книги из ГПНТБ / Райзер Ю.П. Лазерная искра и распространение разрядов

рогов для оптического пробоя газов были сделаны с лазерами, ра­ ботающими в режиме модулированной добротности. Длительности гигантских импульсов твердотельных лазеров в разных установ­ ках и у различных авторов варьируются обычно в пределах от 15—20 до 50—ВО нсек. Гигантские импульсы газовых лазеров на углекислом газе длятся дольше, 0,2—1,5 мксек (т. е. 200— 1500 нсек). В случае твердотельных лазеров прямых исследова­ ний влияния длительности импульса на порог при прочих равных условиях, пожалуй, не было Г Сравнивать данные по импульсам разной длительности, полученные на разных установках и раз­ ными авторами, довольно трудно. Все же из сопоставления, повидимому, можно сделать заключение о том, что при увеличении длительности импульса пороги несколько снижаются. Это вполне укладывается в представления о нестационарном характере раз­ вития лавины и критерия пробоя при малых длительностях им­ пульсов (см. подраздел В.2).

Прямое исследование влияния длительности было сделано в ра­ боте Смита [20] с газовым лазером. Гигантский импульс имел дли­ тельность 2 0 0 нсек, а импульс, прошедший через фокус в услови­ ях, когда воздух в фокусе пробивался, имел длительность 50 нсек. Пробой наступал как раз через это время, а после пробоя образо­ вавшаяся плазма почти полностью поглощала остальную часть импульса. Этот укороченный импульс и использовался для про­ боя. Измерения порогов с импульсами 200 и 50 нсек по длитель­ ности при всех прочих одинаковых условиях показали, что порог для пробоя не зависит от длительности импульса и определяется только его мощностью. Это свидетельствует о «стационарном» характере пробоя при столь больших длительностях воздействия поля. Порог определяется условием баланса между нарастанием энергии электронов и потерями (см. подраздел 6 .2 ).

Имеется опыт М. П. Ванюкова, В. И. Исаенко, В. В. Люби­ мова, В. А. Серебрякова и О. А. Шорохова [30], в котором наблю­ дался пробой атмосферного воздуха излучение^ неодимового лазера, работающего в режиме свободной генерации при дли­ тельности 0,8—1,2 мсек. Пробить воздух столь длинным импуль­ сом удалось потому, что лазер давал очень большую энергию, 800—1400 дж, так что средняя мощность была 1—2 Мет. Луч фокусировался линзой с / = 10 см. Авторы говорят, что поток в фокусе был (1 —3 ) - 1 0 9 вт/см, чему соответствует диаметр круж­ ка фокусировки примерно 4* 10—2 см. Надо сказать, что указан­ ный поток значительно меньше, чем пороговая величина для атмосферного воздуха в случае гигантского импульса 5 *10г 0 вт!см21

1 Резко различающиеся длительности сравнивали Вэнг и Дэвис [53]; см. конец раздела 9.

71

[3]. Вероятнее всего, пробой возникает потому, что импульс

ми» промежутками. Пички имеют длительность порядка 1 мксек и пиковую мощность, в несколько раз превышающую среднюю величину. Известно, что мощности отдельных особо энергичных пичков могут превышать среднюю мощность даже в десятки раз, и, видимо, они-то и пробивают воздух. (О пробое плотных газов

эффект обнаружили Смит и Хот [31]. Изучая пробой аргона при давлении 5,2-104 тор излучением неодимового лазера, они заме­ тили, что небольшая добавка к нему неона заметным образом понижает порог для пробоя. Так, при размерах фокуса, характе­

жался до 1,9-10е в/см и оставался неизменным при увеличении содержания неона в смеси до 20%. Это казалось тем более стран­ ным, что порог у чистого неона выше, чем у аргона, т. е. смесь пробивалась легче, чем любой из компонентов.

Можно было бы предположить, что добавка неона, не обла­ дающего рамзауэровским минимумом упругого сечения для элек­ тронов, заполняет таковой у аргона, что увеличивает скорость набора энергии электронов в поле при столкновениях с атомами. Однако при добавлении в аргон гелия или азота, также не обла­ дающих рамзауэровским минимумом, порог не уменьшался. В смесях аргона с гелием порог монотонно изменялся от более низкого для чистого аргона до более высокого для чистого гелия.

Существенно, что добавка неона понижала порог в аргоне только при давлении выше 5*1 0 3 тор (рис. 2.19), причем тем силь­ нее, чем больше давление. Такое давление как раз соответствует примерному совпадению времени между столкновениями атомов и постоянной времени развития лавины, т. е. атом-атомные столк­ новения могут сказываться на развитии лавины только при более высоких давлениях. Это обстоятельство заставило авторов [31] предположить, что понижение порога связано именно со столк­ новениями атомов неона и аргона.

Смит и Хот истолковали наблюдаемый эффект понижения по­ рога, считая, что добавление неона к аргону уменьшает «диффу­ зионноподобные потери», о которых уже говорилось в подраз­ деле 7.3.

Уменьшение потерь они непосредственно связывают с эффек­ том, происходящим при электрическом пробое в смеси Пеннин­ га. Смесь Пеннинга состоит из неона с небольшой примесью арго­

72

на, т. е. является обратной по отношению к смеси, исследованной в работе [31]. Добавление аргона к неону меняет действие возбуж­ дающих столкновений, переводя их из разряда «вредных» в разряд «полезных» для лавины. Это происходит потому, что потенциал возбуждения неона 16,6 эв чуть больше потенциала ионизации аргона 15,8 эв и возбужденный атом неона при столкновении с атомом аргона резонансным образом передает свою энергию по­ следнему, ионизуя его. Таким образом, акт возбуждения основного

газа в смеси Пеннинга сопровождается быстрой ионизацией при меси, т. е. размножением электронов, развитие лавины ускоряет­ ся и порог пробоя, следовательно, понижается.

Изложенные соображения, привлекаемые Смитом и Хотом и относящиеся к настоящей смеси Пеннинга, как нам кажется, ни­ как не могут объяснить эффекта, который они наблюдали в «об­ ратной» смеси аргона с примесью неона. В самом деле, эффектив­ ное сечение ионизации аргона электронным ударом значительно больше, чем сечение возбуждения неона (см. рис. 1 .8 ), а кроме того, в случае однопроцентной примеси концентрация аргона в 100 раз больше концентрации неона. Поэтому электрон, набрав­ ший под действием поля энергию выше 16,6 эв, с гораздо большей вероятностью просто ионизует аргон, чем возбудит неон. Следо­ вательно, двухступенчатый процесс — возбуждение неона с по­ следующей передачей возбуждения на ионизацию аргона — со­ вершенно не скажется на скорости ионизации и развитии лавины.

Безуспешность попыток найти адекватное объяснение резуль­ татам Смита и Хота привела к мысли воспроизвести их измерения и расширить программу экспериментов, что и было сделано в ра­ боте Б. Ф. Мульченко и автора [32]. Был исследован весь диапазон составов смеси аргона с неоном, от чистого аргона до чистого нео­ на, включая и настоящую смесь Пеннинга, а также рассмотрен пробой не только неодимовым, но и рубиновым лазером.

Условия опытов были выбраны близкими к тем, которые были у Смита и Хота, для того, чтобы облегчить сравнение с их резуль­ татами. Измерения порогов были сделаны при давлении смеси 6 •104 тор = 80 атм. Диффузионная длина в случае неодимового

73

Рис. 2.20. Пороги для смесей неона с аргоном [32]

лазера Л = 1,75-КГ3 см (диаметр фокуса 10~ 2 см), в случае ру­ бинового — Л = 2,6-10~ 3 см (диаметр 1,4-1(Г2 см). Методика приготовления смесей обеспечивала точность состава 0 ,1 %.

Результаты измерений представлены на рис. 2.20. Вывод Сми­ та и Хота о понижении порога аргона при добавлении малого ко­ личества неона в случае неодимового лазера полностью подтвер­ дился, но на длине волны рубинового лазера никакого подобного эффекта не наблюдалось: порог монотонно меняется от порога чистого аргона до порога чистого неона при изменении состава смеси.

Укажем сразу, что нам не удалось придумать удовлетворитель­ ного объяснения эффектам, возникающим при небольшой добавке

74 ‘

Смита и Хота. Зато результаты измерений [32] в настоящей смеси Пеннинга (неон с малой добавкой аргона) позволяют сде­ лать некоторые существенные заключения о роли ионизации воз­ бужденных атомов под действием самого лазерного излучения. Опыты показали, что небольшая примесь аргона к неону сильно снижает порог на частоте неодимового лазера и не сказывается на величине порога в случае рубинового. Это можно интерпретиро­ вать как результат большой вероятности ионизации возбужден­ ных атомов неона под действием излучения рубинового лазера, кванты которого сравнительно велики, и малой вероятности фото­ ионизации излучением неодимового лазера, когда требуется боль­ шее количество квантов. В первом случае эффект Пеннинга не ускоряет и так быстро идущего процесса ионизации возбужден­ ных атомов неона, а во втором случае производит сильное воздей­ ствие.

Заметим, что эффект Пеннинга, приводящий к «использованию» возбужденных атомов неона при добавке атомов аргона, включает­ ся как раз при тех добавках аргона в несколько процентов, при которых наблюдалось снижение порога на частоте неодимового лазера (см. рис. 2.20). Очевидно, эффект будет действенным, если время жизни возбужденного неона по отношению к иониза­ ции аргона тI не больше, чем время размножения, т. е. постойная

ных также подтверждают предположение о том, что на рубине происходит фотоионизация возбужденных атомов неона, а на не­ одиме нет. В чистом неоне на частоте неодимового лазера и при пороговом поле Е = 4-106 в/см время нарастания энергии электро­ на до потенциалов возбуждения или ионизации по формуле (1.9) оказывается равным те ж 3,6* 10- 1 1 сек, причем упругие и диффу­ зионные потери малы (частоты столкновений при 80 атм для раз­

«прорыва» через зону возбуждения мала, и «узким» местом, лими­ тирующим скорость размножения, являются неупругие потери. В случае рубинового лазера «узким» местом являются упругие

порог неминуемо должен был бы стать выше. То, что этого не про­

75

исходит, свидетельствует о малой роли неупругих потерь, т. е. о быстроте фотоионизации возбужденных атомов.

Подчеркнем, что приведенные прямые оценки дали такой ре­ зультат потому, что порог на частоте рубинового лазера оказал­ ся значительно меньше, чем на частоте неодимового. При неболь­ ших давлениях соотношение порогов обратное и подобное рас­ суждение могло бы и не привести к такому результату (пересече­ ние пороговых кривых для рубинового и неодимового лазеров при изменении давления наблюдалось и в [23]).

Е, б/см

Рис. 2.21. Пороги пробоя па­ ров ртути (1) и смесей Ne— Hg

(2) и Не—Hg (3) при неизмен­ ном давлении инертного газа

400 тор [33]

8.2. Другие смеси. В работе Э. Гернитца, Р. М. Миникаевой, В. Е. Мицука и В. А. Черникова [33] измерялись пороги для про­ боя паров ртути (см. также [13, 34, 35]) и смесей инертных газов с парами ртути. Опыты были сделаны с неодимовым лазером, длительность импульса 65 нсек, расходимость 1,5-10_3, диаметр фокуса 3,8 -10~ 3 см. Давление паров ртути менялось в диапазоне от 1 до 800 тор. На рис. 2.21 приведены пороги для чистых па­ ров и смесей Не — Hg, Ne — Hg с постоянным содержанием инертного газа, 400 тор. Из рис. 2.21 видно, как при увеличении содержания паров ртути в смеси пороги монотонно приближают­ ся к порогам для чистых паров. Эффект Пеннинга здесь, по-ви­ димому, не проявляется. При малых добавках ртути слишком ма­ ла вероятность атом-атомных столкновений из-за того, что давле­ ния низкие. При больших содержаниях ртути в смеси, видимо, более вероятна непосредственная ионизация атомов ртути элект­ ронами.

Чайн и Айсенор [36] (см. также [37]) исследовали эффект добавки в аргон молекул фреона CG12F2, обладающих сродством к электрону. Они обнаружили, что при давлении 2500 тор порог повышается, видимо, вследствие прилипания электронов к моле­ кулам. При низком давлении (300 тор) порог, наоборот, стано­ вится меньше, по-видимому, из-за ионизации самих молекул. При­

76

липание при столь низких давлениях происходит слишком мед­ ленно. Эффект добавок хлороформа в органические пары рас­ сматривал Адельман [38], добавки маленьких частиц в хлор — Хау [И].

9. Сверхкороткие (пикосекундные) импульсы

Особого внимания заслуживает явление пробоя плотных га­ зов сверхкороткими, но чрезвычайно мощными импульсами, которые удается создать на основе твердотельных лазеров путем применения метода самосинхронизации мод.

Длительности таких импульсов имеют порядок К)- 1 1 сек (их называют иногда пикосекундными в отличие от обычных гигант­ ских — наносекундных; 1 тек = 10-1 2 сек). Импульс может нести световую энергию порядка 0 , 1 дж и обладать огромной мощно­ стью порядка 1010 вт. При фокусировке такого импульса полу­ чаются световые потоки —1 0 14 вт/см2 и электрические поля в световой волне выше 1 0 8 в/см.

При воздействии на газы гигантских импульсов наносекундной длительности существует единственный способ выделить на опы­ те один из механизмов ионизации: варьировать давление газа. В сильно разреженных газах происходит многоквантовый фото­ эффект, в плотных развивается электронная лавина. Еще до поста­ новки первых опытов по пробою газов пикосекундными импульса­ ми Ф. В. Бункини А. М. Прохоров [39] указали на другой возмож­ ный путь экспериментального разделения основных механизмов ионизации — воздействовать на газ импульсами сильно различаю­ щейся длительности. Они показали, что в случае чрезвычайно ко­ ротких импульсов многоквантовый фотоэффект можно наблюдать

ив плотных газах.

Всамом деле, вероятность н-фотонной ионизации пропорцио­ нальна п-й степени светового потока: w — ASn, и если в объеме фокуса V находится = NaV атомов, то за время импульса t появится

электронов (конечно, при условии, что Ж г < Ж а). Обычно еще да­ леко не полную ионизацию регистрируют как «пробой», так что на пороге пробоя и в самом деле Лг 1<^;Жа. С другой стороны, скорость нарастания энергии электрона в поле пропорциональна S, время набора энергии, равной потенциалу ионизации, про­ порционально 1 /iS и в отсутствие потерь (а при очень больших по­ лях потери действительно несущественны) число поколений элект­ ронов, рождающихся в лавине за время импульса, пропорциональ­ но St. Ясно, что при больших п даже в случае плотного газа можно подобрать столь короткое время t, что, несмотря на большую ин­ тенсивность S, лавина не успеет развиться. Между тем фотоиони­ зация, которая пропорциональна высокой степени S, будет про­

77

исходить достаточно эффективно, и именно ею будет определяться порог для пробоя (для появления определенного числа электро­ нов ^V\).

Последующие опыты подтвердили этот качественный вывод. Впервые лазерная искра в воздухе, образованная серией следую­ щих друг за другом пикосекундных импульсов, наблюдалась в опытах С. Д. Кайтмазова, А. А. Медведева и А. М. Прохорова [401 (см. также [41]). Пороги для пробоя воздуха, азота и аргона оди­ ночным импульсом были измерены в работе Алкока и Ричардсо­ на [42]. Генератор, в котором использовалось неодимовое стекло

боя воздуха обычными гигантскими импульсами наносекундной длительности. На рис. 2.22, а показаны результаты измерений поро­ гов в аргоне и азоте в области давлений 500—6000 тор, т. е. в области, типичной для лавинного пробоя. Видно, что здесь зави­ симость от давления имеет еще такой же характер, как и для наносекундных импульсов. Авторы отмечают, что эти данные не противоречат лавинной теории [24], согласно которой пороговая

интенсивность должна быть приближенно обратно пропорциональ­ ной длительности импульса.

78

В широком диапазоне давлений пробой исследовался в работе И. К. Красюка, П. П. Пашинина и А. М. Прохорова [43], и здесь было обнаружено существование двух характерных режимов про­ боя, различающихся зависимостью порога от давления. В этих опытах использовался рубиновый лазер, длительность выделен­ ного одиночного импульса была 50 нсек, площадь сечения фокуса 3 •10_6 см2. Пробой регистрировался при помощи фотоумножите­ ля по появлению вспышки. Пороги для пробоя азота при давле­ ниях от 2 до 104 тор показаны на рис. 2.22, б. Отчетливо виден излом кривой при давлении р 0ж 360 тор. Излом, очевидно, сви­ детельствует о смене механизмов пробоя. При низких давлениях р < ро» по-видимому, осуществляется механизм непосредственной фотоионизации молекул в поле сильной световой волны. В пред­ положении, что за время импульса 5 •10- 1 1 сек происходит полная ионизация всех молекул в области фокуса, экспериментальная ве­ роятность фотоионизации получается равной обратной величине, т. е. 2-1010 сек-1. Расчет по формуле Келдыша дает значение 4,6* •101 1 сек-1. Авторы отмечают, что параметр у (см. раздел 3) в столь сильном поле, какое было в опытах, близок к 1 , т. е. выры­ вание электронов из молекул должно иметь промежуточный ха­ рактер между многоквантовым фотоэффектом и туннельным эф­ фектом.

В следующей работе тех же авторов [44] были измерены пороги в аргоне и гелии в широком диапазоне давления. Пробой также регистрировался по появлению вспышки. Результаты показаны на рис. 2.22 б. Также при некоторых значениях давлений появляют­ ся характерные изломы в кривой пороговой интенсивности. Но здесь смена механизмов происходит при гораздо более высоких давлениях, чем в азоте: р0~ 5 -103 тор. Пороговые интенсивности в области фотоионизации значительно ниже, чем в азоте, в особен­ ности в случае аргона (более чем на порядок). Параметр у здесь больше 1 , так что ионизация имеет характер многоквантового фо­ тоэффекта. Измеренные пороги для гелия неплохо согласуются с вычислениями Бебба и Голда (об этих расчетах речь пойдет в гл. 5), для аргона согласие хуже. При давлениях выше точки излома по­ роговая интенсивность изменяется примерно как 1 / р, что харак­ терно для лавинного пробоя. Сопоставление с порогами для напосекундной длительности показывает, что пороговая интенсив­ ность, грубо говоря, обратпо пропорциональна длительности.

Обратим внимание па различие результатов работ [43, 44] и [42] (см. рис. 2.22). Для азота зависимости от давления согласуют­ ся (в работе (42) исследовались давления только «за изломом»). Но порог в работе [42] раз в 5 выше, чем в [43]. Вероятно, дело в том, что импульс в первом случае (10 псек) в 5 раз короче. Это соответствует лавинной теории. Менее ясно обстоит дело с арго­ ном. Здесь согласно [44] при давлениях ниже 5000 тор порог не зависит от давления и равен примерно 1 0 13 вт/смг, тогда как со­ гласно (42) порог продолжает быстро расти при уменьшении дав­

79

Особенно заметна независимость порога пробоя от давления газа при тех давлениях, которые соответствуют области действия многофотонной ионизации (см. рис. 2.22,6). Это обстоятельство ка­ жется весьма странным. Ведь при фотоэлектрической регистрации пробоя, как это было в опытах [43, 44], факт «пробоя», казалось бы, должен соответствовать появлению более или менее опреде­ ленного количества электронов, а не определенной степени иони­ зации газа.

Если это действительно так, то согласно формуле (2.1) пороговая интенсивность S должна зависеть от давления (плот­ ности) газа как S — рх>п и эта, пусть даже очень слабая, зависи­ мость должна была бы проявиться на опыте при исследовании столь широкого диапазона давлений, как в [43, 44].

Чрезвычайно слабо зависит от давления порог пробоя аргона и азота и на второй гармонике рубина, хотя в этом случае показа­ тель степени i/n вдвое больше. Измерения были сделаны И. К. Красюком и П. П. Пашининым [59]. Длительность импульса составляла 30—50 тек, площадь фокуса 1,4-10- 5 см2. Факт пробоя регистрировался визуально, по появлению вспышки. При изме­ нении давления от 400 до 4500 тор, т~ е. в 11 раз, порог для про­ боя аргона практически не изменился и был равным 5-1011 вт/см2, порог в азоте, по-видимому, немного снизился, от 3,5-10й до 2,8-Ю11 вт/см2. По сравнению с первой гармоникой порог стал ниже в 20 раз для аргона и в 300 раз для азота. В работе [43] отмечается, что причина слабой зависимости S (р), возможно, связана с тем, что происходит полная ионизация газа, но вопрос все же остается без должного ответа.

Дьюхарст, Перст и Рэмсден 160], работая с пикосекундными импульсами неодимового лазера, обнаружили излом на кривой зависимости порога в азоте, а в других газах не обнаружили. Дальнейшее исследование искры, образованной пикосекундными импульсами [45], показало, что при фокусировании излучения длиннофокусной линзой с / = 15 см в кружок с диаметром d =

когда он составлял 1,5 -1014 вт/см2 [43].

Авторы связывают такую зависимость от диаметра с влиянием эффекта самофокусировки при пробое. Явление самофокусировки лазерного излучения привлекалось для объяснения эксперимен­ тальных данных по лазерной искре и в работах [46, 47]. Вопрос

80