В. М., Ярошецкий И. Д., ФТТ, 10, 290 (1968).

Хазов Л. Шестов А. Н., Тихомиров Г. 27., ЖТФ, 38, 1362 (1968).

Davit J., Soulie М., Compt. Rend., 261, 3567 (1965).

Olness D., Journ. Appl. Phys., 39, 6 (1968).

Olness P., Appl, Phys, Lett., 8, 283 (1966) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Cullom J. Я., Waynant R.忆，Appl. Opt., 3, 989 (1964).

Martinelli J., Journ. Appl. Phys., 37, 1939 (1966) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучениям, изд-во 《Мир», 1968).

Лшкинадзе Б. М. и др.ч ФТТ, 9, 476 (1967).

Л шкинадзе Б. М. и др.^ ДАН СССР, 169, 1041 (1966).

Лихачев В. А. и др*、ФТТ, 8, 3432 (1966).

Ритус А. М.^ Маненков А. Л., Письма в ЖЭТФ, 6, 927 (1967).

Алексеев Н. 〃. и др.^ ФТТ, 10, 2403 (1968)./

Yasojtma У., Takeda М., Inuishi У. t Jap. Journ. Appl. Phys., 7|, 552 (1968).

Nath G., Walda G” Zs. Naturforsch, 23a, 624 (1968).

Беликова T. 〃., Свириденков 3. 4., Письма в ЖЭТФ, 3, 394 (1966).

Беликова Т. 〃., Савченко А. Н., Свириденков Э. Л., ЖЭТФ, 54, 37 (1968).

Sharma 8. 5., Rteckhoff К. Е., Gan. Journ. Phys., 45, 3781 (1967).

Зверев Г. М. и dp” Письма в ЖЭТФ, 5, 391 (1967).

Зверев Г. М, Малдутис Э. Я., Пашков В. Л., Письма в ЖЭТФ, 9, 108 (1969).

Giuliano С. /?., Appl. Phys. Lett., 5, 137 (1964) (см. перевод в сб. «Действие лазерного излучения», изд-во «Мир», 1968).

Маш Д. И. 乂 dp・, Письма в ЖЭТФ, 2, 246 (1965).

Kramer D. Л., Honig R. Е., Appl. Phys. Lett., 13, 115 (1968).

Jeans /. Н., «The Mathematical Theory of Electricity and Magnetism»， Sec. 198—203. Cambridge Univ. Press, London and New York, i960.

Washburn E. ИЛ, edM «International Critical Tables», Vol. VI. McGiaw- HilL, New York, 1929.

54 Morey G. W., «The Properties of Glass», Reinhold, New York, 1954.

55 Kolsky Я., Shi У. У., Proc. Phys. Soc., 72, 447 (1958).

Maiden C. J., Green S. J., Response of Materials and Structures to Suddenly Applied Stress Loads, G. M. Interim. Rep. TR-65-69 (1965).

Беликова T. 〃., Свириденков 3. 4., Письма в ЖЭТФ, 1, 37 (1965).

Свириденков 3. 4., ФТТ, 9, 2442 (1967).

Миркин Л. И., Пилипецкий Н. Ф., Рабинович Е- М., ФТТ, 9, 2400 (1967).

Пилипецкий Н. Ф., Райзер Ю. 〃., Упадышев В. Л., ЖЭТФ, 54, 1064 (1968).

Wasserman Л,, Appl. Phys. Lett., 10, 132 (1967).

Пашков В. Л., Зверев Г. №, ЖЭТФ, 51, 777 (1966).

Владимиров В. u 8р・, ФТТ, 9, 539 (1967).

Баренблатт Г. Я. и dp.. Письма в ЖЭТФ, 5, 85 (1966)*

Miller R. A., Borrelli N.尸.，Appl. Opt., 6, 164 (1967).

Пономаренко Б. Ф,, Самойлов В.方У^兄咒。^ П.及.,ЖЭТФ, 54, 776 (1968).

Bullough /?., Gilman /. J., Journ. Appl. Phys., 37, 2283 (1966).

Conners G. Я., Thompson R. 4., Journ. Appl. Phys., 37, 3434 (1966).

Инденбом В, Л., Шефтер Е. М., Письма в ЖЭТФ, 4, 258 (1966).

Davit D.T Journ. Appl. Phys., 39, 6052 (1968).

Волкова H. 8. и dp., ФТТ, 9, 778 (1967).

Giordmaine J.А.ч Howe J.A..Phys.Rev. Lett., 11, 207 (1963).

Brewer R. /.,Rieckhoff K.£,Phys.Rev. Lett., 13, 334a(1964).

Barnes P. 4.,Rieckhoff К,E*,Appl.Phys. Lett., 13, 282(1968)*

Bell C. E・，Landi J. 4., Appl.Phys.Lett., 10, 46 (1967).

Carome £.歹•，Carreira E. M., Prochaska C. /., Appl. Phys. Lett., И, 64 (1967).

77・ Carome E.艮,Moeller C. E・,Clark N. A、, Journ. Acoust. Soc. Amer., 40, 1462 (1966).

Carome E.尸.，Clark M 4., Moeller C・ E., Appl. Phys. Lett., 4, 95 (1964).

Аскарьян Г. A. u 日卩，ЖЭТФ, 44, 2180 (1963).

Гринберг Л. Л. 乂 日卩,①ТТ, 9, 1390 (1967).

Bertolotti et al., Journ. Appl. Phys., 38, 4088 (1967).

Birnbaum M., Fincher C. L., Stocker T. L., Appl. Phys, Lett., 10, 227 (1967).

Birnbaum M., Journ. Appl. Phys., 36, 3688 (1965).

Данилейко Ю. К. u dp., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-5, 87 (1969).

Avizonis P. K, Farrington T・，Appl. Phys. Lett., 7, 205 (1965).

Buras F. P・,IEEE Spectrum, p. 115 (March 1967).

Bradley D. /., McCullough A, W., Smith P. D., Brit. Journ. Appl. Phys., 17, 1221 (1966).

Gibson A. J., Brit. Journ. Appl. Phys. (Journ. Phys. D), 1, 933 (1968).

Акуленок E. M., Палков В. &•, Хаимов-Мальков В.足，ФТТ, 9, 2075 (1967),

Stickley С. М. et al., Journ. Appl. Phys., 40, 1792 (1969).

Deeg E. M., Laser Focus, p. 38 (March 1969).

Snitzer £., IEEE Int. Convention, New York, March 24—27 (1969)； Young C. @・，Woodcock jR.尸.，in «Damage in Laser Glass», A Simp, presented by Amer. Soc. for Testing and Materials, Boulder, Colo.t June 20, 1969, ASTM Special Tech. Publ. 46 9 (1969).

?3. Swain /* £., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-4, 362 (1968).

van Tome L. /., Phys. Status Soli di, 16, 171 (1§66),

Gregg D. W., Thomas S. J., Appl. Phys. Lett., 8, 316 (1966).

Resberry S. P., Scribner B. £, Margoshes M., Appl. Opt., 6, 81 (1967).

Rogers G・ £., Journ. Appl. Phys., 36, 2598 (1965).

^S^.Инденбом В. Л«、Даниловская В. 〃.，Шефтер Э. М., Сб. трудов МВМН, вып. 10, 445, 1971.

^.Андреев В. Г, Уляков 〃. 〃., ИФЖ, 15, 1093 (1968).

100*.Conners G. Я., Thomson R, А., Journ. Appl. Phys., 37, 3434 (196()).

101* .Вьюков Л. А., Лохов Ю. Н., Фивейский Ю. Д*, ФХОМ, № 4, 3 (1969). И)2*.Аскарьян Г. 4., ЖЭТФ, 42, 1567 (1962).

i^3* .Ахманов С. Л., Сухоруков А. П.^ Хохлов Р. 8., УФН, 93, 19 (1967).

104*.Райзер Ю. ЖЭТФ, 52, 470 (1967).

Ю^)* .Ахманов С. А., Криндач Д. 〃.，Сухоруков А. 〃.，Хохлов Р. 5., Письма в ЖЭТФ, 6, 38 (1967).

1^*.Дышко А.力.,Луговой В, НПрохоров 4. М., Письма в ЖЭТФ, 6, 655 (1967).

107*.Захаров 8. Е., Соболев В. В” Сынах В, С., ЖЭТФ, 60, 136 (1971). 108*.Ды1ико А. Л., Луговой В. Н., Прохоров А. М., ЖЭТФ, 61, 2305 (1972). i^*.Rangnekar S. 5., Gan. Journ. Phys., 49, 1994 (1971).

110*.Соболев В. 8., Сынах В. С, ЖПМТФ, № 6, 174 (1971).

111*.Захаров В. Е・，Шабат Л. Б., ЖЭТФ, 61, 118 (1971).

112*.Зельдович Я.方・,出ЗТ①,33, 700, 1957.

ИЗ*.Орлов А, Л., Уляков П. 〃., Тезисы докл. II Всесоюзн. совещ. по физике воздействия оптич., изл. на конд. среды, М., 1972, стр. И.

114：*.Бонч-Бруевич А. М., Алешин 〃. В.、Имас Я. Л., Павшуков А. В.> ЖТФ, 41, 617 (1971).

1\5* .Алешин И. 8., Бонч-Бруевич А. М., Имас Я. Л., Комолов В. Л., Салят динов В. С, ЖТФ, 41, 820 (1971).

11Q* .Данилейко Ю.兄,Маненков А. А ., Прохоров А. М., Хаим ов-Малъков 瓦 Я., ЖЭТФ, 58, 31 (1970).

117* .Зверев Г. М., Левчук Е. АПашков В. Л., Порядин Ю. Д., ЖЭТФ, 62, 307 (1972).

118*.Меднис 〃• Л., Файн 8. М., ЖЭТФ, 62, 812 (1972).

11^*.Рубинштейн А. 〃.，Файн В. М., ФТТ, 15, 470 (1973).

120*.Sharma В. S., Rieckhoff К. Е., Can. Journ. Phys., 48, 1173 (1970).

121*.Bennet Я. S・，Sympos. on Damage in Laser Materials, NBS PubL, No. 341, 1970, p. 51.

122* .Данилейко IO. К., Маненков A. /., Нечитайло В. С., Прохоров А. М., Хаимов-Мальков В. Я.,琼ЗТ①,63, 1030 (1972).

123*.Анисимов С. 〃.，Макшанцев Б. 〃.，ФТТ, 15, 786 (1973).

i2^*.Макшанцев 国 〃.,Кондратенко П. С, Ганделъман Г. М., ФТТ, 16, 173 (1974).

125* .Нестеров Л. Л., Поплавский А. А., Ферсман 〃. Л., Хазов Л. Д., ЖТФ, 40, 651 (1970).

12Q*.Шатилов А. В, и др., Тезисы докл. II Всесоюзн. совещ. по физике воздействия излучения на конд. среды, М., 1972, стр. 20.

127*.Абрикосова И. 〃., Щербина-Самойлова М. Б.. Письма в 出ЗТ①,7, 305 (1968).

128*.Winterling G., Heinicke W^ Dransfeld K., Phys. Rev., 185, 285 (1969).

12^*,Бутенин A. 8r Коган Б. Я., Сб. «Квантовая электроника», № 5, стр. 143 (1971).

i^*.Silver М., Hernandez J. Р.ч Опп D, G., Phys. Rev. Al, 1268 (1970).

131*.Young P. ЛAppl. Opt., 10, 638 (1971).

132*.Gibson A. F. et aZ., Appl. Phys. Lett., 21, 356 (1972) [см. перевод в сб. «Квантовая радиофизика», № 5, 20 (1973)].

133*z0也04。8 b.方.，nМtФ, 1973, в печати.

134*.Володькина В. Л«、Комолов В. Л、、ЖТФ,43,1766 (1973)

13Ь*. Пилипецкий 〃• Ф., Рустамов А. Р・，Письма в ЖЭТФ, 2, 88 (1965卜

Глава 7. ДЕЙСТВИЙ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА БИОЛОГИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ

ВВЕДЕНИЕ

Воздействию лазерного излучения на биологические системы посвящено большое количество исследований. В некотором смысле результаты этих исследований образуют почти самостоятельную область знаний. Основное внимание в них уделялось аспектам клинической патологии, что сильно отличает эти работы от большинства исследований, описываемых в настоящей книге. Полученные результаты, по-видимому, следовало бы опубликовывать в медицинских руководствах. Тем не менее биологические системы являются важным объектом физических исследований, и описание эффектов воздействия лазерного излучения было бы неполным без рассмотрения этой области. Наибольший интерес, разумеется, представляет исследование воздействия лазерного излучения и а человеческий организм, что имеет прямое отношение к обеспечению безопасности людей, работающих с лазерами.

При рассмотрении вопроса о воздействии лазерного излучения на биологические системы для понимания процессов, происходящих в них, мы будем исходить главным образом из взаимосвязи между действием лазерного излучения на биологические системы и на физические объекты. Кроме того, мы уделим большое внимание изучению той потенциальной опасности, которая связана с использованием лазерного излучения, и опишем методы, позволяющие сделать эту опасность минимальной. Мы не станем подробно разбираться в многочисленных клинических данных, которые носят в основном медицинский характер и не всегда имеют прямое отношение к вопросам, обсуждаемым в этой книге.

ДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ГЛАЗ

Первый аспект воздействия лазерного излучения на биологические системы, которому следует уделить внимание,— это его действие на человеческий глаз. Глаз является органом, наиболее уязвимым для поражения лазерным излучением. Падающее излучение фокусируется в малое пятно на сетчатке, в результате чего интенсивность излучения возрастает. Большие величины интенсивности излучения, падающего на сетчатку, могут быть обусловлены даже такими лазерными пучками, которые не оказы-

вают никакого влияния, если поглощаются кожей. Глаз был наиболее полно изучен с точки зрения воздействия на него лазерного света.

Рассмотрим коротко строение глаза. Глаз имеет почти сферическую форму. Его передняя прозрачная поверхность называется роговицей. За роговицей находится камера, заполненная прозрачной средой, называемой водянистой влагой, и стекловидное тело.

as ©б G7 0,8 仿夕 /0 〃 R * * 工5 Длина волны, мкмas ©б G7 0,8 仿夕 /0 〃 R * * 工5 Длина волны, мкмФиг. 7,1.Спектральные характеристики человеческого глаза.1 一 пропускание глазной среды, 2 — произведение пропускания на поглощение, равное процентной доле света, фактически поглощаемого в пигментном эпителии и в сосудистой оболочке Стрелками отмечены длины волн генерации некоторых распространенных лазеров [1].Фиг. 7,1.Спектральные характеристики человеческого глаза.1 一 пропускание глазной среды, 2 — произведение пропускания на поглощение, равное процентной доле света, фактически поглощаемого в пигментном эпителии и в сосудистой оболочке Стрелками отмечены длины волн генерации некоторых распространенных лазеров [1].sss^coac szwg&SQZW愁sss^coac szwg&SQZW愁口6 az

as ©б G7 0,8 仿夕 /0 〃 R * * 工5 Длина волны, мкм

as ©б G7 0,8 仿夕 /0 〃 R * * 工5 Длина волны, мкм

Фиг. 7,1.

Спектральные характеристики человеческого глаза.

1 一 пропускание глазной среды, 2 — произведение пропускания на поглощение, равное процентной доле света, фактически поглощаемого в пигментном эпителии и в сосудистой оболочке Стрелками отмечены длины волн генерации некоторых распространенных лазеров [1].

Фиг. 7,1.

Спектральные характеристики человеческого глаза.

1 一 пропускание глазной среды, 2 — произведение пропускания на поглощение, равное процентной доле света, фактически поглощаемого в пигментном эпителии и в сосудистой оболочке Стрелками отмечены длины волн генерации некоторых распространенных лазеров [1].

sss^coac szwg&SQZW愁

sss^coac szwg&SQZW愁

о

Задняя поверхность глаза покрыта сетчаткой — светочувствительным образованием, содержащим непрозрачный пигментированный слой (пигментный эпителий)】)，в котором поглощается свет. Под сетчаткой имеется слой, называемый хориоидеей, или сосудистой оболочкой, который служит для питания клеток сетчатки. Между передней камерой с водянистой влагой и стекловидным телом находится хрусталик, фокусирующий свет на поверхность сетчатки.

Для определения чувствительности глаза к лазерному излучению важным параметром является количество энергии, поглощаемой сетчаткой. Спектральные характеристики глазных сред человека показаны на фиг. 7.1. Там же приведено произведение коэффициента пропускания глаза на поглощательную способность сетчатки, т. е. доля от падающего на роговицу света, которая фактически поглощается сетчаткой [11.

】)Эпителий —— один из видов ткани, выстилающей тонким слоем стенки полостей и полых внутренних органов. Пигментный эпителий ——ткань, в состав которой входит пигмент — окрашенное вещество.— Прим» перев.

По этой кривой можно судить о поражаемости сетчатки в зависимости от длины волны падающего излучения. Стрелками указаны длины волн генерации некоторых лазеров. Кривая поглощение относится к пигментному эпителию и сосудистой оболочке. Излу^ чение лазеров, работающих на длине волны меньше 3000 А и больше 1,6 мкм, поглощается в глазной среде и не достигает сетчатки. Поражаемость сетчатки достигающим ее излучением зависит от длины волны, поскольку излучение с разной длиной волны поглощается по-разному. Излучение с длиной волны больше 1,2 мкм слабо поглощается в сетчатке. На кривой имеется спад вблизи 1 мкм, так что относительное поглощение излучения с длиной волны, на которой работает неодимовый лазер, несколько меньше. Эти факторы следует учитывать при изучении воздействия на глаз излучения конкретного лазера. Энергия излучения лазеров, работающих в видимом диапазоне, например аргонового и рубинового, эффективно выделяется в сетчатке. При изучении повреждений, вызываемых излучением этих лазеров, следует прежде всего рассматривать именно сетчатку. Для исследования действия лазеров, работающих на другой длине волны, на которой энергия поглощается в какой-либо иной области глаза, основное внимание необходимо уделять именно этой области, а не сетчатке.

Разрушение сетчатки лазерным излучением

Луч лазера, работающего в видимом диапазоне, проходя через хрусталик глаза и фокусируясь на сетчатку, легко может вызвать ее разрушение. Это было отмечено уже в первые годы работы с лазерами. До появления лазеров были известны случаи ожогов сетчатки, вызванные другими источниками света, например ксеноновой дугой, солнцем и огненным шаром ядерного взрыва. Для физиологических последствий большое значение имеет высокая направленность луча лазера, малая величина фокального пятна и высокая интенсивность падающего на сетчатку излучения. Это было отмечено еще на заре развития лазеров [2]. Так же давно была показана и потенциальная возможность поражения сетчатки лазерным излучением — луч рубиновых лазеров вызывал поражение глаз кролика [3].

В работах [4—111 приведено подробное описание результатов физиологичес кого исследования поражения, развивающегося после воздействия лазерного луча. Типичные поражения в пигментированных областях состоят из коагулированных участков сетчатки, в центре которых имеется небольшое кровоизлияние. Со временем внешний вид повреждения излгеняется •— появляется плоский белый рубец. Повреждение, нанесенное лазером, развит

вается в течение некоторого периода времени. При энергии лазерного излучения, близкой к порогу разрушения, область поражения ограничена небольшим пятном на сетчатке, в котором погло^ щенная энергия максимальна. Пороговые повреждения, для развития которых требуется некоторое время, под офтальмоскопом выглядят как желтовато-белые образования. Кровоизлияний при офтальмоскопии не заметно, однако микроскопические исследования среза показывают наличие небольшого кровоизлияния. Кроме того, видно, что в центре поражения пигментный эпителий исчезает. Минимальное повреждение появляется спустя час и более после облучения в виде беловатой ограниченной области на сетчатке, которая заживает приблизительно в течение недели.

При воздействии лазерных импульсов с более высокой энергией разрушение является более значительным и может распространиться на другие области. При умеренных поражениях видны кровоизлияния в центре облучаемой площадки, складки в структуре сетчатки, а иногда и пузырьки газа в стекловидном теле. К тяжелым повреждениям относятся выраженные кровоизлияния, простирающиеся в стекловидное тело, пузырьки газа в нем, а также поражения, проникающие в сосудистую оболочку и доходя^ щие до внешней оболочки глазного яблока. Вокруг областей разрушения пигментного эпителия формируются уже постоянные участки рубцовой ткани. Срез разрушенной области обнаруживает полное разложение пигментного эпителия.

На характер производимых разрушений оказывают влияние многие факторы. Направленность лазерного луча, длительность импульса излучения, пространственное распределение энергии в луче, различия в структуре разных участков сетчатки и ее пигментации, а также особенности фокусировки каждого отдельного глаза ——все это влияет на степень производимого разрушения. В работе [11] высказано предположение, что патология повреждений сетчатки излучением неодимового лазера несколько отличается от патологии его повреждений лучом рубинового лазера, поскольку энергия выделяется в различных элементах сетчатки.

Дальнейшее обсуждение клинических аспектов поражения сетчатки под действием лазера не входит в задачи настоящего изложения.

Количественное изучение действия лазерного луча на глаз заключалось в измерениях порога возникновения минимальных повреждений глаз кроликов. В большинстве таких исследований использовались импульсные рубиновые лазеры как с модуляцией добротности, так и в режиме миллисекундного импульса. Метод заключался в экстраполяции на человеческий глаз данных, полученных в опытах с глазами кроликов. Предполагалось, что порог разрушения глаз кролика приблизительно совпадает

с порогом для человеческого глаза. Эксперименты, поставленные на энуклеированных ') глазах, дали результаты, отличные от тех, которые были получены на глазах в живых организмах. Этого

и следовало ожидать, так как процессы, сопровождающие разрушение, оказываются зависящими от таких факторов, как производство ферментов.

Длительность импульса является важным фактором в определении воздействия излучения конкретного лазера. Данные по порогу 112], соответствующему ми

нимальным регистрируемым поражениям глаз кролика, приведены на фиг. 7.2. Данные получены на рубиновых лазерах с модуляцией добротности и с миллисекундным импульсом. В качестве источника света для времени экспозиции больше 15 мс использовалась угольная дуга. Пороги даны в единицах интенсивности падающего на сетчатку излучения. Размер изображения и интенсивность

Фиг. 7.2.Мощность, приходящаяся на единицу площади сетчатки, требуемая для нанесения минимальных видимых повреждений глазам кролика при разных временах экспозиции. Прямая линия построена в соответствии с данными, полученными при диаметрах изображения на сетчатке 0,8 мм Нанесены также некоторые точки, соответствующие диаметрам изображения 1,0 мм (?) и 0,52 мм (2) [121.Фиг. 7.2.Мощность, приходящаяся на единицу площади сетчатки, требуемая для нанесения минимальных видимых повреждений глазам кролика при разных временах экспозиции. Прямая линия построена в соответствии с данными, полученными при диаметрах изображения на сетчатке 0,8 мм Нанесены также некоторые точки, соответствующие диаметрам изображения 1,0 мм (?) и 0,52 мм (2) [121.падающего излучения иа сетчатке определялись расходимостью луча и оптикой глаза. Для многих целей желательно выразить порог через параметры лазерного луча вне глаза. Однако, чтобы рас-

Фиг. 7.2.

Мощность, приходящаяся на единицу площади сетчатки, требуемая для нанесения минимальных видимых повреждений глазам кролика при разных временах экспозиции. Прямая линия построена в соответствии с данными, полученными при диаметрах изображения на сетчатке 0,8 мм Нанесены также некоторые точки, соответствующие диаметрам изображения 1,0 мм (?) и 0,52 мм (2) [121.

Фиг. 7.2.

Мощность, приходящаяся на единицу площади сетчатки, требуемая для нанесения минимальных видимых повреждений глазам кролика при разных временах экспозиции. Прямая линия построена в соответствии с данными, полученными при диаметрах изображения на сетчатке 0,8 мм Нанесены также некоторые точки, соответствующие диаметрам изображения 1,0 мм (?) и 0,52 мм (2) [121.

смотреть пороги в коли

чественном виде, следует определить энергию, выделившуюся в тканях, которые подвергаются разрушению. В дальнейшем

мы рассмотрим интенсивность излучения, падающего на глаз

извне, с точки зрения практических аспектов защиты от излучения.

Результаты, представленные на фиг. 7.2, показывают, что падающая на единицу площади энергия, требуемая для того, чтобы вызвать пороговое повреждение, уменьшается при уменьшении длительности импульса. Для минимального повреждения сетчатки лучом рубинового лазера с модуляцией добротности

1) То есть на глазах, изъятых из орбиты.— Прим, перев.

(длительность импульса 30 нс) доза облучения составляет 0,07 Дж/см2. Порог для пичкового импульса рубинового лазера с длительностью 200 мкс равен 0,85 Дж/см2. Пороговые уровни для неодимового лазера в пять-шесть раз выше указанных на фиг. 7.2 [101 для лазеров как с модуляцией добротности, так и с миллисекундным импульсом.

При уровнях интенсивности, лежащих ниже этих пороговых величин, наблюдались некоторые изменения в глазе, в частности в процессах выработки ферментов. Было высказано предположение, что морфологическое повреждение происходит уже на уровнях, составляющих 50% от пороговой величины для клинических ожогов [13]. В качестве критерия для установления порогов на фиг. 7.2 принята минимальная энергия, вызывающая поражение, которое еще можно заметить при фундускопии ')・ Приведенные результаты свидетельствуют о том, что в случае коротких импульсов с высокой пиковой мощностью, получаемых от лазеров с модулированной добротностью, требуется меньшая энергия, чем при использовании импульсов с большей длительностью и меньшей мощностью. Таким образом, режим генерации лазера играет важную роль при изучении способов защиты. В настоящее время нет описания исследований воздействия импульсов пикосекундной длительности. Из экстраполяции кривой, показанной на фиг. 7.2, следует ожидать в пикосекундном диапазоне еще более низких порогов по плотности энергии. Однако этот диапазон пока еще остается неисследованным.

Другая потенциально важная область ——это изучение возможностей периодического воздействия. Существуют периодические импульсные лазеры, работающие с частотой повторения около 1 кГц. Вопрос о том, какое возможное действие оказывают многократные импульсы, посылаемые на одну и ту же площадку, до сих пор остается открытым. Возможно, что некоторое число импульсов, мощность каждого из которых ниже порога, может вызывать интегральное повреждение.

Данные, приведенные на фиг. 7.2, часто использовались при определении порогов разрушения сетчатки; они обладают тем преимуществом, что получены в одном исследовании и перекрывают широкий диапазон длительностей импульса. Было проведено множество других исследований пороговых уровней, в ^оторых получены данные по воздействию излучения рубиновых лазеров [14—17] и лазеров на неодимовом стекле [15] на глаза кроликов, данные по воздействию на глаза обезьян излучения рубиновых лазеров с модулируемой добротностью [17, 18] и рубиновых .чазе- ров, работающих в режиме миллисекундных импульсов 119], а также данные по действию на глаза кроликов и обезьян света

1) Исследование глазного дна. — Прим, перев.

импульсных аргоновых лазеров [20, 21]. Результаты исследований свидетельствуют о различии в порогах для разных видов животных, разных типов лазеров и различных условий эксперимента.

Даже если рассматривать только данные, относящиеся к опы^ там по воздействию рубиновых лазеров на глаза кролика, то мы увидим, что найденные величины порога несколько различаются-

огой1>[11

0200400600 да 100Q

Диаметр пятна на сетчатке, лшг

Фиг. 7.3.

Зависимость пороговой плотности энергии, соответствующей поражению сетчатки у кроликов, от размера пятна на сетчатке.

Использовался рубиновый лазер с модуляцией добротности и длительностью импульса 16 нс [16]

Например, пороговая плотность энергии на сетчатке при миллисекундном импульсе рубинового лазера лежит в интервале от 0,16 до 0,85 Дж/см2, а для рубиновых лазеров с модулированной добротностью указанные величины изменяются от 0,0045 до 0,07 Дж/см2 [12, 14]. В этих опытах диаметры изображения на сетчатке были разными; в общем случае измеренные пороговые величины являются функцией размера изображения.

В одной из работ [161 было исследовано влияние размера пятна на измеряемую величину порога разрушения сетчатки, вызываемого излучением рубиновых лазеров с модулированной добротностью. Полученные результаты приведены на фиг. 7.3. Опи слабо зависят от длительности лазерного импульса, хотя можно было бы ожидать, что пороговая энергия больше для более длинных импульсов. Данные Хэма и др. [12], а также Бергквиста

и др. [16] хорошо согласуются с кривой на фиг. 7.3 при диаметре изображения на сетчатке 800 мкм; однако данные работы [14] (0,0045 Дж/см2 при размере пятна на сетчатке 250 мкм и длительности лазерного импульса 80 нс) не вполне согласуются с этой кривой. Другие данные [171, согласно которым при длительности импульсов рубинового лазера 8 нс и диаметрах пятна фокуси^ ровки около 100——150 мкм пороговая величина составляет примерно 0,1 Дж/см2, также лежат далеко от кривой фиг. 7.3.

Основное расхождение в этих величинах может быть связано с различием в методах определения энергии лазера и размера пятен, которыми пользуются разные авторы. Кроме того, различные группы исследователей для определения величины, которая принимается за порог поражения, выбирают разные критерии. Некоторые, например, выжидают появления повреждений в течение большего времени, чем другие. Когда размеры пятна становятся малыми, пороговые поражения уже трудно заметить и оценить. Эти источники расхождений, несомненно, вносят вклад в разнобой при определении численных значений плотности энергии на сетчатке, для нанесения порогового повреждения глазам кролика, подвергшихся действию излучения рубинового лазера с модулированной добротностью.

Данные Хэма и др. [12] были приняты за основу при установлении стандартов для максимально допустимой интенсивности излучения импульсных лазеров; экспериментальные результаты, приведенные здесь, показывают, что стандарты, основанные на этих критериях, не являются безусловно приемлемыми. Были проведены также исследования порога разрушения сетчатки под действием непрерывного облучения. В литературе [22—24] приводились всевозможные, иногда противоречивые величины порога. При освещении лучом гелий-неонового лазера непрерывного действия ожоги в глазах кролика не обнаруживались даже после экспозиции длительностью в 1 час при уровнях мощности 2 и 5 мВт; но при 25 мВт ожоги развивались после экспозиции в несколько секунд [22]. Пороговый для разрушения сетчатки уровень мощности лазеров непрерывного действия точно не установлен. Наименьшая величина полной мощности, попадающей в глаз, при которой было зарегистрировано клиническое повреждение, составляет около 6,4 мВт [24].

В работе [25] был подробно изучен пороговый уровень разрушения глаз белым светом от непрерывных источников; пороговые величины разрушения сетчатки в случае лазеров непрерывного действия и в случае источников белого света не должны сильно различаться. При непрерывном облучении (т. е. для интервалов времени порядка секунды и более) интенсивность излучения, приводящая к образованию минимальных повреждений, сильно зависит от диаметра изображения на сетчатке. При диаметре

800 мкм пороговая интенсивность падающего на сетчатку излучения составляет около 5 Вт/см2 [25]. Для меньших диаметров порог по интенсивности падающего излучения должен быть выше.

Результаты, которые будут приведены ниже, указывают на то, что пороговое разрушение сетчатки имеет тепловое происхо* адение и связано с увеличением температуры приблизительно на 10° С. Рассчитанные в соответствии с тепловой моделью величины порогов возникновения ожогов под действием непрерывного лазерного излучения приведены в табл. 7.1 [251. Следует прини-

ТДБЛИЦА 7.1

Пороговая для образования ожогов сетчатки интенсивность падающего излучения, вычисленная в соответствии с тепловой моделью

Радиус облучаемой области, мкм

Время, необходимое для увеличения температуры до уровня 90% от предельной величины, с

Интенсивность падающего излучения, требуемая для увеличения температуры на 10° С, Вт/см2

Радиус облучаемой области, мкм

Время, необходимее для увеличения температуры до уровня 90% от предельной величины, с

Интенсивность падающего излучения, требуемая, для увеличения температуры на 10° С, Вт/смЗ

1000

7,5+

2,4

100

0,2

29,0

800

7,3+

3,0

50

0т13

66,0

500

4,2+

4,9

25

0,06

150,0

250

1,2

10т0

10

0,025

370,0

мать во внимание как размер облучаемой площади на сетчатке, так и время экспозиции. Время, необходимое для того, чтобы температура достигала уровня 90% от своего предельного стационарного значения при непрерывном облучении, дано во втором столбце таблицы. При длительности экспозиции, превышающей это время, величины в третьей колонке приближенно дают пороговую интенсивность падающего на сетчатку излучения. Результаты, приведенные в табл. 7.1, еще полностью не проверены на опыте, но те скудные данные о порогах поражения излучением лазеров непрерывного действия, которые уже имеются, находятся в разумном согласии с приведенными в таблице величинами i). Таким образом, величины, приведенные в табл. 7.1, представляют собой приближенные пороговые уровни экспозиции для сетчатки, при которых возникают регистрируемые методом офтальмоскопии повреждения, вызванные излучением лазера непрерывного действия. Отметим, что при радиусе пятна 10 мкм попадающая в глаз

')Например, экспозиция в 2,5 с при радиусе пятна 125 мкм и интенсивности падающего излучения 50 Вт/см2 приводит к небольшим повреждениям глаз кролика [22], а при радиусе пятна 400 мкм и времени экспозиции ^10 с порог лежит вблизи 5 Вт/см2 [25].

мощность, соответствующая пороговой интенсивности излучения на сетчатке, составляет всего лишь 1,7 мВт.

В работе [26] был проведен анализ опасности для глаз излучения гелий-неонового лазера непрерывного действия, основанный на рассмотрении «наихудшего случая». Используя предположение^ что увеличение температуры на 2 градуса является безопасным и что диаметр изображения на сетчатке равен 10 мкм, авторы вычислили величину максимальной безопасной мощности лазерного излучения с длиной волны 6328 А, попадающего в зрачок. Она оказалась приблизительно равной 180 мкВт (с учетом того, что в пигментном эпителии поглощается 40% падающего света). В некотором смысле эта величина не соответствует действителЬ' ности, так как маловероятно, чтобы глаз был в достаточной степени неподвижен и луч оставался сфокусированным в пятно диаметром 10 мкм до тех пор, пока не будет достигнута стационарная температура. Облучение глаза светом гелий-неонового лазера вызывает неприятное ощущение. Поэтому даже при относительно низкой мощности лазерного излучения глаз, вероятно, сместится прежде, чем произойдет его повреждение. Во всяком случае, из этих результатов ясно, что лазер непрерывного действия с полной мощностью меньше 180 мкВт не опасен. Опытные же данные свидетельствуют о том, что гелий-неоновые лазеры с мощностями около 1 мВт, вероятно, не вызывают значительного повреждения глаз кролика.

Механизмы повреждения сетчатки

Рассматриваемый обычно механизм повреждения сетчатки является чисто тепловым, т. е. основан на предположении, что повреждение есть результат нагревания тканей. Нагрев ткани выше определенного уровня вызывает химические реакции разложения, Степень разрушения зависит от величины температуры и от длительности ее воздействия. Ясно, что данное увеличение температуры вызывает меньшее повреждение, если оно продолжается в течение очень короткого времени. Разумеется, если температура поднимается выше 100° С, в ткани начинается кипение жидкости. Оно может иметь большие разрушительные последствия. Однако увеличение температуры до величины, значительно меньшей 100° G, тоже может вызвать серьезное повреждение.

Были предложены и другие механизмы поражения глаза. Среди них: механическое разрушение, обусловленное расширением быстро нагреваемых тканей, фотохимические эффекты, электро- стрикционное напряжение, прямое повреждение электрическим полем излучения, генерация второй гармоники, приводящая к появлению ультрафиолетового излучения, переходные звуковые

процессы, образование ударных волн и даже возможное возникновение ионизирующего излучения.

Однако конкретных доказательств того, что какой-либо из этих механизмов действительно имеет место и дает вклад в повреждение сетчатки, получено не было. Изучение возможного влияния этих эффектов при пороговых условиях показало, что маловероятно, чтобы они давали вклад в разрушение, следовательно, наиболее вероятный механизм разрушения заключается в простом тепловом ожоге.

切 宛 约%% J 6 4 z 0點Qd6Ead3wE aB寸{ши切 宛 约%% J 6 4 z 0點Qd6Ead3wE aB寸{ши创创-IqdAEddallwsE QnHamKdYlduW ^ ^ ^ ^ о-IqdAEddallwsE QnHamKdYlduW ^ ^ ^ ^ о

切 宛 约

%

% J 6 4 z 0

點Qd6Ead3wE aB寸{ши

切 宛 约

%

% J 6 4 z 0

點Qd6Ead3wE aB寸{ши

创

创

-IqdAEddallwsE QnHamKdYldu

W ^ ^ ^ ^ о

-IqdAEddallwsE QnHamKdYldu

W ^ ^ ^ ^ о

Глубина, мим

Фиг 74.

Расчетное увеличение температуры сетчатки при поглощении излучения, соответствующего пороговым уровням, указанным на фиг. 7.2.

Кривая 2 — импульс с интенсивностью падающего излучения 1,5 • 103 Вт/см2 и длительностью 1 мс (этой кривой соответствует правая шкала); кривая 2 ——импульс с интенсивностью падающего излучения 3 • 10е Вт/см2 и с длительностью 30 нс (левая шкала)

Приведем теперь результаты расчета увеличения температуры в сетчатке при поглощении импульсного излучения наносекунд- ной и миллисекундной длительности, интенсивности которого равны пороговым, соответствующим фиг. 7.2. Этот расчет был сделан в предположении, что теплофизические свойства ткани являются такими же, как у воды, что излучение поглощается главным образом на поверхности непрозрачной среды и что форма Импульса во времени является прямоугольной, а пространственное распределение равномерно. Линейное дифференциальное Уравнение теплопроводности с поверхностным источником было решено с помощью методов, описанных в гл. 3. Результаты показаны на фиг. 7.4. Они дают расчетную величину приращения температуры на поверхности сетчатки при интенсивности падающего Излучения 1,5'103 Вт/см2 в импульсе длительностью 1 мс и при

3-106 Вт/см2 в импульсе длительностью 30 нс. Эти параметры соответствуют пороговым уровням разрушения для типичных импульсов лазеров с модулируемой добротностью и с миллисекундным импульсом, взятым из фиг. 7.2. Результаты показывают, что пороговые величины действительно соответствуют возрастанию температуры приблизительно на 10 градусов или больше. Расчеты приращения температуры дают правильный порядок величины, соответствующей тепловому поражению. Увеличение температуры на такую величину может привести к ожогу. Вызывает удивление отношение величин приращения температуры, соответствующих пороговым поражениям, при наносекундной и миллисекундной длительности. Интуитивно мы ожидаем, чтог чем меньше длительность импульса, тем более высокая температура требуется. Это расхождение говорит либо о том, что методы расчета не адекватны сложной структуре глаза, либо о том, что при высокой интенсивности падающего лазерного излучения и коротких импульсах могут действовать дополнительные механизмы, отличные от механизма теплового поражения, которые понижают , пороговую величину. Экспериментальные данные не дают ясного ответа на этот вопрос.

Надежное вычисление приращения температуры произвести трудно, так как глаз имеет сложную структуру. Зависимость поглощения от глубины подробно не известна. Более того, сетчатка состоит из различных слоев, которые, несомненно, обладают несколько различающимися тепловыми свойствами. При больших временах ток крови тоже может понижать температуру путем непосредственного отвода тепла, хотя маловероятно, чтобы за миллисекундные или наносекундные времена это давало бы заметный вклад в тепловой баланс.

Из результатов, приведенных на фиг. 7.4, ясно, что в случае миллисекундного лазерного импульса образование пороговых повреждений можно полностью объяснить моделью теплового поражения; однако вычисленные здесь величины, которые соответствуют наносекундной длительности импульса, представляются несколько заниженными. Чтобы объяснить столь низкую расчетную величину приращения температуры, соответствующего интенсивностям падающего излучения, которые, согласно фиг. 7.4, вызывают пороговые ожоги сетчатки под действием лазеров с модулированной добротностью, в работе [27] предложена модель, основанная на двух механизмах. Микроскопическое исследование пороговых повреждений показывает, что под действием излучения лазеров с модулированной добротностью происходит разрушение пигментного эпителия, чего не наблюдается при ожогах под действием миллисекундных лазерных импульсов. Поражения, образующиеся при пороговых значениях интенсивности излучения лазера с миллисекундным импульсом, имеют вид, характерный

для коагулированной ткани без серьезных разрушений окружающих областей.

В модели двух механизмов предполагается, что лазерное излучение в основном поглощается в небольших гранулах пигмента меланина. Это означает, что тепловой источник сильно локализован. При вычислениях, результаты которых приведены на фиг, 74 по существу, предполагалось, что энергия выделяется однородно. Если поглощение происходит только на маленьких гранулахг которые имеют размеры порядка доли микрона, то образуются горячие точки. Под действием очень коротких импульсов на границе меланиновых гранул температура может достигать значения, превышающего 100° С, и может начаться локальное парообразование. В случае импульсов большей (миллисекундной) длительности тепло успевает распространиться на расстояния порядка размеров гранул за счет теплопроводности, и предположение об однородности выделения энергии является более оправданным. Если поглощается значительная энергия, то под действием тепла может происходить тепловая коагуляция и тепловая денатурация. Если энергия наносекундного импульса выделяется в локализованных областях, то среднее возрастание температуры в эпителии невелико, однако выделение энергии малой плотностью по всему пигментному эпителию может сопровождаться образованием локальных горячих точек, в которых может происходить парообразование.

Итак, согласно этой модели, в случае коротких лазерных импульсов пороговые поражения сетчатки возникают в результате локального парообразования на границе меланиновых гранул, которые нагреваются выше температуры 100° G. Процессом^ играющим основную роль в образовании видимых при офтальмологическом исследовании пороговых поражений сетчатки, в случае импульсов длительностью в сотни микросекунд является тепловая коагуляция на границе меланиновых гранул. Первый механизм находится в согласии с наблюдениями, которые указывают' на разрыв и дробление меланиновых гранул при облучении сетчатки светом лазера с модулированной добротностью. Второй механизм находится в разумном согласии с результатами расчета (см. фиг. 7.4), которые получены в предположении об однородном выделении тепла в облучаемой области пигментного эпителия.

Некоторые результаты вычислений, основанных на модели Двух механизмов, показаны на фиг. 7.5 [271. Они представляют собой зависимости экспериментальных и теоретических величин плотности энергии на сетчатке, требуемой для нанесения пороговых повреждений у кроликов, от длительности импульса. Предполагается, что основными механизмами являются парообразование ——для длительнрстей импульса, меньших 4 мкс, и тепловая

денатурация 工)一для импульсов с длительностью свыше 4 мкс. Хотя результаты, приведенные на фиг. 7.5, и не служат подтвер^ ждением модели двух механизмов, однако экспериментальные данные в разумных пределах согласуются с ней в случае рубиновых лазеров как с модулированной добротностью, так и с миллисекундным импульсом, а также при более длинных импульсах, получаемых от угольной и ксеноновой дуги.

/ 川даю嚏0一若0 -SE^TES nНBmdBHe ЧЕЗОНЕОт! EK020d0u/ 川даю嚏0一若0 -SE^TES nНBmdBHe ЧЕЗОНЕОт! EK020d0uЮ~8 川-7 ю-б ю-5 川 7 川-j ю-г %“ Длительность импульса, сЮ~8 川-7 ю-б ю-5 川 7 川-j ю-г %“ Длительность импульса, с

/ 川даю

嚏0一若0 -SE^TES nН

BmdBHe ЧЕЗОНЕОт! EK020d0u

/ 川даю

嚏0一若0 -SE^TES nН

BmdBHe ЧЕЗОНЕОт! EK020d0u

Ю~8 川-7 ю-б ю-5 川 7 川-j ю-г %“ Длительность импульса, с

Ю~8 川-7 ю-б ю-5 川 7 川-j ю-г %“ Длительность импульса, с

Ф И г. 7.5.

Экспериментальные и теоретические значения плотности энергии, требуемой для нанесения порогового поражения сетчатке глаз кроликов,] в зависимости от длительности облучающего импульса т.

Предполагаются два механизма поранчепия парообразование при т < 4 мкс (область 1) и тепловая денатурация при т > 4 мкс (область ?1), Параметр а — радиус гранулы. 1 一 данные по воздействию рубинового лазера [12], 2 — данные, полученные на угольной дуге и на ксеноновой лампе-вспышке [12], 3 ——данные, полученные на рубиновом лазере [16] (из работы [27]).

Приращение температуры при воздействии луча лазера непрерывного действия было рассчитано в работе [28] по равновесной тепловой модели. Было найдено, что возникновению пороговых повреждений соответствует увеличение температуры на 9——10° С. Эти расчетные величины порога разрушения выглядят разумными, если их сравнить с величинами возрастания температуры, которые вызывают ожоги кожи (около 15° G).

В работе [29] были проведены измерения температуры на разных расстояниях от точки облучения сетчатки миллисекундным импульсом рубинового лазера. Использовались микроминиатюрные термопары с временем отклика порядка 40 мс. В области коагуляции, образующейся под действием лазерного излучения, температура поднималась примерно на 30° G. На расстоянии 1 мм от точки коагуляции увеличение температуры было меньше 1° С.

г) Потеря естественных свойств*-— Прим, пер ев»

Эти результаты приблизительно согласуются с расчетными данными, приведенными на фиг. 7.4.

В заключение отметим, что если говорить о механизмах, ответственных за повреждение, то кажется ясным, что лазерное излучение, фокусируемое хрусталиком глаза и поглощаемое сетчаткой, может вызывать увеличение температуры примерно (на 10° С и выше. Это увеличение способно привести к повреждению вследствие необратимых химических реакций. Такая модель теплового разрушения в достаточной мере объясняет многие, если не все, наблюдения по лазерным повреждениям вблизи порога. Основной, если не единственной, причиной минимальных повреждений может служить тепловое воздействие, осуществляющееся через гранулы пигмента [30]. Значительно выше порога, разумеется, могут действовать и другие механизмы. Кажется вполне вероятным, что наиболее разрушительный из таких механизмов —это нагрев ткани выше 100° С с последующим образованием пара. Очень быстрое формирование пузырька пара в глазе может создавать импульсы высокого давления и быть чрезвычайно разрушительным.

Клинический результат поражения в большой мере зависит от местоположения облучаемой зоны. Областями особой чувствительности являются диск зрительного нерва и желтое пятно сетчатки, которое является областью наибольшей остроты зрения. Небольшое поражение этих относительно малых областей глаза может принести особый вред. Возможно, что большой вред вызывается также поражением, нанесенным в месте прохождения нервного волокна, ведущего от центральной ямки желтого пятна.

Небольшое повреждение на периферии сетчатки приводит к образованию локального слепого пятна, причем заметных симптомов, говорящих о его присутствии, может и не быть. Аналогичное повреждение более критичной области глаза привело бы к значительной потере зрения. Действие лазерного излучения на глаза изучено еще не полностью. Достаточно надежно установлены пороги поражения глаз кроликов в зависимости от длительности лазерного импульса. Однако степень опасности для глаз человека с точки зрения воздействия на эффективность функционирования этого органа как части живой системы очень сильно зависит от конкретных условий облучения и определена пока недостаточно.

Методы расчета интенсивности излучения, падающего на сетчатку

Рассмотрим теперь методы расчета количества излучения, которое попадает на сетчатку в разных случаях. При прямом попадании света в глаз следует различать случаи облучения 24-023

в ближней и дальней зонах. В ближней зоне, т. е. на расстояниях от лазера, меньших а2/Х, где а — апертура лазера и 九一длина волны, размер изображения на сетчатке уменьшается с увеличением расстояния от лазера. Изображение имеет больший размер, чем тот минимальный, который обусловлен дифракцией на зрачке. Относительная доля энергии, попадающая в глаз, определяется квадратом отношения диаметра D зрачка к диаметру d лазерного луча. Диаметр пятна на сетчатке приблизительно определяется

Фиг. 7.6.Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности на сетчатке при прямом облучении рубиновым лазером с типичными параметрами.V ——предел видимости в атмосфере. Кривая 7 ——импульс длительностью 30 нс с пиковой мощностью Ю7 Вт; кривая 2 — импульс длительностью 1 мс с пиковой мощностью Ю^ВтФиг. 7.6.Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности на сетчатке при прямом облучении рубиновым лазером с типичными параметрами.V ——предел видимости в атмосфере. Кривая 7 ——импульс длительностью 30 нс с пиковой мощностью Ю7 Вт; кривая 2 — импульс длительностью 1 мс с пиковой мощностью Ю^Втwq Eg -a-EdhuJBS § muaoHWow qEOOHEOlruwq Eg -a-EdhuJBS § muaoHWow qEOOHEOlru

Фиг. 7.6.

Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности на сетчатке при прямом облучении рубиновым лазером с типичными параметрами.

V ——предел видимости в атмосфере. Кривая 7 ——импульс длительностью 30 нс с пиковой мощностью Ю7 Вт; кривая 2 — импульс длительностью 1 мс с пиковой мощностью Ю^Вт

Фиг. 7.6.

Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности на сетчатке при прямом облучении рубиновым лазером с типичными параметрами.

V ——предел видимости в атмосфере. Кривая 7 ——импульс длительностью 30 нс с пиковой мощностью Ю7 Вт; кривая 2 — импульс длительностью 1 мс с пиковой мощностью Ю^Вт

wq Eg -a-EdhuJBS § muaoHWow qEOOHEOlru

wq Eg -a-EdhuJBS § muaoHWow qEOOHEOlru

произведением фокусного расстояния / глаза на угол расходимости 0 луча лазера. Таким образом, в ближней зоне лазера мощность, приходящаяся на единицу площади на сетчатке, равна

(7.1)(7.1)I = ^PD^Tln{jQ^.

(7.1)

(7.1)

где Р — мощность, излучаемая лазером, Т — коэффициент пропускания глаза.

В дальней зоне лазерный луч можно рассматривать по существу как точечный источник. Размер пятна на сетчатке приближается к дифракционному пределу глаза. Радиус пятна на сетчатке определяется отношением 1,22 Kf/D. Относительная часть

лазерного излучения, перехваченная глазом, определяется как (О/6Х)2,

где R — расстояние от лазера. Учтем также возможное атмосфер' ное ослабление света при больших расстояниях от лазера, вводя

Фиг. 7.7.Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности излучения на сетчатке при прямом облучении светом газового лазера непрерывного действия с типичными параметрами.R случае аргонового лазера приведены результаты для двух значений предельного расстояния видимости в атмосфере V.1 — аргоновый лазер мощностью 10 Вт; 2 — гелий-н еоновый лазер мощностью 10 мВт*Фиг. 7.7.Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности излучения на сетчатке при прямом облучении светом газового лазера непрерывного действия с типичными параметрами.R случае аргонового лазера приведены результаты для двух значений предельного расстояния видимости в атмосфере V.1 — аргоновый лазер мощностью 10 Вт; 2 — гелий-н еоновый лазер мощностью 10 мВт*wyEy gEBhEa。§ nESOHmow ^ЕёхЕа^^wyEy gEBhEa。§ nESOHmow ^ЕёхЕа^^

Фиг. 7.7.

Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности излучения на сетчатке при прямом облучении светом газового лазера непрерывного действия с типичными параметрами.

R случае аргонового лазера приведены результаты для двух значений предельного расстояния видимости в атмосфере V.

1 — аргоновый лазер мощностью 10 Вт; 2 — гелий-н еоновый лазер мощностью 10 мВт*

Фиг. 7.7.

Зависимость от расстояния до лазера вычисленных значений интенсивности излучения на сетчатке при прямом облучении светом газового лазера непрерывного действия с типичными параметрами.

R случае аргонового лазера приведены результаты для двух значений предельного расстояния видимости в атмосфере V.

1 — аргоновый лазер мощностью 10 Вт; 2 — гелий-н еоновый лазер мощностью 10 мВт*

wyEy gEBhEa。§ nESOHmow ^ЕёхЕа^^

wyEy gEBhEa。§ nESOHmow ^ЕёхЕа^^

коэффициент поглощения в атмосфере 卩.Тогда в дальней зоне лазера интенсивность падающего на сетчатку излучения есть

/= PD^Te^R/n(lt22eKfR)2./= PD^Te^R/n(lt22eKfR)2.(7.2)(7.2)

/= PD^Te^R/n(lt22eKfR)2.

/= PD^Te^R/n(lt22eKfR)2.

(7.2)

(7.2)

В этом случае интенсивность падающего на сетчатку излучения

24*

сильно зависит от расстояния до лазера. Обычно диаметр зрачка меняется в пределах от 0,15 см при ярком дневном свете до 0,7 см ночью. Типичная величина фокусного расстояния глаза составляет 2,3 см. На фиг. 7.6 показана величина интенсивности падающего на сетчатку излучения для импульса рубинового лазера с типичными параметрами: длительность 30 нс, мощность 107 Вт, а также для мил лисе кундного импульса рубинового лазера с типичными параметрами: длительность 1 мс, мощность 10" Вт. Интенсивность падающего излучения представлена в зависимости от расстояния до лазера для двух разных условий видимости в атмосфере, а именно: для неограниченной видимости и для видимости в пределах 8 км. Сравнивая эти данные с пороговыми для образования повреждений величинами, приводимыми Хэмом и др. [12], мы видим, что такие импульсы (не слишком мощные для типичных рубиновых лазеров) могут представлять опасность даже на значительных расстояниях, если луч направлен прямо в глаз. Аналогичные результаты для аргонового лазера мощностью 10 Вт и гелий-неонового лазера мощностью 10 мВт показаны на фиг. 7.7. Вспоминая, что порог повреждения излучением лазеров непрерывного действия низок и составляет несколько ватт на квадратный сантиметр (см. табл. 7.1), мы видим, что эти лазеры представляют потенциальную опасность даже на значительных расстояниях.

Более подробные расчеты степени опасности для глаз излучения лазеров с типичными параметрами при типичных характеристиках распространения в атмосфере опубликованы в литературе [31, 32].

Рассмотрим теперь случай непрямого облучения, т. е. отражения света от диффузного рефлектора. Диаметр изображения на сетчатке, когда глаз находится относительно близко к рефлектору, дается соотношением

/6 ^ fDJR, (7 3)

Где 9 —— угол, под которым глаз видит пятно от лазера на отражающей поверхности, и Dt — диаметр пятна. Количество света, попадающего в глаз, равно

(АР cos а/л) (n;D2/47?2),

где а — угол между направлением на глаз и нормалью к поверхности, Л — коэффициент отражения от поверхности, R — расстояние от нее и Р — полная мощность лазера. Тогда интенсивность падающего излучения на сетчатке определяется соотношением

Z = АР cos aTD2!npDlt (7 4) Это равенство справедливо при условиях диффузного отражения в ближней зоне. Оно, например, применимо при рассмотрении

отражения луча импульсного лазера от поверхности, находящейся на расстоянии порядка размеров комнаты. Заметим, что расстояние от диффузно отражающей поверхности не входит в выражение (7.4). Если в зто равенство подставить числа и сравнить результаты с данными по порогам разрушения, полученными Хэмом и др. [12], то мы увидим, что попадание в глаз диффузно отраженного излучения мощных лазеров в комнате может оказаться опасным*

Для значений D = Dt = 0,5 см, а = 0 град, Т = 1,0 на длине волны рубинового лазера при / — 2,3 см н 4 ^ 1 пороговая интенсивность в импульсе длительностью 30 нс оказывается превышенной, если полная мощность в импульсе больше 40 «106 Вт. При длительности 200 мкс пороговая величина оказывается превышенной, если энергия в импульсе больше 14 Дж. Можно считать, что эти величины несколько занижены, так как мы положили н 4 и Т равными единице. Тем не менее этот пример расчета является иллюстрацией того обстоятельства, что даже диффузное отражение может стать опасным, когда мощности лазеров с модулированной добротностью приближаются к десяткам мегаватт, а энергия в миллисекундных импульсах —— к десяткам джоулей.

Равенство (7.4) справедливо для расстояний от отражающей поверхности, меньших того, при котором диаметр изображения на сетчатке становится равным дифракционной предельной величине; в частности, оно применимо при рассмотрении действия диффузно отраженного излучения на площадях с размерами, характерными для лабораторных помещений. Когда расстояние от поверхности становится достаточно большим, так что изображение на сетчатке достигает дифракционного предела, равенство (7.4) теряет смысл, а интенсивность падающего излучения на сетчатке будет уменьшаться с увеличением расстояния. Этот же вопрос о величине интенсивности падающего на сетчатку излучения в различных случаях рассмотрен в литературе [2, 33]. Более строгая общая формула, применимая к папр явленному облучению глаза как в ближней, так и в дальней зонах, имеет вид [2]

/ =(4Р027711K2尸62cp 2F)向E(中，0,?r， (7.5)

где через ф обозначен угол, под которым глаз видит излучение лазера (ф a d/A),自 —— наименьшее угловое смещение, которое способен разрешить глаз 偌 2,44%/О), через min (ф, 0, Е) обозначен наименьший из трех углов, а остальные обозначения такие же, как и выше. В ближней зоне наименьшим из углов является, по-видимому,己 и формула (7.5) сводится к (7.1). На больших расстояниях от лазера наименьшим становится угол ср й формула (7.5) дает такой же результат, что и равенство (7.2).

Действие на другие области глаза

Ранее при выяснении вопросов действия лазерного излучения на глаз основное внимание мы уделяли повреждению сетчатки, поскольку это именно та часть глаза, где фактически логлощается излучение некоторых наиболее распространенных лазеров. Об изменениях в других областях глаза, которые обычно считают прозрачными, в настоящее время известно относительно мало. При воздействии излучения мощных импульсных лазеров поглощение в водянистой влаге и в стекловидном теле может быть достаточным для образования пузырьков, что приводит к повреждению от механического удара. Облучение глаз мышей, находящихся под наркозом, несфокусированным лучом рубинового лазера с миллисекундным импульсом и энергией около 100 Дж приводило к полному разрушению глаза с кровоизлиянием в окружающие ткани [341. Лазеры, работающие в ультрафиолетовой области, могут производить ожоги роговицы, схожие с теми, которые образуются под действием ультрафиолетового излучения при дуговой сварке. Это повреждение чрезвычайно болезненно.

Поражение роговицы, проявляющееся в ожогах и в отторжении клеток с ее внешней поверхности, представляет собой возможный механизм повреждения под действием лазеров, излучение которых сильно поглощается. К этому вопросу мы еще вернемся ниже при обсуждении воздействия излучения СО2-лазеров. Возможно, что лазерное излучение с длиной волны, для которой глазная среда является номинально прозрачной, может вызывать некоторое разрушение и других частей глаза, помимо сетчатки, хотя прямых экспериментальных доказательств этого в случае импульсов с небольшой энергией не получено. Разумеется, импульсы высокой мощности могут вызывать обширные разрушения во всех областях глаза. Так, в работе [35] наблюдались ожоги радужной оболочки у кроликов под действием импульсов рубинового лазера.

Действие на глаз излучения ООг-лазеров

Излучение СО2-лазеров представляет опасность прежде всего для роговицы глаза. На длине волны 10,6 мкм энергия сильно поглощается в роговице и не проходит во внутреннюю часть глаза. Порог разрушения роговицы исследовали на обезьянах [36, 37]. Использовался гауссовский луч одномодового СО2-лазера, работавшего в режиме коротких импульсов. Длительных экспозиций избегали, вероятно, чтобы не причинять животным боль, а также из-за наличия мигательного рефлекса. Данные о вероятности разрушения роговицы представлены на фиг. 7.8. Эти данные полу-

чены при временах экспозиции 55 мс. Вероятность возникновения помутнения роговицы приведена в зависимости от плотности энергии на ней. Имеется довольно резкий порог появления признаков разрушения. Пороговая величина плотности энергии примерно равна 1,2 Дж/см2. Дополнительные данные, полученные при временах экспозиции 10 и 3,5 мс, приводят к порогам повреждения, соответственно равным 0,77 и 0,55 Дж/см2.

100100оо伉 4о,б 。占 *г, оПлотность энергии, Дж/см2伉 4о,б 。占 *г, оПлотность энергии, Дж/см2Фиг. 7.8.Вероятность повреждения роговицы излучением СО2-лазера при длительности экспозиции 55 мс [36].Фиг. 7.8.Вероятность повреждения роговицы излучением СО2-лазера при длительности экспозиции 55 мс [36].处 CJmHaTn'deHd QEQOHEBOdb处 CJmHaTn'deHd QEQOHEBOdb

100

100

о

о

伉 4о,б 。占 *г, о

Плотность энергии, Дж/см2

伉 4о,б 。占 *г, о

Плотность энергии, Дж/см2

Фиг. 7.8.

Вероятность повреждения роговицы излучением СО2-лазера при длительности экспозиции 55 мс [36].

Фиг. 7.8.

Вероятность повреждения роговицы излучением СО2-лазера при длительности экспозиции 55 мс [36].

处 CJmHaTn'deHd QEQOHEBOdb

处 CJmHaTn'deHd QEQOHEBOdb

Роговица, потерявшая прозрачность под действием таких доз излучения, имеет вид белой мутной поверхности, что является признаком денатурации белков, обусловленной увеличением температуры поверхности роговицы. Помутнения, вызванные воздействием излучения, уровень которого был приблизительно в три раза ниже порогового, полностью излечивались через 2 дня после облучения. На основе модели и метода, подобных описанным выше, были проведены теоретические расчеты нагрева роговицы под действием импульсов излучения СО2-лазера. Результаты указывают на то, что порог разрушения соответствует увеличению температуры приблизительно на 35° С.

Другие исследования повреждения роговицы кроликов импуль-

сами излучения СО2-лазера длительностью в несколько десятых секунды показали, что степень разрушения является возрастающей функцией произведения 歹产冷，где F — мощность на единицу площади роговицы, a t — время экспозиции [38]. При величине Ft'几, меныпей 5,5 Вт 'С1/2/см2, поражений не наблюдали. При возрастании величины 耳力瓜 развивались все более тяжелые поражения с образованием кратеров, обугливанием и возникновением" пузырьков при величинах Ft1^ выше 35,3 Вт -с^/см2.

При длительном облучении глаз кролика излучением СО丁лазе- ра непрерывного действия разрушение роговицы наблюдалось при плотности мощности 0,2 Вт/см2 [39, 401. При 0,1 Вт/см2 разрушения не происходило. Таким образом, порог необратимого разрушения роговицы кролика излучением СО2-лазера в случае продолжительных экспозиций составляет около 0,2 Вт/см2.

Выводы

На этом мы закончим описание действия лазерного излучения на глаз. Наибольшее число работ, выполненных к настоящему времени, проведено на кроликах; имеются количественные данные о воздействии различных типов лазеров на глаза кролика и некоторые клинические данные по воздействию на глаза обезьян. Пороги возникновения минимальных доступных наблюдению повреждений сетчатки глаз кролика при пятне на сетчатке диаметром 800 мкм соответствуют плотности энергии около 0,85 Дж/см2 для рубиновых лазеров с миллисекундным импульсом (длительностью 200 мкс) и 0,07 Дж/см2 для импульсов рубинового лазера с модуляцией добротности (длительностью 30 нс) [12]. Надежных данных по действию на глаза человека пока очень мало. Клиническая картина повреждений человеческого глаза может несколько отличаться от картины повреждений глаз кролика. Влияние излучения на способность человеческого глаза хорошо видеть изучено в еще меныпей степени.

Ясно, что облучение светом мощных лазеров представляет определенную опасность для зрения человека. В печати появлялись отчеты о несчастных случаях, когда в результате облучения глаз человека лазерными импульсами происходила утрата зрительной функции [41—43]. Некоторые несчастные случаи были вызваны попаданием луча, отраженного от различных поверхностей под такими направлениями, откуда его никак не ожидали. Опасность представляют как прямой, так и отраженный лучи.

Как мы увидим ниже, существует достаточно данных, на основании которых можно было бы указать безопасные нормы облучения. Однако требуется провести еще большую работу, прежде, чем мы научимся хорошо понимать степень опасности лазерного излучения для зрения человека.

ДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА НОЖУ

Кожа человека обладает сложной структурой и состоит из множества слоев, каждый из которых содержит различные виды клеток. Взаимодействие лазерного излучения с кожей человека носит комплексный характер. Уровни повреждения кожи лазерным излучением выше, чем уровень, при котором повреждается глаз. Тем не менее ожоги кожи являются важной темой для обсуждения.

Реакция кожи на облучение лазером зависит от многих факторов. При определении степени повреждения, которое может вызвать данный лазерный импульс, очень важен цвет или степень пигментации кожи. Как оказалось, играет роль и количества так называемых кератинов, которое имеется в облучаемой области. Кроме того, важны выходные характеристики лазера и в особенности длина волны его излучения. Реакции кожи на лазерное* излучение настолько разнообразны и так сильно зависят от конкретных обстоятельств и вида кожи, что точная к л ассификаци я их невозможна.

Мы опишем некоторые качественные результаты, полученные- при облучении кожи добровольных пациентов. Прежде всего мье обсудим воздействие непосредственно на саму кожу. Исследование действия мощных импульсов на внутренние органы мы отложим на дальнейшее. В ранних исследованиях [35, 44] излучение- рубинового лазера с длительностью импульса около 500 мкс фокусировали простой линзой на площадку размерами 1,0——1,5 мм. Кожа добровольцев негров обнаруживала при выходной энергии 0,84 Дж поверхностное шелушение. При энергии 5 Дж возникали уже более обширные изменения. Эти повреждения носили поверхностный характер даже в том случае, когда кожа была сильно- пигментированной. При тех же условиях облучения на коже добровольцев со смуглой кожей повреждений не образовывалось. С увеличением энергии ожоги и омертвение ткани наблюдались и на коже людей этой группы. Изменения возникали при энергии 20 Дж. Когда энергия на выходе лазера была порядка 100 Джг появлялись уже значительные повреждения. В частности, повреждения происходили внутри кровеносных сосудов и вокруг них» как этого и следовало ожидать, поскольку с возрастанием энергии увеличивается поглощение излучения рубинового лазера гемо* глобином [45]. Повреждения были связаны с поглощением есте* ственными окрашенными веществами, находящимися в коже,— меланином и гемоглобином. Повреждение кожи с высоким содер- иканием кератинов, например кожи на ладонях, было относительна небольшим.

В работе [46] были проведены эксперименты с лазерами на рубине и неодимовом стекле при плотностях энергии в импульс①

до 25 кДж/см2, а также с импульсами лазера с модулированной добротностью при интенсивности излучения до 3 *109 Вт/см2. Излучение с высокой плотностью энергии вызывало значительное обугливание и некроз ткани.

Имеются некоторые данные, свидетельствующие о том, что действие излучения лазеров с модулированной добротностью несколько отличается от действия излучения лазеров с милли* секундным импульсом, но эти данные не получили широкого подтверждения в литературе. После относительно слабого воз^ действия обожженная кожа сходит, на ее месте остается депиг- ментированная область, которая позже снова пигментируется. При более серьезных поражениях с тяжелыми формами некроза могут образовываться шрамы. Во многих частных случаях поражения кожи, наносимые лазерным излучением, напоминают обычные ожоги: формируются водяные пузыри, пораженная область становится болезненной и воспаляется, образуется струп и спустя несколько дней повреждение залечивается. Однако микроскопические исследования поврежденной лазером кожи показывают, что имеются отличия от обычных ожогов.

Подробности исследования изменений, происходящих в клетках в области лазерного воздействия на кожу, занимают значительное место в медицинской литературе. Кроме того, появилось много работ по исследованию структуры клеточных образований, окружающих области лазерного удара. Эти исследования представляют интерес главным образом для медицины, и мы здесь не будем подробно их описывать.

Постоянное облучение лазерными импульсами малой энергии производит незначительный эффект, даже если оно производится в течение нескольких лет. Нет указаний на то, что в коже работников лазерных лабораторий происходят какие-либо изменения в результате постоянного облучения малыми дозами [47]. Однако у одного добровольца, кожу которого многократно облучали лазерными импульсами, направленными в одно и то же место, была обнаружена повышенная чувствительность, и после поглощения многих импульсов в одном и том же месте повреждение происходило уже при более низких уровнях облучения.

Поглощение лазерных импульсов с малой энергией не вызывает сильных болезненных ощущений. Сильная боль может возникать, когда энергия лазерного излучения возрастает до величины порядка сотен джоулей. Ощущение от воздействия импульсов лазера с модулированной добротностью описывают как «щекочущее».

Резюмируя результаты работ с импульсными лазерами, напомним, что, согласно клиническим наблюдениям, нормальная кожа кавказцев не подвержена изменениям после воздействия импульсов с малой энергией (приблизительно 5 Дж). В коже негров при

таких же уровнях излучения происходят значительные изменения, включая отслоение, поверхностное обугливание и, возможно, образование язв. В случае лазерных импульсов с более высокой энергией значительные разрушения происходят также и в тканях, не окрашенных пигментом или гемоглобином.

Современное состояние знаний о процессах взаимодействия лазерного излучения с кожей таково, что имеющиеся данные

Фиг. 7,9.Расчетное увеличение температуры поверхности кожи в зависимости от диаметра лазерного пятна.Кривые относятся к рубиновому лазеру с указанной энергией. Заштрихованная область соответствует началу необратимых поражений кожи [厶^Фиг. 7,9.Расчетное увеличение температуры поверхности кожи в зависимости от диаметра лазерного пятна.Кривые относятся к рубиновому лазеру с указанной энергией. Заштрихованная область соответствует началу необратимых поражений кожи [厶^^~QdhEadausaE asHaw'dTldu^~QdhEadausaE asHaw'dTldu

Фиг. 7,9.

Расчетное увеличение температуры поверхности кожи в зависимости от диаметра лазерного пятна.

Кривые относятся к рубиновому лазеру с указанной энергией. Заштрихованная область соответствует началу необратимых поражений кожи [厶^

Фиг. 7,9.

Расчетное увеличение температуры поверхности кожи в зависимости от диаметра лазерного пятна.

Кривые относятся к рубиновому лазеру с указанной энергией. Заштрихованная область соответствует началу необратимых поражений кожи [厶^

^~QdhEadausaE asHaw'dTldu

^~QdhEadausaE asHaw'dTldu

не противоречат тепловому механизму разрушения [48]. Импульсы лазерного излучения поглощаются в коже и приводят к значительному местному повышению температуры. На фиг. 7.9 показаны расчетные кривые для увеличения температуры кожи в результате поглощения импульсного лазерного излучения в зависимости от диаметра лазерного пучка. Заштрихованная область соответствует диапазону, в котором начинается необратимое разрушение. Из вычислений следует, что импульсы излучения рубинового лазера могут легко создавать такую температуру в коже, которая превышает температуру денатурации белка, равную приблизительно 55° G. Этими тепловыми процессами Можно объяснить наблюдаемые поражения без привлечения других физических эффектов. Увеличение температуры под действием Импульсов лазерного излучения было измерено в опытах [49]. Применялись термисторы, имплантированные в кожу вблизи

зоны облучения- Несфокусированный луч рубинового лазера с энергией 52 Дж вызывал повышение температуры в глубоких слоях нормальной кожи в области действия излучения до 61° С, До сих пор мы рассматривали действие на кожу излучения импульсных лазеров. Луч лазера непрерывного действия тож& может вызывать ожоги, если мощность его достаточно высока» Лазеры на углекислом газе представляют собой наиболее широко

К~QdAuladaus3E 当 HamadnduК~QdAuladaus3E 当 Hamadndu

К~QdAuladaus3E 当 Hamadndu

К~QdAuladaus3E 当 Hamadndu

Ф и г. 7,10.

Расчетное увеличение температуры кожи в зависимости от времени при воз* действии луча СО2-лазера непрерывного действия мощностью 10 Вт.

Кривая Z — радиус пятна I мм; кривая 2 — радиус пятна 1 см.

используемые лазеры непрерывного действия, которые могут вызвать ожоги кожи. Излучение обычно применяемых гелийнеоновых лазеров непрерывного действия с выходной мощностью в несколько милливатт едва ли представляет серьезную опасность для кожи; но излучение аргоновых лазеров с мощностью в несколько ватт может вызвать ожоги кожи.

Мощные СО2-лазеры представляют собой особенно опасные источники поражения, способные вызывать тяжелые ожоги. Даже кратковременное пересечение луча СО2-лазера мощностью порядка 10 Вт может привести к ожогам [50]. Излучение этого лазера очень сильно поглощается кожей, обладающей высоким коэффициентом поглощения на длине волны 10,6 мкм. Это означает, что излучение СО2-лазера вкладывается в локализованную по толщине область на коже, и, таким образом, локальное увеличение температуры выше, чем в случае лазера с излучением в видимом диапазоне, которое проникает в кожу на большие глубины.

Результаты расчетов увеличения температуры на поверхности кожи в случае использования СО2-лазера мощностью 10 Вт при-

ведены на фиг. 7.10 Кривые получены путем решения уравнения теплопроводности в случае непрерывного поверхностного источника в соответствии с методами, описанными в гл. 3. Предполагалось, что кожа имеет однородное строение, а ее теплофизические свойства совпадают со свойствами воды. Температурный интервал, в котором происходит необратимое тепловое разрушение, достигается очень быстро при диаметрах пятна, характерных для несфокусированного луча. Можно ожидать, что эти кривые достигнут насыщения только через большой промежуток времени, так как другие механизмы отвода тепла (например, ток крови) вступают в действие при довольно больших длительностях экспозиции. На СО 2-лазерах возможно получение мощностей свыше 10 Вт, так что ожоги кожи можно легко вызвать излучением широко используемых СО2-лазеров.

Оцененная из эксперимента пороговая величина плотности потока излучения для образования ожога под действием излучения СО2-лазера составляет приблизительно 0,1 Вт/см2 [39]. При плотности потока излучения на пальце добровольца 0,1 Вт/см2 видимого повреждения и болевого ощущения не возникало. Однако ожог и боль появлялись, когда уровень излучения достигал 0,3 Вт/смг. Это значение можно сопоставить с результатами расчета, представленными в виде нижней кривой на фиг. 7.10, которая соответствует приблизительно 3 Вт/см2 и на которой область необратимого разрушения достигается за несколько секунд.

Энергия в импульсе, достаточная для возникновения ожогов, оценивалась по данным о воздействии света от огненного шара ядерного взрыва. При коротком импульсе ожоги первой степени возникают при поглощении приблизительно 2 кал/см2, а ожоги второй степени — при поглощении около 4 кал/см2. Эти числа можно сравнить с величиной энергии, подводимой к единице площади лучом типичных лазеров. На фиг. 7.11 показана зависимость энергии, падающей на единицу площади, от расстояния для двух случаев: для излучения рубинового лазера с милли* секундным импульсом и энергией 100 Дж и для излучения мощного СО2-лазера, действующего в течение 0,2 с. Этот интервал можно взять в качестве типичного времени облучения при случайном быстром пересечении луча. В ближней зоне лазера (вплоть до расстояний порядка а2А, где а — апертура лазера и % — длина волны) пучок расходится не сильно и энергия в импульсе, падающая на единичную площадку, почти не зависит от расстояния. На больших расстояниях энергия на единицу площади уменьшается примерно как квадрат расстояния. Эти два случая выбраны как наиболее характерные для существующих мощных лазеров.

Видно, что на некотором расстоянии от лазера энергия на единицу площади падает до таких величин, при которых ожоги,

вероятно, не возникают даже от излучения мощных лазеров* Вблизи лазера энергия, приходящаяся на единицу площади» значительно превышает пороговые величины, необходимые для образования ожогов. Заметим, что излучение СО2-лазера погло-

Расстояние, м

Фиг. 7.11..

Зависимость энергии, падающей на единицу площади, от расстояния до лазера для типичных мощных лазеров.

Вблизи лазера плотность энергии достаточно высока для того, чтобы вызвать ожоги. Кривая 1 — С О2-лазер мощностью 1000 Вт, время облучения 0,2 с; кривая 2 — рубиновый лазер с энергией 100 Дж.

щается полностью, в то время как значительная доля излучения рубинового лазера может отражаться от нормальной смуглой кожи. Кривые фиг. 7.11 служат для иллюстрации степени опасности возникновения тепловых ожогов, которую несут с собой

ТАБЛИЦА 7.2

Облучение поверхности кожи на предплечье взрослых белых людей

Тип лазера

Минимальная

ДлительностьПлощадь,возштенме-

акспозсм?離 н闕鑑

КОЖИ, Дяс/СМ®

Рубиновый, с миллисекундным импульсом

Рубиновый, с модуляцией добротности

Аг

со2

0,2 мс(2,4-3,4).1О-314—20

10—12 нс 0,33—1,00,5—1,5

6,0 с0,09513—17

4—6 с14,0-6,0

существующие мощные лазеры. Даже быстрое прохождение через луч мощного СО2-лазера на некотором расстоянии от него может привести к ожогу.

В работе [51] изучалась реакция кожи поросят на излучение СО 2-лазера в зависимости от мощности лазера и времени облучения. Было определено среднее время экспозиции для образования ожогов различных степеней при разных уровнях интенсивности падающего излучения. Время экспозиции для образования слабого покраснения кожи увеличивалось от 0,22 с при 13,6 Вт/см2 до 21,6 с при 0,69 Вт/см2.

Подводя итоги рассмотрению минимальных доз, вызывающих реакцию кожи, укажем некоторые данные, характеризующие воздействие различных лазеров [52]. Они сведены в табл. 7.2.

Эти данные были получены при облучении поверхности предплечья взрослых белых людей. Результаты относятся как к импульсным лазерам, так и к лазерам непрерывного действия. Минимальные реактивные дозы выражены в величинах плотности энергии, падающей на кожу при указанном времени экспозиции.

ДЕЙСТВИЕ НА ВНУТРЕННИЕ ОРГАНЫ

Кроме ожогов кожи, мощные импульсы лазерного излучения способны вызывать поражение органов, находящихся в глубине, даже в тех случаях, когда на коже возникают относительно слабые поверхностные повреждения. Одиночные миллисекундные импульсы лазера с энергиями порядка 30—50 Дж вызывают у животных внутренние поражения [34]. Глубокие повреждения различных внутренних органов сопровождаются кровоизлияниями. Области, в которых ткани на вид не повреждены, перемежаются с областями повреждения. Относительно* умеренные поражения кожи могут сопровождаться обширным разрушением внутренних структур, таких, как стенки брюшной полости, подкожная соединительная ткань, мышцы, а также повреждением органов, например печени и кишечника. Подобные же эффекты получены при воздействии лазеров с модуляцией добротности при пиковых мощностях свыше 100 МВт. Импульсное излучение с энергией в несколько сот джоулей, направленное в брюшную полость и грудную клетку здоровых мышей, вызывало обширные повреждения внутренних органов, в результате которых они погибали в течение 2 дней [53].

В других опытах [54] на мышах и крысах, проведенных с несфокусированным лучом рубинового лазера, работавшего в режиме миллисекундного импульса с энергией в интервале 20——40 Дж, Излучение направляли на голову животного. Оно вызывало Лишь опаливание шерсти и небольшие ожоги кожи; разрушения Мозга не наблюдалось. Однако, когда тот же самый луч фокуси-

ровали таким образом, что фокальная точка находилась внутри мозга, через тонкий кожный покров на голове и череп животного проходило значительное количество энергии^ которое достигало фокуса внутри мозга. Воздействие сфокусированного луча вызывало гибель животного. Вскрытие обнаружило наличие кровоизлияний и поражений мозга. Было высказано предположение, что более развитый волосяной покров, более толстые кожа головы и стенки черепа у человека смогут защитить его мозг от сфокусированного или несфокусированного луча импульсного лазера с энергией порядка 40 Дж.

Суть этих наблюдений заключается в том, что мощные импульсные лазеры, например рубиновые с миллисекундным импульсом и энергией в десятки джоулей, или лазеры с модуляцией добротности при мощности в десятки и сотни мегаватт могут производить разрушения во внутренних структурах организма вплоть до глубоко лежащих органов. Такие поражения могут отличаться даже при условиях, когда на поверхности кожи заметны лишь слабые следы. Проблема становится особенно актуальной, если луч фокусируется таким образом, что фокальная точка лежит внутри облучаемой ткани.

Все это существенно осложняет контроль за действием лазерного излучения на наиболее уязвимые органы людей, работающих с лазерами. По изучению воздействия на биологические системы выполнено много других работ 工).В литературных источниках описаны эмбриологические исследования; исследования ткани и клеточных культур, включая данные по изучению действия лазерного излучения на атипичные клетки, такие, как клетки меланомы и другие клетки раковых новообразований; ■опыты по облучению лазером таких сложных веществ, как ферменты, ДНК, антигены, вещества, определяющие группу крови и др.; данные по воздействию на одноклеточные организмы, а также большое количество экспериментальных данных по облучению животных.

В цели настоящей работы не входит более подробное описание этого частного аспекта воздействия лазерного излучения.

ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В БИОЛОГИИ

Полезно упомянуть и о возможных применениях тех эффектов, связанных с воздействием лазерного излучения, которые были описаны выше. Один из важных примеров — это использование лазеров для прижигания сетчатки* Для этого луч

Т) Обзор можно составить по работам [49, 55——58]. Эти источники являются либо научными статьями, либо материалами, в которых собраны доклады на симпозиумах, основной темой которых было биологическое действие лазерного излучения.

импульсного лазера фокусируют внутрь глаза, вызывая на сетчатке коагуляцию небольшого количества белка. В результате на пигментном эпителии и на сосудистой оболочке образуется рубец, который предотвращает отслоение сетчатки, происходящее в результате образования в ней отверстий и разрывов. Подобные дефекты ранее устраняли с помощью высокоинтенсивных дуговых ксеноновых источников. По сравнению с такими источниками лазер обладает потенциальным преимуществом, заключающимся в очень малой длительности импульса. Благодаря этому глаэ пациента остается неподвижным во время операции.

Фотокоагуляцию исследовали в течение нескольких лет. Экспериментальные лазерные фотокоагуляторы сетчатки позволяют видеть лазерный луч и направлять его в нужное место. Свет от вспомогательного источника проходит через ту же оптическую систему, что и лазерный луч, и попадает на площадку, выбранную для воздействия лазера. Лазерный луч ударяет в ту же самую точку, в которую отображается вспомогательный световой источник. Экспериментальные модели позволяют врачу также выбирать размер пятна, подлежащего коагуляции. Экспериментальные изыскания показали, что эту методику можно использовать и в клиниках [7, 9, 59—65).

Лечение лазерным излучением было предложено для различных клинических целей [66], включая залечивание отверстий и разрывов в сетчатке до того, как произойдет ее отделение, ликвидацию потенциальных источников кровоизлияния, которые преимущественно происходят в глазах больных диабетом, прожигание отверстий в радужной оболочке, в которой произошло заращение зрачка, разрушение небольших новообразований в глазе и снижение внутриглазного давления при глаукоме.

Экспериментальная конструкция лазерного фотокоагулятора сетчатки описана в работе [67]. Ценность лазерного фотокоагулятора как работающего прибора еще изучается, и существуют некоторые разногласия по поводу его достоинств в сравнении с фотокоагулятором, в котором используется обычный дуговой ксеноновый источник. Однако, по словам одного из исследователей-клиницистов [59], лазерная фотокоагуляция опробована на больших группах пациентов с различными заболеваниями сетчатки. Процедура зарекомендовала себя как безопасная и может выполняться в клинических условиях.

Другой возможной областью применения лазеров является Хирургия. Было выполнено несколько исследований, в которых Мощный аргоновый лазер по существу использовали как нож. Создается впечатление, что этот метод может открыть новые перспективы в бескровной хирургии жизненно важных органов [49]. Если ткани режет лазерный луч, то кончики кровеносных сосудов прижигаются в то же самое время. .Этот метод может иметь 25-023

Преимущество в бескровной хирургии таких органов, как печень, селезенка и легкие, которые богаты кровеносными сосудами. Поисковые работы по определению эффективности лазерной хирургии продолжаются ')・

Третья область потенциального применения лазеров связана с лазерным лечением опухолей. Первые результаты опытов на опухолях животных вызвали значительный энтузиазм. Довольно давно, еще на раннем этапе развития лазеров, было опубликовано сообщение об уменьшении в размере и исчезновении меланомы на щеке хомяка после облучения рубиновым лазером [68]. При дальнейшем изучении было установлено, что отдельные виды опухолей животных действительно можно разрушить импульсным облучением рубиновых и неодимовых лазеров [69——711. Во многих случаях после облучения лазером опухоли регрессировали и зачастую полностью исчезали. Было выяснено, однако, что результаты, полученные на животных, не всегда можно переносить на организм человека. Дальнейшие исследования показали также, что облучение опухолей лазером может вызвать ускоренное развитие первичного очага и образование новых очагов опухоли вследствие разбрызгивания жизнеспособного вещества опухоли вокруг облучаемой области.

Одним из важных факторов при лазерном облучении злокачественных новообразований является высокая температура, возникающая под действием лазерного луча. В измерениях с использованием термопар, вживляемых вблизи области на опухолевой ткани, подвергаемой действию высокой энергии, была зарегистрирована максимальная температура, превышающая 372° С [72, 73]. Меланомы у мышей с диаметром порядка 4 мм эффективно разрушались лазерными импульсами с энергией около 200 Дж, а опухоли с размерами порядка 10 мм ——импульсами с энергией 700 Дж [73]. При гистологическом исследовании некоторых опухолей у хомяков, подвергнутых облучению, опухолевых клеток не обнаружили. Был сделан вывод, что высокие температуры играют важную роль в разрушении опухолевой ткани.

Были предприняты также попытки лечения отдельных видов рака человека [491. У некоторых больных меланомой, которым провели курс лечения лазером, на протяжении последующих 4 лет признаков рака не обнаружили.

Возможности лечения рака человеческого организма лазером имеют определенные пределы. Они ограничены теми видами опухолей, которые эффективно поглощают лазерное из лучение t

Проводились обширные экспериментальные исследования по использованию в тех же целях лазера непрерывного действия на СС)2, см. работы [93, 94].— Пр им. ped.

е. такими, как меланома. Другое важное условие — легкая доступность злокачественного образования. Оказывается, что поверхностная меланома является наиболее легко поддающимся лечению с помощью лазера видом рака. Этот вид опухоли доступен для лазерного луча и эффективно поглощает лазерное излучение. Множественные поверхностные меланомы часто бывает трудно лечить хирургическими методами.

Современное состояние вопроса о лазерном лечении рака пока остается неопределенным. Первоначальный энтузиазм, возникший после опытов на животных, уменьшился под влиянием обескураживающих открытий [74]. Среди них имеются факты, свидетельствующие о том, что при некоторых условиях лечение лазером может пойти скорее во вред, нежели на пользу, и что обширные и глубоко залегающие опухоли не поддаются эффективному лечению лазером.

Жизнеспособные фрагменты опухоли могут распространяться при разбрасывании опухоли под действием лазерного удара [751. Для полного уничтожения злокачественного новообразования недостаточно провести лечение лишь небольшой области опухоли—— должна быть полностью уничтожена вся пораженная раком ткань, и ее разрушение следует производить так, чтобы злокачественные клетки не распространялись в процессе разрушения. В наших знаниях об особенностях взаимодействия лазерного излучения с атипичными тканями все еще существует значительный пробел. Необходимо провести много более тщательно разработанных и тщательно контролируемых экспериментов, прежде чем роль лазера в лечении рака человеческого организма будет окончательно установлена.

Другими областями, в которых предложено использовать лазер, являются: лечение зубов путем испарения пораженных кариесом частей зуба [49, 76], обесцвечивание татуировок и других поглощающих дефектов кожи [491.

Исследования, демонстрирующие потенциальные возможности применения лазеров в медицине, пока находятся на начальной стадии, и развитие этих областей требует длительных поисков во многих направлениях

6. ВОПРОСЫ ТЕХНИКИ БЕЗОПАСНОСТИ ПРИ РАБОТЕ G ЛАЗЕРАМИ

Лазеры представляют определенную опасность для персонала, занятого в работе с ними [41——43, 77]. Имеются очевидные возможности случайного попадания лазерного излучения В глаз или получения ожогов кожи. Кроме того, существует 1) Широкому кругу вопросов, связанных с применением лазеров в медицине, посвящена монография [89]. Ряд интересных работ в этой области Можно найти в сборниках статей [90, 95, 96].— Прим* ред.

опасность электрического удара от источников питания лазеров и опасность отравления веществами, которые используются во многих лазерах и в лазерном оборудовании. Эти потенциальные опасности, однако, следует сопоставлять с теми преимуществами, которые дает использование лазеров. Лазеры не единственные приборы из использующихся в лабораториях и в промышленности, которые представляют опасность. И поскольку потенциальные выгоды от использования лазеров часто бывают более значитель* ными, чем связанная с ними потенциальная опасность, можно ожидать, что в будущем лазеры найдут все более широкое применение.

Когда круг людей, работающих с лазерами, ограничивался малочисленным лабораторным персоналом, опасность была не столь велика. Но по мере проникновения лазеров и в обычные отрасли промышленности эта опасность увеличилась как из-за возросшего количества этих приборов, так и по той причине, что работающие с ними люди не совсем отчетливо осознают потенциальную угрозу их здоровью со стороны лазеров. Таким образом, важно принять тщательно продуманные меры предосторожности. При надлежащих предосторожностях и хорошо продуманной программе мер защиты эксплуатация лазерных установок может стать такой же безопасной, как и эксплуатация многих других техниче^ ских устройств, используемых в настоящее время.

Процитируем выдержку из доклада д-ра У. Хэма Законодательной комиссии Сената по вопросам контроля за излучением в про^ мышленности [781： «Следует подчеркнуть, что лазерное излучение имеет электромагнитную природу, а лазер есть источник свет% а не какой-то неизвестной формы энергии, которая может вызывать причудливые биологические эффекты... Лазерное излучение есть свет, а человек подвергался действию света с незапамятных времен».

Вопросы изготовления защитных стекол для предохранения глаз от действия лазерного излучения уже обсуждались в литературе [79—81]. Исследование многих цветных фильтров, которые потенциально способны поглощать лазерное излучение, показало, что наиболее подходящим для обычных рубиновых и неодимовых лазеров является йенское цветное стекло типа BG-18. Стекло BG-18 толщиной 4 мм имеет в интервале от длины волны гепера* ции рубинового лазера до длины волны генерации неодимового лазера оптическую плотность ') порядка 9 и выше.

1) Оптическая плотность на определенной длине волны определется как D =——lg I/Io? где Tq — интенсивность света, падающего на поверхность защитных очков, I — интенсивность прошедшего света. Таким образом, это означает, что при 少=5 проходящая часть света составляет 10"5 от падающего.

Пока не существует единого типа стекла, который обеспечивал бы эффективную защиту на всех длинах волн генерации лазеров и одновременно позволял хорошо видеть через него. Можно подобрать такие стекла, которые будут эффективными лишь для каждой отдельной длины волны излучения лазеров. Трудности могут возникнуть при работе с установками, в которых используются лазеры нескольких типов, поскольку надо быть уверенным, что в каждом случае применяется нужный тип защитного стекла. Если для разных типов лазеров требуются различные марки стекла, необходимо принять меры к тому, чтобы они ясно отличались друг от друга.

Одна из проблем защиты глаз от лазерного излучения при работе с высокими импульсными мощностями состоит в том, что стекло может растрескиваться под действием импульсных ударов. В частности, стекло марки BG-18 растрескивается при воздействии импульса излучения с плотностью энергии свыше 60 Дж/см2 [79]. Существует два способа предотвращения этого эффекта. Один из них заключается в том, что перед стеклом BG-18 устанавливается другое стекло с такой же спектральной характеристикой, но с меньшей оптической плотностью. В результате уменьшается концентрация энергии, выделяющейся в стекле BG-18, и предотвращается возникновение разрушающих механических деформаций. Второй способ ——это нанесение на переднюю поверх^ ность стекла BG-18 отражающего покрытия, которое снижает количество поглощаемой стеклом энергии. Оба эти способа были использованы при промышленном изготовлении защитных очков для предохранения глаз от воздействия лазерного излучения.

Другой подход к конструированию защитных средств заключается в использовании многослойных интерференционных фильтров, которые отражают излучение в узком интервале длин волн. За этими фильтрами с дихроичным покрытием расположены фильтры из цветного стекла. Промышленность выпускает защитные очки, специально сконструированные для каждой из длин волн наиболее часто встречающихся лазеров.

Свойства ряда выпускаемых промышленностью защитных лазерных очков приведены в табл. 7.3. Указана оптическая плотность очков на длинах воли генерации некоторых распространенных лазеров, а также процент пропускаемого ими видимого света. Таблица составлена на основе информации, которую сообщают изготовители. Защитные очки выпускаются в самых разнообразных видах; они могут иметь форму обычных очков или вид гибких масок и масок, охватывающих голову. На фиг. 7.12 приведена оптическая плотность некоторых из этих защитных очков в зависимости от длины волны. Указаны длины волн генерации распространенных типов лазеров. Обозначения кривых на фиг. 7.12 Даны в табл. 7.3.

Изготовитель

Маркировка

Обозначение на фиг. 7.12

Пропусканиевидимогосвета, %

Аг .

He—Ne

Рубин

GaAs

Nd

co2

(4880 А)

(6328 A)

(6943 A)

(8400 A)

(1,06 мкм)

(10,6 mkm：

Оптическая плотность

American Optical Co.

Bausch and Lomb

Hadron-TRG

Fish-Schurman Corp.

Glendale Optical Co.

Spectrolab

Quantronix

580

—

27,5

0,2

2

3,5

4

2,7

581

9,6

0,6

4,1

6,1

5,5

3

584

Л

46

0

1

5,0

13,5

10,9

585

Б

35

0,3

2

8,0

21,0

17,1

598

В

23,7

13,5

0

0

0

680

—

92

0

0

0

0

0

5W3754

Г

4,3

15

0,2

0

0

0

5W3755

Д

57

4

0

0

0

0,1

5W3756

Е

6,2

0,5

12,2

15

5,6

4,8

5W3757

Ж

4,7

0,9

4,5

7,7

11,8

5,7

5W3758

3

3,0

1,9

1,8

2,2

4,8

7,5

TRG-112

22

5

12

30

30

TRG412B

5

5

2

6

15

15

FS650AL/18

30

0,34

3,8

10

>10

>10

LGS-NDGA

—

60

4,2

1,2

3,8

19

14

LGS-R

—

19

0,3

2,8

6

0,5

0,2

LGS-HN

49,5

0,4

5

2,4

0,8

0,5

LGS-A

59

15

0

0

0

0

—

—

<15

8

5

9

13

12

350

〜23

0,3

4

10

一

15

Высокая

Высокая

3

5 5 5 5 5

3 3 3 3 3

-^ > > > > > - _

На очки, экранирующие глаза от лазерного света, не следует полагаться при прямом облучении. Даже пользуясь очками нужного типа, не следует смотреть прямо навстречу лучу. Более того, очки должны быть снабжены боковыми щитками, чтобы уменьшить вероятность случайного бокового попадания излучения в глаз.

Фиг. 7.12.Оптические плотности некоторых выпускаемых промышленностью стекол как функция длины волны.Обозначения кривых расшифрованы в табл, 7.3. Указаны длины волн генерации некоторых часто используемых лазеров.Фиг. 7.12.Оптические плотности некоторых выпускаемых промышленностью стекол как функция длины волны.Обозначения кривых расшифрованы в табл, 7.3. Указаны длины волн генерации некоторых часто используемых лазеров.QEQOHLUOZU юэ-ynEUQQEQOHLUOZU юэ-ynEUQ

Фиг. 7.12.

Оптические плотности некоторых выпускаемых промышленностью стекол как функция длины волны.

Обозначения кривых расшифрованы в табл, 7.3. Указаны длины волн генерации некоторых часто используемых лазеров.

Фиг. 7.12.

Оптические плотности некоторых выпускаемых промышленностью стекол как функция длины волны.

Обозначения кривых расшифрованы в табл, 7.3. Указаны длины волн генерации некоторых часто используемых лазеров.

QEQOHLUOZU юэ-ynEUQ

QEQOHLUOZU юэ-ynEUQ

Остановимся на выборе защитных очков для данного лазера. Оптическая плотность защитных очков должна быть достаточно большой, чтобы снижать мощность лазерного луча до такого уровня, при котором интенсивность падающего на сетчатку излучения при случайном попадании ниже порога образования повреждений. Максимально допустимая интенсивность излучения на сетчатке сравнима с минимальной интенсивностью излучения, соответствующей образованию ожога сетчатки. Очки выбирают с таким ослаблением, которое достаточно для снижения мощности излучения ниже порогового уровня. Чтобы определить интенсивность излучения на сетчатке при случайном облучении, необходимо знать выходную энергию или мощность конкретного лазера, оптическую плотность защитных очков на длине волны генерации лазера и геометрию установки. Многие специалисты, ответственные за безопасность при работе с лазерами, вводят дополнитель-

ный (обычно произвольный) «коэффициент безопасности» в пороговые уровни разрушения сетчатки.

Рекомендации по уровням максимальной экспозиции для глаза разрабатывались многими исследовательскими коллективами. Хотя, как мы уже видели, воздействие лазерного излучения на зрение человека изучено не полностью, имеется тем не менее достаточно информации для того, чтобы попытаться сформулировать руководящие принципы. Общий метод состоит в использовании пороговых величин, при которых, как было описановышег образуются минимальные различимые при клиническом исследовании повреждения. Максимально допустимые уровни экспозиции при облучении лазером определяют на роговице, поскольку расчет экспозиции для нее более прост. Их определяют как уровни^ при которых возникают пороговые повреждения сетчатки. На современном этапе исследований мы пока не знаем, какие явления, доступные клиническим наблюдениям, могут происходить ниже этих уровней. Среди большого числа различных рекомендаций

ТАБЛИЦА 7.4

Максимально допустимые уровни облучения роговицы

Вид излучения

Время □кспозиции 力c

Интенсивность, Вт/см3

Плотность энергии, ДгК/СМ2

Видимый свет

10-9—2М0-5

5,0-10-7 力т

5,0-10'7

(0,4 мкм V 九 <0* мкм)

2・ 10-5—10

1,8-10-3 厂 1/4

1,8-IO'313/4>

10—104

IO"2

> 104

10-6

—

Инфракрасное излучение

Ю-9—10-7

10-2 Г

10-2

(1,4 мкм V 九 V 13 мкм)

10-7—10

0,56 广％

0,56 产/а

10

10-1

10-1 t

Ультрафиолетовое излучение (0,2 мкм< 九 <0,4 мкм)

—

VI,о

—

Примечание Для длин волн, лежащих в ближней инфракрасной области между 0,7 и 1,4 мкм, приведенные значения могут быть увеличены путем умножения на> коэффициент, который линейно возрастает от 1 до 5 в интервале от 0,7 до 1,06 мкм и равен 5 в интервале от 1,06 до 1,4 мкм.

по максимально допустимым уровням облучения достаточно обоснованными представляются рекомендации, разработанные в 1972 г. Национальным институтом стандартов США. Возможно, что в дальнейшем программа, предлагаемая Национальным институтов! стандартов, получит силу закона, будучи включена как в постановления отдельных штатов, так и в общеамсриканский Закон о про* фессиональной безопасности и здоровье.

Ре к омендо в а ниые Национальным институтом стандартов максимально допустимые уровни облучения указаны для прямого облучения коллимированным лучом через ограничивающую диафрагму диаметром 7 мм. Для видимого света (длины воли от 0,4 до 0,7 мкм) максимально допустимые уровни облучения приведены в табл. 7.4. Для интервала длин волн от 0,6943 до 1,4 мкм предусмотрено увеличение максимально допустимого уровня облучения .

Максимально допустимая экспозиция для инфракрасного излучения с длиной волны от 1,4 до 13 мкм определена как максимальная плотность потока излучения, падающего на роговицу, усредненная по пятну диаметром 1 мм. Заметим, что указанные величины гораздо выше, чем соответствующие им в видимой области. Это обстоятельство существенно для применения распространенного лазера на СО2 с длиной волны 10,6 мкм. На этой длине волны глаз по чувствительности к лучевому поражению не сильно отличается от других частей тела. Конечно, слабый ожог роговицы может причинить больше беспокойства, чем такой же ожог другой области.

Относительно ультрафиолетового излучения (от 0,2 до 0,4 мкм} нет достаточной информации для того, чтобы указать точную- норму. Поэтому во всем указанном спектральном интервале- предлагается верхний предел интенсивности, равный 1 Вт/см2. Эти уровни не являются абсолютными стандартами, гарантирующими полную безопасность. Они скорее представляют собой рекомендации для лиц, специализирующихся в промышленной гигиене, и именно эти люди должны объяснять смысл указанных цифр и применять их на практике. Работники, ответственные за технику безопасности на конкретных лазерных установках, часто снижают зти рекомендованные в качестве исходных уровни, вводя дополнительный «коэффициент безопасности».

Уровни, цитируемые в табл. 7.4 для импульсных лазеров, вызывают минимальные пороговые повреждения сетчатки (фиг. 7.2), если излучение фокусируется в пятно диаметром около 3 мкм. Это, вероятно, слишком осторожная оценка, так как более реальным минимальным размером изображения на сетчатке является дифракционный предел глаза, для которого обычно приводят величину 10—20 мкм.

Понятие повреждения, использованное при определении этих уровней, является функциональным. Орган не считается поврежденным, если он продолжает нормально функционировать, не обнаруживая никаких заметных для хозяина глаза изменений. Возможно, что повреждение в микроскопическом смысле (т. е. такое, когда гистологическое исследование указывает на отклонения От нормы в структуре тканей) существует и ниже порога функционального повреждения. Во всяком случае, большинство рекомен-

даций по защите до сих пор связывалось с понятием функционального повреждения и основывалось, хотя бы неявно, на данных, приведенных на фиг. 7.2, где указан порог функционального повреждения, вызываемого излучением импульсных лазеров. Следует иметь в виду, что данные фиг. 7.2 получены на кроликах и что другие авторы, как уже отмечалось, сообщали несколько иные числа. Мы отмечали также, что на порог повреждения сетчатки могут влиять многие факторы, которые пока не вполне изучены. Таким образом, ясно, что цитируемые в табл. 7.4 величины не являются абсолютными стандартами лазерной безопасности. Эти рекомендации являются наилучшими при современном состоянии знаний, т. е. нам неизвестно ни о каких функциональных нарушениях, которые происходят ниже этих уровней.

При оценке опасности для глаз следует напомнить о возможности зеркального отражения лазерного луча от поверхностей. Попадание в глаз зеркально отраженного лазерного луча может быть столь же опасным, как и прямое попадание. И действительно, несчастные случаи повреждения глаз человека отраженными -лазерными лучами были описаны в литературе [41, 43]. Не следует допускать, чтобы луч попадал на зеркально отражающие предметы. Импульсные лампы, используемые для накачки импульсных лазеров, должны быть закрыты, так как они тоже способны вызывать повреждение глаз (а в некоторых случаях могут и взрыватьсн). Опасным может быть также ультрафиолетовое излучение от некоторых лазерных источников накачки, особенно если их баллоны выполнены из кварца.

В качестве рекомендации по нормам облучения кожи проект Национального института стандартов США рекомендует для лазеров, работающих в видимой и инфракрасной областях спектра, при длительности облучения более 10 с максимально допустимый уровень облучения, не превосходящий либо 0,2 Вт/см2 по плотности мощности, либо 0,5 Вт по полной мощности. Для импульсных лазеров максимально допустимый уровень облучения кожи принимается либо вдвое больше, чем соответствующая величина для роговицы в случае инфракрасного облучения (см. табл. 7.4), либо равным 0,5 Вт, е(жи последняя величина больше. Несколько иные рекомендации содержатся в более ранних работах [82—861. Эти рекомендации не следует рассматривать как окончательные, пока не будут получены более определенные данные по облучению кожи. Поскольку ситуация в отношении хронических экспозиций кожи продолжает оставаться неясной, то в случаях, когда возможно хроническое облучение, следует применять средства ее защиты.

Были предложены различные предупредительные злаки о лазерной опасности, которые следует изображать в тех местах, где работают с лазерами.

Защита от излучения лазеров на углекислом газе представляет собой особую проблему в связи с непрерывным излучением в невидимой части спектра. Там, где ситуация это позволяет, всю лазерную установку на СО2 можно накрыть кожухом из прозрачного пластика. Большинство пластмасс непрозрачны на длине волны генерации СО2-лазера (10,6 мкм). Такой кожух позволяет наблюдать за работой и избежать лазерного облучения.

Еще одна проблема связана с посетителями лазерных лабораторий. Нельзя ожидать, что они столь же хорошо знакомы с правилами техники безопасности, как и люди, работающие в лаборатории. Доступ к лазерам должен быть ограничен, и если присутствие посетителей в лаборатории необходимо, они должны находиться под контролем ответственных лиц. Посетителей следует снабдить соответствующими средствами для защиты глаз.

Лазерная установка, находящаяся вне помещений, требует особого наблюдения. Чтобы гарантировать безопасность работы, сотрудники отделов техники безопасности должны в каждом конкретном случае принимать специальные меры и осуществлять контроль за работой лазера.

Рекомендуется производить регулярные медицинские обследования персонала, работающего с лазерами. Особое внимание следует уделять коже и глазам. Для обнаружения разрушений сетчатки важно проводить фундускопическое исследование дна глазного яблока. Все лица, регулярно работающие с лазерами или подвергающиеся облучению светом лазеров, должны пройти медицинский осмотр для определения состояния здоровья. Повторные осмотры должны проводиться регулярно в течение всего периода работы с излучением.

Использование лазеров может представлять опасность не только для глаз и кожи. Была оценена также потенциальная опасность от токсичных и взрывчатых веществ, применяемых при работе лазеров [87]. Многие газы, используемые в качестве активной среды или образующиеся как побочные продукты реакций в газовых лазерах, такие, как окись углерода, цианид водорода или бром, могут представлять опасность, если имеется утечка или образуется трещина. В лазерном оборудовании, например в лазерных модуляторах и элементах, модулирующих добротность, используются многие воспламеняющиеся или ядовитые вещества (такие, как ацетон, нитробензол и ацетонитрил). Эту возможную химическую опасность следует учитывать и принимать соответствующие меры предосторожности.

Нужно с осторожностью относиться и к веществу, испаряемому лазером. В частности, опасные и вредные пары образуются при облучении мишеней из определенных материалов. Конкретный Пример ——образование паров, содержащих бериллий, при действии на огнеупорный кирпич излучения СО2-лазера. Для удаления

таких веществ из помещения, где производятся процессы резки и сверления лазерным лучом, необходимо предусматривать соответствующее оборудование.

Серьезная опасность может быть связана с электрическими цепями лазеров. Электрическая энергия, которая запасаемся в конденсаторах, питающих импульсные лазеры, потенциально смертельна. Источники питания лазеров непрерывного действия часто имеют высокое напряжение, которое может представлять опасность; некоторые несчастные случаи, связанные с лазерами, произошли именно по причине электрического шока [77]. Лица» ответственные за безопасность работ на лазерной установке, должны тщательно учитывать любую потенциальную опасность электрического шока.

В проекте Национального института стандартов обсуждается классификация лазеров. Предлагается распределить лазеры по следующим пяти классам в зависимости от степени опасности (при этом указываются меры контроля для каждого из классов).

Безопасные лазеры. К этому классу относятся лазеры, уровень излучения которых не превосходит указанных выше максимально допустимых величин. Безопасные лазеры не требуют ни контроля, ни предупредительных знаков.

Непрерывные лазеры малой мощности, работающие в видимой области. Этот класс включает лазеры видимого диапазонаг уровень излучения которых при прямом облучении может превосходить максимально допустимый для глаз при экспозиции 10 сг но но превосходит максимально допустимого при экспозиции 0,25 с. Для этого класса лазеров необходим предупредительный знак.

Лазеры средней мощности. Этот класс объединяет лазеры различных типов, включая лазеры видимого и инфракрасного диапазонов, работающие в импульсном или непрерывном режиме. Чтобы быть отнесенным к этому классу, лазер должен иметь, уровень мощности или плотности мощности, не превосходящий некоторого предела, но превышающий максимально допустимый уровень для прямого облучения глаз. Прямое попадание в глаа диффузно рассеянного излучения от лазеров этого типа не представляет опасности. Такие лазеры требуют принятия ряда мер безопасности, включая специальную подготовку обслуживающего персонала, использование устройств блокировки и прерывания луча, контроль за траекторией луча, ограничение числа лиц, могущих подвергнуться облучению, использование защитных очков, предупредительных знаков и при возможности — устройств,. Ограждающих путь луча.

Мощные лазеры. К этому классу относятся лазеры, излучение которых по мощности или интенсивности превосходит как максимально допустимый уровень облучения для глаз, так и огра^

ничения, введенные для класса 3. Попадание в глаз диффузно рассеянного света от лазеров этого класса может представлять опасность. При работе с этими лазерами требуется принятие дополнительных мер безопасности, кроме указанных для класса 3. В частности, прибавляются требования, предъявляемые к защитным очкам, предупредительные сигналы о включении лазера, ограничения доступа в помещение, где находится лазер, общая система блокировки и при возможности — ограждение луча и дистанционное управление поджигом.

Изолировапнгяе лазеры. К изолированным лазерам относятся любые устройства, которые благодаря специальным мерам, принятым при конструировании или эксплуатации, излучают свет на уровне, не превосходящем максимально допустимый для прямого облучения глаз. Лазер этого типа должен иметь защитный кожух, закрывающий доступ к нему во время работы, блокировку и фильтры на всех смотровых окнах.

В заключение мы приведем несколько выдержек из инструкции по технике безопасности при работе с лазерами. Нижеследующие рекомендации по лазерной безопасности содержатся в работе [83]工)

Основные меры предосторожности (общие для каждой лазерной установки)

Не следут смотреть навстречу первичному лучу или зеркально отраженному лучу, еесли плотности мощности или энергии превышают допустимые уровни облучения.

Следует избегать визуальной наводки лазера, поскольку при этом приходится смотреть вдоль луча, что увеличивает опасность поражения отраженным светом.

Работа с лазерами должна производиться на площадях с ярким общим освещением, чтобы зрачки все время были сужены. Это ограничивает энергию, которая может попасть в глаз в результате неосторожности.

Частичную защиту от излучения обеспечивают небьющиеся защитные приспособления для глаз, предназначенные для задержки отдельных частот, характерных для данной системы. 3ащитные очки следует периодически проверять, чтобы убедиться в сохранении достаточной оптической плотности ла длине волны генерации лазера. Надо быть уверенным, что лазерные защитные очки, предназначенные для защиты от излучения данного лазера, ие используются при работе с лазерами, имеющими другую длину волны. Рекомендуется применять разноцветные оправы, а оптическая плотность должна быть указана на фильтре. Защитные стекла, подвергшиеся действию излучения большой интенсивности или плотности энергии, могут потерять эффективность и должны быть забракованы...

9 Общий анализ влияния на организм неблагоприятных физических и химических факторов дан в монографии [91]. Вопросам вредного действия лазерного излучения и рекомендациям по технике безопасности при работе с лазерами посвящена работа [92].— Прим. ре@.

Распространение лазерного луча должно быть ограничено мишенью из неотражающего огнеупорного материала. Пространство со всех сторон от предполагаемого пути луча должно быть свободно от людей.

Следует остерегаться удара электрическим током от источников как высокого, так и низкого напряжения...

Особые меры предосторожности следует принимать, если используются ламповые выпрямители высокого напряжения (свыше 15 кВ), ик как в этом случае возможна генерация рентгеновского излучения.

Б. Конкретные меры предосторожности (применяемые при работе с мощными импульсными лазерами)

Цепи защитной блокировки на входе лазерного устройства должны быть сконструированы таким образом, чтобы не допущенный к работе или временный персонал не имел доступа к устройству, пока источник питания лазера заряжен и возможна генерация.

Системы электронного поджига лазера должны быть сконструированы так, чтобы избежать случайного сброса запасенного заряда. Конструкция должна включать в себя систему защиты от случайной самопроизвольной вспышки.

Должна быть предусмотрена система тревожной сигнализации： подача приглушенного звукового сигнала, включение мигающего света (видимого через защитные очки) и процедура обратного счета. Сигнализацию необходимо приводить в действие сразу же после того, как начинается зарядка конденсаторов.

Установки, в которых для охлаждения используется сжиженный газ, следует надлежащим образом вентилировать. Более предпочтительными являются лазеры с водяным охлаждением...

Стены и потолок должны быть выкрашены краской, не дающей глянца, а имеющей диффузную поверхность. В области расположения мишени предпочтительна диффузно отражающая краска черного цвета, и светлая — в окружающей области, чтобы максимально увеличить освещенность от общих осветительных приборов.

Работа на твердотельных лазерах должна производиться при дистанционном управлении поджигом с телевизионным наблюдением, если это возможно. Это устраняет необходимость физического присутствия персонала в той комнате, где расположен лазер. Другая возможность состоит в том, чтобы поместить сам лазер, его луч и мишень в светонепроницаемый кожух.

Конкретные меры предосторожности (применяемые при работе с маломощными газовыми и полупроводниковыми лазерными системами непрерывного действия)

Должны соблюдаться общие меры предосторожности в отношении наведения лазеров и предотвращения зеркального отражения.

В конце своего полезного пути лазерный луч должен быть ограничен преградой из материала с матовой поверхностью. Цвет и коэффициент отражения поверхности должны позволять определять положения луча, сводя при этом до минимума отражение.

Отражающий материал следует убрать из области луча, все оборудование должно содержаться в порядке.

Г. Газовые лазеры на углекислом газе и азоте

Главная опасность, связанная с использованием лазеров на СО2 и № — это возможность возникновевия пожара. В качестве преграды для луча следует использовать огнеупорный кирпич достаточной толщины или лист асбеста.

Лазерная установка должна быть собрана из материала, непрозрачного для ультрафиолетового света, генерируемого газовым разрядом. Кварцевые трубы пропускают ультрафиолетовое излучение, тогда как трубы из опре- /олевных сортов термостойкого стекла в достаточной степени непрозрачны, в этой части спектра.

Необходимо ослабить отраженное излучение инфракрасного лазера» либо закрывая луч и мишень, либо применяя защитные приспособления для глаз, изготовленные из материала типа плексигласа, которые непрозрачны для длины волны 10,6 мкм.

Представленные выше рекомендации, могут служить как указания при разработке программы мероприятий по обеспечению безопасности при работе с лазерами. Приведенные здесь выдержки не претендуют на то, чтобы служить исчерпывающей программой таких мероприятий, пригодной для всех установок. Конкретные применения этих инструкций и учет степени опасности, связанной с каждой лазерной установкой, входят в обязанности соответствующих лиц, занимающихся техникой безопасности, которые и должны организовать безопасные условия работы на данной установке.

Эти рекомендации являются общими правилами безопасной работы, сформулированными для конкретной области как общий образ действия. Их можно изменить или расширить в зависимости от конкретных обстоятельств. Например, в некоторых ситуациях для персонала было бы целесообразным совсем покинуть комнату и наблюдать за работой лазерной системы с помощью телевизионной установки внутреннего пользования.

Лазер не представляет собой какой-то один определенный прибор; с многими типами лазеров связаны различные опасности. При составлении программы по технике безопасности бессмысленно рассматривать сразу все типы лазеров. Меры предосторожности,, необходимые для работы на СО2-лазере с мощностью 100 Вт, могут не соответствовать условиям работы с гелий-неоновым лазером, имеющим мощность 1 мВт. Следует также учитывать особенности области применений, в которой используют лазер. Каждый случай необходимо рассматривать отдельно и разрабатывать программу организации безопасной работы в соответствии с этим случаем.

ЛИТЕРАТУРА

Geeraets W. J., Berry Е. /?., Amer. Journ. Opthal.T 66, 15 (1968).

Solon L. R., Aronson 凡,Gould G., Science, 134, 1506 (1961).

Zaret M. M, et aL, Science, 134, 1525 (1961).

Zaret М. М., Fed. Proc., 24, S-62 (1965).

Geeraets W. J. et aL, Fed. Proc., 24, S-48 (1965).

Noyori K. S. et 凉.,Arch. О phthal., 72, 254 (1964).

Zaret M. M. et al., Arch. OphthaL, 69, 97 (1963).

King E. G・，Geeraets W. J., Acta OphthaL, 46, 617 (1968).

Campbell C. J., Rittler M.。，Koester C. J・，Trans. Amer. Acad. Ophthal. Oto., 67, 58 (1963).

Geeraets W. Acta Ophthal., 45, 846 (1967).

IL Wolbarsht M. £., Fligsten K. E・,Hayes /. R., Science, 150, 1453 (1965).

Harn W. T. et 凉.，Acta Ophthal., 43, 390 (1965).

Landers M.氏，Kretger 4” Neidlinger R,. Laser Focus, p. 40 (November 1968).

Kohtiao A. et aL, Amer. Journ. Ophthal., 62, 664 (1966).

Bergquist 冗，Kleman 8., Tengroth B., Acta Ophthal., 43, 331 (1965),

Bergquist Г., Kleman 8., Tengroth B., Acta Ophthal., 44, 853 (1966).

Vassiliadis A. et al., Special Tecb. Rep. SRI Project 5571, AFAL (AVTL) to Wright-Patterson AFB (August 1966).

Zaret M. M., Ocular Exposure to Q-switched Laser Irradiation, Zaret Foundation, Inc., New York, N.Y., Tech. Rep. AFAL-TR-65-279 (April 1966).

Jones A. E., McCartney A. J., Invest. Ophthal., 5, 474 (1966).

UEsperance F. A.^ Kelly G. jR., Arch. Ophthal,, 81, 583 (1969).

Rosan R. C. et aL, Arch. Ophthal., 81, 84 (1969).

Kohtiao A. et a，.，Ann. N.Y. Acad. Sci., 122, 777 (1965); Amer. J ourn. Ophthal., 62, 524 (1966).

Blabla J., John J., Amer. Journ. Ophthal., 62, 659 (1966).

Lappin P. W., Arch. Environ. Health, 20, 17 7 (19 70).

Clarke A. M. e£ al., Arch. Environ. Health, 18, 424 (1969).

Hansen W. P., Feigen £., Fine S., AppL Opt., 6, 1973 (1967); 7, 1860 (1968).

Hansen W. P., Fine S「AppL Opt., 7, 155 (1968).

Clarke A. M., Geeraets W. J., Ham W- 7・，Appl. Opt., 8, 1051 (1969).

Campbell C. J. et al., Acta Ophthal. Suppl., 76, 22 (19 63).

Hayes J. R.t Wolbarsht M. £., Aerospace Med., 39, 474 (1968).

Deitz P. Я., Appl. Opt., 8, 371 (1969).

Wyman P. W., Appl. Opt., 8, 383 (1969).

Makous W. £., Gould J. D., IBM Journ. Res. Develop., 12, 257 (1968).

Fine S., Klein E., Scott R. E., IEEE Spectrum, p. 81 (April 1964),

Goldman L. et al、、Journ. Invest. Dermatol., 40, 121 (1963).

Peppers N. A. et a* Appl. Opt., 8, 377 (1969),

Chang H. Я. C, Dedrick K. G., Appl. Opt., 8, 826 (1969).

Leibowitz H. M・,Peacock G. R.、Arch. Ophthal., 81, 713 (1969).

Laser Focus, p. 14 (January 1968).

Fine В S. et 凉.,Amer. Iourn. Ophthal , 66, 1 (1968).

Zireng H. C , Arch. Ophthal., 78, 596 (1967).

Ralhkey A. 3., Arch. Ophthal., 74, 346 (1965).

Gurtin T. £” Boyden D. G” Amer. Journ. Ophthal, 65, 188 (1968).

Goldman £. et al.、Nature, 197, 912 (1963).

Goldman £., Fed. Proc., 24, S-92 (1965).

Goldman L・，Ann. N.Y. Acad. Sci., 122, 802 (1965).

Goldman L., Hornby P., Amer. Ind. Hyg. Ass. Journ., 26, 553 (1965).

Helwig E. B. et a* Fed. Proc., 24, S-83 (1965),

Goldman £., «Biomedical Aspects of the Laser», p. 125 Springer, New York, 1967.

Fine S. et al., Int. Quantum Electron. Conf. Phoenix. April 12—15, Paper 7Al (1966).

•51. Brownell A. S., Parr W. E., Hysell D. K、、Arch. Environ. Health, 18, 437 (1969).

Goldman L., Arch. Environ. Health, 18, 434 (1969).

Fine S・也 aL, Fed. Proc., 24, S-35 (1965).

Earle К. M. et al.. Fed. Proc., 24, S-129 (1965).

Fed. Proc. 24, No. 1, Part III, Suppl. 14 (Jan.-Feb. 1965).

Fine 5., Klein E., Scott R. E., IEEE Spectrum p. 81 (April 1964).

Ann. N.Y. Acad. Sci., 122, Article 2 (May 28, 1965).

Fine S., Klein £., Biological Effects of Laser Radiation. «Advances in Biological and Medical Physics» (Lawrence J. H. and Gofman J. W., eds.). Vol. 10, Academic Press, New York, 1965.

Campbell C. J. et al., Fed. Proc., 24, S-71 (1965).

Zweng H. C, Flocks M.^ Fed. Proc., 2%, S-65 (1965).

Campbell C. J. et aL, Ann. N.Y. Acad. Sci., 122, 780 (1965).

Freeman H. M., Pomerantzeff 0., Schepens C, L., Ann. N.Y. Acad. ScL, 122, 783 (1965).

Kapany N. 5. et al.. Nature, 199, 146 (1963),

Zweng Я. C, Laser Focus, p, 32 (September 1967).

Berler P. K., Southern Med. Journ. t 60, 1272 (1967).

Fine S., Klein £*., Laser Focus, p. 28 (July 1969).

Kapany TV. S., Solbertrust TV., Peppers N. ЛAppl. Opt., 4, 517 (1965).

McGujf P. E. et 凉.，Surg. Forum., 4, 143 (1963).

Klein E. et aj Fed. Proc., 24, S-143 (19 65).

McGuff P. E. et a，.，Fed. Proc., 24, S-150 (1965).

Minton J. P., Zelen M., Ketcham A. 5., Fed. Proc., 24, S-155 (1965).

McGuff P. E. et aL, Ann. N.Y. Acad. Sci., 122, 747 (1965).

Minton J・ R, Zelen M., Ketcham A. 5., Ann. N.Y., Acad. Sci., 122, 758 (1965).

Laser Focus, p. 32 (June 1969).

Hoye R. C., Ketcham A. S,, Riggle G. C, Life Sci., 6, 119 (1967).

Laser Focus, p. 40 (June 1969).

Gellin G. 4., A Follow-Up Survey of Laser Injuries in the States of California, Massachusetts, and New Jersey, U.S. Dept, of Health, Education, and Welfare, Public Health Service, Rep. TR-67A (June 1969),

Laser Focus, p. 9 (July 1968).

Straub H. W., Fed. Proc., 24, S-78 (1965).

Swope С* H., Koester C. J., Appl. Opt., 4, 523 (1965),

Swope С. H., Arch. Environ. Health, 18, 428 (1969).

Threshold Limit Values of Physical Agents Adopted by ACGIN for 1969, American Conference of Govermental Industrial Hygenists, 1014 Broadway, Cincinnati, Ohio 45202.

Laser Focus, p. 50 (October 1968).

Powell C. H・,Goldman L., Arch. Environ. Health, 18, 448 (1969).

Laser Focus, p. 43 (April 1969).

Laser Focus, p. 26 (July 1969).

MacKeen D., Fine 5., Klein E., Laser Focus, p. 47 (October 1968). ^.Хромов Б. М.ь Лазеры в экспериментальной хирургии, JL, 19 1973. ^^.Кавецкий Р. Е., Чудаков В. Г. и др.у Лазеры в биологии и медицине, Киев, изд~во «Здоров'я», 1969.

^0*.Использование ОКГ в науке и технике, под ред. К. И. Крылова, Л., 4969.

91*.Руководство по внутренним болезням, т. X, Медгиз, 1963.

^.Петров Я. R, Бутман А, Б. и др., Излучение лазеров и профилактика от их неблагоприятного действия, ЛДНТП, Ленинград, 1969.

渺*.Хромое А М., Экспериментальная хирургия, 2, 45 (1973).

^*.Хромоб Б. М. и dp., Bull. Soc. Internal. Chirurgie, 30, 327, 1971.

^S*.Использование ОКГ в современной технике и медицине, Ленинград, 1971, 6*.Биологическое действие излучения лазеров, Ленинград, 1971.

「лава 8, ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ

ВВЕДЕНИЕ

В этой главе речь пойдет о практическом использовании описанных выше разнообразных явлений. Потенциальные возможности применения лазеров чрезвычайно широки. К очевидным относятся такие применения, как обработка материалов, где высокая мощность лазерного луча используется для испарения металла. Кроме того, в различных областях техники имеются и другие возможности применения мощного лазерного луча. В этой главе мы рассмотрим многие из них. Очерченный здесь круг возможных применений лазеров, разумеется, не полон. Он охватывает лишь такие очевидные вопросы, как плавление и испарение, но потенциальные практические приложения лазерных эффектов относятся и ко многим другим областям.

Мы опишем те приложения, для которых особое значение имеет высокая мощность лазерного луча, т. е. приложения, связанные с принятым в этой книге определением термина «действие лазерного излучения». Особо отметим, что существует множество других применений лазеров, которых мы, однако, не будем здесь касаться. Мы полностью опустим широкий класс нелинейных оптических явлений, хотя некоторые авторы и называют их «лазерными эффектами». В этой главе будут затронуты лишь те вопросы, которые связаны со способностью лазеров концентрировать большую энергию или мощность в локализованной области и вызывать нагрев или фазовый переход. Потенциальные применения в таких областях, как связь, оптические вычислительные устройства, измерительная техника и в других отраслях промышленности, весьма важны, но находятся вне поля зрения настоящей книги х).

Мы пе будем специально останавливаться на применениях лазеров в медицине, поскольку о них уже упоминалось в гл. 7.

Основные области, в которых было предложено или реализовано применение лазерных эффектов,——это удаление материала, динамическое балансирование, обработка хрупких или огнеупорных материалов, сварка, изготовление элементов для микроэлектроники, химический анализ с помощью оптической или масс- спектроскопии испаренного лазером вещества, применение лазеров

В качестве обзора по применению лазеров в промышленности может служить работа [1]，

для записи информации и получения заряженных частиц. Описаны также некоторые другие возможности применения лазеров в разных областях.

Использование лазера в качестве оружия здесь конкретно не обсуждается. Очевидно, что любая система, способная производить разрушающее действие, например вызывать испарение металла, потенциально является оружием. Было сделано много предложений по использованию лазеров в военных целях. Однако подробности этих предложений относятся к закрытой литературе и здесь не будут обсуждаться. То же можно сказать и по поводу «лучей смерти». Лазерный «луч смерти» был идеей, неизменно захватывавшей воображение, но даже на обозримое будущее он остается фантазией.

При обсуждении испарения материалов под действием лазеров основное внимание будет уделяться малым образцам. Было выдвинуто несколько предложений по использованию лазеров и для испарения больших количеств вещества, например для прожигания туннелей в горах с целью добычи руды или для выжигания лесов и скал на пути строительства новой дороги. Эти предложения скорее фантастичны, чем реальны. Энергия лазерного луча относительно невелика. Если оценить количество материала, подлежащее испарению, количество энергии, которое необходимо затратить, и стоимость подведения этой энергии в виде излучения лазера, то использование традиционной техники для таких целей окажется гораздо более целесообразным. Поэтому подобные применения в данной главе описываться не будут.

ЛАЗЕРНАЯ ОБРАБОТКА МЕТАЛЛОВх)

Общие соображения

Еще на раннем этапе развития лазеров лазерный луч с помощью простой линзы фокусировался на кусок металла, в результате были получены отверстия. Тогда же стало очевидно, что лазер можно применять для обработки металлов, однако продвижение лазеров в область производства шло довольно медленно. Первые лазеры просто не обладали достаточной долговечностью, а их рабочая стоимость была слишком высокой, чтобы они могли эффективно конкурировать с обычной техникой. И лишь спустя несколько лет, понадобившихся для развития и усовершенствования конструкции самого лазера, его надежность и стоимость достигли такого уровня, при котором лазеры стали всерьез рассматриваться с точки зрения применения в производстве.

См. также монографию [133].— Прим, ред.

В то время, когда пишутся эти строки, существовавшие прежде ограничения уже в основном преодолены. Лазеры нашли некоторые применения в промышленности, и их использование быстро расширяется.

Было проведено множество демонстраций практических типов операций, которые способны выполнять лазеры в области обработки металлов. Большое количество исследований демонстрировало возможности применения лазеров для удаления металла или сварки небольших металлических образцов. Наибольшее число опубликованных работ касается сварки и механической обработки с помощью рубинового лазера [2—8]. Было исследовано множество образцов и полностью установлена возможность использования лазера для пробивания малых отверстий и для сварки. Возможность этих применений исследована, в частности, в таких областях, где обычная технология не дает удовлетворительных решений. С самого начала было установлено, что там, где уже существуют хорошие технологические решения, лазер едва ли подходит в качестве удовлетворительной альтернативы, но для специальных приложений он является перспективным прибором.

Техническая возможность выполнения многих различных видов обработки материалов была доказана уже первыми демонстрациями, но они проводились с лазерами на рубине или неодимовом стекле, которые были сравнительно дороги в эксплуатации и обслуживании и имели низкую частоту рабочих циклов. Разработка усовершенствованных лазеров сделала их использование в производственных процессах экономически более заманчивым. Некоторые из этих разработок уже обсуждались в гл. 1, но мы упомянем о них и здесь, особо подчеркнув возможность их использования в производстве.

Наиболее подходящими для производственных нужд являются СО 2-лазеры и лазеры на иттрий-алюминиевом гранате,, активированном неодимом. Оба эти лазера тщательно сконструированы и достаточно долговечны для производственного использования. Одна из трудностей применения СО2-лазеров связана с их рабочей длиной волны (10,6 мкм) и высокой отражательной способностью металлов на этой длине волны. Лазеры непрерывного действия на СО2 оказались недостаточно эффективными для плавления и испарения металла, поскольку значительная часть света отражалась. Важным усовершенствованием является высоковольтная импульсная накачка СО2-лазеров. Выходное излучение при этом имеет вид периодических импульсов с характерной энергией около 1 Дж и длительностью в пределах от 10 до 100 мкс. Частота повторения импульсов может достигать 100 и мп/с при средней мощности 100 Вт. В этом периодическом импульсном режиме генерации лазер излучает высокие пиковые мощности, которые разрушают поверхность металла даже несмотря на то, что значи-

тельная часть энергии отражается. Как только поверхность начинает испаряться, дальнейшее поглощение энергии происходит более эффективно. Б этом режиме генерации СО2-лазеры способны обрабатывать металлы более эффективно, чем СО2-лазеры непрерывного действия с такой же средней мощностью. Работа лазера на СО? в импульсном периодическом режиме может быть достаточно экономичной. Затраты на подвод газа, электроэнергию и текущее обслуживание оценивается в один доллар в час (или даже меньше, если извлекать гелий из газовой смеси). За час можно обработать несколько сотен деталей, так что стоимость обработки одной детали составляет доли цента.

С02-лазеры непрерывного действия, работающие в режиме с быстрым протоком газа, могут генерировать излучение мощностью 1 кВт при гораздо меньшем размере установки, чем первые киловаттные СО2-лазеры. Такие лазеры непрерывного действия также имеют широкие возможности в металлообработке. Лазер на СО2 развился из лабораторного прибора в промышленную установку. '

Усовершенствование лазеров на иттрий-алюминиевом гранате^ активированном неодимом, состояло в осуществлении режима работы с периодической модуляцией добротности при непрерывной накачке и режима непрерывной генерации с мощностью в несколько сотен ватт. Непрерывный режим и высокой мощностью удобен для плавления и испарения металлов, так как на длине волны неодимового лазера 1,06 мкм металлические поверхностй отражают не слишком сильно. Однако при самых высоких уровнях мощности срок службы необходимых в этом случае криптоновых ламп сравнительно невелик, так что рабочая стоимость лазера непрерывного действия на иттрий-алюминиевом гранате мощностью в несколько сотен ватт остается высокой. Такой лазер может стать экономичным при уровне мощности порядка 10 Вт.

При работе лазера на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом в режиме периодической модуляции добротности источник накачки остается все время включенным, а акустооптический затвор периодически открывает световой канал между стержнем и зеркалом. В момент, соответствующий началу лазерного импульса, звуковые волны от преобразователя отклоняют световой луч таким образом, что он достигает зеркала, и начинается генерация. При такой модуляции добротности импульсы имеют длительность поряди Ка нескольких сотен наносекунд, а частота повторения составляет Несколько килогерц. Максимальные мощности могут достигать Десятков киловатт. В таком режиме генерации лазер на иттрий” алюминиевом гранате может быть довольно экономичным.

На современной стадии разработки СО2-лазеры оказываются более экономичными, чем лазеры на иттрий-алюминиевом гранат®

с неодимом, с равными возможностями в металлообработке как по начальной стоимости, так и по эксплуатационным расходам. К преимуществам лазеров на иттрий-алюминиевом гранате относится то, что они более компактны и имеют меньшую длину волны; это позволяет сфокусировать луч в пятно с меньшим дифракционным размером, чем в случае СО2-лазера.

Длина волны генерации СО2-лазера не служит большим препятствием для его использования. При имеющихся в настоящее время материалах для инфракрасной области спектра работа с излучением на длине волны 10,6 мкм не представляет особых трудностей. Доступными материалами для изготовления линз являются германий и иртран II и IV. Иногда утверждают, что СО2-лазер неудобен, поскольку его луч нельзя сфокусировать в малое пятно. Это соображение обычно несущественно, так как за счет теплопроводности тепло распространяется в обрабатываемой детали по более обширной области, чем та, в которой оно выделяется. Ширина сварного шва или разреза часто оказывается примерно одинаковой как в случае СО2-лазеров, так и в случае лазеров с более короткой длиной волны, хотя, если требуется иметь очень малый диаметр фокуса, отмеченный недостаток СО2-лазера оказывается существенным.

В производстве используются не только СО2-лазеры и лазеры на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом. Рубиновые лазеры также нашли себе применение в ряде существующих отраслей производства [11. Они особенно удобны там, где желательно иметь большое количество энергии в одиночном импульсе.

В табл. 8.1 перечислены выпускаемые промышленностью типы лазеров, которые можно рассматривать как пригодные для целей металлообработки, и приведены их основные характеристики. Для лазеров на СО2 и иттрий-алюминиевом гранате указаны данные, соответствующие каждому из возможных режимов генерации, поскольку от этого зависит область применения этих лазеров.

Физические принципы, лежащие в основе использования лазеров для обработки металлов, были описаны в гл. 3. Там приведены данные по количеству расплавленного или испаренного вещества в зависимости от параметров лазера вместе с методам# расчета этих величин для типичных ситуаций. Эти соображения позволяют получить оценку полной мощности, требуемой для получения сварного шва с заданными характеристиками, или оценить количество удаляемого материала и могут служить основанием для заключения о том, рационально ли использование лазера в данном конкретном случае.

Свойством лазера, позволяющим использовать его для обработки металлов, является, конечно, его способность подводить очень высокую мощность на единицу площади к малым участкам

ТАБЛИЦА 8 J

Промышленные лазерм, пригодные для обработки Материал。口

Лазер

Длина волны, мкм

Режим генерации

Характерная мощность, Вт

Частота повторения импульсов, с-1

Длительность импульса

Примечания

Рубиновый

0,6943

Мт1ллисекундпый импульс

105 (пиковая)

Одиночный импульс

0,2—5 МС

В ряде случаев не экономичен, высокая энергия в импульсе

На стекле с Nd

1,06

Миллисекундный импульс

106 (пиковая)

Одиночный импульс

0,5—10 мс

В ряде случаев не экономичен, высокая энергия в импульсе

На иттрий-алю- мпшювом гранате с Nd

1,06

Непрерывпый

^200

—

—

Компактен, экономичен при низких мощностях

На иттрий-алюминиевом гранате с Nd

1,06

Периодические наносекундные импульсы

104 (пиковая), 10 (средняя)

>5000

200 нс

Компактен, экономичен

со2

10,6

Непрерывный

100—1000

—

—

Большие размеры

СО2

10,6

Периодические импульсы

〜75 ОСЮ (пиковая), 〜1,5 (средняя)

400

〜200 нс

Большие размеры, экономичен

СО2

10,6

Периодические импульсы

100 (средняя)

100

10—100 мкс

Большие размеры, экономичен

Аг

0,4880

0,5145

Периодические импульсы

20 (пиковая)

200

50 мкс

Слишком низкая мощность, пригоден для обработки тонких пленок

обрабатываемой детали. Обычный тепловой источник, например сварочная горелка, выделяет гораздо меньшую мощность на единицу площади и не допускает столь же хорошей локализации. Только электронный луч в этом отношении сравним с лазером. Может показаться парадоксальным, но лазерные импульсы с самой высокой пиковой мощностью не подходят для целей металлообработки. Такие импульсы вызывают испарение лишь малого количества вещества, которое нагревается до высокой температуры (см. гл. 3). Импульсы лазера с модулированной добротностью удобны только в тех случаях, когда глубина прогрева долиша быть минимальной, например для испарения пленки с поверхности подложки без разрушения самой подложки. Для сварки обычно желательны достаточно длинные импульсы (миллисекунд^ ные при умеренной мощности), чтобы тепло успевало проникнуть на всю толщину обрабатываемой детали. Даже для целей удаления материала применение очень высоких пиковых мощностей является нежелательным.

В области обработки металлов лазеры используются в таких процессах, как сварка, сверление отверстий, балансирование и резка. Мы рассмотрим последовательно каждый из них.

Сварка

На результаты сварки оказывают влияние как параметры лазерного луча, так и свойства обрабатываемой детали. Важную роль играет температуропроводность материала детали. Большой коэффициент температуропроводности обеспечивает высокую теплопередачу и, вообще говоря, позволяет производить более глубокую сварку. Высокая отражательная способность поверхности металла уменьшает энергию, поглощаемую поверхностью. Как мы видели в гл. 3, отражательная способность поверхности обычно резко падает в процессе взаимодействия с мощным лучом. При этом увеличивается эффективность поглощения, но может возникнуть проблема при сварке тонких металлических лент, где появляется необходимость в тщательном контроле, чтобы избежать испарения при уменьшении отражательной способности. Сварка сильно отражающих металлов требует\в действительности большей энергии, чем сварка металлов с низким коэффициентом отражения. Поверхность можно зачернить путем нанесения на нее покрытия, но это не всегда оказывается эффективным: покрытие может испариться, обнажив отражающий металл. На поглощение света и, следовательно, глубину проплавления может влиять также обработка поверхности. При изунени近 глубины проплавления медного образца под действием импульса рубинового лазера было показано, что глубина уменьшалась

в случае полированной поверхности и когда размеры шероховатостей были меньше 2 мкм [9]. Очень важны металлургические- свойства свариваемых материалов; к этому вопросу мы вернемся позже, когда будем описывать процессы сварки разнородных металлов.

Основными параметрами лазерного излучения являются длина волны, мощность, длительность импульса и фокусировка. Как ми отмечали выше, для лазерной сварки материал должен быть, расплавлен, причем прогреваться должна вся толщина образца. Следует избегать испарения, а длительность импульса следует подобрать таким образом, чтобы обеспечить достаточную глубину прогрева. При надлежащем управлении лазерным импульсом испарение можно свести к минимуму. Оптимизация процесса сварки в большой мере определяется длительностью импульса.

Для многих применений лазеров в импульсной сварке желательно по возможности растянуть импульс во времени. В гл. 3 было- введено понятие тепловой постоянной времени для проникновения тепла через слой вещества. Длительность лазерного импульса должна находиться в соответствии с тепловой постоянной времени. Поэтому импульсы лазера с модулированной добротностью- вообще не подходят для плавления, а для импульсов обычной длительности максимальная глубина сварки составляет примерно- 0,05 см.

Лазеры непрерывного действия в принципе должны быть пригодны для сварки более толстых образцов, так как время взаимодействия можно сделать произвольно большим. Первые- лазеры непрерывного действия не обеспечивали мощности, достаточной для сварки; но имеющиеся сегодня непрерывные лазеры на СО2 и иттрий-алюминиевом гранате с неодимом могут производить сварку при выходной мощности 100 Вт и более. В работе [101 лазер непрерывного действия на СО2 использовался для сварки стальных листов толщиной до 3 мм, что невозможно осуществить с помощью импульсных лазеров.

При использовании лазеров пока не обнаружено явление- «кинжального» проплавления, с которым связано глубокое проникновение при электроннолучевой сварке. Явление состоит в том, что расплавленный материал удаляется из области, в которую падает электронный пучок, что позволяет электронам глубока проникать в обрабатываемую деталь. После окончания импульса электронного тока расплавленный металл стекает обратно и образует протяженный сварной шов. При лазерном воздействии такое- явление не было обнаружено, так что в этом случае проникновение энергии в образец происходит путем теплопроводности. Причина этого неясна； по-видимому, различие обусловлено тем» Что давление, оказываемое световым лучом, меньше давления^

производимого электронным лучом. Во всяком случае, глубина сварки лазером меньше глубины сварки электронным лучом т).

При лазерной сварке важным параметром является мощность, подводимая к единице площади поверхности. Она определяется как выходной мощностью лазера, так н фокусировкой. Если обратиться к фиг. 3.13, то можно видеть, что, чем выше мощность на единицу площади, тем скорее начинается испарение поверхности. Параметры лазера должны быть подобраны таким образом, чтобы достичь компромисса между быстрым распространение期 зоны плавления внутрь обрабатываемой детали и отсутствием чрезмерного испарения.

В качестве конкретного примера рассмотрим сварку латуни толщиной 0,06 см. Тепловая постоянная времени составляет примерно 2,5 мс (для коэффициента температуропроводности 0,34 см/с); длительность лазерного импульса должна быть около 2,5 мс. Из фиг. 3.13 следует, что если импульс длится 2,5 мс, то плотность поглощенного потока должна быть немного меньше 10 Вт/см2, чтобы избежать испарения поверхности. Плотность падающего лазерного потока можно варьировать, изменяя фокусировку или выходную мощность лазера. Более подробно особенности фокусировки лазерного луча будут обсуждаться ниже.

Рассмотрение, аналогичное изло;кенному выше, позволяет определить диапазон лазерных параметров, требуемых для конкретных задач сварки. Разумеется, чтобы оцепить возможность применения лазера в конкретном случае, надо исследовать процесс •эмпирически. Априорных теоретических оценок недостаточно, чтобы гарантировать осуществимость процесса. Такие оценки могут исключить некоторые применения на основании, например, того соображения, что энергия недостаточна, чтобы расплавить необходимое количество материала, или имеющийся импульс является слишком коротким, чтобы прогреть материал данной толщины. Однако, чтобы установить осуществимость данного процесса и определить оптимальные параметры, существенно исследовать этот процесс экспериментально. Например, в работе 14] были найдены условия сварки для нержавеющей стали и специальной стали с 18%-ным содержанием никеля в зависимости от выходной мощности лазера и условий фокусировки.

Для данного лазера длина волны фиксирована. Но все же учет длины волны (например, с точки зрения желаемого размера фокального пятна или отражательной способности поверхности) может повлиять на выбор типа лазера для конкретной задачи.

Когда требуется произвести точечную сварку, то может ока* заться подходящим одиночный импульс лазера па рубине или

Фиг. 8.1.

Поперечный разрез области точечной сварки между никелевым контактом и столбиком из никелевого сплава в транзисторе.

Сварка выполнена импульсом излучения рубинового лазера длительностью 3 мс и энергией 7,5 Дж. Луч фокусировался линзой с фокусным расстоянием 25 мм; расстояние от поверхности сварки до фокальной плоскости линзы 0,38 мм [1]

неодимовом стекле. На фиг. 8.1 показан пример применения Для такой сварки рубинового лазера [1]. Представлен поперечный разрез сварного соединения между никелевым контактом и столби-

ком из никелевого сплава. Место сварки было слегка сдвинуто от фокальной плоскости линзы, чтобы получить нужную площадь пятна на поверхности мишени. При таком процессе сварки полу* чаются соединения высокого качества с малой зоной теплового влияния. На фотографии видна картина течения расплавленного металла; во время формирования сварного шва произошло хорошее перемешивание металла.

Фиг. 8.2.

Стыковой шов в нержавеющей стали толщиной 0,18 мм, выполневвый методом перекрывания пятен от импульсов рубинового лазера с энергией 12 Дж и длительностью 5,5 мс.

Луч фокусировался линзой с фокусным расстоянием 67 мм; свариваемые детали находились на расстоянии 3,8 мм от фокальной плоскости Наверху — след с той стороны, на которую падал лазерный луч； внизу — след с противоположной стороны [1].

Сварной шов можно получить путем наложения импульсов рубиновых лазеров. На фиг. 8.2 приведен пример сварки встык двух образцов из нержавеющей стали [1]. Показаны лицевая и обратная стороны шва. Луч был несколько расфокусирован с тем, чтобы получить на единице площади мощность, необходимую для образования хорошего шва. Хотя таким способом и можно получать сварные швы, низкая частота повторения и высокая стоимость рубинового лазера делают его неподходящим для этой цели.

Для производства сварных швов хорошо подходят как импульсный СО 2-лазер в периодическом режиме, так и непрерывный СО2-лазер мощностью в несколько сотен ватт [10, И]. При использовании импульсного периодического СО2-лазера сварной шов формируется путем наложения перекрывающихся пятен. Вследствие достаточно высокой частоты повторения импульсов шов формируется быстро. При сварке встык листов нержавеющей

Фиг. 8.3,

Сварной шов по периферии сосуда из нержавеющей стали, полученный с помощью импульсного периодического СОг-лазера.

Видны следы перекрывания пятен от отдельных импульсов [12].

стали толщиной 0,4 мм достигаются скорости порядка 150 см/мин при средней мощности лазера в 100 Вт. На фиг. 8.3 показан герметичный шов, сделанный по периферии сосуда из нержавеющей стали толщиной 0,25 мм. На фиг. 8.4 показан подвергнутый травлению и полировке поперечный разрез сварного шва в соединении сильфонов из нержавеющей стали. Шов сделан импульсным периодическим лазером на СО2 со средней мощностью 75 Вт. Шов виден как треугольная область в нижней части снимка; обращают на себя внимание малые размеры зоны теплового воздействия. Это пример хорошего шва, полученного при сварке плавлением. Швы, показанные на приведенных фотографиях, получены в обычных атмосферных условиях без флюса и специальной подготовки места соединения*

При средней мощности 100 Вт импульсный периодический СО 2-лазер является хорошим инструментом для сварки; чтобы обладать сравнимыми возможностями, СО2-лазер непрерывного действия должен иметь мощность в несколько сотен ватт. При такой мощности для сварки можно использовать лазеры непрерывного

Фиг. 8.4.

Отполированный и протравленный срез сварного шва в месте соединение сильфонов из нержавеющей стали.

Шов сделан лучом импульсного периодического лазера на СО, со средней мощностью 75 Вт, сфокусированного линзой из NaCl с фокусным расстоянием 5 см.

действия как на СО2, так и на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом. В частности, были продемонстрированы возможности использования в этой области лазера непрерывного действия на СО2. Некоторые результаты, касающиеся сварочных возможностей непрерывного СО2-лазера, сведены в табл. 8.2 [101. Приведенные глубины проплавления являются самыми большими из известных для лазерной сварки. Обнадеживающими являются полученные в этих экспериментах скорость сварки и качество сварного шва.

Размер зоны теплового воздействия уменьшается, если свариваемые образцы тонкие. Поскольку тепло должно пройти через всю толщину образца, трудно добиться того, чтобы ширина лазер-

ного сварного шва была меньше толщины образца. При сварке тонких образцов можно получать швы шириной в несколько- сотых миллиметра.

ТАБЛИЦА 8.2

Сварка мощным С02<1азером непрерывного действия (сварка встык по всей толщине)

Металл

Толщина образца, см

Мощность пуча, Вт

Скорость сварки, см/мин

Ширина шва, см

Луженая сталь 】)

0,0177

250

114

0,051

Нержавеющая стал ь 302 J)

0,0126

250

126

0,051

Нержавеющая сталь 302 4)

0,0203

250

76

0,051

Нержавеющая сталь 302】)

0,0254

250

25,4

0,102

Никель TD1)

0,0254

250

102

0,063

Углеродистая ста*1ь 2)

0,0783

600

50,8

0,127

Углеродистая сталь 2)

0,118

650

20,3

0,190

Нержавеющая стал ь 2)

0,096

600

20,3

0,178

Нержавеющая сталь 2)

0,316

4600

35,5

0,280

1) Сварка в атмосфере аргона, частное сообщение Уэбстера.

2)Данные взяты из работы [Ю].

Для лазерной сварки большое значение имеет геометрия соединения. Поскольку скорость процесса велика, металл не успевает растекаться. Поэтому важно обеспечить тесный контакт свариваемых деталей. Обычно лучше всего распределять луч примерна поровну на обе свариваемые детали.

Швы, получаемые при лазерной сварке, обладают высокой прочностью. Стыковые швы, выполненные в материале Вепё 41 толщиной 0,13 мм точечной сваркой при перекрытии пятен от импульсов рубинового лазера, обладают прочностью па разрыв при комнатной температуре, сравнимой с прочностью исходного металла [7]. Используя одиночный лазерный импульс с энергией в несколько джоулей, можно производить сварку проволоки с проволокой без потери прочности (т. е. такую сварку, при которой сварное соединение обладает той же прочностью, что и исходная проволока) при диаметрах проволоки в пределах 0,025— 0,25 мм [6].

Обычно при испытании на разрушение лазерного сварного шва образец разрывается в непосредственной близости от шва, но не по самому шву. Это может быть связано с небольшим уменьшением поперечного размера образца в этом месте при сварке.

При использовании лазеров был достигнут ряд интересных результатов по сварке разнородных металлов [12]. С помощью импульсного рубинового лазера удалось получить некоторые необычные сварные комбинации металлов. В частности, было получено хорошее сварное соединение многокомпонентного сплава драгоценных металлов (Paliney 7) с фосфористой бронзой и обла-

Ф и г. 8.5.

Поперечный разрез сварного соединения между сплавом Paliney 7 и фосфористой бронзой.

Соединение выполнено импульсом рубинового лазера с энергией 6 Дж и длительностью 3 мс Луч фокусировался линзой с фокусным расстоянием 43 мм, объект находплен на расстоянии 1§ мм от фокальной плоскости Темные пятна — пустоты или газовые пузырыт [13].

дающее высокой прочностью соединение вольфрама с алюминием. На фиг. 8.5 показан поперечный разрез сварного шва между фосфористой бронзой и сплавом Paliney 7. Картина «завихрений» показывает перемешивание обоих материалов. Разрушающее напряжение для сварного соединения составляет 84% от разрушающего напряжения для исходного материала. Соединение вольфрама с алюминием происходит не путем образования сплава, а скорее путем механической адгезии, сопровождаемой небольшим растворением вольфрама в алюминии. Однако механическая прочность соединения выше или равна прочности соединения, полученного

обычными методами. Металлографический шлиф соединения показан на фиг. 8.6.

Использование лазеров никак не меняет специфических свойств металлов. Если два металла образуют хрупкий сплав, то и шов лазерной сварки тоже будет хрупким. Если два металла нераство-

Фиг. 8.6.

Разрез соединения вольфрамовой проволоки (вертикальная деталь фотографии) с алюминиевым стержнем.

Сварка произведена излучением импульсного рубинового лазера, сфокусированным на алюминии. Алюминий обтекал вольфрам, образуя соединение [13].

римы друг в друге, то их нельзя сварить путем образования сплава. Однако, как показывает приведенный выше пример с вольфрамом и алюминием, соединение с достаточной прочностью можно получить на основе механической адгезии. Различие в физических свойствах может затруднить соединение двух металлов: один из них может вскипеть еще до того, как другой только начнет 27-023

плавиться. Лазерная сварка в своей основе остается процессом плавления, и для нее справедливы те же самые металлургические соображения, которые относятся к другим видам сварки плавлением. Даже при сварке образцов из одного и того же металла не все материалы свариваются одинаково хорошо. Легко свари-* ваются никель, нержавеющая сталь и сплав бериллия с медью. Труднее сварить медь, алюминиевые сплавы, агломерированную бронзу. Основное требование при лазерной сварке состоит в том, чтобы лазерный луч образовывал хорошую «лужицу» металла. Некоторые трудности при сварке латуни связаны с тем, что цинк выкипает раньше, чем образуется такая лужица.

Итак, для широкого класса задач лазерная сварка является технически осуществимой. Ее фактическое использование в производстве зависит от факторов, о которых речь пойдет ниже г).

Сверлвние отверстий

Применение лазеров для сверления отверстий в металле может оказаться полезным во многих областях, например для получения малых отверстий с регулируемой утечкой, сопел, апертур для электронно-лучевых приборов [13] и крошечных отверстий для экспериментов по оптической интерференции [14]. Не представляет трудности получение тонких отверстий размером меньше 0,02 мм в металлических пластинах. Можно пробить с большой точностью систему близко расположенных отверстий без нагревания окружающего вещества и без загрязнений. Очень маленькие отверстия для специальных нужд были сделаны по заказу в образцах, для обработки которых обычные методы непригодны. Зона вокруг отверстия, подвергшаяся тепловому воздействию, может быть мала, в типичном случае 0,02——0,05 мм. На количество удаленного металла, как и при сварке, влияют свойства вещества. Для сверления отверстий обычно используются импульсы длительностью порядка сотен микросекунд; лазерный импульс длительностью свыше 2 мс для этой цели используется редко. Мы уже привели в гл. 3 для различных металлов количественные данные о массе, удаляемой под действием типичных лазерных импульсов.

Сверление отверстий в металле производят обычно либо с помощью импульсных лазеров на рубине или неодимовом стекле, либо с помощью СО2-лазеров, работающих в импульсном периоди-

Теплофизическому анализу сварочных процессов посвящена монография [1181. Развитые в ней методы нашли широкое применение при теплофизических расчетах процессов лазерной сварки и резки. Существенные результаты в этой области получены, в частности, в работах [119—123].— Прим. ред.

песком режиме. Некоторые примеры поперечных разрезов отверстий, сделанных с помощью типичных лазеров, показаны на фиг.8.7 . Контур, представленный на фиг. 8.7, а, типичен для отверстий, производимых одиночными выстрела ми в массивных металлических образцах. Дефекты, которые в^дны на фиг. 8.7, а, заключаются в неровности краев, некруглой форме отверстия, в его конусности и отклонении средней линии отверстия от нормали к поверхности. Эти трудно устранимые дефекты могут сделать лазер непригодным для обработки деталей в случае, когда важно высокое качество отверстий. На фиг. 8.7,6 показана форма сквозного отверстия в пластине, пробитого серией импульсов СО2-лазера. Расширение отверстия под поверхностью оказывается общей особенностью отверстий, проделанных с помощью таких лазеров. Оно может быть связано с тем, что более поздние импульсы серии испаряют больше вещества, чем первые, вследствие падения коэффициента отражения.

Металлические пластины толщиной в несколько миллиметров можно пробить насквозь либо одиночным импульсом с высокой энергией, либо направляемой в одно и то же место серией импульсов с меньшей энергией. Максимальная толщина пластин, для которой метод пробивания практически оправдан, составляет около 13 мм.

Фиг. 8.7.Поперечные разрезы типичных отверстий, полученных с помощью лазеров.а — разрез отверстия в массивном латунном образце, сделанного импульсом лазера на неодимовом стекле с энергией 5 Дж, сфокусированным на поверхность образца линзой с фокусным расстоянием 31 мм,. 6— разрез сквозного отверстия в пластине из нержавеющей стали толщиной 0,58 мм, сделанного серией примерно из 10 импульсов периодического СО2-лазера Энергия каждого импульса составляла около 1 Дж Луч падал сверху, фокусировка производилась линзой из NaCl с фокусным расстоянием 5 см.Фиг. 8.7.Поперечные разрезы типичных отверстий, полученных с помощью лазеров.а — разрез отверстия в массивном латунном образце, сделанного импульсом лазера на неодимовом стекле с энергией 5 Дж, сфокусированным на поверхность образца линзой с фокусным расстоянием 31 мм,. 6— разрез сквозного отверстия в пластине из нержавеющей стали толщиной 0,58 мм, сделанного серией примерно из 10 импульсов периодического СО2-лазера Энергия каждого импульса составляла около 1 Дж Луч падал сверху, фокусировка производилась линзой из NaCl с фокусным расстоянием 5 см.Для уменьшения неровностей боковой поверхности сквозного отверстия, пробиваемого в металлической пластине, через него в процессе его формирования можно продувать газ. В простейшем виде это осуществляют, перекрывая баллон с воздухом поверхностью, предназначенной для пробивания. Когда в материале образуется сквозное отверстие, газ, вытекающий из баллона,

Фиг. 8.7.

Поперечные разрезы типичных отверстий, полученных с помощью лазеров.

а — разрез отверстия в массивном латунном образце, сделанного импульсом лазера на неодимовом стекле с энергией 5 Дж, сфокусированным на поверхность образца линзой с фокусным расстоянием 31 мм,. 6— разрез сквозного отверстия в пластине из нержавеющей стали толщиной 0,58 мм, сделанного серией примерно из 10 импульсов периодического СО2-лазера Энергия каждого импульса составляла около 1 Дж Луч падал сверху, фокусировка производилась линзой из NaCl с фокусным расстоянием 5 см.

Фиг. 8.7.

Поперечные разрезы типичных отверстий, полученных с помощью лазеров.

а — разрез отверстия в массивном латунном образце, сделанного импульсом лазера на неодимовом стекле с энергией 5 Дж, сфокусированным на поверхность образца линзой с фокусным расстоянием 31 мм,. 6— разрез сквозного отверстия в пластине из нержавеющей стали толщиной 0,58 мм, сделанного серией примерно из 10 импульсов периодического СО2-лазера Энергия каждого импульса составляла около 1 Дж Луч падал сверху, фокусировка производилась линзой из NaCl с фокусным расстоянием 5 см.

27*

существенно улучшает его форму и сглаживает неровности. Разумеется, для автоматизированного процесса требуется более сложная методика.

Коническая форма отверстия и ободок затвердевшего материала вокруг его входной апертуры видны на фиг. 8.8, где пока-

Фиг. 8.8,“

Матрица из нержавеющей стали толщиной 0,64 мм.

Отверстии пробиты с помощью импульсного периодического СOs-лазера, генерирующего среднюю мощность 7"> Вт. Входы отверстий (слева) имеют диаметр около 0,23 мм； вокруг них видны oGonttii затвердевшего материала. Выходные диаметры около 0,15 мм; иаплывы отсутствуют.

зана матрица с отверстиями, сделанными при помощи СО2-лазера. Для пробивания каждого из отверстий использовалась серия импульсов. Выходные апертуры меньше входных и свободны от налета затвердевшего вещества. Ободок материала вокруг входной апертуры можно уменьшить, покрывая поверхность слоем легко удаляемого вещества.

Можно было бы рассчитывать уменьшить конусность отверстий, получаемых с помощью лазера, если использовать несколько импульсов, изменяя для каждого из них фокусировку. Оказывается, что это не так: изменение фокусировки между импульсами приводит к увеличению конусности по сравнению со случаем постоянной фокусировки и той же последовательности импульсов [1].

Часто желательно использовать лазер для получения очень маленьких отверстий. К сожалению, однородность отверстия по диаметру ухудшается с уменьшением диаметра. Минимальный диаметр отверстия зависит от толщины материала. В металлических образцах толщиной 0.4 мм и люпьше отверстия диаметром 0,013 мм можно пробить небольшим числом вспышек рубинового лазера [1]. Размер контролируется в пределах до 0,002 мм. Отверстия диаметром около 0,25 мм легко пробить с помощью рубинового нлп СО 2-лазера при величине допуска 0,01 мм. Для получения очень малых отверстий СО2-лазер непригоден из-за своей длины волны. Для СО 2-лазера минимальный размер отверстия в тонком листе составляет несколько сотых миллиметра. Казалось бы, что можно проделывать очень малые отверстия, управляя лучом таким образом, чтобы дно конусообразного кратера едва касалось нп/кпеп поверхности пластины. Оказывается, однако, что при этом очень трудно осуществлять необходимое управление.

Хорошим методом уменьшения диаметра отве])стия является диафрагмирование лазерного луча, в результате чего умсиьи1ается эффективный уго」расходимости луча В. Согласно формуле (1.11), радиус rs фокальной области для линзы с фокусным расстоянием 厶 приближенно равен

7* $ = Z/0*

Внесение ограничивающей диафрагмы в лазерный луч может при данной линзе уменьшить фокальную площадь. Полная мощность луча, разумеется, тоже падает, но в конечном итоге можно получить отверстие меньшего диаметра. Результаты изучения влияния круглой диафрагмы, помещаемой между лазером н фокусирующей линзой, представлены па фиг. 8.9 [1]. При очень малых размерах диафрагмы проходящая через нее энергия оказывается слишком малой для того, чтобы привести к образованию отверстия; при большой величине диафрагмы через нее проходит почти весь луч л ее влияние мало. Когда размер диафрагмы лежит между 0,125 п 0,375 см, размер отверстия сильно зависит от диаметра диафрагмы. Таким образом, диафрагмирование является 5щобпым методом уменьшения и регулирования размеров отверстий при лазерном сверлении.

В работе [14] описано применение диафрагмирования для получения очень малых отверстий для электропио-лучевых приборов. Удавалось контролируемым образом пробивать отверстия диаметром до 0,005 мм в молибдене толщиной 0,025 мм. Конусообразная форма отверстия в данном случае не служила помехой.

В работе [3], где исследовались отверстия, просверленные электронными к лазерными лучами, было сделано заключение, что электронные лучи могут пробивать отверстия меньшего размера. Этот результат был основан на опытах по пробиванию

отверстий одиночными импульсами рубинового лазера без диафрагмирования. Если же использовать описанные выше методы, то оказывается, что лазер может производить в тонких образцах меньшие отверстия, чем электронный луч.

Ф и г. 89.Влияние размера диафрагмы на диаметр отверстия, образующегося в керамике под действием импульсов рубинового лазера с энергией 1,53 Дж и длительностью 0,5 мс [1].Ф и г. 89.Влияние размера диафрагмы на диаметр отверстия, образующегося в керамике под действием импульсов рубинового лазера с энергией 1,53 Дж и длительностью 0,5 мс [1].碧$3与歙良a dEawsa碧$3与歙良a dEawsa

Ф и г. 89.

Влияние размера диафрагмы на диаметр отверстия, образующегося в керамике под действием импульсов рубинового лазера с энергией 1,53 Дж и длительностью 0,5 мс [1].

Ф и г. 89.

Влияние размера диафрагмы на диаметр отверстия, образующегося в керамике под действием импульсов рубинового лазера с энергией 1,53 Дж и длительностью 0,5 мс [1].

碧$3与歙良a dEawsa

碧$3与歙良a dEawsa

В другом крайнем случае ——при сверлении больших отверстий ——лазеры оказываются непрактичными. Одиночный импульс рубинового лазера с энергией 75 Дж пробивает отверстие диаметром около 0,5 мм в латуни толщиной 2,4 мм [1]. Подсчеты требуемой энергии и оценка эффективности процесса показывают, что использование лазера для получения отверстий диаметром существенно больше 0,5 мм методом испарения экономически нецелесообразно. Разумеется, отверстие большого диаметра можно вырезать лучом импульсного периодического СО2-лазера, поворачивая деталь таким образом, чтобы фокальная точка описывала круг.

Балансирование

Лазер является перспективным инструментом для осуществления динамического балансирования. При балансировании приходится производить большое число операций, включая определение более тяжелой области в быстро вращающейся детали, извлечение1 детали из зажимного устройства в испытательном

стенде, удаление сверлением или каким-либо другим механичен ским способом части материала из более тяжелой области, повторное закрепление детали в зажимах испытательного стенда, повторное ее раскручивание и новое определение положения более тяжелой области. Часто такой процесс является дорогостоящим и связан с большим количеством проб и ошибок. Импульс лазера действует достаточно быстро, поэтому вещество из более тяжелой области можно удалять в то время, когда балансируемая деталь вращается в зажимах испытательного устройства. Это сильно упрощает процесс динамического балансирования и несколько снижает его стоимость. Поджиг лазера легко можно синхронизировать с моментом регистрации избыточной массы во вращающейся детали, так чтобы лазерный луч ударял в тяжелую область. Раз* балансирование обнаруживается обычными методами: сигналы о нарушении баланса поступают в управляющую цепь лазера, так что каждый импульс попадает на разбалансированную область.

С помощью обыкновенного рубинового лазера можно удалить за один импульс около 1 мг металла. Этого количества достаточно для проведения многих операций балансирования. Импульс должен иметь малую длительность. При высокой скорости враще、 ния импульс миллисекундной длительности будет выделять энергию на дуге сектора с достаточно большим углом. Поэтому желательно иметь длительности в несколько десятков микросекунд. При таких длительностях импульса роторы можно балансировать на скоростях вращения до 24 000 об/мин. Поскольку энергия вкладывается на дуге определенной длины, количество испаренного вещества снижается по сравнению с количеством вещества, выброшенного из неподвижной мишени. Но даже при зтом условии лазер, излучающий около 10 Дж в импульсе, пригоден для динамического балансирования при условии, что частота повторения импульсов не слишком мала.

Резка с поддувом кислорода

Резка металлов лазерным лучом сильно облегчается при использовании кислородной струи [16——18]. Основная часть энергии получается за счет экзотермической химической реакции между металлом и кислородом. Лазер служит для нагревания металла до точки воспламенения. Таким способом при помощи Лазерного луча с мощностью в несколько сотен ватт можно быстро Резать листы металла значительной толщины. Такая же резка лазером без кислородного поддува требовала бы мощности порядка киловатт. Резка с кислородным поддувом больше всего подходит Для металлов, хорошо реагирующих с кислородом. Желательны также низкие теплопроводность и отражательная способность.

Во всех работах, о которых в настоящее время имеются сообщения, использовались мощные непрерывные СО2-лазеры,

При этом способе получаются разрезы с узкими зонами тепло' вого воздействия и меньшей шириной, чем при обычных способах резки. Лазерная резка в присутствии кислорода дает значительную экономию при обработке некоторых металлов, поскольку снижаются потери материала и упрощается чистовая механическая обработка области разреза.

В типичной установке сопло, формирующее кислородную струю, расположено коаксиально с лучом лазера. Луч СО2-лазера фокусируется через сопло на обрабатываемую деталь линзой из германия или щелочно-галоидной соли. Обычно используется коническое сопло диаметром 1—3 мм, через которое подается кислород под давлением от 1 до 2 атм.

Толщины разрезаемого материала и скорости резания достаточно велики. В табл. 8.3, составленной по опубликованным

ТАБЛИЦА 8.3

Типичные результаты по резке металлов с помощью СО2-лазера в присутствии кислорода [17—19]

Металл

Толщина образца, мм

Мощность лазера, Вт

Скорость резания, см/мин

Ширина реза, мм

Ширина зоны прогрева, мм

Титан

1,52

250

> 250

Титан

0,58

135

1520

0,38

Титановый сплав (6% А1, 4% V)

9,1

60

102

2,5

<0,25

Титановый сплав (6% А1, 4% V)

9,9

260

254

1,65

0,13

Титановый сплав (6% А1, 4% V)

6,3

250

279

1,02

0,13

Титановглй сплав (6% А1, 4% V)

2,2

210

381

0,76

Титановый сплав (6% А1, 4% V)

1,3

210

762

0,76

—

Мягкая сталь

1,5

400

178

0,51

—

Мягкая сталь

3,18

400

89

0,51

—

Углеродистая сталь

3,18

190

56

1,02

—

Нержавеющая сталь

1,5

250

38

—

Нержавеющая сталь

1,27

165

76

0,51

—

Циркалой

0,46

230

1520

0,51

—

данным, приведены типичные параметры процесса резки лазерным лучом в присутствии кислорода. Указанные величины не обязательно являются оптимальными, они лишь отражают результаты лабораторных исследований 工).

Обзор работ по газолазерной резке дан в работе [124]; вопросы резки тонких листов рассмотрены в работах [125, 132].— Прим. ред.

Лазеры в системах металлообработки

Описанные выше применения дают представление о тех задачах металлообработки, которые могут быть решены с помощью лазеров. К возможным применениям лазеров относятся пробивание небольших отверстий, удаление материала для балансирования, сварка проволоки, резка металлов, производство сварных швов. Хотя все эти применения продемонстрированы экспериментально и показана их техническая осуществимость, внедрение лазеров в производство может еще представлять значительные- трудности.

Чтобы ближе подойти к производственным условиям, следует рассмотреть лазер как часть системы, предназначенной для решения определенной задачи, а не как самостоятельный прибор. При таком подходе к лазерной обработке металлов возникают следующие вопросы [12]:

а. Целесообразность применения лазеров для обработки, б. Анализ экономичности.

Выбор типа лазера.

Крепление обрабатываемой детали.

д. Оптическая система.

Измерения и обратная связь.

Вопросы техники безопасности.

Целесообразность применения лаз即ов

Область применения лазеров для обработки металлов следует тщательно выбирать. Лазерные методы не заменяют всех традиционных способов сварки, резки и сверления. В самом деле» нет основания рассматривать вопрос о применении лазера в таких операциях, которые и без того хорошо выполняются. Лазер должен иметь какие-то преимущества перед обычными методами, чтобы включение его в производственный процесс было оправданным. Следует тщательно проанализировать технические преимущества конкурирующих методов.

Где надо искать область применения лазеров в металлообработке ? Можно обсуждать вопрос о применении лазеров там, где важным фактором является чувствительность материала вблизи обрабатываемой области к воздействию тепла или где свойства материалов затрудняют их обработку другими методами (например, для описанного выше соединения вольфрама с алюминием). Лазеры можно использовать для исключения дополнительных операций в процессе обработки (таких, например, как снятие покрытия с проволоки или нанесение флюса на поверхность), для обработки хрупких и легко окисляющихся металлов, а так;ке в тех случаях, когда важно не допустить загрязнения детали.

Анализ экономичности

Стоимость лазерного оборудования для промышленности довольно высока. В некоторых случаях лазер, даже если он имеет технические преимущества, оказывается неконкурентоспособным с экономической точки зрения.

Рассмотрим, из чего складывается стоимость эксплуатации лазера. Основные расходы по эксплуатации и обслуживанию лазеров на рубине и неодимовом стекле связаны с заменой ламп накачки. Если эти лазеры работают вблизи своих максимальных уровней мощности, то количество вспышек между заменами ламп накачки может составлять около 104. С этим может быть связана значительная трудность: например, при режиме одного импульса в секунду лампы накачки пришлось бы менять дважды за смену. Если лазеры работают значительно ниже своих номинальных уровней мощности, долговечность ламп можно увеличить примерно до 105 вспышек. Это означает, однако, что оборудование используется не с максимальной эффективностью, и неблагоприятным следствием этого является более высокая его начальная стоимость. Стоимость эксплуатации лазеров можно, однако, снизить настолько, чтобы они находили сбыт. Согласно оценкам, для мощных лазеров на рубине и неодимовом стекле эксплуатационные расходы составляют примерно два цента за вспышку. Эта стоимость слишком высока для многих производственных применений. При малых энергиях в импульсе эксплуатационные расходы могут составлять менее одного цента за вспышку.

Для операций, которые требуют низких удельных затрат, можно предложить использовать импульсные периодические лазеры на СО2 или иттрий-алюминиевом гранате с неодимом. Как уже отаечалось выше, стоимость эксплуатации импульсных периодических СО2~лазеров в области металлообработки составляет около 1 долл/час, так что стоимость обработки одной детали будет невысокой. Очень низкой может быть стоимость эксплуатации лазеров на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом, если они используются в режиме с периодической модуляцией добротности или в непрерывном режиме при мощностях порядка 10 Вт. С увеличением мощности до нескольких сотен ватт стоимость эксплуатации лазера непрерывного действия на иттрий-алюминиевом гранате значительно возрастает.

При оценке стоимости необходимо принять в расчет амортизацию лазерного оборудования, эксплуатационные расходы и замену деталей лазера, а также учесть стоимость электроэнергии, охлаждения и потребляемого газа. Чтобы быть уверенным в экономической целесообразности лазерной обработки, необходимо тщательно определить стоимость одного изделия. Подробный экономический анализ для конкретных случаев применения лазеров содержится в работе [20].

Выбор типа лазера

Выбор лазера для данной операции заключается в подборе рабочего вещества (рубин, иттрий-алюминиевый гранат с неодимом, углекислый газ) и режима работы (непрерывный, импульсный периодический, режим с периодической модуляцией добротности и т. д.). Это связано с тем, что взаимодействие лазерного излучения с металлами существенно меняется с изменением длительности импульса. Список имеющихся типов лазеров с указанием всех режимов работы, в которых они используются, приведен в табл. 8.1.

Стоимость единицы продукции для каждого типа лазеров можно оценить в соответствии с критериями, описанными в предыдущем разделе. Выбор лазера часто можно сделать, исходя из экономических соображений.

Одним из факторов при выборе лазера является длина волны генерации. Если нужно проделать очень маленькие отверстия, то лазеру на СО2 следует предпочесть лазер на иттрий-алюминиевом гранате, поскольку он имеет меныпую длину волны. В других же отношениях, как мы уже отмечали раньше, большая длина волны СО2-лазера не является препятствием для его применения в обработке металлов, особенно если лазер используется в импульсном режиме.

Периодические импульсные СО2-лазеры усовершенствованы уже до такой степени, что можно всерьез говорить об их использовании в производстве. Для многих видов обработки металлов именно этот тип лазера оказывается наиболее практичным. Если сравнить такой лазер с электронным пучком (который является самой близкой конкурирующей системой в области специальных применений), то оказывается, что СО2-лазер может сваривать тонкие листы металла (〜0,5 мм) при сравнимых со случаем электронного луча характеристиках шва и скорости, но имеет преимущество в более низкой начальной стоимости и возможности работы в обычной атмосфере. При сварке более толстых листов (〜2,5 мм) СО2-лазер ввиду ограниченной глубины проникновения тепла не может полностью конкурировать с электронным лучом.

Укажем конкретные типы лазеров, которые можно было бы использовать для решения определенных задач обработки металлов.

При сварке тонких металлических листов наибольшую скорость и экономичность дают лазеры на СО2 в режиме периодических импульсов и лазеры на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом, в непрерывном режиме.

Для получения единичных больших отверстий и точечных сварных соединений наиболее перспективными являются

импульсные лазеры на рубине и неодимовом стекло, поскольку они дают высокую энергию в одиночном импульсе.

Для получения матриц с отверстиями в случае, если диаметр отверстий не слишком мал, наилучшим представляется периодический импульсный СО2-лазер.

Для нанесения рисунка на тонкие металлические пленки, находящиеся на изолирующей подложке, одинаково подходят СО2-лазер с периодической модуляцией добротности и периодический импульсный лазер на иттрий-алюминиевом гранате.

Для резки образцов большой толщины предпочтителен СО2-лазер непрерывного действия в сочетании с кислородным поддувом. Приведенные примеры показывают, какого типа вопросы могут встретиться при выборе- лазера.

Крепление обрабатываемой детали

Важным обстоятельством является точное закрепление детали, допускающее ее перемещение и установку в нужном положении. Иногда фактором, ограничивающим производственное использование лазера, является необходимость перемещения детали с сохранением точного наведения луча в нужную точку. Для лазерной обработки могут быть использованы автоматические координатные столы с программным управлением, которые позволяют полностью автоматизировать работу. Стоимость хорошего приспособления для крепления деталей может оказаться высокой, и ее следует учитывать при экономических расчетах.

Вследствие огромного разнообразия деталей, допускающих лазерную обработку, невозможно подробно обсуждать конструкции устройств, предназначенных для крепления. Достаточно лишь указать, что в этой области очень важна хорошая конструкторская работа; без нее использование лазера в производстве будет непрактичным.

Оптическая система

Важным является вопрос о конструкции оптической системы. Мы изложим некоторые подробности, касающиеся выбора этой системы.

Согласно равенству (1.11), маленькие фокальные площади можно получить, используя короткофокусные линзы и диафрагмы, уменьшающие эффективный угол расходимости пучка. Эффект уменьшения размера фокального пятна при внесении в луч диафрагмы мы уже описывали. Обычно используют линзы с воз-

можно более коротким фокусным расстоянием. Наименьшее фокусное расстояние, при котором еще имеет смысл использовать простую линзу, составляет примерно 1 см; при более коротких -фокусных расстояниях аберрации линзы становятся слишком большими. Минимальное фокусное расстояние зависит от диаметра луча, длины волны и показателя преломления [21]. В табл. 8.4 приведены минимальные значения фокусных расстояний линз для лазеров разных типов. Указаны минимальные фокусные расстояния для фокусировки лазерного луча с заданным диаметром при учете аберраций линзы. Чтобы получить малое фокальное пятно, необходимо выбрать линзу с наименьшим фокусным расстоянием, совместимым с пределом, указанным в табл. 8.4.

ТАБЛИЦА 8.4

Минимальное фокусное расстояние

Диаметр луча, мм

Фокусное расстояние (п — показатель преломления материала линзы)

Рубин (п = 1,5)

Nd 一 ИАГ (п = 1,5)

со2 5=1,5)

со2

(п = 4)

1

3,4

3,0

1,4

0,7

2

8,6

7,5

3,5

1,7

3

14,7

12,8

5,6

2,9

4

21,6

18,8

8,8

4,3

5

29,1

25,3

11,8

5,8

Фокусировка на малую фокальную площадку влечет за собой потери в глубине фокальной области. Для производственных применений допустимые пределы изменения этой глубины не слишком критичны; необходимо лишь только предусмотреть возможность достаточного перемещения обрабатываемой детали вдоль направления луча. Рассматривая совместно выражение (1.10) для дифракционного предела фокального радиуса луча и выражение (1.14) для глубины фокуса, получаем

4 = 2,38 吗/А. (8.1)

Таким образом, глубина фокуса изменяется как квадрат размера фокального пятна и обратно пропорционально длине волны лазерного излучения. Допустимые пределы изменения глубины фокуса устанавливают минимальный размер фокального пятна, с которым можно работать. Приведем конкретный численный пример: при работе с лазером на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом, и допуске на глубину фокальной •области 2,5 мм фокальный диаметр ограничен величиной 0,06 мм.

Удобной безаберрационной короткофокусной системой является объектив микроскопа. К сожалению, у таких объективов глубина фокуса оказывается слишком малой для некоторых применений.

Следует также принимать во внимание аберрации линз. Аберрации будут ухудшать качество оптической системы, в результате чего дифракционный предел не будет достигаться. Для монохроматического коллимированного лазерного луча, падающего вдоль оптической оси линзы, многие из аберраций, рассматриваемых в элементарной оптике, не играют роли. Наибольшее влияние оказывает сферическая аберрация. В результате этой аберрации лучи от точечного источника, попадающие на линзу на разных расстояниях от ее оси, не фокусируются в одну общую точку. Изображение точечного источника расплывается в размытый круг. Наличие сферических аберраций означает, что предельный дифракционный размер пятна, даваемый формулой (1.10), не достигается.

Сферические аберрации можно уменьшить двумя способами: путем использования асферических линз с особым способом отшлифованными поверхностями или использованием сферических линз специально подобранной формы. Асферические линзы дороги и не обладают большими преимуществами перед сферическими линзами наилучшей формы, поэтому мы рассмотрим только метод подбора формы сферических линз.

Форму сферической линзы можно описать с помощью формфактора д, определяемого соотношением

q=6 + T2)/(A-Г2), (8.2>

где fj и г2 ——радиусы кривизны первой и второй поверхностей линзы соответственно. (Согласно общим правилам, принятым в оптике, величины т\ и г2 считаются положительными, если центр кривизны и падающий луч лежат по разные стороны поверхности, и отрицательными — в противном случае.) При данном показателе преломления сферическая аберрация может быть минимизирована соответствующим выбором величины q [22]. При показателе преломления около 1,5 минимум сферической ^аберрации достигается при q = 0,71. Практически разумным выбором является плоско-выпуклая линза, обращенная выпуклой стороной к лучу (g = 1), которая имеет сферическую аберрацию, близкую к минимальной, но более проста в изготовлении, чем линза с g = 0,71. Для СО2-лазеров часто используют линзы из германия, который имеет показатель преломления, равный 4. В этом случае минимум сферической аберрации достигается при значении q, близком к 5. Это соответствует менисковой (выпукло-вогнутой)- линзе, выпуклая сторона которой обращена к лучу.

Стоит сделать еще два замечания: 1. Оптический путь луча можно полностью оградить; трубка с призмами, осуществляющими поворот луча на углах, может служить очень эффективным приспособлением, повышающим безопасность работы, особенна в случае инфракрасных лучей. 2. Может возникнуть необходимость поместить между обрабатываемой деталью и линзой специальный экран, чтобы защитить линзу от выброшенного с поверхности вещества. Гораздо дешевле обеспечить подходящий материал для такого экрана (прозрачный на длине волны лазера), чем заменять поврежденные линзы.

Подытожим методы фокусировки лазерного луча в пятно малого размера. Для уменьшения пятна следует поместить внутрь луча диафрагму, уменьшающую эффективный угол расходимости луда* и выбрать линзу с возможно более коротким фокусным расстоянием, совместимым с приведенными в табл. 8.4 предельными значениями. Допустимые пределы изменения глубины фокуса даются при этом соотношениями (1.11) и (8.1). Для заданного фокусного расстояния форму линзы надо выбрать такой, которая дает минимальную сферическую аберрацию.

Измерения и обратная связь

Следует обеспечить контроль за действием лазерного- луча на обрабатываемую деталь в процессе обработки и обратную связь, управляющую лазерным лучом. Во время операции по обработке деталь должна находиться под непрерывным наблюдением. Выходные сигналы измерительных приборов должны подаваться обратно в цепи, управляющие движением детали и выходными параметрами лазера.

Вопросы техники безопасности

При проектировании лазерной системы важно разработать хорошо спланированную программу по обеспечению безопасной работы. Такая программа могла бы основываться на рекомендациях, данных в гл. 7.

Выводы

В области металлообработки малых деталей лазеры обладают следующими преимуществами.

Не требуется вакуума. В большинстве случаев обработку можно производить в любой атмосфере, хотя для некоторых активных металлов может понадобиться защитная атмосфера.

Обрабатываемая деталь не соприкасается ни с каким материалом, вследствие чего отсутствует загрязнение.

В основном объеме детали увеличение температуры пренебрежимо мало и отсутствует отжиг материала- Зона теплового воздействия вокруг обрабатываемой области ограниченна.

Возможна обработка самых разнообразных материалов. Лазер одинаково хорошо обрабатывает твердые, хрупкие или огнеупорные материалы, а иногда может быть использован для соединения разнородных металлов, которые трудно сваривать обычными способами.

Можно получать отверстия малого диаметра.

Операция производится очень быстро, занимая время порядка 1 мс.

Процессы обработки легко автоматизировать.

Не требуется сварочных электродов.

На материалах, требующих осторожного обращения, можно получать чрезвычайно тонкие сварные швы.

Лазерный луч легко сфокусировать в области, недоступные для другого инструмента и даже на материалы, заключенные 卫 оболочку.

Имеется также ряд недостатков, которые следует отметить.

Глубина проникновения при получении отверстий под действием лазера ограничена, хотя ее можно увеличить повторением вспыпгек.「

На стенках и кромке отверстия происходит конденсация испаренного вещества, вследствие чего вокруг входного отверстия образуется ободок.

Стенки отверстий обычно неровны.

Поперечные сечения отверстий, полученных с помощью лазера, не вполне круглые, а сами отверстия имеют коническую форму.

Несовершенно управление размерами и допусками отверстий, пробиваемых лазером. Параметры лазерных импульсов часто плохо воспроизводятся от вспышки к вспышке.

Чтобы избежать испарения при лазерной сварке, необходим тщательный контроль за параметрами импульса.

Размеры деталей, которые можно сваривать, сравнительно невелики, а глубина сварки ограниченна.

Часто высока стоимость обработки. Это может быть наиболее ■серьезным недостатком. Для многих применений лазер в действительности оказывается слишком дорогостоящим, несмотря на то что он позволяет хорошо выполнять требуемые операции.

На заре лазерной технологии лазеры считались слишком тонкими и чувствительными приборами. И несмотря на то, что была показана техническая осуществимость некоторых операций t использованием лазеров, казалось невозможным их внедрение

в производство, поскольку лазер требовал сложного обслуживания. К настоящему времени в конструировании и производстве лазеров достигнуты значительные успехи. Имеются промышленные модели, обладающие достаточной надежностью и долговечностью, чтобы работать в заводских условиях, причем стоимость эксплуа* нации этих лазеров не слишком высока. В наши дни лазеры стали использоваться во многих отраслях промышленности наравне с обычным оборудованием [23]. Лазер, конечно, не может выполнять всего разнообразия операций сварки, резки и отделки, встречающихся в промышленности. Особое значение всегда будет придаваться обработке малых деталей и тем областям, где применение обычных методов встречает трудности.

ОБРАБОТКА НЕМЕТАЛЛИЧЕСКИХ МАТЕРИАЛОВ

Лазерные методы обработки легко применимы к неметаллическим материалам. Обычно при помощи лазера с данными свойствами можно испарить большее количество неметаллического материала, чем металла. Отчасти это связано с различием в коэффициентах теплопроводности. Особенно легко испаряются органические материалы. Для этой цели лучше использовать СО2-лазер, поскольку почти все неметаллические материалы (кроме полупроводников и некоторых солей) имеют очень высокие коэффициенты поглощения на длине волны 10,6 мкм. С помощью СО2-лазера, работающего в непрерывном режиме при уровне мощности около 100 Вт, можно эффективно резать многие неметаллические материалы. Для обработки неметаллических материалов использовали также рубиновые лазеры и лазеры на иттрийалюминиевом гранате, работающие в непрерывном или импульсном периодическом режиме.

В данном параграфе мы опишем ряд операций лазерной обработки многих неметаллических материалов, включая керамику, драгоценные камни, стекло, кремний и органические вещества. В этой области лазер может оказать серьезную экономическую конкуренцию обычным производственным методам. Чтобы использовать лазеры для обработки таких материалов, следует привлечь те же самые соображения о конструировании систем, которые обсуждались в разделе, посвященном обработке металлов. Для каждого конкретного применения необходимо подобрать оптимальные значения длины волны, мощности и длительности импульса.

Возможными процессами обработки неметаллических материалов являются сверление отверстий, резка, нанесение канавок На поверхность, раскалывание и сварка.

28-023

Сверление

С помощью рубинового лазера можно просверливать узкие глубокие отверстия в сравнительно толстых слоях хрупкого материала, например в керамиках или в кремнии. В корунде были просверлены отверстия с отношением глубины к диаметру, превышающим 25 [24]. Эта величина больше отношения глубины к диаметру, которое можно получить при сверлении малых отверстий в керамике обычными методами. В керамиках толщиной около 3 мм с помощью нескольких импульсов рубинового лазера были пробиты отверстия с конусностью около 1 град [1].

С помощью лазера удается пробивать отверстия, расположенные близко одно к другому или к краю образца из хрупкого материала. Лазер можно использовать для того, чтобы проделывать отверстия для присоединения проводников в монтажных платах. На фиг. 8.10 показаны отверстия, сделанные с помощью СО2-лазера в монтажной плате толщиной 0,63 мм из окиси алюминия. Сверление такого рода материалов обычными методами сопряжено с трудностями.

Одним из практических приложений рубинового лазера является сверление алмазных фильер для протягивания проволоки [25]. Так как алмаз трудно поддается сверлению обычными методами, то изготовление алмазных фильер раньше было дорогостоящим процессом, отнимавшим много времени. Применяя импульс рубинового лазера с энергией 3 Дж и длительностью 0,5 мс, сфокусированный в пятно диаметром 0,13 мм, можно сверлить отверстия в алмазах, не внося структурных повреждений. Время, необходимое для пробивания отверстия в типичном камне, можно сократить с 24 ч при механическом сверлении до 10 мин. Отверстия, проделанные с помощью лазеров, оказываются удобными для окончательной полировки.

Исследования, проведенные в работе [26], показали техническую осуществимость лазерного сверления отверстий в часовых рубиновых камнях.

Рубиновый лазер или лазер на СО?, работающий в режиме периодических импульсов, можно применить для сверления отверстий в твердых хрупких материалах. При использовании СО2-лазера получаются отверстия диаметром 0,1 —0,2 мм с допуском в 0,01 мм. Для получения очень малых отверстий лучше использовать рубиновый лазер, который позволяет пробивать в тонком материале отверстия диаметром до 0,005 мм. Как и в случае металлов, очень маленькие отверстия получаются недостаточно однородными. Длительность импульса рубинового лазера для пробивания отверстий должна лежать в пределах 300——700 мксх). 1) Т еплофизическому анализу процессов лазерного сверления посвящена работа [134].— Прим. ред.

Фиг. 8.10,

Отверстия в окиси алюминия толщиной 0,63 мм.

Каждое из отверстий было просверлено примерно за 0,2 с с помощью импульсного СО8« лазера со средней мощностью 75 Вт. Излучение фокусировалось линзой из соли с фокусным расстоянием 50,8 мм.

Вверху ряд отверстий диаметром 0,20—0,23 мм, вид с обратной стороны Рисунок — покрытие из золотой пленки. В центре: одно из отверстий крупным планом. Внизу: входная сторона одного из отверстий крупным планом, диаметр отверстия 0,38 мм. Вокруг входа имеется затвердевший материал.

Резка

Лазер можно использовать для резки или профильной обработки широкого класса неметаллических материалов. Под резкой мы понимаем испарение материала вдоль некоторой линии для его последующего разделения на части. Профильная обработка, включающая нанесение канавок или образование расколов, будет описана ниже.

Для резки органических материалов путем испарения наиболее подходящим оказывается лазер непрерывного действия на СО2. Практически все органические материалы сильно поглощают на длине волны 10,6 мкм, но многие из них имеют некоторую прозрачность на длинах волн рубинового лазера или лазера на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом.

Для резки излучением лазера непрерывного действия на СО2 во многих случаях достаточна мощность 100 Вт. Была продемонстрирована возможность лазерной резки таких материалов, как бумага, резина, пластмассы, керамические материалы, стекло, ткань и дерево. В работе [27] показано, например, что лучом СО 2-лазера можно резать лист акрилового пластика толщиной 1,6 мм со скоростью 25,2 м/мин, причем края разреза остаются чистыми и лишь слегка оплавляются; бумагу малой плотности можно резать со скоростью более 5 м/с, и качество краев оказывается сравнимым с получаемым при механической резке.

Чтобы при лазерной резке горючих материалов получить чистый, необожженный край, может понадобиться обдув области разреза струей инертного газа. Методика аналогична ранее описанной резке металлов с кислородным поддувом, только теперь инертный газ исключает возможность повреждения в результате горения. Струя газа способствует также охлаждению краев разреза и удалению испаренного вещества.

К преимуществам резки с помощью СО2-лазера относятся отсутствие износа рабочего инструмента, уменьшение потерь материала и иногда лучшее качество краев разреза. Лазерная резка ткани, ковров и бумаги в некоторых случаях может составить экономическую конкуренцию механической резке.

Скрайбирование

Скрайбирование является важным методом резки и профильной обработки материалов, в особенности хрупких, таких, как керамики, кремний и стекло. Оно может состоять либо в прорезании непрерывной канавки на поверхности, либо в сверлении ряда близко расположенных малых отверстий. Материал затем легко можно расколоть вдоль намеченной лазером линии.

По-видимому, для прорезания канавок на поверхности керамики следует выбирать СО2-лазер, работающий в непрерывном или в периодическом импульсном режиме. Материалы, которые обычно обрабатывают таким способом, хорошо поглощают на длине волны 10,6 мкм. В случае кремния поглощение выше на длине волны неодимового лазера.

Фиг. 8.11.

Линии из отверстий в окиси алюминия толщиной 0,64 мм.

Отверстия получены с помощью СОглазера и имеют глубину около 0,18 мм.

Приведем примеры. Согласно [1], скорость скрайбирования кремниевых пластин для транзисторов с помощью лазера на иттрий-алюминиевом гранате достигала 15,2 мм/мин; для подложек из окиси алюминия толщиной 0,64 мм скорость скрайбирования лучом СО 2-лазера мощностью 100 Вт составляла 152 см/мин. На фиг. 8.11 показан ряд отверстий в окиси алюминия, нанесенных вместо непрерывной канавки. Материал легко разламывается вдоль линии, обозначенной отверстиями.

Нанесение поверхностных канавок с помощью лазера позволяет осуществлять чистые расколы без химических изменений и износа инструмента. Таким способом можно получать детали любой желаемой формы, снижая затраты на изготовление подложек сложной конфигурации. По сравнению ；с лазерной резкой керамики путем испарения прорезание канавок не связано с повреждением краев из-за перегрева и приводит к меньшим тепловым напряжениям.

Раскалывание

Управляемое раскалывание является еще одним методом обработки деталей из хрупких материалов, например кера^ мики или стекла. Лазерная энергия, поглощаемая на повер\- иости хрупкого материала, вызывает нагрев и возникновение механических напряжений, что приводит к локальному расколу. Перемещая материал под лазерным лучом, можно получить раскол вдоль любого желаемого направления. Материал разделяется без повреждения поверхности и без всякого удаления вещества. Методика управляемого раскалывания может быть использована для таких операций, как разделение монтажных плат, материал которых легко повреждается вследствие перегрева или загрязнения. Метод управляемого раскалывания был продемонстрирован экспериментально. С помощью СО2-лазера мощностью 50 Вт удалось разрезать пластину из окиси алюминия толщиной 0,7 мм со скоростью 152 см/мин [28]. С помощью этого точного метода можно разделять материал по любой желаемой линии, не обязательно прямой. При этом нет потери материала, а поверхность остается неповрежденной, так что если вновь сложить разделенные куски, то раскол трудно будет обнаружить. Этот способ пригоден для разделения хрупкого материала на малые части, используемые при изготовлении миниатюрных схем.

По сравнению с нанесением канавок непосредственное раскалывание имеет тот недостаток, что при приближении к краю линия раскола может испытывать отклонения или пойти в нежелательном направлении около вершины острого угла. Вследствие этого раскалывание с предварительным прочерчиванием оказывается более предпочтительным при управляемом разделении хрупких материалов. Раскалывание найдет применение в тех случаях, когда требуется разделение на части без потери материала.

Сварка

В специальных случаях лазер используют для сварки или соединения неметаллических материалов. Примеров является обработка кварца [29, 30]. Была показана возможность соединения кусков кварца с помощью СО2-лазера. Особым преимуществом этого способа является малая величина зоны тепловых воздействий. В работе [29] СО2-лазер мощностью 60 Вт был использован для приваривания зеркал гелий-неонового лазера без внесения искажений, которые неизбежно возникают при обычных методах соединения.

Тепловая лазерная сварка пластмасс может найти применение в тех случаях, когда необходимо, например, избежать воздействия тепла на содержимое пластмассового пакета.

ИСПОЛЬЗОВАНИЕ ЛАЗЕРОВ В ПРОИЗВОДСТВЕ ЭЛЕКТРОННЫХ КОМПОНЕНТОВ

Миниатюризация компонентов электроники потребовала значительного усовершенствования методов монтажа. В связи с этим возникла потребность в новых методах сварки и обработки узлов. Значительное увеличение плотности элементов наложило, в частности, жесткие требования на соединительные цепи и соединения элементов в труднодоступных местах.

Широкие возможности для применения лазерного излучения открывает микроэлектроника. Применяемые здесь технологические процессы включают те же операции сварки, резки и удаления материала, которые мы обсуждали выше. Их особая применимость для изготовления элементов электронных схем заслуживает специального обсуждения. По вопросу применения лазеров в микроэлектронике имеется обширный обзор [9] г).

Сварка

Самые первые применения лазеров в электронике включали лазерную сварку микросхем [8, 31——33]. Для сварки различных элементов электроники использовались рубиновые лазеры. Они применялись для таких операций, как приваривание вводов и пластин к монтажным платам, приваривание контактов к кристаллам кремия и приваривание тонких проводников к тонкопленочным схемам. Было показано [6], что лазерная сварка является по существу сваркой плавлением, когда оба свариваемых элемента плавятся и образуют соединение. Была продемонстрирована техническая осуществимость лазерной сварки и возможность ее практического использования для соединения элементов микроэлектроники.

Лазерную сварку удобно использовать в производстве электронных схем с высокой плотностью монтажа, особенно применима она для компонентов с балочными выводами. Так как присоединение таких выводов обычно выполняют под микроскопом, то не составляет труда подвести лазерный луч к фокусу того же микроскопа, чтобы доставить энергию в точку, расположенную в центре поля зрения.

Чтобы приварить одновременно несколько вводов к интегральной схеме или монтажной плате, можно с помощью автоматики поместить их в нужные места, а лазерный луч с помощью специальной оптики распределить на все вводы данной схемы, осуществляя сварку во всех точках одновременно [1]. На фиг. 8.12

См. также обзоры [126, 127].— Прим. ре@・

показаны четыре сварных соединения, сделанные одновременно лучом рубинового лазера, сфокусированным в линию с помощью цилиндрической линзы. Лазерный луч хорошо поглощался присоединяемыми проводниками 口 вызывал их плавление, тогда как обладающие более высокой отражательной способностью золотые пленки не повреждались.

Фиг. 8.12.

Сварное соединение балочного ввода с тонкопленочным проводником из золота на подложке из окиси алюминия.

Все четыре ввода были приварены одновременно импульсом рубинового лазера с энергией 3,5 Дж, фокусировка производилась цилиндрической линзой. Ввод имеет обращенное к лазеру поглощающее покрытие из Ti—Pt [1].

Возможность применения лазерной сварки в электронике была продемонстрирована во многих лабораториях, однако имеется лишь немного сообщений о промышленном применении этого метода. Поучительно рассмотреть два примера, когда лазерная сварка доведена до промышленного применения [1]. В обоих случаях с помощью лазера были преодолены трудности, возникающие при обычных методах сварки. В одном случае лазерная сварка никелевой пластинки со штырем из никелевого сплава на транзисторе позволила избежать растрескивания расположенного рядом соединения стекла с металлом. При обычной сварке сопротивлением выделение тепла часто приводит к растрескиванию; кроме того, сваренные таким способом элементы оказы-

ваются недостаточно прочными и не удовлетворяют требованиям устойчивости к вибрации. При лазерной же сварке расплавленные материалы хорошо смешиваются, в результате чего повышается механическая прочность соединения. На фиг. 8.1 предста* влепа фотография поперечного разреза сварного соединения, на которой видно это перемешивание. Поскольку зона прогрева

• кг, 8.13.

Проволоки из сплава благородных металлов, приваренные к пружине из фосфористой бронзы импульсом рубинового лазера с энергией 6 Дж [1].

металла мала, проблемы, связанной с растрескиванием, не возникает. Сварка осуществлялась импульсом рубинового лазера длительностью 3 мс с энергией 7,5 Дж. Была достигнута производительность 6 транзисторов в минуту.

Во втором случае были сварены проволоки из сплава драгоценных металлов (Paliney 7) с пружинами из фосфористой бронзы, используемыми в телефонии. Эти элементы трудно поддаются сварке сопротивлением, поскольку они имеют разные электрические сопротивления. При лазерной сварке электрические свойства не влияют на качество соединения. Внешний вид соединения показан на фиг. 8.13. Сварка выполнена импульсом рубинового лазера с энергией 6 Дж и длительностью 3 мс; фокусирующая линза имела фокусное расстояние 43 мм. Место сварки находилось

на расстоянии 1,9 мм от фокальной плоскости. Этого было достаточно, чтобы в результате расфокусировки лазерное излучение перекрывало обе проволоки, вызывая их одновременное сварива ние. Толщина зоны теплового воздействия составляла около 0,05 мм, так что отпуска пружины из фосфористой бронзы не происходило. Поперечный разрез этого сварного соединения был показан на фиг. 8.5, где видно перемешивание свариваемых материалов. Сварное соединение имело не меньшую прочность, чем исходная проволока диаметром 0,25 мм.

Эти примеры были выбраны для того, чтобы дать представление об условиях успешного использования лазеров. Мы остановились лишь на некоторых из существующих технических проблем. Повышение выпуска продукции и увеличение ее надежности при использовании лазерных способов обработки может сделать применение лазеров экономически оправданным. В обоих описанных выше примерах использовались лазеры на рубине. Для точечной сварки желательно получать энергию в несколько джоулей при длительности импульсов в несколько миллисекунд. Это позволит получать несколько соединений одновременно, что было бы весьма желательно для прикрепления вводов в интегральных схемах. Приведенные соображения позволяют заключить, что лазеры на рубине и неодимовом стекле могут использоваться для точечной сварки.

Удаление материала

Свойство лазеров испарять тонкопленочные покрытия на прозрачных подложках можно использовать для формирования структуры интегральных схем. При испарении лазерным лучом в тонкопленочных структурах можно управляемым способом изготавливать сопротивления и емкости. Исчерпывающее описание лазерной обработки тонких пленок и интегральных схем содержится в работах [35, 36]. В них был использован лазер на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом, с периодической модуляцией добротности посредством вращающегося зеркала. На выходе получалась последовательность импульсов с мощностью порядка 1 кВт, длительностью импульса около 200 нс и частотой повторения 400 Гц. Лазерный луч фокусировался объективом микроскопа в пятно диаметром около 8 мкм; глубина фокуса была при этом достаточной для того, чтобы обрабатывать даже неоднородные поверхности. Перемещая лазерный луч по обрабатываемой области, можно было методом испарения прочерчивать линии в тонких металлических пленках, нанесенных на кварцевые или сапфировые подложки. Материалом пленок служили золото и нихром. Полученные линии имели ширину

около 1 мкм для золота и 0,4 мкм для нихрома. При скорости прочерчивания линии порядка 2,5 мм/с образовывались незначительные повреждения подложки. Отсутствовало загрязнение линии частичками металла.

Путем вырезания системы тонких линий в тонких пленках из Та — Сг — Au в эксперименте были изготовлены щелевые конденсаторы. Обкладками емкости служили два противоположных края разреза. Таким способом можно производить конденсаторы с емкостью порядка 20 пФ, причем величина емкости воспроизводима с хорошей точностью. Емкость щелевых конденсаторов легко регулируется изменением ширины щели. Таким же способом можно изготавливать тонкопленочные маски.

Из приведенных примеров ясно, как можно использовать удаление материала лучом лазера для изготовления элементов цепей. Лазеры могут также способствовать подгонке элементов цепей путем избирательного удаления материала. При помощи описанного выше лазера с периодической модуляцией добротности на иттрий-алюминиевом гранате была осуществлена калибровка тонкопленочных танталовых резисторов путем изменения размеров резистора или выжигания в нем небольших отверстий. При хорошем контроле это дает метод быстрой подгонки резисторов с точностью, превышающей 0,1 %.

Особенно полезен лазер при калибровке сопротивлений из толстых пленок. Здесь его преимущество состоит в отсутствии загрязнений. На фиг. 8.14 показаны разрезы, сделанные в резисторе из толстой пленки лучом импульсного периодического СО2-лазера. Доводка с малыми допусками осуществляется при этом выключением лазера в тот момент, когда достигается желаемая величина сопротивления. После доводки края разреза закрывают. Стоимость подгонки сопротивлений при массовом производстве может составлять около одного цента за резистор [37].

Для обработки пленок можно использовать различные лазеры, в том числе импульсные СО2-лазеры [37], импульсные гелийнеоновые лазеры [381, аргоновые лазеры 139] и СО2-лазеры непрерывного действия [40]. Наилучшим вариантом является лазер на иттрий-алюминиевом гранате с неодимом в режиме периодической модуляции добротности; достаточно хорош также лазер с периодической модуляцией добротности на СО2. Использование модуляции добротности желательно для того, чтобы удалять материал быстро, без передачи тепла в подложку. Это сводит к минимуму повреждение подложки. Ограниченное количество испаренного вещества при модуляции добротности не является препятствием при работе с тонкими пленками. По сравнению с лазером на СО2 лазер на иттрий-алтоминиевом гранате имеет преимущества в меньшей ширине реза, более высоком поглощении излучения металлическими пленками и меньшем поглощении

подложкой. Поэтому большая часть работы по подгонке пленочных резисторов будет, вероятно, осуществляться с помощью лазеров на иттрий-алюминиевом гранате в режиме периодической модуляции добротности.

Таким образом, лазеры с периодической модуляцией добротности оказываются превосходным инструментом для изготовления

“2 мм

Фиг. 8.14.

Разрезы в пленочном сопротивлении, сделанные при его доводке при помощп СО2-лазера с периодической модуляцией добротности.

микросхем и подгонки элементов. Формировать тонкопленочные схемы путем испарения части проводящего слоя можно, например, с помощью импульсного периодического лазера на иттрийалюминиевом гранате с неодимом. В золотых пленках удавалось прорезать таким путем линии толщиной до 0,006 мм. Лазеры можно использовать для изготовления в один прием всей интегральной схемы с сопротивлениями и конденсаторами. Лазеры могут также найти применение при изготовлении фотомасок для гравировки микросхем путем фототравления или при изготовлении масок для нанесения схемы на подложку, имеющую небольшие размеры.

Лазеры способны уже сейчас занять место в производственных линиях и выполнять регулярную работу по изготовлению приборов микроэлектроники. Для этой цели имеется специально сконструированное промышленное оборудование, включающее координатные столы, микрометрические устройства, фокусирующую оптику и микроскопические прицелы.

СПЕКТРОХИМИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ

Лазер стал полезным инструментом для микроспек- трального химического анализа. Лазерный луч испаряет небольшое количество подлежащего анализу материала, а свет, испускаемый парами, исследуется спектральными методами. Для увеличения интенсивности спектральных пиний во многих случаях производится еще дополните л ьн ый электрический разряд в облаке испаренного вещества. При первом применении этого метода был использован миллисекундный импульсный рубиновый лазер; образующаяся плазма закорачивала промежуток между дополнительной парой электродов [41]. Возникающая искра повышала лштенсивность испускаемого излучения и в результате удавалось получить, полный спектр элементов, входящих в испаренное вещество.

Этот метод был далее развит путем применения лазеров с модулированной добротностью, в результате чего отпала необходимость в дополнительном возбуждающем искровом разряде. Лазеры с модулированной добротностью дают факел достаточной интенсивности, так что спектральный анализ можно проводить непосредственно на облаке испаренного материала [42]. Этот метод был использован для анализа состава сплавов, причем при использовании стандартизованных образцов его удалось сделать количественным. Метод основан на регистрации интенсивностей пар спектральных линий. Например, если сплав содержит никель н железо, то для сплавов с известным содержанием никеля и железа измеряется отношение интенсивностей линии 3414,77 А никеля и линии 3443,79 А железа. Интенсивности пар линий были записаны на микрофотометре и их отношение было отложено как функция известного содержания никеля; была получена воспроизводимая калибровочная кривая. Эти эксперименты показали возможность количественного спектрального анализа с помощью лазера. Были установлены дополнительные преимущества этого метода, состоящие в том, что он пригоден для работы с тугоплавкими металлами, применим для анализа в вакууме или в инертной атмосфере, позволяет проводить анализ расплавленного материала в печи.

Дальнейшие исследования были направлены на более полное изучение возможностей лазера как инструмента для спектраль-

ного анализа [43т 44]. Характеристики эмиссионных спектров исследовались как при наличии дополнительного возбуждения искрой, так и без него. Было установлено, что вспомогательная искра дает спектры, состоящие из более резких линий с меньшим самопоглощением и возрастанием интенсивности более чем на порядок. Было сделано заключение, что возбуждение искрой приводит к лучшим результатам и что лазерный спектральный анализ полезен для исследования микрообразцов и включений с размерами порядка 50——100 мкм. Был проведен анализ более десятка элементов и различных материалов, включая стали, высокотемпературные сплавы и цинк. Для однородных образцов, допускающих взятие нескольких проб для обеспечения стандартизации, можно было провести количественный анализ. Однако в случае микрообразцов провести количественный анализ обычно не удается，.

Методами лазерного спектрального анализа были проведены исследования химического состава гранатов [45], изучены примеси в металлах и графите [46], проведен анализ расплавленного железа в печи [47] и следов элементов в порошках [48].

Лазерный метод спектрального анализа обладает рядом преимуществ. С его помощью можно исследовать образцы с размером порядка 15 мкм и массой около 1 мкг. Образцы не обязательно должны быть электропроводящими, как в случае обычного искрового или дугового спектрального анализа. Отсутствует непосредственный контакт с образцом, что исключает возможность его загрязнения. Методика исследования проще, чем при обычных способах анализа, в том отношении, что не требуется приготовления образцов. Можно произвести анализ в любом избранном месте образца, и при этом другие материалы, находящиеся вблизи исследуемой области, не дают вклада в излучение. Поэтому можно изучать отдельные малые включения в больших образцах без получения спектральных линий от основной матрицы. Промышленность производит приборы для лазерного спектрального анализа. По сравнению с электронным микроанализом лазерный микроанализ обладает тем преимуществом, что позволяет исследовать как легкие, так и тяжелые элементы, и, кроме того, он относительно недорог. Однако ошибки при количественных измерениях этим методом иногда оказываются несколько выше, а минимальный размер пятна ——больше, чем в случае электронного микроанализа.

Лазерный микроанализ представляется особенно полезным при исследовании биологических объектов [50]. До появления

Лазерные методы спектрального анализа развивались в цикле работ [128—131]. В частности, вопрос о влиянии искрового девозбуждения на характер спектра исследован в работе [128].— Прим. ред.

лазеров не было способа проведения анализа малых областей в биологических образцах без специального отбора пробы. Преимущество лазерного метода состоит в чрезвычайном упрощении процедуры приготовления образцов биологических материалов- Можно селективно исследовать малые включения. Таким образом, лазерный спектральный анализ может оказаться полезным методом для специальных целей, особенно если образцы имеют малые размеры, являются непроводящими, расположены в недоступных местах или внедрены в матрицу, которая при обычных способах анализа могла бы исказить результаты.

В альтернативном методе анализа для исследования состава пара, полученного с помощью лазера, используется масс-спектрометр. Вещество, испаренное под действием лазера с модулированной добротностью, можно ионизовать с помощью электронного пучка. Часть ионов проходит через входную щель масс-спектрометра и попадает на детектор. Этот метод применим для обнаружения элементов, концентрация которых в материале составляет порядка 0,0001 %, что не позволяет их исследовать спектрографическим методом, а также для анализа таких элементов, как углерод, водород, азот и кислород, которые трудно обнаружить по их спектрам испускания.

В работах [50——54] было отмечено уникальное свойство сфокусированного луча мощных импульсных лазеров: его способность испарять и ионизовать малые количества вещества, которые потом могут использоваться для исследования во времяпролетном масс-спектрометре. Лазерный импульс образует ионы в течение очень короткого отрезка времени; времяпролетный спектрометр оказывается идеальным инструментом для получения полного спектра за одну лазерную вспышку. В одной серии экспериментов [50] использовался рубиновый лазер с модулированной добротностью и пиковой мощностью порядка 300 кВт, излучение которого фокусировалось на площадку размером примерно 2 -10~5 см2. При фокусировке на фольги из лития, бериллия, бора, углерода, алюминия, железа, меди, серебра, олова, свинца и золота каждая лазерная вспышка образовывала примерно 2 *1013 атомов и 6 -Ю11 ионов. Ионы ускорялись приложенным потенциалом, свободно дрейфовали в трубе длиной 1 м и регистрировались сцинтилляционным детектором. Поскольку при постоянном ускоряющем напряжении легкие ионы движутся быстрее, происходит разделение по массам. Разрешенные во времени импульсы, соответствующие разным массам, регистрировались с помощью осциллографа. На фиг. 4.13 показан спектр масс от пленок алюминия, серебра и золота, нанесенных на стеклянную пластинку. Пики от разных металлов легко идентифицировать. Были исследованы также растворы различных соединений, например солей металлов. Это производилось для изучения спектров масс, полученных

б условиях, когда образцы неизвестного состава имели форму, наиболее желательную для химического анализа.

Метод лазерного анализа можно применить для изучения поверхностей [55]. Газы, адсорбированные на поверхности вольфрама, удалялись импульсом рубинового лазера с модулированной добротностью. Десорбированные газы ионизовались электронным пучком и попадали в квадрупольный масс-спектрометр, который можно было откалибровать таким образом, чтобы получать абсолютное количество вещества, десорбированного с дан- лого участка поверхности. Были зарегистрированы молекулы тазов и Других примесей, присутствующих на поверхности мишени. Перед каждой вспышкой спектрометр настраивался на регистрацию одного массового числа. На фиг. 4.16 показан импульс, соот- оветствующий веществу с массовым числом 28, десорбированному -с поверхности вольфрама. Импульс был интерпретирован как ■относящийся к окиси углерода, а не к молекулярному азоту, .поскольку одновременно имелись фрагменты с массами 12 и 16. По изменению амплитуды импульсов в зависимости от времени между импульсами можно изучать кинетику адсорбции данного таза. Это было проведено при интенсивностях лазерного излучения, не вызывающих повреждения поверхности; таким образом, лазерное зондирование можно использовать как неразрушающий метод исследования. Благодаря высокой чувствительности масс- спектрометра возможен анализ субмикроскопических количеств испаренного с поверхности вещества. Этот метод может представлять ценность для анализа поверхностей. При этом времяпролет- ньш и квадрупольный спектрометры являются взаимно дополняющими приборами, поскольку времяпролетный спектрометр регистрирует полный спектр за один импульс, а квадрупольный дает поведение во времени одной отдельной компоненты.

Масс-спектрометрия вещества, испаренного лазерным излучением, проводилась с целью анализа органических веществ [56], изучения структуры и процесса испарения селена и селенида висмута [57, 58], для изотопического анализа инертных газов из метеоритных образцов весом в несколько микрограмм [59] и изучения продуктов переработки каменного угля [60, 61].

Итак, лазер может служить ценным инструментом для испарения образцов с целью масс-спектрометрического анализа. Лучшим овариантом для таких исследований представляется рубиновый лазер с модулированной добротностью.

ПРИМЕНЕНИЕ ЛАЗЕРОВ ДЛЯ ЗАПИСИ ИНФОРМАЦИИ

Действие мощного лазерного излучения можно использовать для записи информации. В простейшей системе записи можно, например, сфокусировать лазерный луч в малое пятно

на непрозрачной пленке и прожечь в ней отверстие. Записанную таким образом информацию можно считывать оптическим методом. Аналогичным образом под действием лазерного излучения можно вызвать почернение таких материалов, как теплочувствительная бумага или бумага, используемая в светолучевых осциллографах. Эти простые методы были положены в основу построения систем накопления информации, использующих лазеры. Они действие тельно оказались удобными для некоторых приложений. Было показано, что с помощью маломощного гелий-неонового лазера можно вести запись на светочувствительной бумаге со скоростью более 50 см/с. В системе для накопления большого количества цифровой информации 162] было использовано прожигание микроскопических отверстий диаметром около 5 мкм в покрытии, нанесенном на специальную полиэфирную пленку. Для записи информации использовалось модулированное излучение аргонового лазера мощностью 1 Вт. Единица записывалась в виде выжженной лазером точки, нуль ——в виде неповрежденного участка пленки. Такую информацию можно считывать с помощью лазера меньшей мощности. Оценки показывают, что по плотности записи и стоимости этот метод имеет преимущество перед магнитным.

Был также предложен способ плотной записи на фотопленку [63]. В одной из систем [64] с помощью гелий-неонового лазера производилась запись на диски, покрытые фотоэмульсией^ Полный объем записи оценивается в 109 бит при плотности 106 бит/см2.

Практическая осуществимость лазерного метода записи была продемонстрирована в работе [65], где использовался луч гелийнеонового лазера с максимальной мощностью 38 мВт. Запись производилась на тонких пленках, нанесенных на стеклянные подложки. Были опробованы покрытия из свинца и тантала толщиной 500 А и слои трифенилметанового красителя толщиной^ 1 мкм в пластмассовой основе. Было продемонстрировано высокое разрешение вдоль линии записи при использовании тепловогсг воздействия лазерного луча. Типичная ширина линий составляла около 2 мкм при скорости записи порядка миллиона точек в секунду. Печатный материал можно записывать с помощью оптического сканирующего устройства ультразвукового дифракционного' затвора, используемого для модуляции луча. Печатный материал переносится на пленку с разрешением, определяемым возможностями считывающего устройства. Такая запись с высоким разрешением была получена при помощи фокусирующей оптики, имеющей достаточную числовую апертуру.

Эти методы позволяют накапливать информацию путем записи с высокой плотностью на двумерной поверхности и легко считывать ее затем оптическим способом. Недостаток их состоит в том, что запись невозможно стереть. Было сделано несколько предложений 1/2 29-023

по созданию стираемой оптической памяти, основанной на использовании лазеров и различных фотоцветных или магнитооптических эффектов. Одним из возможных применений лазерной техники обработки информации является создание машинной памяти на основе оптических методов. Характеристики управляемой лучом оптической памяти делают удобной ее для записи большого объема информации. Современные требования, предъявляемые к устройствам памяти с малой емкостью, можно удовлетворить с помощью полупроводниковых устройств и магнитных сердечников. Существующая техника менее удовлетворительна при записи большого объема информации, поскольку время выборки может оказаться слишком большим. Для накопления большого количества информации используются барабаны, диски, карты и ленты; во всех случаях применяется магнитный способ записи, который позволяет получить плотность записи 104 бит/см2. Предельная плотность ограничена переналожепием записи и связана с шириной дорожки, скоростью ленты и расстоянием от ленты до головки. Максимально достижимая плотность несколько превышает 105 бит/см2. При лазерной записи фокусировка когерентного светового луча в пятно, размер которого определяется дифракционными эффектами и равен примерно длине волны, позволяет при соответствующем расстоянии между пятнами в принципе получить плотность записи порядка 107 бит/см2.

Общей особенностью предлагаемых оптических устройств памяти является использование в них лазера, что связано с необходимостью иметь источник большой яркости. Для записи и считывания информации требуется дефлектор луча. Предпочтительнее, чтобы дефлектор не был механическим. Для того чтобы это применение лазера стало практически возможным, необходимо дальнейшее усовершенствование методов отклонения луча. Лазерный луч проходит через управляющую систему и посылается в заданную точку на плоскости, предназначенной для записи. Высокая мощность лазерного луча вызывает нагревание среды, в которой записывается информация, и производит изменения, которые можно затем считывать оптическим методом. Один и тот же/световой луч можно использовать для записи и для считывания. Интенсивность луча при считывании модулируется информацией, содержащейся на пластине памяти. На приемнике возникают электрические сигналы, соответствующие единицам и нулям. Эти общие соображения привели к нескольким конкретным предложениям относительно оптических систем памяти электронных вычислительных машин [66]. Для иллюстрации основных характеристик таких устройств мы опишем одно из этих предложений, основанное на использовании пленок из сплава марганца с висмутом, а затем кратко упомянем о других возможных материалах.

Тонкая пленка из сплава марганца с висмутом является магнитожестким материалом с большой константой анизотропии. Направление легкого намагничения обычно перпендикулярно плоскости пленки. Эти пленки обладают, кроме того, сильным магнитооптическим эффектом. Температура Кюри этого материала равна 360° С. Запись на пленке из сплава марганца с висмутом можно производить, повышая температуру в отдельных точках пленки выше температуры Кюри. После охлаждения материала направление намагниченности области, подвергшейся нагреванию, определяется направлением магнитного поля, действовавшего во время охлаждения. Если все вещество, окружающее нагретую точку, намагничено однородно в некотором направлении, то поток от этого окружающего вещества вызовет в точке противоположно направленную намагниченность. Внешнее поле, наложенное в течение времени охлаждения, можно использовать для того, чтобы скомпенсировать действие замыкающего потока и произвести перемагничивание материала в первоначальном направлении. Таким обра* зом можно записать или стереть точку. Впервые возможность записи на сплаве марганец — висмут при переходе через точку Кюри была продемонстрирована с помощью таких тепловых источников, как паяльник и электронный луч. Использование в качестве источника энергии лазера имеет то преимущество, что позволяет производить запись и считывание одним и тем же источником.

Записанную информацию можно считывать, используя магнитооптический эффект Фарадея или магнитооптический эффект Керра. Эффект Фарадея состоит в том, что плоскость поляризации плоско-поляризованного светового луча при прохождении его через намагниченный материал поворачивается на величину, зависящую от толщины пленки и свойств материала. Направление вращения изменяется при изменении направления намагниченности. Расположенный за пленкой анализатор ориентируют так, чтобы он не пропускал свет, прошедший через пленку в местах с первоначальным направлением намагниченности. Тогда свет, проходящий через малые области с обратным направлением намагниченности, будет иметь плоскость поляризации, повернутую таким образом, что часть света пройдет через анализатор. Увеличение интенсивности света, прошедшего через данный участок, можно зарегистрировать с помощью подходящего приемника. Аналогичным образом используют и эффект Керра, но не в проходящем, а в отраженном свете. Стирание можно выполнить, включая соответствующим образом ориентированное вспомогательное магнитное поле одновременно с лазерным импульсом.

Этот эффект продемонстрирован на опыте, и были сконструированы также экспориментальные устройства памяти на MnBi [67,

29*

. Была показана возможность записи и стирания пятна диаметром в несколько микрон на пленке толщиной 100 А с помощью импульса гелий-неонового лазера микросекундной длительности* Требуемая для этого мощность излучения невелика. Достаточен гелий-неоновый лазер с мощностью в несколько десятков милливатт. Можно получить плотность записи порядка 107 бит/см2. Каждый участок пленки можно многократно использовать для записи, считывания и стирания.

Для систем памяти с лазерным вводом информации было предло-* жено много других материалов [69], в том числе фотохромные, вещества [70], халькогениды европия [71——73], гадолиний-железный гранат [74, 75], ниобат лития [76], сегнетоэлектрические вещества [77] и различные виды ферромагнитных пленок [73, 78].

Описанные методы дают возможность использовать лазерные эффекты, в частности лазерное нагревание в оптических запоминающих устройствах большой емкости. Для практического применения методику следует значительно усовершенствовать. Заметим, что были предложены также другие системы памяти, основанные на лазерах, например голографическая память или пузырьковая объемная память: эти системы, однако, не связаны непосредственно с темой данной книги.

ИСТОЧНИКИ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ

Источники частиц с большой плотностью тока желательны для многих приложений, особенно если частицы генерируются в течение очень короткого промежутка времени. Примером одного из таких приложений мог бы служить источник для получения электронного пучка. Импульсные источники электронов и ионов дают лишь ограниченное число заряженных частиц. Для таких приложений можно использовать лазер, который позволяет получить большое число электронов и ионов в малом объеме в течение короткого времени. Проведенное в гл. 4 рассмотрение электронного и ионного токов, возникающих при взаимодействии лазерного луча с поверхностью, дает представление о величине токов, которые можно получить таким методом. При взаимодействии излучения мощного рубинового лазера с металлической поверхностью легко получить импульсы электронного тока с плотностями до 100 А/см2 и длительностью порядка нескольких десятков наносекунд. Физические явления, связанные с образованием заряженных частиц, обсуждались в гл. 4; здесь мы рассмотрим возможные пути использования этих явлений.

Было проведено много исследований электронной эмиссии при взаимодействии лазерного излучения с поверхностью. Однако среди них относительно мало работ, цель которых состояла бы

в получении сведений об использовании лазерной электронной эмиссии в качестве практического источника частиц [79—82]. В одной из работ [79] была сделана попытка определить параметры источника. В этой работе поверхности вольфрама, тантала и гексаборида лантана облучались светом рубинового и аргонового лазеров. С помощью рубинового лазера были получены импульсы тока до 100 мА. Однако эти импульсы неизменно сопровождались разрушением поверхности. Невозможно было получить серию импульсов с контролируемым уровнем мощности, которые не вызывали бы повреждения поверхности. Наиболее подверженным разрушению материалом оказался гексаборид лантана. Полученные плотности электронного тока составляли около IO' А/см2, однако такие плотности можно было получить только при плавлении материала катода.

Для получения устойчивого импульсного периодического источника электронов использовался также ионный аргоновый лазер. Длительность импульса лазера составляла около 1 мкс при частоте повторения 10 кГц. Луч с пиковой мощностью 50 Вт фокусировался в пятно диаметром 15 мкм. В течение нескольких часов можно было получать импульсы тока величиной порядка 1 мА. При увеличении интенсивности лазерного излучения до значения, при котором начиналось плавление и вынос массы, импульсы тока достигали величины порядка 100 мА, но их амплитуда уменьшалась со временем. Гексаборид лантана оказался менее подходящим материалом, чем вольфрам и тантал.

Без заметного повреждения поверхности можно было получить стабильные периодические импульсы электронного тока с частотой 1 кГц и амплитудой 1 мА в случае вольфрама и 0,5 мА в случае тантала. В импульсном режиме, подходящем для импульсного электронного источника, могут работать и другие лазеры, например лазер на иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом.

При получении электронных импульсов в килоамперном диапазоне лазеры обладают преимуществами по сравнению с искровым разрядом. Так, при облучении танталовых катодов получены импульсы тока величиной 500 А и длительностью 80 нс [80].

Было высказано предположение, что плазму, образованную под действием лазерного излучения, можно использовать для получения управляемых термоядерных реакций [82, 83] (см. гл. 4). Плазма, полученная с помощью лазеров, обладает большой плотностью и высокой температурой. Для получения самоподдержи- вающейся термоядерной реакции необходимо, чтобы температура плазмы была выше 5*108 К, а плотность — более 1014 см-3 г)*

При этой температуре должно быть пт > Ю14. — Прим» ped.

Надежды в этой области связаны с последними достижениями в лазерной технике, в частности с получением мощных пикосекундных импульсов. Для осуществления управляемой термоядерной реакции необходим дальнейший прогресс в создании лазеров большой мощности.

Лазер может стать также средством получения малых количеств плотной высокотемпературной плазмы для исследования плазменных процессов. Такую плазму можно было бы создавать без возмущения удерживающего магнитного поля. Работа в этом направлении должна дать много интересных результатов. Процессы, происходящие в лазерной плазме, изучались многими исследователями. Большинство этих исследований в конечном счете было явно направлено на применение лазеров для целей управляемого термоядерного синтеза. В настоящее время лучшим применением лазеров остается получение плазмы с особыми свойствами, а именно высокотемпературной плазмы, с которой можно проводить специальные исследования [84]. Была описана возможность применения лазера как диагностического средства для исследования плазменных процессов 185].

В плазме, полученной с помощью лазера с модулированной добротностью, легко получить температуры порядка сотен электронвольт и давления порядка сотен килобар. Эти температуры и давления лежат в интервале, представляющем интерес для термоядерных исследований. Как мы отмечали в гл. 4, наблюдалась эмиссия нейтронов из такой плазмы. В качестве источника частиц для инжекции в термоядерные устройства представляет интерес лазерный пробой газов. Плазма в этом случае образуется в ограниченном объеме, что открывает возможности для решения некоторых проблем, возникавших ранее при конструировании термоядерных устройств I). Эти возможности нельзя полностью реализовать без значительного увеличения мощности, получаемой: от лазеров [86]. Достижения в создании сверхмощных лазеров, вероятно, привели бы к открытию новых направлений в исследовании плотной высокотемпературной плазмы.

Другим применением лазера, связанным с эмиссией частицг является инициирование высоковольтного искрового разряда [87—94]. Потенциальными преимуществами этого метода являются: возможность работы в области высоких напряжений (вплоть до мегавольт), сохранность запускающего механизма, поскольку он электрически не связан с высоковольтным источником, устойчивость включения и возможность периодического зажигания с частотой до 50 импульсов в секунду. В одной из работ ([89]) для этой цели был использован рубиновый лазер с модулирован-

1) Инжекция лазерной плазмы в стелларатор описана в работе [135].——Прим- ped.

ной добротностью мощностью 170 МВт. Луч фокусировался линзой ■с фокусным расстоянием 5 см на сферический электрод из нержавеющей стали, находящийся под напряжением ниже 100 кВ. При действии луча на поверхность металла образовывалась плотная плазма, которая инициировала пробой промежутка. В широком диапазоне условий разброс во времени пробоя промежутка составлял менее 2,5 нс. Был осуществлен также пробой промежутков с разностью потенциалов 1,1 МВ. При высоких напряжениях время запаздывания пробоя составляло менее 5 нс цри разбросе много меньшем 1 нс.

ДРУГИЕ ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ

Измерения температуропроводности методом импульсного нагрева

Речь идет об использовании лазерного нагрева. Энергия быстро выделяется в некоторой точке; измерение температуры лроизводится на определенном расстоянии от места выделения энергии. Использование лазера для измерения температуропроводности методом импульсного нагрева имеет ряд преимуществ (95——98]. Выделение энергии происходит в ограниченной области. С помощью коллимированного луча можно подвести к образцу большую энергию, чем в случае других источников тепла, используемых для импульсного нагрева. Лазерная энергия выделяется практически мгновенно на поверхности образца, поскольку коэффициент поглощения велик, а длительность импульса лазера с модулированной добротностью мала. Лазер вполне пригоден для импульсного измерения температуропроводности малых неполностью поглощающих образцов, а также образцов, расположенных в недоступных местах (например, в печи).

Приращение температуры с обратной стороны слоя толщиной L дается соотношением [95]

Т (厶 t) — Tm[i + 2 2 (— 1 )n exp (— n2n2x^/L2)],(8.3)

где Tm — максимальная температура, которая достигается в точке 厶 х — коэффициент температуропроводности. Из этого уравнения можно получить

y = 0,1392?/力I/ см2/с,(8.4)

где 力 1% ——момент времени, в который Т (L, t) = Tm/2, Метод состоит просто в измерении температуры обратной стороны образца как функции времени, например, с помощью радиационного

приемника. В абсолютных измерениях нет необходимости; время h^ можно получить из относительных измерений. На результат не влияет количество излучения, отраженного от поверхности образца. Таким образом, лазер обеспечивает удобный способ измерения температуропроводности с простой обработкой результатов, не требующий абсолютных калибровок 】).

Получение тонких пленок

Испарение веществ под действием лазерного луча дает возможность использовать лазер для нанесения тонких пленок в вакууме [31, 99—101]. Преимущество лазера при получении тонких пленок состоит в возможности уменьшить загрязнение пленки. Впервые для этой цели в работе [99] был использован рубиновый лазер, работающий в обычном режиме. Для получения пленки испарению подвергались образцы в порошкообразном состоянии, помещенные в тигель. Пленки хорошего оптического качества были получены испарением многих веществ, таких, как Sb2sз, As2sз, Se, ZnTe, Те, MoO3, PbTe и Ge. Результаты сильно зависели от свойств исходного материала. Исследование пленок из ZnTe и РЬТе показало, что они стехиометрически соответствуют исходному материалу. Легко получались пленки с толщиной от нескольких сотых до нескольких десятых микрона за один импульс. Хороших результатов не удалось получить с такими веществами, как In As, Cu2OT ZnO, InSb и CdTe. Многие из этих сложных материалов разлагались, так что трудно было сохранить стехиометрию.

Другой проблемой, возникающей при использовании импульсного рубинового лазера, была неравномерность нанесения вещества, обусловленная сильным кипением исходного материала. Неоднородности могли быть связаны и с тем, что наряду с паром вылетали также жидкие и твердые частицы. Толщина пленок, получаемых за один импульс, также ограниченна. Чтобы преодолеть указанные трудности, была изучена возможность нан^бения тонких пленок с помощью СО2-лазера [99]. При использовании СО 2-лазера непрерывного действия выброс частиц с поверхности можно было значительно уменьшить и получить хорошие пленки таких веществ, как SiO, ZnS, ZnSe, PbF2, Na3AlF6, SiO2, MgF2, Si3N4, LaA103, TiO2 и A12O3. Используя лазер мощностью 25 Вт,

Отметим разработанный в [136] метод измерения теплопроводности жидкостей с малым коэффициентом поглощения на длине волны лазера. Метод основан на исследовании динамики образования «тепловой линзы» в жидкости вследствие малого остаточного поглощения.——Прим. ре@・

удалось получить скорости нанесения пленки до нескольких ангстрем в минуту.

Таким образом, напыление с помощью лазера в высоком вакууме оказывается перспективным для изготовления тонких пленок тугоплавких веществ, особенно в тех случаях, когда желательно минимальное загрязнение,

Имитация действия радиации

Нестационарные эффекты, вызванные проникающей радиацией в полупроводниках, можно надежно и с малыми затратами имитировать с помощью лазеров [103]. При поглощении лазерного излучения в полупроводнике образуются такие же электронно-дырочные пары, как и под действием рентгеновского излучения ядерного взрыва. Длительность импульса лазера с модулированной добротностью также имеет нужный порядок величины. Экспериментальное исследование показало, что переходные токи в кремниевых транзисторах, вызванные лазерным импульсом, почти идентичны токам, возникающим под действием рентгеновского излучения от импульсного источника или под действием электронов от линейного ускорителя [104]. Выделение энергии можно сделать однородным, а скорость ионизации — очень высокой. С помощью лазера на неодимовом стекле мощностью 10 МВт можно имитировать действие на кремний излучения мощностью 1012 рад/с. Таким образом, с помощью лазеров легко исследовать надежность полупроводниковых устройств, находящихся в определенных условиях радиоактивного облучения.

Выводы

Предлагалось множество других возможных применений лазеров; едва ли целесообразно подробно их описывать. Область применений лазеров очень широка. Она включает такие вопросы, как ускорение микрочастиц [105, 106], инициирование химических реакций [107—109], образование искровых меток для измерения скорости в высокотемпературных газах [110, 111], моделирование солнечного ветра [112] и фотохимические исследования [ИЗ, 114]. Перечень других применений лазерных эффектов можно было бы продолжать неограниченно. Действительно, единственное ограничение для применения лазеров обусловлено лишь пределами человеческого воображения. Описанные здесь применения, можно надеяться, послужат стимулом для дальнейших исследований.

30-023

ЛИТЕРАТУРА

Gagliano F. Р., Lumley R. ЛЛ, Watkins £. S , P】o& IEEE, 57, 114 (1969)

Fait banks R. H , Adams С. M., Welding .1 ouin., 43, 975 (1964).

Namba S., Kim P. Jap. Joui n. A ppi. Phys , 3, 536 (1964).

ScKmldt А. О., Ham /., Hoshin 11 , Welding Jouin., 44, 48k (1965).

Miller K. J., Nuunikhoven J. D., Welding Journ., 44, 48() (1065).

Aderson /. £., Ja(kson J. E , Wehling Jonrn , 44, 1018 (1965)

Earvolino L.力.，Aennedy /. /<” Welding .lourn., 45, 127s (1966).

& Leser Welding and Macliining, lh()c Eng. Seniinar New Ind. Tech. Гепп- sylvanid State Univ., June 27—Inly 2, 1965 published by the Peun^ylva- nia btate Univ. College of Enginoeiing, I'niveisity Ра)к, Penn^vlvania (1966).”

Cohen M. I., Epperson J. P., Application ol Lasers to Micioelectronic Fabi'i- cation, in Electron Beam and Laser Beam Technology, «Advances in Electronics and Electron Physics» (Marton L. and El-Kaieh A. B.} eels ). Аса- demic Pi ess, New York, 1968.

Banas С M , Can. Materials and Piocobsing Tech. Conf., Toi onto, Sept. 29 — Oct. 2 (1969)

Heady J. /； The Tool and Manufacturing Engineer, p. 24 (March 1969).

Ready J.耳.，Lasei Focus, p. 38 (Alarch 1970),

Gagliano F. P.? 1969 Int. Electron. Circuit Packaging Symp., San Francisco, August 20—21, 1969 (IECP Symposium Record, Vol. 10).

Norton J. * , McMullen J. G., Journ. Appl. Phys , 34, 3640 (1963).

Chen D., Ready J. F., Bull. Amer. Phys. Soc., 11, 454 (1966).

Sullivan A. B. /., Houldcroft P. 7” Brit. Welding J о urn, 14, 443 (1967).

Adams M. J , Brit Welding Instr. Res. Bull., 9, 245 (1968).

Bod D., Brasier E E., Parks J., Laser Focus, p. 36 (August 1969).

Booklet «CO2 Applications» published by Coherent Radiation Laboratories.

Stone G. B., Laser Focus, p. 43 (March 1970).

Wilson D. K., Optical Spectra, p 52 (March/April 1968).

Jenkins F. 4, White H. £., «Fundamentals o± Optics», Ch. 9, McGraw- Hill, New York, 1957.

Smith J. Laser Focus, p. 32 (March 1969).

Cohen M. /., Bell. Lab. Rec., 45, 246 (19 6 7).、，

Epperson J. P., Dyer E. W , Grzywa J. C., Laser Focus, p. 26 (Oct., 1966).

Brdndli H. F., Keller M., Roulier A., p. 26 (May, 1967).

Mod Plast., p. 71 (May, 1969).

Lumley R M., Geram. Bull., 48, 850 (1969).

Peltzer E. K., Turner E・，Journ. Sci. Instr. (Journ. Phys. E) Ser. 2, 1, 360 (1968).

Siekman J. G., Moryn R. £., Philips Res. Rep., 23, 367 (1968).

Nichols K. G., Brit. Commun. Electron., 12, 368 (1965).

Shackleton J. E., Semicon. Prod. Solid State Tech. p. 15 (May 1965).

Haun R. D.T IEEE Spectrum, p. 82 (May 1968).

Gagliano F. P., Lumley R. M., Watkins £• 5., Proc. IEEE, 57, 114 (1969).

Cohen M. /., Unger B.力.，Milkosky /. F., Bull. Syst. Tech. Journ., 47, 385 (1968).

Cohen M. /., Laser Focus, p. 25 (November 1967).

Penrod /., Laser Focus, p. 25 (August 1968),'

Boot H. A. H., Clunie D. M., Thorn E. S. 4, Electron Lett , 2, 1 (4966).

Berg A. £., Lood D. £., Solid State Electron., 11, 773 (1968).

Siekman J. &, Microelectron. Reliability, 7, 305 (1968).

Brech R, Cross Л., Appl. Spectrosc., 16, 59 (1962).

Runge Е. /'., М trick 凡 W., Bfyan “. A., Spectrochim. Acta, 20, 433 (1964).

Rasbet ryS. D.、ScribnerB./., Mat goshes71 九，Appl. Opt.,6,81

(1967).

HasberryS. 0., ScribnerB.*'., MaigoshesM., Appl. Opt.,6,87

(1967).

Blackbui и W- 〃., Pelletier У. У. Л., Dennen W- H., Appl. Spectrosc., 22, 278 (1968).

Mossotti Г. G., Laqua K., Hagenak W. O., Spectrochim. Acta, 23B, 197 (1967).

Runge E. F., Bonji^lio S・，Biyan F. E., Spectrochim. Acta, 22, 1678 (1966).

WhiteheadЛ.B., Heady II//., Appl. Spectrosc., 22,7 (1968).

Bosan Л.C,Healy M. A.,McNary W.乩，Science,142, 236(1963).

Fenner TV.C.,Daly N. /?.,Rev. bci. Instr., 37, 1068(1966).

Vastola /■.J.,Phone A. J ,К пот В. £., Ann. Conf. Mass Spectromet.Allied

Topics, 14tli, Dallas (May 1966).

Knox B. £., Vastola ". J., Laser Focus, p. 15 (Jan. 1967).

Fenner N. C, Daly TV. K・，J о urn. Materials Sci., 3, 259 (1968).

Lincoln К A , Int. Jouin. Mass Spectromet. Ion Phys., 2, 75 (1969).

Levine L. /)., Ready J. F., Bernal G. E., J ourn. Appl. Phys., 38, 331 (1967).

Lincoln K.力.，Werner D., Ann. Conf. Mass Spectromet. Allied Topics» 15th, Denver (May 1967).

Knox 8. £., Materials Res. Bull., 3, 329 (1968).

Knox В. E., Ban к 5., Materials Res. Bull., 3, 337 (1968).

Megrue G. Science, 157, 1555 (1967).

Sharkey A. G., Shultz J. L., Friedel R. A., Nature, 202, 988 (1964).

Joy W K., Ladner W. E・，Pritchard E., Nature, 217, 640 (1968).

Laser Focus, p. 12 (March, 1967)

Woywood D. J., Laser Focus, p. 28 (February, 1968).

Elion H. 4., «Laser Systems and Applications», pp. 166—168. Pergamon Press Oxford 1967.

Carlson С. O. et al., Science, 154, 1550 (I960).

Smith D. O., IEEE Trans. Magn , MAG-3, 433 (1967).

Chen 0., Ready J. F., Bernal G. E., Journ. Appl. Phys., 39, 3916(1968).

Aagard E. L. et al., IEEE Trans. Magn., MAG-4, 412 (1968).

Hunt R. P , IEEE Tians. Magn. MAG-5, 70() (1969).

70 Kiss Z. У., IEEE Journ. Quantum Electron., QE-5, 12 (1969).

Greiner J. Я., Fan G. J., Appl Phys. Lett., 9, 27 (1966).

Methfessel S., IEEE Tians. Magn , MAG-1, 144 (1965).

Mee C. D., Fan G. J., IEEE Trans Magn., MAG-3, 72 (1967).

Chang J. T , Dillon J.孔，Gianola U. F,, Journ. Appl. Phys., 36, 1110 (1965),

Goldberg N , IEEE Tians. Magn., MAG-3, 605 (1967).

Chen F. S. et 凉.，Proc IEEE, 56, 782 (1968).

Requa S. C., JIanlet J. M. TV., Space Aeronaut., p. 87 (August 1964).

Treves ZX, Hunt 7?. P., Dickey 5., Journ. Appl. Phys., 40, 972 (1969).

Pittaway L. G. et al., Brit. Journ. Appl. Phys. (Journ. Phvs. D)., Ser, 2, 1, 711 (1968).”

Лигданкевич О. В., Судзиловский В. /0., Ложников А. Л., 7КЭТФ, 35, 2()52 (1965).

Dalman G. С., Wen Т. 5., Proc. IEEE, 52, 200 (1964).

Dawson /. М.т Phys. Finds, 7, 981 (1964).

Басов H, Г, Крохин О. Н., ЖЭТФ, 46, 171 (1964).

Sucov £. ИЛ, et a* Phys. Fluids, 10, 2035 (1967).

Басов Н. Т., Крохин 0. Н., Склизкое Г. В., Appl. Opt., 6, 1814 (1967).

Kidder R. £., Nucl. Fusion, 8, 3 (1968).

Pendleton W. K・,Guenther A. Я., Rev. Sci. Instr., 36, 1546 (1965).

Guenther A. H., McKnight R. H., Proc. IEEE, 55, 1504 (1967).

Guenther A. H., Bettis /. E., IEEE Journ. Quantum Electron, QE-3, 581 (1967).

Steinmetz 厶.L., Rev. Sci. Instr., 39, 904 (1968).

Miyoshi У., Hosokawa T., Shintani M., J ap. Journ. Appl. Phys., 8, 620 (1969).

Deutsch R, Brit. Journ. Appl. Phys. (Journ. Phys. D.), Ser. 2, 1, 1711 (1968).

Ujihara K., Proc. IEEE, 56, 2090 (1968).

Marolda 力.J., IEEE Jouin. Quantum Electron., QE-4, 503 (1968).

Deem H. W., Wood W. D., Rev. Sci. Instr., 33, 1107 (1962).

Rudkin R.厶.，Jenkins K. J., Parker W. J., Rev. Sci. Instr., 33, 21 (1962).

Namba S. et al.y .lap. Joum. Appl. Phys., 6, 1019 (1967).

Nasu S. et al., Jap. Journ. AppL Phys., 7, 682 (1968).

Smith H. M., Turner A. Appl. Opt., 4, 147 (1965).

Groh G., Journ. Appl. Phys , 39, 5804 (1968).

Samson /. A, A., Padur J. P., Sharma Л., Journ. Opt. Soc. Amer., 57, 966 (1967).

Zavitsanos P. D., Sauer W. E., Journ. Electrochem. Soc., 115, 109 (1968). 103. Hass G・，Ramsey /. B., AppL Opt., 8, 1115 (1969).

Laser Focus, p. 28 (October, 1968).

Habing D. H., IEEE Trans. Nucl. Sic., NS-12, 91 (1965).

Wartick R. W , Jarmuz P. /., Appl. Phys. Lett., 12, 52 (1968).

Аскаръян Г. А. и @p., Письма в ЖЭТФ, 5, 258 (1967).

Nelson Л. S., Richardson N. £.，Prentic J. £., Rev. Sci. Instr., 39, 744 (1968).

Rousseau D. £., Leroi G. £., Link G.厶.，Journ. Chern. Phys., 42, 4048 (1965).

Pao У. Rentzepis P. M., Appl. Phys. Lett., 6, 93 (1965).

Chen C, J., Jouni. Appl. Phys., 37, 3092 (1966).

Laser Focus, p. 18 (September, 1968)

Tsuchimori N., Yamanaka T^ Yamanaka C., Jap. Journ. Appl. Phys., 7, 84 (1968).

Tiffany W. Journ. Chem. Phys., 48, 3019 (1968).

Novak J. R., Windsor M. W , Proc. Roy. Soc., A308, 95 (1968).

.Locke E. V., Hoag E. 0r Hella В. ЛIEEE Journ. Quant. Electr, 8, 132, 1971.

\M^.Brown C. O・,Banas С M., Amer. Weld. Soc. Aniv. Meeting, April, 1971.

М8*.Рыкалин H. Я., Расчеты тепловых процессов при сварке, Машгиз, 1961. 119*. Макаров 〃. 〃.，Рыкалин 〃. 〃.，Углов 力.Л., ФХОМ, № 3, 9 (4967). 120*.Кудинов В. В., Рыкалин, 7/. Н., Шоршоров М. X., ФХОМ, № 4, 51 (1968). i21*.Баранов М. Кондратьев В. АУ глав А.力.，ФХОМ, №5,11 (1972). i22*.Рыкалин Н. У/., Углов А. А.Т ФХОМ, № 5, 23 (1970).

123*.Углов 力.Л., Докт. диссертация, ИМЕТ АН СССР, М., 1970.

М^*.Бабенко В. 〃” Тычинский В. 〃., Газолазерная резка материалов, ЛДНТП, 1972.

125*.Володькина В. 〃.，Либенсон М. Н・，Прокопенко В. 7., Сурменко 〃. Л., Резка тонкослойных материалов излучением СО2-лазера, ЛДНТП, 1973* 126*.В^йко В. 〃.，Либенсон М. Н. и др.ч Лазерная технология (Инет. «Электроника»), М., 1970.'

127*.Вейко В. П , Либенсон М. Н., Обработка материалов излучением оЭтиче- ских квантовых генераторов, ЛДНТП, 1969.

128*.TIутренко 0. 〃.，Янковский А. А., ЖПС, 8, 500 (1968).

i29^. Пантелеев В. В., Янковски й А. Л., ЖПС, 8, 965 (1968).

130^.Жуковский В. В., Пантелеев 8 5., Янковский А. Л., ЖПС, 11, 13 (1969).

131*.W. Demtroder^ Spectroscopy with Lasers, Springer Verlag, Berlin, (971, 132*./. M Gonsalves, W. W. Duley^ Journ. Appl Phys., 43, 4689 (1972).

133*.G. G. Thomas, Electrochemical, Electro-erosion, and Laser Machining, Oxford Univ. Press, Oxford, 1970.

134* U ~C. Paek, F.戶.Gagliano^ IEEE Journ. Quant. Electron., 8, 112 (1971).

* А ндрюхина 3. Д., Бланкен P. u Зр・, Письма в ЖЭТФ. 74 317 (1971).

ИМЕННОЙ УКАЗАТЕЛЬ

Басов Н. Г. 209

Бергквист (Bergqvist) 361

Бушер (Buscher) 251

Вайнант (Waynant) 251, 252

Вильсон (Wilson) 265

Голей (Golay) 66

Дамон (Damon) 76

Лэнгмюр (Langmuir) 165, 175

Мандельштам Л. И. 312, 314, 315,

316, 340

Мсйерапд (Meyerand) 250, 251

Оповер (Opower) 209

Ричардсон (Richardson) 154, 162, 164, 166

Рэмси (Ramsey) 251, 252

Смит (Smith) 164, 166

Херчер (Hercher) 251

Хот (Haught) 250, 251

Хэм (Наш) 361, 362, 373, 388

Янг (Young) 251

ПРЕДМЕТНЫЙ УКАЗАТЕЛЬ

Аберрация линз 430

Акустический датчик 139

Акустооптические модуляторы 40

Алмаз 320, 434

Алюминий 87, 88, 112, 181, 202, 447

Аргоновые лазеры 357

————влияние на биологические

объекты 357, 361, 371, 380

一 一 ——полупроводники 342

——выбор защитных очков 390, 391

——как источники света 195

——применения 407, 443

——характеристики 37

Ацетон 395

Ацетовитрил 395

Балансирование 422

Бальмеровская серия 271

Бериллий 202, 275, 396

Болометры 56, 66

Бром 395

Бронза 416

Брюстера угол 40, 41

Бутаи 256

Ванадий 199

Висмут 124, 128

Водород 174, 185, 212, 216, 235, 295

Вольфрам 108, 112, 155, 159, 162,

16 5, 172, 173, 178, 179, 184, 453

Вопросы техники безопасности при работе с лазерами 387

Времяпролетные измерения 170, 173, 175, 447

]1адолиний-железный гранат 452

Гауссовский пучок 26, 30, 31, ЗЯ；

94, 95, 101, 105, 109, 374/

Гелий-неоновый лазер 15, 27, 37, 356

—— —— действие излучения на глаз

362, 364, 371

———一 一 一 кожу 380

——защита глаз 390, 391, 399

——как источник света 192, 340, 345

— _- когерентность излучения 15

一 _- модовые свойства 27

一 一 приемники излучения501

71

Грлиц-ироновып лазерь, применения 443, 4 49, 452

— — характеристики 15, 27, 34, 37, 38

IVn“ii 41, 249, 250, 251, 254, 267, 273, 285, 289

repMainiii 38, 41, 54, 65, 163, 342, 406, 424

Глаз, илпя)?ие излучения 355

———ua poro«ji2ty 375

—защита 388, 398

— повреждение сетчатки 357

—порог разрушения 358

—расчет количества излучения 369

—спектральные характеристики 356

—строение 356

Голея пневматический приемник 66

Гол01 рафия 257, 280, 452

Гранаты 446

Графит 60, 118, 125, 133, 137, 151, 194, 203, 204

Двуокись углерода 174, 183

Двухплоскостной диод 52

Двухфотонная люминесценция 78, 79

Двухфотонный фотоэффект 153, 160, 161

Действие лазерного излучения на кожу 377

Дейтерий 204, 212, 304

Детонационная волна 299, 303

Диафрагмирование лазерного луча 28, 35, 421

Дифракционный предел 28, 29, 31, 35

Дюамеля теорема 91

Железо 108, 114, 122, 124, 144, 447

Закон взаимности 72

Защита глаз 388, 398

Золото 155, 163, 176, 435, 443

Измерение энергии лазера 59

Импульсы давления 131, 132, 138, 210, 339

Инфракрасное излучение 37, 65, 406

Ионная эмиссия 107, 163, 452

Испарение металлов 130, 140, 418, 442, 447

—неметаллов 125, 433

Кадмий 119, 122

Калориметры 59

Кальций 199

Кварц 39, 57, 212, 238, 253, 316

Керамика 422, 433, 434, 436, 437, 438

Керра эффект 315, 451

Керра ячейка 18, 39, 40, 73, 80, 248, 348

Когерентность 13, 14, 30 35

Комбинацпопнос рассеяние 314, 330

Кремний 53, 54, 57, 215, 434

Криптон 289, 290, 292, 405

Криптоновый лазер 37

Лазер на азоте 37

————арсениде галлия 37, 149, 160, 390, 391

———иттрий-алюминиевом гранате, активированном неодимом 407, 453

——————действие на биологические системы 358

-— -—一-- —— -- модуляция доб- ротности 21, 22, 405, 444

—一 —一 —_ применение для подгонки сопротивлений 437

—一一 ————一 резки металла 436

一一一一 一一一_ сварки 409 一一 一 一 一 一—— скрайбирования 437

一 一一 一 一一 一 —удаления материала 443

——————свойства 15, 21, 37, 38, 43, 404, 405, 407

——————экономичность

405, 407

——неодимовом стекле 457

一 —一 —действие на биологические системы 356, 37 7, 386

一 一 一 一 образование импульсов давления 136, 139, 212

—————плазмы 149, 190, 196

一 ——一 —рентгеновского излучения 149, 202, 27 5

————получение пикосекундных импульсов 80, 260, 283

———一 приемники излучения 50

_ — — 一 применения 404, 407, 418

——一 一пробой в газах 255, 256, 275

— —свойства 17, 29, 34, 37, 38, 43, 407

————экоиомичиость 426

CaWO4 : NW+ 17

— — СОг, выбор защитных очков 390, 391

———газодинамический 42

—— —— ——действие на биологические системы 374, 380, 382, 383

—— —— ——действующий при атмосферном давлении 42

Лазер па С02, использование для испарения материалов 403

———— —— ——подгонки сопротивлений 443

一 ———一 получения плазмы 214

—————一 тонких пленок 456

一 —一 一 —раскалывания 438

—■— —- — — резки 436

— — — — —сварки 409, 413, 438

—_____ — сверления 418, 421, 434

-- -- --一--скрайбирования 436

-- -— -— -- --удаления материа- лов 403, 442

— 一 — конструкция 41

— — — обеспечение безопасности 392, 394—397

一 一 一 отражение излучения 404

一 一 —приемники излучения 55, 65

— — —свойства 12, 15, 21, 37, 42, 43, 404, 406

———экономичность 405, 426

—— с синхронизацией мод 29

Лазерная резка металлов 423

———неметаллических материалов 436

Ламберта закон 58, 62

Латунь 112, 116, 131, 133, 141

Литий 447

Лития гидрид 187, 202, 204, 209, 210, 212 213

—дейтерид 202, 204, 209, 212

—ниобат 67

—сульфат 67

—танталат 67

—фторид 238, 318, 319, 325

Локальное термодинамическое равновесие 200, 224, 272

Лэнгмюра — Саха уравнение 165,

Магнитооптический эффект Керра 451

Мандельштама — Бриллюэна вынужденное рассеяние 312, 315, 336, 339

М асс-спектрометрические измерения 172, 182, 203, 445

Маха — Цендера интерферометр [92, 193, 195

Медь 86, 108, 109, 112, 131, 137, 408, 447

Микрообразец 446

Многофотонные эффекты 312, 333, 340

Мощности измерение 47

Направленность луча 12

HaTpuii 161, 174, 177, 178, 267

Неодимовое стекло 356 349

Николь 86, 108, 112, 124, 131

Нитробензол 40, 395

Обратный тормозной эффект 215, 216, 226, 235, 246, 247, 285, 286, 292, 295, 296

Окись алюми[1ия 434, 437

—углерода 174, 183, 395

Олово 108, 109, 197

Пички к'лерацин лапоров 16, 17, 28, 118, 125, 139, 154—153, 163, 172

Пластик 106

Поккельса ячейка 28, 39, 40

Пороговая чувствительность 49, 53

Пробой в азоте 249, 276, 282

——一——излучение света 271. 276

———порог пробоя 250, 251, 282

аргоне 249, 264, 270, 276, 286, 297

一 一 _- излучение света 269, 270

порог пробоя 251, 2 55, 286

——водороде 276, 301

一 — 一 излучение света 271, 278

一 一 —порог пробоя 251

一 —воздухе 245, 257, 262, 271, 276

一 一 — излучение света 274

一 一 一 порог пробоя 244, 250, 255, 286

гелии 249, 263, 272, 274, 276, 286

———излучение света 271, 273

_ — _ порог пробоя 250, 254, 256, 285, 298

一 一 ксеноне 286

一 一 一 порог пробоя 251

——неоне 260, 261

—一 一порог пробоя 251

Пробой газов 244

——зависимость от давления 250, 251, 254, 281, 282

——излучение света 269

——инициирование 247

——механизмы 245

——порог 250, 282, 254, 255

——развитие 256, 299

——рентгеновское излучение 275

——сбор зарядов 263

一 —теория 287

— 一 электронная температура 273, 276, 277, 304

Расходимость пучка 12, 37, 74

——измерение 74

Рак 386, 387

Ричардсона — Смита уравнение 164, 166

Роговица глаза 374, 37 5, 392

Рубин 311, 320, 321, 329, 333, 343

Рубиновый лазер 48, 57, 72, 217, 295, 345, 356, 370, 372, 403

———действие излучения на биологические системы 356, 368, 377, 379, 386

—— ——ионная эмиссия 149, 163, 165, 171, 173, 178

— — конструкция 28, 39, 77

——образование плазмы 149, 188, 190—192, 194, 195, 197, 208, 215

——повреждения 343

— — применепия 41, 403, 404, 407, 411, 416, 417

— — пробой в газах 245, 254, 255, 260, 264, 268, 276, 279

一 ———жидкостях 340

————一一прозрачных материалах 311, 318, 320, 324, 326, 328, 337

— —свойства 15, 16, 19, 22, 23, 28, 29, 34, 43

————эмиссия нейтральных частиц 181

— — — электронов 154—154, 160 — — экономичность 406, 407, 426 Рэлеевское рассеяние 196

Самофокусировка лазерного луча 262, 263, 284, 310, 329, 339, 348, 350

Сапфир 238, 316, 321, 326, 328, 329

Саха уравнения 199, 224, 235, 272

Свинец 108, 109, 122, 128, 170, 447

Сегнетоэлектрические вещества 452

Серебро 86, 108, 137, 176

Сероуглерод 313, 330, 340

Скрытая теплота испарения 120, 121

Стекло 139, 238, 311, 322, 324, 326, 330, 349

Стоимость лазерной обработки материалов 405, 407, 432, 442

Сцинтиллятор 202, 275

Тантал 114, 153, 154, 159

Тантал ат лития 67

Термоядерные исследования 186, 212, 454

Типы колебаний (моды) поперечные 26, 32, 281

— —продольные 19, 23, 29, 281

Титан 108, 109, 112, 424

Томсоновское рассеяние 196

Тормозное излучение 217, 275, 303

Точка плавления 108, 415, 121

Углерод 60, 185, 191, 198, 200, 201,

236, 447

Уровни мощности лазеров 12, 21, 22,

37, 43

Фабри — Перо интерферометр 196

Фарадея магнитооптический эффект 451

Фильтры 48, 57

Фокусировка лазерного луча 13, 24,

75, 406, 420, 428

Фото!альванические диоды 52, 53

Фотографирование лазерного луча

188, 256, 260

Фотоумножитель 48, 51

Хлор 254

Хлороформ 254

Цинк 108, 109, 119, 122, 124

Цирконат-титапат свинца 67

Частота повторения импульсов 37, 43

Четыреххлористый углерод 254

Штарка эффект 198, 267, 273, 278, 291

Эбонит 137

Эвапорограф 65

Эйри функция 33

Электронная эмиссия 107, 148, 238,

452

Электроннооптический преобразователь 64, 73

Электронный луч 408, 410, 422, 427

Эмиссия нейтральных частиц 181

—нейтронов 214

Яркость 24, 30, 34

5 9 1 15 3 5 0 6 4 7 7 7 9459 4 7 11 1 1122334 4 445&&6 77885 9 1 15 3 5 0 6 4 7 7 7 9459 4 7 11 1 1122334 4 445&&6 7788S 4 5 7 68 8 0 1S 4 5 7 68 8 0 136453645

5 9 1 15 3 5 0 6 4 7 7 7 9459 4 7 11 1 1122334 4 445&&6 7788

5 9 1 15 3 5 0 6 4 7 7 7 9459 4 7 11 1 1122334 4 445&&6 7788

S 4 5 7 6

8 8 0 1

S 4 5 7 6

8 8 0 1

3645

3645

ОГЛАВЛЕНИЕ

Предисловие редактора русского издания

Предисловие автора

Глава 1. СВОЙСТВА ЛАЗЕРОВ

Введение

Временной ход излучения лазеров

Модовые свойства лазеров

Пространственное распределение

弋 5. Особенности фокусировки лазерного излучения ...

Типы лазеров

Литература

Г л а в а 2. МЕТОДЫ ИЗМЕРЕНИЙ

Введение

Измерение мощности

Измерение энергии

Визуализация лазерного луча

Измерения в далекой инфракрасной области ....

Фотографические методы

Измерение пространственного распределения и расходимости лазерного луча

Пикосекундные импульсы

Заключение

Литература

Гл ав а 3. ЭФФЕКТЫ, ВЫЗЫВАЕМЫЕ ПОГЛОЩЕНИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ПОВЕРХНОСТИ НЕПРОЗРАЧНОГО МАТЕРИАЛА

Введение

Нагрев в отсутствие фазового перехода

Плавление под действием лазерного излучения ...

Испарение под действием лазерного излучения . . • § 5. Дальнейшее изучение поверхностей, подвергающихся лазерному облучению

Литература

Глава4. ЭМИССИЯ ЧАСТИЦ ПОДДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО

ИЗЛУЧЕНИЯ 148

Электронная эмиссия 148

Получение ионов 163

Эмиссия нейтральныхчастиц 181

Образование плазмы 186

Эмиссия заряженных частиц с поверхности прозрачных диэлектриков 238

Литература 239

Глава5. ПРОБОЙ ГАЗОВ 244

Введение 244

Инициирование пробоя газов 247

Развитие пробоя 256

Излучение лазерной искры 269

Пробой под действием субнаносекундных лазерных импульсов 281

Другие экспериментальные исследования .....284

Теоретическое рассмотрение 287

Литература 305

Глава 6. ПОВРЕЖДЕНИЕ ПРОЗРАЧНЫХ МАТЕРИАЛОВ ...310

Введение 310

Явления, связанные с разрушением диэлектриков 312

Результаты экспериментального исследования повреждений в прозрачных твердых телах 317

Механизмы повреждения1 330

Действие излучения на прозрачные жидкости . . .339

Повреждениев полупроводниках 341

Повреждениекомпонентов лазеров 342

Литература 351

Глава 7. ДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА БИОЛОГИЧЕСКИЕ СИСТЕМЫ 355

Введение 355

Действие лазерного излучения на глаз 355

Действие лазерного излучения на кожу 377

Действие на внутренние органы 383

Применения лазерного излучения в биологии . • .384

Вопросы техники безопасности при работе с лазерами 387

Литература 399

Г л а в а 8. ПРИМЕНЕНИЯ ЛАЗЕРОВ 402

Введение 402

Лазернаяобработка металлов 403

334334958258223445556644444444958258223445556644444444

3

3

4

3

3

4

95825822

34455566

44444444

95825822

34455566

44444444

Обработка неметаллических материалов

Использование лазеров в производстве электронных

компонентов ..

Спектрохимический анализ ......

Применение лазеров для записи информации .

Источники заряженных частиц

Другие применения лазеров

Литература ...

Именной указатель .

Предметный указа!ель

1) Волее обстоятельное рассмотрение излагаемых далее вопросов можно найти в к?цге [84].— Прим, ред,.

1) В действительности в не слишком плотном газе значительная ионизация достигается уже при температурах, заметно меньших энергии ионизации, см. [85]. — Прим^ ред.

I) Более правдоподобной причиной возникновения быстрых нейтральных

1) Расчеты показывают, что гораздо более широкие возможности открываются при осуществлении с помощью программированного лазерного импульса почти адиабатического сжатия плотной плазмы [171, 172]. Как следует из этих расчетов, полол^ительного термоядерного выхода при таком подходе можно ожидать уже для энергий в лазерном импульсе порядка десятка килоджоулей.— Прим. ред.

1) Порог пробоя всегда определяется свободной диффузией» которая ответственна за потери электронов на начальной стадии развития лавины и приводит к большей величине потерь, чем амбиполярная. Диффузия становится амбиполярной в условиях, когда пробой уже, по существу, произошел и имеется заметная концентрация ионов, — Прим. ред.

1) Пробой газов под действием излучения СО2-лазера с модулированной доб

успехи достигнуты и в другом новом направлении: в создании стационар

ной плазмы с помощью лазеров непрерывного действия. Теоретическому

и эксперимента л ьному исследованию этого вопроса посвящены работы

[144—146J，— Прим, ред.

1) Более полную информацию о поглощении при свободно-свободных пере

I) Метод учета потерь, связанных с рекомбинацией, развит в работе [152]・—

1) При переводе внесены исправления в формулы (5.26) и (5.27), в которыу

1) Своеобразный механизм распространения искры, аналогичный режиму

1) Корректный теоретический расчет порогов пробоя прозрачных диэлектри

1) Решение задачи о сходящейся акустической волне в цилиндрической геометрии, предсказывающее, в частности, неограниченный рост напряжений на оси, было получено в работе [112].—— Прим. ред.

1) Среди исследовании по пробою жидкостей следует особо отметить работы [127, 128], в которых изучен пробой жидкого гелия. Большое преимущество этого случая состоит в том, что сравнительно легко удается получить жидкий гелий весьма высокой чистоты и исключить, таким образом, влияние возможных примесей на порог пробоя. То, что влияние примесей может быть значительным, следует, например, из результатов работы [129]. Теоретический расчет порога пробоя жидкого гелия выполнен

1) В последние годы проведено много экспериментальных и теоретических исследований воздействия на полупроводники излучения СО2-лазеров, работающих в непрерывном режиме. Интерес к таким исследованиям связан в основном с тем, что полупроводниковые кристаллы используются в качестве материалов для оптических элементов, работающих в инфракрасной области. Экспсримслтальные исследования опи саны в работах [131, 132]. Они согласуются с теоретической моделью, основанной на иерегревном механизме разрушения, аналогичном тепловому взрыву или тепловому пробою. Соответствующие расчеты проведены в работах

I) Явление глубокого («кинжального») проплавления под действием лазер

ние расплавленного металла обусловлено, конечно, пе давлением, которое

производит сам луч, а импульсом отдачи испаряемого вещества. — Прил^

Перевод с английского

В. А. БАТАНОВА и И. К. КРАСЮКА

Под редакциейд-ра^физ.-мат. наук, проф.С. И. АНИСИМОВА

EFFECTS

OF HIGH-POWER LASER

RADIATION

by

JOHN F. READY

Senior Principal Research ScientistHoneywell Corporate Research CenterHopkins, Minnesota

Academic P ressNew York — London1971

Перевод с английского

В. А. БАТАНОВА и И. К. КРАСЮКА

Под редакциейд-ра^физ.-мат. наук, проф.С. И. АНИСИМОВА

УДК 535.21

Книга посвящена систематическому изложению основных результатов исследований в области взаимодействия мощного лазерного излучения с веществом. Особое внимание уделяется области умеренных интенсивностей излучения, которая представляет интерес для лазерной технологии. Рассмотрены задачи плавления и испарения поглощающих твердых тел, электронной и ионной эмиссии, оптическою пробоя газов и диэлектриков, действия лазерного излучения на биологические объекты. Отдельная глава посвящена промышленному применению лазеров.

Книга охватывает весьма обширную область физических и технических проблем, связанных с применением лазеров. Она представляет большой интерес для самого широкого круга физиков и инженеров, работающих в области лазерной физики и техники.

20405-056041(01)-7420405-056041(01)-7456-7456-74© Перевод на русский язык, «Мир》, 1974© Перевод на русский язык, «Мир》, 1974

20405-056

041(01)-74

20405-056

041(01)-74

56-74

56-74

© Перевод на русский язык, «Мир》, 1974

© Перевод на русский язык, «Мир》, 1974