Мелников Газовые лазеры с ядерной накачкой 2008

Молекулярные ионы A2+ образуются в результате ионной конверсии:

причем константы скорости этого процесса для всех ионов инертных газов отличаются незначительно и составляют kic = (0,6-3,5)× ×10-31 см6/с при температуре газа Tg = 300 К.

В результате рекомбинационных процессов (2.6) и (2.7) первоначально образуются высоковозбужденные состояния атома, которые стабилизируются за счет соударений с третьей частицей (электроном или атомом). Дальнейшая релаксация возбужденных состояний происходит в результате столкновений с плазменными электронами, атомами газа и за счет спонтанного распада. Особое место среди рекомбинационных процессов занимает реакция диссоциативной рекомбинации (2.8), которая при высоком давлении часто является не только основным процессом нейтрализации заряженных частиц, но и одним из главных каналов образования возбужденных частиц, в том числе в верхних лазерных состояниях. В случае диссоциативной рекомбинации энергия связи рекомбинирующего электрона преобразуется в кинетическую энергию разлета атомов.

Значения констант скоростей рекомбинационных процессов существенно отличаются и зависят, в первую очередь, от температуры электронов Te. Для процессов рекомбинации (2.6) и (2.7) ато-

марных ионов A+ константы скоростей равняются: для ударнорадиационной рекомбинации kcr = 4·10-9 Te-4,5 см6/с (Te в градусах

Кельвина) для любых атомарных ионов инертных газов; для тройной рекомбинации ktr ≈ (0,5-30)·10-22 ·Te-2,5 см6/с (Te в градусах Кельвина) для A = Xe, Kr, Ar, Ne, He.

Константы скорости процесса диссоциативной рекомбинации (2.8) для молекулярных ионов инертных газов приведены в табл. 2.8 [61]. Зависимость kdr от электронной температуры существенно более слабая, чем для kcr и ktr, поэтому при увеличении Te влияние диссоциативной рекомбинации на процесс нейтрализации плазмы резко возрастает.

Для определенности рассмотрим аргоновую плазму и оценим характерные времена плазменных процессов при q ≈ 0,01-5 кВт/см3, которые имеют место при работе газовых ЛЯН. При атмо-

61

сферном давлении аргона Te ≈ 0,5-2,0 эВ; ne ≈ 5·1012-2·1014 см-3 и

ζ ≈ 2·10-7-7·10-5. Сравнение характерных времен рекомбинационных процессов τcr = (kcrne2)-1 ≈ 1 с, τtr = (ktrne[Ar])-1 ≈ 0,3 c ([Ar] = 2,7·1019

см-3 – концентрация атомов Ar), а также характерного времени процесса ионной конверсии τic = (kic[Ar]2)-1 ≈ 5·10-9 с и характерного

времени диссоциативной рекомбинации τdr = (kdrne)-1 ≈ 1·10-7-2·10-6 с показывает, что в рассматриваемой аргоновой плазме нейтрали-

зация заряженных частиц осуществляется исключительно по каналу диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов.

Таблица 2.8. Константы скоростей процессов диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов инертных газов c электронами (Te в градусах Кельвина) [61]

Такое же заключение можно сделать для плазмы на основе Ne, Kr и Xe. Для гелиевой плазмы, во-первых, константа kdr на дватри порядка ниже, во-вторых, процесс термализации электронов происходит более эффективно и, соответственно, электронная температура существенно меньше. В этом случае нельзя полностью пренебрегать рекомбинационными процессами (2.6), (2.7) с участием атомарных ионов He+.

Уравнения баланса заряженных частиц в плазме для рассмотренных выше условий без учета рекомбинационных процессов (2.6) и (2.7) можно записать следующим образом:

где [A+] и [A2+] – концентрации атомарных и молекулярных ионов,

f+ = q/wi – скорость образования ионов (wi – энергетическая цена образования пары ион-электрон). Для уравнения (2.10) решение имеет простой вид:

62

которое получено при условии, что [A+] = 0 при t = 0.

В плазме газовых ЛЯН характерные времена всех основных плазменных процессов существенно меньше длительности импульса возбуждения (минимальная длительность реакторного импульса

~ 50 мкс), поэтому при q ≈ 0,01-5 кВт/см3 в плазме за время порядка (f+kdr)-1/2 ≈ 5·10-8-2·10-6 с устанавливается квазистационарный ре-

жим. Концентрации электронов и ионов можно найти из решения уравнений (2.10)-(2.12), если приравнять нулю значения производных:

Характеристики рассматриваемой плазмы существенно зависят от безразмерного параметра S, введение которого позволяет провести удобную классификацию условий возбуждения [40]. При так называемом «слабом» возбуждении выполняется условие S >> 1, и из выражений (2.14) получаем:

Отметим, что в случае «слабого» возбуждения нестационарная система уравнений (4.10)-(2.12) имеет аналитическое решение:

Для условий, в которых изучались газовые ЛЯН атмосферного давления на импульсных реакторах, имеет место «слабое» возбуждение (S > 103), поэтому для оценочных расчетов характеристик плазмы можно использовать соотношение (2.15). Справедливость (2.15) подтверждена, например, в экспериментах [62], где была измерена концентрация электронов при возбуждении неона (рNe = 0,24 атм) протонным пучком с энергией 20 МэВ в диапазоне q ≈ 2 10-5- 5 10-2 Вт/см3 (S > 104).

Уравнения баланса (2.10)-(2.12) записаны в предположении, что нейтрализация заряженных частиц происходит исключительно за счет диссоциативной рекомбинации молекулярных ионов. Это предположение основано на оценках скоростей рекомбинационных процессов, причем предполагалось, что значения Te известны и для газовых ЛЯН составляют 0,5-2,0 эВ.

Для определения Te необходимо рассмотреть баланс энергии плазменных электронов. Этот вопрос довольно подробно рассмотрен, например, в работе [40], где выполнен анализ основных процессов, приводящих к установлению некоторой средней энергии

плазменных электронов εe . Таких процессов четыре: а) образование в интервале 0 < εe < Im электронов со средней энергией Im/2, превышающей εe ; б) диссоциативная рекомбинация, в результате

которой исчезают наиболее медленные электроны; в) неупругие электрон-атомные процессы возбуждения атомов; г) упругие элек- трон-атомные соударения. В результате первых двух процессов электроны нагреваются, а за счет двух последних – охлаждаются.

Для области «слабого» возбуждения (S >> 1) уравнение баланса энергии электронов имеет вид [40]:

64

тивной рекомбинации при Te = 300 K). Безразмерная константа C

равна 0,015; 0,03; 0,053; 0,06 соответственно для Ne, Ar, Kr и Xe.

При больших значениях Z >> 1 уравнение (2.20) упрощается, так как в этом случае F(Z) << 1 (таблица 2.9):

ne =[A2+ ] (S >> 1) следует, что значения g = Te/Im для Ne, Ar, Kr и

Xe отличаются незначительно и находятся в диапазоне 0,14-0,17. В

частности, расчет для Ar (C = 0,03; Im ≈ 11,5 эВ) дает g ≈ 0,16 и

Te ≈ 2,2·104 К.

Из приведенных результатов следует, что в случае «слабого» возбуждения при ζ << 10-4 баланс энергии электронов и Te почти не зависят от ζ. По мнению авторов работы [40], это объясняется тем, что при увеличении давления газа происходит резкий спад функции распределения электронов в области εe > Im и, следовательно, снижается доля плазменных электронов, расходующих свою энергию на возбуждение атомов.

65

Расчет параметров плазмы для газовых смесей ЛЯН

Выше были рассмотрены основные плазменные процессы, происходящие в однокомпонентной газовой среде. Активной средой газовых ЛЯН чаще всего являются двойные смеси A-B, где A – буферный газ с высоким потенциалом ионизации и возбуждения, B – лазерная примесь с более низким потенциалом ионизации и возбуждения. Схема основных плазменных процессов в двойной смеси показана на рис.2.15.

Основными каналами передачи энергии от ионов и атомов буферного газа А атомам примеси В являются: процесс перезарядки

А+( A2+ ) + B → (B+)* + A(2A), реакция Пеннинга A* + B → (B+)* +A+ e

(если энергия возбужденного атома A* выше потенциала ионизации атома В) или передача возбуждения A* + B → B* + A.

В плазме высокого давления основным видом ионов являются молекулярные ионы A2+ , B2+ , AB+, которые образуются в резуль-

тате тройных процессов A+(B+) + 2A(A,B) → A2+ ( B2+ ,AB+) + A. Нейтрализация плазмы происходит в результате рекомбинационных процессов, среди которых в зависимости от конкретных условий могут преобладать либо процессы тройной рекомбинации атомарных ионов A+(B+) + 2e(e,A) → A*(B*) + e(A), либо процессы диссо-

циативной рекомбинации A2+ ( B2+ ,AB+) + e → A*(B*) +A(B,A).

Рис.2.15. Схема основных плазменных процессов в двойной смеси A-B

66

Для расчета параметров плазмы и далее лазерных характеристик используют кинетические модели, представляющих собой баланс скоростей образования и распада отдельных компонент плазмы. В некоторых моделях количество учитываемых плазмохимических реакций достигает нескольких сотен. Для адекватного описания совокупности плазменных процессов, имеющих отношение к расчету характеристик конкретного лазера, в случае, например, двойных смесей вполне достаточно использовать 10-15 основных процессов. В связи с этим для расчетов иногда целесообразно применять так называемые «малые» модели, в которые включены лишь основные плазменные процессы. Ниже в качестве примера приведены результаты расчета параметров плазмы для ЛЯН на смесях He-Xe и Ar-Xe при использовании «малых» моделей [63].

Расчеты концентраций электронов, ионов и электронной температуры в зависимости от парциального давления Xe выполнены для экспериментальных условий [64,65], в которых исследовались ЛЯН на смесях He-Xe и Ar-Xe, возбуждаемые осколками деления урана при длительности нейтронного импульса 4 мс. Удельная мощность накачки в максимуме нейтронного импульса при рHe = 2 атм и рAr = 0,5 атм составляла около 20 Вт/см3. Плазменные процессы, которые были включены в кинетические модели, приведены в табл. 2.10 и 2.11 [63].

Таблица 2.10. Основные плазменные процессы в смеси He-Xe

Примечание: Константы скоростей процессов приведены при Tg = 300 K, температура электронов Te – в градусах Кельвина.

67

Таблица 2.11. Основные плазменные процессы в смеси Ar-Xe

Примечание: Константы скоростей процессов приведены при Tg = 300 K, температура электронов Te – в градусах Кельвина.

Эти процессы выбраны в результате предварительного анализа характерных времен нескольких десятков плазмохимических реакций с участием атомарных и молекулярных ионов инертных газов, а также возбужденных атомов и молекул. Кинетические уравнения были дополнены уравнениями баланса электронной энергии.

Характерные времена всех плазменных процессов существенно меньше длительностей импульсов накачки, поэтому в плазме устанавливается квазистационарный режим. Результаты расчетов концентраций ионов, электронов и температуры электронов для смесей He-Xe и Ar-Xe в максимуме нейтронного импульса приведены на рис.2.16. С ростом парциального давления Xe происходит изменение ионного состава плазмы: снижаются концентрации ато-

марных ионов и молекулярных ионов буферного газа ( He+2 , Ar2+ ), а

концентрация молекулярных ионов Xe+2 увеличивается. Низкая

концентрация гетероядерных ионов ArXe+ (рис.2.16,б) объясняется их эффективным разрушением в результате соударений с атомами

68