книги из ГПНТБ / Рэди, Дж. Действие мощного лазерного излучения

и линии, принадлежащие нейтральному и однократно ионизован­ ному атомам аргона.

Результатом наиболее ранних исследований были интеграль­ ные по времени спектры. Полученный в работе [45] спектр искры, возникающей в воздухе под действием сфокусированного луча рубинового лазера мощностью 30 МВт, состоял из ярко выражен­ ного сплошного спектра п 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 уширяют­ ся и сливаются в сплошной спектр [9, 78].

Измерения, проведенные в работе [78], показали, что в спектре излучения при пробое в гелии и в гелии с примесыо водорода при­

сутствуют линии Ые(1), линии Не(Н) с длиной волны 4686 А и (в случае смеси газов) линии бальмеровской серии H(I). С увели­ чением расстояния от центра искры ширина линий уменьшается. На ранней стадии развития искры можно обнаружить интенсив­ ное излучение в сплошном спектре и сильно уширенные линии, принадлежащие ионизованным и нейтральным атомам. Прп рас­ ширении и охлаждении искры линии нейтральных атомов стано­ вятся менее уширенными. При описанных измерениях использо­ вался луч рубинового лазера с длительностью импульса около 30 нс и энергией около 1 Дж.

Близкие результаты были получены на азоте и аргоне [79]. При воздействии сфокусированного импульса излучения руби­ нового лазера мощностью до 800 МВт наблюдались линии одно­ кратно ионизованных атомов и сплошной спектр; линии излуча­ лись 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 расширения и охлаждения искры преобладает излучение нейтральных атомов. В излучении азота не удалось обнаружить широкого спектра молекулярного типа. Измерения, проведенные с помощью комбинации фотоумножитель — интерференционный фильтр, показали, что атомные линии существуют в течение нескольких микросекунд; это значительно превышает время суще­ ствования 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 фойе сплошного

спектра наблюдалась линия N(111) с длиной волны 4867 А.

В искре были получены и высокоионизованные атомы. При интенсивности излучения рубинового лазера около 1012 Вт/см2 наблюдались сильные линии Аг(Х) и Аг(Х1), лежащие в дальней ультрафиолетовой области спектра [80].

В работе [80] проведены детальные спектроскопические иссле­ дования искры с временным разрешением. Использовался руби­ новый 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 (t sg 100 нс). Измерялось отноше­

ние интенсивности липни Не(П) с длиной волны 4686 А к интенсив­ ности излучения сплошного спектра. Этот метод дает падежные результаты при температурах выше 7 эВ, при которых атомы почты полностью ионизованы. Интенсивность излучения в сплошном спектре пропорциональна плотности Не(Ш). Интенсивность линии Не(Н) пропорциональна плотности возбужденных ионов Не(П). Однако при тепловом равновесии населенность верхнего состояния, соответствующего рассматриваемой линии, пропор­ циональна плотности Не(Ш), и потому отношение интенсивно­ стей линии п сплошного спектра не зависит от плотности и являет­ ся лишь функцией температуры.

лить по отношению интенсивностей линий 4686 А Не(П) и 5876 А Не(1). Предполагалось, что населенность верхнего уровня, соот­ ветствующего линии Не(Н), находится в равновесии с населен­ ностью уровня Не(Ш), а населенность верхнего уровня линии Не(1) — с населенностью уровня Не(П). Тогда, согласно уравне­ нию Саха, отношение интенсивностей линий дает величину темпе­ ратуры в диапазоне от 3 до7 эВ.

использовать отношение интенсивности линии 5876АНе(1) к интен­ сивности излучения сплошного спектра. В этих условиях излуче­ ние в сплошном спектре связано с рекомбинацией однократно ионизованных атомов гелия и его интенсивность прямо пропор­ циональна плотности ионов Не(П). Этот метод нельзя использо­ вать для измерения температур выше 3 эВ, так как при этом начи­ нает играть важную роль рекомбинация двукратно ионизованных атомов гелия. Между верхним состоянием линии и плотностью ионов Не(Н) существует связь, аналогичная описанной выше. Поэтому отношение интенсивностей является функцией только температуры.

Все эти рассуждения основаны на предположении, что соответ­ ствующие времена релаксации достаточно малы для того, чтобы в плазме могло установиться локальное термодинамическое рав-

300 мм рт. ст. Метод измерений был аналогичен описанному выше, в случае 2. G течением времени температура уменьшается от 6 эВ при 70 нс до 2 эВ при 220 нс; плотность изменяется от 1,4 -1010 см-3 при 70 нс до 6 -1018 см-3 при 500 нс. Несколько мень­ шие по сравнению с приведенными на фиг. 5.20 значения темпера­ туры, полученные в этом эксперименте, связаны с меньшей мощ­ ностью использованного лазера.

Время относительно начала лазерного импульса, с

Ф и г . 5 .2 1 .

Изменение во времени электронной плотности в центре плазмы, образую­ щейся при пробое.

Пробой в гелии при давлении 360 мм рт. от. произведем лазерным импульсом с энергией 5 Дж и пиковой мощностью 200 МВт. Электронная плотность получена из измерений штар-

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/см2. Лазерный луч, прошедший через искру и задержанный на 30 пс 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-

мы, образующейся при действии лазерного излучения иа твердые мишени.

Ф и г. 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 вели­ чины отмечены сноской. Данные, содержащиеся в таблице, пред­ ставлены также на фиг. 5.22. Температура (в электронвольтахдана как функция интенсивности излучения.

Хотя пмеется значительный разброс данных, ясно, что темпе­ ратура является возрастающей функцией интенсивности излучения и что могут быть получены высокие температуры. Приведенные данные взяты из работ, выполненных разными авторами с исполь­ зованием 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 вели­ чин температур, возникающих в данных экспериментальных условиях.

4. Плотность злентронов

Спектроскопические измерения можно использовать для определения плотности электронов в искре. Спектроскопиче­ ское измерение ширины линий, уширенных вследствие эффекта Штарка, является прямым методомопределения электронной плотности. При больших плотностях эффект Штарка дает основ­ ной вклад в ширину линии и можно пренебречь другими механиз­ мами уширения. Плотность электронов пе связана с полной щтарковской шириной AKs соотношением

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 шири­

не линии N(11) 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 смесигелия 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 исход­ ном газе.

[31], была получена из абсолютных измерений интенсивности рассеянного света. Для пробоя в воздухе и гелии были получены величины плотностей 5 ПО19 и 5 -1017 см-3 соответственно. Разли­

значения концентрации электронов. Оценки же по уширеншо линий следует производить на более поздних стадиях развития искры.

Еще одно измерение плотности плазмы, относящееся к стадии послесвечения, было проведено в работе [87]. Измерялась вре­ менная зависимость электронной концентрации при пробое гелия с давлением 10 атм сфокусированным импульсом рубинового лазера, имевшим мощность в максимуме около 50 МВт. Опреде-

Распределенпе электронной плотности в поперечном сеченип искры, образо­ ванной в воздухе при фокусировке излучения рубинового лазера мощностью

25 МВт.

Время: 1 — 80 нс; г — 120 нс; з — 160 нс; 4 — 200 нс [53].

лялся коэффициент преломления плазмы путем просвечивания ее лучом гелий-неонового лазера и измерения расходимости зонди­ рующего луча после прохождения через плазменное облако. Коэф­ фициент преломления п связан с плотностью электронов соотно­ шением

где со — угловая частота зондирующего лазерного луча, иг, ей 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 соответст­ вует 20% от полной однократной ионизации исходного газа)

до 1 -1019 см'3.

Коэффициент преломления можно определить также из голо­ графических исследований искры [50—54]. Для получения раз­ решения во времени голограммы записывались с помощью несколь­ ких задержанных во времени лучей. Изображение, восстановлен­ ное в свете гелпй-неонового лазера, дает контуры плазменного образования. Плазма ведет себя как отрицательная цнлнндрнче-

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 связапо с коэффициен­ том преломления и, следовательно, с плотностью электронов. Поэтому измерения ' параметров восстановленного изображения могут дать величину плотности электронов в исходной нестацио­ нарной плазме. Полученное этим методом пространственное рас­ пределение плотности электронов в разные моменты времени после пробоя в воздухе под 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 поверх­ ности твердой мишени. На фиг. 5.24 показана зависимость от вре­ мени средней плотности электронов в искре, образующейся в воз­ духе под действием излучения рубинового лазера. Экстраполяция кривой к начальному моменту времени дает результаты, согласую­ щиеся с предположением о полной ионизации в фокальном объеме на начальной стадии развития искры.