Содержание к диссертации
Введение
Глава I. Получение и исследование оптических разрядов 8
1.1. Оптические разряды при различных режимах работы лазера и способах.фокусировки его излучения 8
1.2. Результаты исследования оптических раз рядов 15
Выводы к главе I 20
Глава 2. Особенности аксжоннои фокусировки лазерного из лучения 21
2.1. Сравнение процесса фокусировки сферической и конической линзами 2Г
2.2. Расчет интенсивности в каустике аксикона конической формы 26
2.3. Оптимизация условии фокусировки аксиконом 35
2.4. Оценка размеров протяженных лазерных искр при аксиконной фокусировке лазерного из лучения ... 48
2.5. О возможности программирования последовательности пробоя отдельных участков на
оси фокусировки аксикона 49
Выводы к главе 2 52
Глава 3. Экспериментальная установка 53
3.1. Функциональная схема установки 53
3.2. Мощный лазер 56
3.3. Зондирующий лазер 62
3.4. Система синхронизации 73
Выводы к главе 3 81
Глава 4.. Динамика и элжтрофизика протяженных лазерных искр 82
4.1. Определение длины лазерных искр при различных параметрах лазерного импульса и фокусирую щего аксикона 82
4.2. Электронно-оптическая регистрация процесса оптического пробоя с наносекундным временным разрешением 89
4.3. Динамика развития оптического пробоя и структура лазерных искр ЮЗ
4.4. Электрофизические свойства протяженных ла зерных искр П9
Выводы к главе 4 129
Глава 5. Обсуждение результатов 131
5.1. Зависимость длины лазерной искры от пара метров лазерного импульса и фокусирующего аксикона 131
5.2. Время формирования лазерной искры 137
5.3. Газодинамика протяженных лазерных искр 143
5.4. Электропроводность канала искры и перспективы использования протяженных лазерных искр для коммутации разрядных промежутков 154
Выводы к главе 5 166
Заключение 168
Литература
- Результаты исследования оптических раз рядов
- Расчет интенсивности в каустике аксикона конической формы
- Зондирующий лазер
- Электронно-оптическая регистрация процесса оптического пробоя с наносекундным временным разрешением
Введение к работе
Бурное развитие физики оптического пробоя стимулируется как интересными физическими явлениями, возникающими в процессе пробоя, так и многочисленными применениями оптических разрядов. В литературе имеются предложения использовать лазерные искры в управляемом термоядерном синтезе для получения высокотемпературной плазмы [і] и для транспортировки пучков заряженных частиц к термоядерной мишени [2-4] , для создания в атмосфере лазерно-плаз-менных антенн и волноводов [б] , для коммутации электродов [б] , в качестве активной среды плазменного лазера [7] и для дистанционного контроля химического состава газовой смеси [в].
Одной из важных областей использования оптических разрядов является коммутация разрядных промежутков. Для разработки высоковольтных быстродействующих коммутаторов необходимо формировать сплошные лазерные искры значительной длины (десятки сантиметров и более) ., Однако обычно длинные лазерные искры имеют дискретную структуру, в которой отдельные точечные очаги пробоя чередуются с областями нейтрального газа [9].
Известно несколько попыток получения сплошных протяженных оптических разрядов. В [ю]использован для этой цели режим медленного горения оптического разряда, позволяющий за 5 мс сформировать разряд длиной 20 см. Оптический разряд примерно такой же длины создан за 10 мкс фокусированием излучения на мишень [її]. Однако эти методы не позволяют осуществить быструю коммутацию и получить высокопроводящие каналы разряда, поскольку за время формирования первоначально возникшие области сильно остывают. Следует также отметить, что вопрос о наличии сплошного канала в подобных разрядах остается открытым, так как никакого их электрофизического исследования не проводилось.
Более быстрое формирование сплошного оптического разряда на
- 5 -отрезке значительной длины может быть достигнуто при фокусировании лазерного излучения наносекундной длительности таким образом, чтобы обеспечить подвод излучения к области пробоя сбоку. Это дает возможность устранить взаимодействие лазерного излучения с уже возникшими очагами пробоя, приводящее к искажению электромагнитного поля в зоне фокусировки и дискретизации длинных лазерных искр.
Б качестве таких фокусирующих элементов могут быть использованы цилиндрические JI2*] и конические [із] линзы (аксиконы). Использование аксиконов представляется более перспективным, поскольку длина лазерной искры при фокусировке аксиконом не ограничивается диаметром лазерного луча.
Б настоящее время известно всего несколько работ, посвященных созданию более или менее протяженных лазерных искр с помощью аксиконной фокусировки [?ДЗ] . Для них характерно следующее:
а) эксперименты проводились с инертными газами,
б) давление газов было существенно выше атмосферного для об
легчения оптического пробоя, а в [7І для этой цели проводилась
предварительная ионизация газа ультрафиолетовым излучением вспо
могательного разряда,
в) предположение о наличии сплошного канала в таких разря
дах основывалось только на виде интегральных по времени фотогра
фий искр,
г) динамика развития разряда и электрофизические свойства
его канала не исследовались.
Вопрос о возможности получения сплошного оптического пробоя в воздухе атмосферного давления остался открытым. А ведь воздушные разрядники наиболее просты конструктивно и в эксплуатации. Следует подчеркнуть необходимость комплексного подхода к изучению нового объекта — лазерной искры в каустике аксикона, поскольку электрофизические параметры ее канала должны определяться процес-
- 6.-
сами формирования и развития пробоя, а также газодинамикой и структурой разряда.
Из вышеизложенного вытекает актуальность проведения исследования протяженного оптического пробоя в каустике аксикон-ных фокусирующих элементов и выяснения возможности получения сплошных протяженных лазерных искр в молекулярных газах при атмосферном давлении.
В связи с этим цель работы можно сформулировать следующим образом: получение протяженных лазерных искр в воздухе атмосферного давления с помощью аксиконной фокусировки лазерного излучения, исследование их структуры, закономерностей развития и электрофизических свойств.
Достижение этой цели требует решения следующих задач.
Анализ особенностей фокусировки лазерного излучения аксиконами и возможностей оптимизации условий фокусировки.
Создание экспериментальной установки для получения протяженных лазерных искр и диагностической аппаратуры для их исследования.
Исследование динамики развития оптического пробоя в каустике аксикона с наносекундным временным разрешением.
Изучение электрофизических свойств протяженных лазерных искр.
Изучение закономерностей формирования сплошного канала лазерной искры в воздухе.
диссертация состоит из пяти глав, введения и заключения.
В первой главе дан краткий обзор способов получения оптических разрядов в газах и результатов их исследования.
Во второй главе проведен анализ фокусировки лазерного излучения аксиконами конического и коноидного типов, выведены формулы для расчета интенсивности лазерного излучения после фокусировки
аксиконом, сформулированы условия и методы оптимизации фокусировки, проведены оценки размеров лазерных искр в зависимости от характеристик лазерного излучения и фокусирующего аксикона.
В третьей главе описана экспериментальная установка для получения протяженных лазерных искр.
Четвертая глава посвящена динамике и электрофизике протяженных лазерных искр. Исследование проводилось фотографическими, электронно-оптическими, лазерными и электротехническими методами.
Б пятой главе обсуждаются результаты экспериментального исследования и кратко изложены преимущества и перспективы использования протяженных сплошных лазерных искр для коммутации электродов.
В заключении сформулированы выводы по материалу работы»
Автор выносит на зашиту:
методику оптимизации профиля аксиконных .фокусирующих элементов для достижения равномерного распределения интенсивности лазерного излучения вдоль оси фокусировки и сокращения времени формирования протяженного оптического пробоя,
методику прогнозирования длины протяженных лазерных искр по известным параметрам лазерного импульса и аксикона с учетом качества изготовления последнего,
результаты исследования динамики формирования и развития протяженного оптического пробоя в воздухе при фокусировке лазерного излучения аксиконом,
- результаты измерения электрофизических свойств канала протяженной лазерной искры при аксиконной фокусировке лазерного излучения.
Результаты исследования оптических раз рядов
Сначала рассмотрим экспериментальные данные по точечным лазерным искрам. Сразу после оптического пробоя атмосферного воз-духа температура в горячей центральной зоне достигает 4«10й -- 3 10 К [46-50], а концентрация электронов 2-5 «ICr см" 3(51-54] .
Затем горячая область расширяется со скоростями ty Ю см/с навстречу лазерному лучу и J 5-10 см/с в перпендикулярном направлении [4б], быстро охлаждаясь. Внутри лазерной искры в воздухе обнаружены значительные градиенты плотности во время действия лазерного излучения (30-65 не от момента пробоя) 70].
Примерно через 200 не после пробоя происходит отрыв ударной волны от горячей зоны [56]. После этого размеры светящейся зоны начинают определяться конкурентней процессов ее расішірения и интенсивной рекомбинации на ее границе. По данным [57] в интервале времени от 1,5 мке до 60 мке поперечный размер плазменной области с высокой концентрацией электронов уменьшается примерно в 2 раза (максимальная концентрация электронов в центре при этом падает с 2»Ю18 см "3 до 3«Ю16 см""3).
Характерное время свечения точечных лазерных искр составляет 100 мке, а газодинамическая релаксация в области пробоя длится на порядок дольше.
Электрофизическое исследование точечных лазерных искр проводилось в [57-60J с помощью электродов, помещаемых на различных расстояниях друг от друга и от центра лазерной искры. Регистрировались осциллограммы разрядного тока и напряжения на электродах одновременно с теневыми фотографиями искр. Установлено, что ток возникает при контакте поверхности электродов с высокотемпературной областью (каналом) лазерно-искрового разряда. Ударная волна, распространяющаяся впереди канала, не коммутирует электроды.
Электрический разряд при наличии лазерной искры может происходить при напряжениях на 2-3 порядка ниже напряжения самопробоя межэлектродного зазора. Минимальное напряжение разряда через лазерную искру при расстоянии между электродами 5,5 мм равнялось 30 В. Сопротивление этого промежутка менялось от 0,5 до 0,07 Ом. Энергия конденсаторной батареи составляла 0,045-450 Дж, а энерговыделение лазерного излучения в искре 0,1-0,6 Дж. Таким образом, диссипация энергии электрического тока в лазерной искре могла быть существенной, что и замечено авторами по дополнительному ускорению ударной волны при напряжениях на электродах более I кВ. Установлено, что при напряжениях свыше 300 В около половины запасенной в конденсаторе энергии диссипируется в плазме лазерной искры (от 2 до 200 Дж).
Вольтамперные характеристики разряда через точечную лазерную искру свидетельствуют в пользу развития самостоятельного разряда с разогревом катода (типа дуги).
Разряд через две сливающиеся точечные лазерные искры изучался в б0], где показано, что коммутация электродов соответствует моменту слияния горячих областей (каналов) отдельных искр, а сопротивление разрядного промежутка хорошо согласуется с величиной сопротивления разряда через одну искру.
Длинные дискретные лазерные искры исследовались электрофизическими методами в [б1,б]. В первой из этих работ лазерная искра создавалась внутри коаксиального разрядника, заполненного воздухом при атмосферном давлении.Конденсаторная батарея 0,25 мкФ заряжалась до 50 кВ, запасенная энергия ( и300 Дж) значительно превышала энерговклад лазерного импульса в искру. Максимальная длина пробиваемого промежутка составляла 17 см, при этом расстоянии минимальное пробойное напряжение (через лазерную искру) равнялось 18 кВ. При уменьшении длины промежутка до 10 см значение порогового напряжения пробоя сохранялось, а при незначительном её увеличении резко возрастало до напряжений выше 50 кВ. При напряжении 35 кВ погонное сопротивление плазмы разряда составляло КГ2 Ом/ом. Диаметр токопроводящего канала неизвестен; если принять за него диаметр светящейся области разряда, который в соответствии с фотографиями из обсуждаемой работы составлял около I см, получаем среднюю проводимость канала 1,3-КР Ом . м , что соответствует проводимости канала электрической искры в воздухе [ 62]. Обнаружены, кроме того, три стадии процесса: оптический пробой в межэлектродном промежутке в виде дискретной лазерной искры, пауза длительностью 2-128 мкс, после которой происходит электрический пробой промежутка по следу лазерной искры.
В в близких к [бі] экспериментальных условиях изучалась зависимость пробивного напряжения промежутка с длинной дискретной лазерной искрой от его длины. Обнаружено, что в области плотного расположения отдельных точечных лазерных искр (3-4 на I см) пороговое пробойное поле составляет 250 В/см, а в разреженной части (0,3 искры на I см) порог пробоя резко повышается. Плотная часть длинной лазерной искры, несмотря на свою дискретность, может быть по своим свойствам приравнена к сформированному электрическому лидеру.
Расчет интенсивности в каустике аксикона конической формы
Для сравнения в третьей строке приведены те же величины для сферических линз, у которых максимальный угол наклона фокусируемых лучей к оси соответствует аксиконному, т.е. равен о ч о, гдеП =1,5 - коэффициент преломления материала фокусирующего элемента (рис. 2.2).
Видно, что фокусировка аксиконом обеспечивает в 50-500 раз меньшие интенсивности, чем применение соответствующей сферической линзы, за счет удлинения каустики.
Распределение интенсивности вдоль фокального отрезка при фокусировке гауссовского лазерного пучка коническим аксиконом рассчитано в [vo]. Оно получилось, как и следовало ожидать, резко неравномерным. Для компенсации этой неравномерности авторы предлагают распололшть перед аксиконом отрицательную сферическую линзу, увеличивая расходимость исходного пучка. Такая оптическая система несколько сглаживает распределение, но все равно максимальная и минимальная интенсивности на оси фокусировки отличаются почти на порядок.
Профилированный аксикон коноидного типа с образующей преломляющей поверхности вида где п - толщина аксикона, /\ - радиус аксикона, Z - расстояние от оси, Эб - подгоночный параметр, позволяет улучшить равномерность распределения интенсивности по фокальному отрезку, но однородной интенсивности достигнуть не удается [7IJ .
Постоянную интенсивность сфокусированного излучения на коротком отрезке + удается получить небольшой корректировкой сферической линзы при условии Т " То где Го Фокусное расстояние линзы [72J. Однако такой фокусирующий элемент не обеспечивает бокового подвода энергии лазерного излучения к области пробоя и создает превышение интенсивности над пороговой лишь в небольшой области.
Таким образом, задача нахождения профиля преломляющей поверхности аксикона, обеспечивающего постоянную интенсивность по всей длине оси фокусировки, в цитированных работах не решена,
Воспользуемся интегралом Кирхгофа-Френеля [73], считая, что лазерное излучение с плоским фронтом и амплитудой поля \] 0 проходит через отверстие А, в которое вставлен аксикон (рис. 2.3). Тогда поле в точке D будет равно где (А) _ поверхность волнового фронта падающей волны, натянутая на отверстие Л в экране, S оптический ход от элемента Ыи) до точки, в которой ищется возмущение поля и(р).
Для нахождения %S к геометрическому пути следует прибавить разность хода, возникающую в аксиконе за счет различия коэффициентов преломления его материала и окружающей среды: функция п(ч описывает форму образующей преломляющей поверхности аксикона. В предположении "E Z получаем оптический ход в виде: где U - угол между Ъ и % , Учтем распределение амплитуды поля 1/ и интенсивности J L в исходном лазерном пучке:
Сопоставление полученных результатов (2.18) для пучков с различными N можно провести только после нормирования интенсивности в исходном лазерном луче, падающем на аксикон. В самом деле, если использовать в (2.II) для всех значений /у одно и то же ±о , получим распределения интенсивности, показанные на рис. 2.4 пунктиром, и мощность импульса Из анализа формулы (2.20) можно видеть, что, как и следовало ожидать, интенсивность лазерного излучения вдоль оси фокусировки линейно возрастает в случае конического аксикона и постоянной по радиусу интенсивности исходного пучка от нуля до максимального значения, достигаемого при Z &р. Если же интенсивность исходного пучка спадает при движении к его периферии по гауссовскому или гипергауссовскому закону, интенсивность тлеет максимум в точке 0 2? Zq , зависящей от значения параметра гауссовости N , причем с возрастанием N точка максимальной интенсивности приближается к Zp .
Зондирующий лазер
Генератор типа "г" имел резонатор, свернутый в спираль для уменьшения габаритов и селекции продольных мод на дисперсионных призмах, все элементы внутри резонатора имели брюсте-ровские поверхности, что сильно снизило френелевские потери и увеличило время жизни фотона в резонаторе и общую длительность импульса. Проведенные испытания показали, что этот тип задающего генератора давал одночастотный моноимпульс хорошего качества, большой энергии (fv» 150 мДж) и длительности ( vI00 не на полувысоте), но был сложен в юстировке, поскольку его необходимо настраивать на излучении с близкой к рабочей длинсй волны, т.е. в инфракрасном диапазоне, что требует применения визуализа-торов ИК-излучения.
По результатам испытаний был выбран и в дальнейшем использовался генератор со схемой "в", обеспечивающий генерацию моноимпульса на одной поперечной и небольшом количестве продольных мод с расходимостью излучению v 3»10 рад, энергией 60 мДж и длительностью на полувысоте 50 не. Вмонтированный в него котировочный гелий-неоновый лазер позволял легко осуществлять юстировку резонатора и ориентацию генератора как целого относительно усилительной системы с помощью юстировочного столика.Все элементы показали большую долговечность. Быстро выходило из строя "глухое" зеркало 6,которое пришлось поместить в герметичный контейнер с брюстеровским окном и силикагелевым патроном.Герметизи-рованное зеркало работало без повреждений 1-2 года, в случае прогорания его поворачивали на угол \» 10 и использовали снова.
В целом испытания показали правильность расчетных данных. Исключение составили расчетные величины времени задержки Тд , которые в действительности оказались в 2-3 раза меньше. Это связано, по-видимому, с наличием пропускания электрооптического затвора в закрытом состоянии, повышающего начальную плотность фотонов в резонаторе [ 81]. В случае медленного включения добротности (пассивный модулятор) L были значительно выше, чем приведенные в таблице (несколько микросекунд).
В связи с тем, что задающий генератор мощного лазера в основном работал в режиме пассивной модуляции добротности, электрооптический затвор с блоком управления будут описаны ниже ( 3.3)
При разработке усилительной системы мощного лазера использованы стандартные активные элементы (первый размер - диаметр, второй - длина) 30x320 мм и 45x630 мм с 85 торцами в четырех-ламповых осветительных головках (в первом случае - лампы ИШ-8000, а во втором - ШІ-20.000).
При согласовании выхода генератора с апертурой первого усилителя возникают некоторые специфические трудности, связанные г с возникновением в ближней зоне генератора на расстоянии х Гл кольцеобразной структуры луча, причиной появления которой является дифракция на селектирующей диафрастде. Поэтому при использовании естественной расходимости первый усилительный каскад необходимо располагать не ближе расстояния t ? генератора (обычно to 4-8 м ,, поскольку апертура резонатора OL 1-2 мм).
Телескоп, расположенный от генератора на расстоянии меньше и обладающий увеличением Г, отобразит эту кольцевую структуру луча вплоть до расстояний Гг о » неприемлемо. В связи с этим телескоп надо размещать так, чтобы в переднем фокусе его первой линзы было уже достаточно гладкое распределение интенсивности луча в поперечном сечении, то есть расстояние от диафрагмы генератора до первой линзы телескопа (или пространственного фильтра) должно быть больше {0 + -fi ( S4 - фокус первой линзы).
Оптическая схема лазера приведена на рис. 3.3. Импульс задающего генератора отражается от плоских зеркал 3j, З2, проходя расстояние, превышающее to +J4 » где L =1,25 м - фокусное расстояние сферического зеркала 3 , составляющего вместе с диафрагмой Д пространственный фильтр. Все остальные зеркала 3 -3g -плоские. Усилители УІ-УЗ имеют активные элементы диаметром 30 мм а У4, У5 - 45 мм. Линзы ЛІ и Л2 составляют телескоп, буквой А обозначен аксикон. Кюветы с красителем КІ, К2 служат для предотвращения самовозбуждения системы. Все активные элементы изготовлены из фосфатного стекла ГЛС-22.
Через зеркало 3j часть излучения проходит на запуск лазерного разрядника ЛР, управляющего работой ЭОК.
Все элементы оптической схемы лазера смонтированы на столе размером 1,5 х 4 м. Лазер генерирует моноимпульс длительностью на полувысоте 50 не с энергией до 100 Дж в обычном режиме и до 150 Дж при форсированной накачке. Расходимость излучения 3 10 радиан, частота работы І раз в 5 минут. Внешний вид лазера показан на рис. 3.4.
Электронно-оптическая регистрация процесса оптического пробоя с наносекундным временным разрешением
Оптическая схема экспериментов с фотографированием сплошных лазерных искр приведена на рис. 4.1 [79, 87"] . Излучение лазера I ответвлялось пластиной 4 через линзу II в калориметр 6 для контроля энергии импульса. Два одинаковых аксикона 2 и 3 осуществляли фокусировку лазерного пучка для пробоя воздуха вдоль фокального отрезка 10 и коллимирование излучения, прошедшего через область фокусировки, для ввода через линзу 5 в калориметр 7.
Перед аксиконом 2 в ходе экспериментов устанавливались светофильтры 8 для регулирования энергии лазерного импульса без изменения накачки лазерных активных элементов.
Регистрирующая аппаратура 9 устанавливалась сбоку на расстоянии 0,5-2 м от искры. Это могли быть фотоаппарат и электронно-оптическая камера (ЭОК) в режиме кадровой съемки или временной линейной развертки. Здесь же устанавливалась телевизионная камера. Сигнал с нее воспроизводился на мониторе и записывался видеомагнитофоном, имеющим режим "стоп-кадр". Б этом режиме осуществлялось измерение длины искры и оперативный контроль отсутствия разрывов в ней.
Все аксиконы, использовавшиеся в экспериментах, предварительно проверялись на стенде контроля, оптическая схема которого приведена на рис. 4.2а [88]. Он состоял из одномодового гелий-неонового лазера, расширителя пучка ЛІ, Д2 , диафрагмы Д и микроскопа М. Аксикон А помещался в пучок лазерного излу Рис.4.I. Оптическая схема эксперимента по измерению длины лазерной искры в зависимости от энергии лазерного импульса. и юстировался с помощью микроскопа М до получения по всей длине фокального отрезка минимального диаметра кружка рассеяния.
Измерение поперечного размера каустики проводилось перемещением микроскопа по всей ее длине. На рис. 4.26 показаны результаты измерения области фокусировки нескольких аксиконов с прелотлляющими углаш о( =5, 10 и 15 (расходимость излучения гелий-неонового лазера после расширения телескопом была 3-Ю" 4, то есть такой же, как у неодимового лазера, использовавшегося в экспериментах по получению сплошных лазерных искр). Через %к обозначен дифракционный радиус кружка рассеяния, полученный в 2.2 (формула (2.21)) для фокусировки параллельного лазерного пучка идеальным коническим аксиконом.
Можно отметить следующие особенности приведенных зависимостей.
1. Поперечный размер каустики реального аксикона возрастает по мере удаления от него примерно в полтора раза, в то время как по формуле (2.21) он постоянен. Это может быть связано как с конечной расходимостью реального лазерного луча, так и с аберрациями реального аксикона.
2. Величина поперечного размера каустики реальных аксико-нов Чр близка к минимально возможной дифракционной величине % , превышая ее примерно в 2 раза, что свидетельствует о достаточно хорошем качестве аксиконов.
3. Результатами 2.2 можно пользоваться для оценок условий пробоя в реальных экспериментах только при условии их корректировки по результатам измерений кружка рассеяния используемого аксикона.
Некоторые из полученных интегральных по времени фотографий протяженных лазерных искр показаны на рис. 4.3. Длина про - Л2 А
Для сопоставления этих результатов с расчетными данными из 2.4 необходимо определить профиль интенсивности в ближней зоне исходного лазерного пучка. Этот эксперимент был проведен нами по методике, изложенной в f89]; в лазерный пучок помещалась стопка кусочков лавсановой пленки с алюминиевым напылением. По отпечаткам на последовательных слоях пленки строился профиль интенсивности в пучке (рис. 4,4). Он получился близким к гипергауссовскому с N =5.
Можно ожидать, что область максимальной интенсивности лазерного излучения будет соответствовать области наиболее яркого свечения оптического разряда. Действительно, из фотографий искры на рис. 4.3 и графика распределения интенсивности лазерного излучения по оси фокусировки (рис. 2.5) для Д/ =5 следует, что эти области удовлетворительно совмещаются и находятся на расстоянии примерно 0,7 j? от аксикона.
Для аксикона с углом оС =23 экспериментально получен порог пробоя 17 Дж, для Ы =18- 20 Дж, для Ы =15 - 25 Дж, для oi =s Ю - 42 Дж (при длительности лазерного импульса 50 не и диаметре пучка 4,4 см). При пороговом значении энергии пробой имеет вид светящейся точки. Превышение энергии над порогом вызывает рост длины лазерной искры как к аксикону, так и от него. Графики зависимости длины пробоя от энергии лазерного импульса и сопоставление их с расчетными данными будут приведены в главе 5.
