Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Экспериментальное и теоретическое исследование газовых сред, содержащих молекулы СО и возбуждаемых электрическим разрядом 13
1.1. Генерационные характеристики электроразрядных криогенных СО лазеров 13
1.2. Кинетические процессы в газовых средах, содержащих молекулы СО 16
1.2.1.1 Метод исследования - измерение спонтанного излучения 17
1.2.2. Метод исследования - измерение коэффициента усиления слабого сигнала активной среды СО лазеров 20
1.3. Обертонный криогенный электроионизационный СО лазер 24
1.4. Электроразрядные СО лазеры со сверхзвуковым охлаждением активной среды 28
1.5. Роль кислорода в активной среде электроразрядных СО лазеров и разряд в смесях с большим содержанием молекул Ог 30
Выводы к Главе 1 34
Глава 2. Экспериментальные установки и методики измерений параметров активной среды . 37
2.1. Электроионизационные лазерные установки. 37
2.2. Непрерывный криогенный СО лазер низкого давления 40
2.2.1. Конструкция непрерывного криогенного СО лазера с прокачкой газовой смеси 40
2.2.2. Спектрально-энергетические характеристики непрерывного криогенного СО лазера 41
2.3. Методики измерения характеристик лазерного излучения 45
Выводы к Главе 2 46
Глава 3. Восстановление инверсной населенности на колебательно-вращательных переходах импульсного СО лазера 47
3.1. Оптическая схема и методика измерения времени восстановления инверсной населенности 48
3.2. Измерение оптических потерь селективного резонатора с двукратной модуляцией добротности 50
3.3. Измерение времени восстановления инверсной населенности и сравнение с теоретическими расчетами 52
Выводы к Главе 3 58
Глава 4. Динамика коэффициента усиления слабого сигнала на высоких колебательных переходах молекулы СО 59
4.1. Динамика коэффициента усиления слабого сигнала электроионизационного СО лазера на обертонных колебательных переходах 60
4.1.1. Оптическая схема и методика измерения 60
4.1.2. Результаты измерения 62
4.1.3. Сравнение экспериментальных результатов с теоретическими 65
4.1.4. КПД обертонного электроионизационного СО лазера 68
4.2. Динамика коэффициента усиления слабого сигнала электроионизационного СО лазера на высоких основных колебательных переходах 69
4.2.1. Оптическая схема и методика измерения 69
4.2.2. Неоднородность коэффициента усиления слабого сигнала по сечению электроионизационного СО лазерного усилителя 71
4.2.3. Динамика коэффициента усиления слабого сигнала в газовой смеси СО:Не 72
4.2.4. Динамика коэффициента усиления слабого сигнала в азотосодержащей смеси 79
4.2.5. Сравнение экспериментальной динамики коэффициента усиления слабого сигнала с теоретической 84
4.2.6. Характеристики кислородосодержащих газовых смесей, возбуждаемых электроионизационным разрядом 88
4.2.6.1. Стабилизация электроионизационного разряда 88
4.2.6.2. Динамика коэффициента усиления слабого сигнала 92
4.2.6.3. Электроионизационный СО лазер на кислородосодержащих газовых смесях 100
4.3. Сравнение динамики коэффициента усиления слабого сигнала на основных и обертонных переходах 104
4.4 Роль динамики коэффициента усиления слабого сигнала в сверхзвуковом электроразрядном СО лазере 106
Выводы к Главе 4 108
Глава 5. Многочастотное лазерное зондирование активных сред СО:Не, CO:N2 и СО:Ог в импульсном СО лазерном усилителе 110
5.1. Динамика температуры активной среды 110
5.2. Динамика населенности колебательных уровней молекул СО 118
Выводы к Главе 5 121
Заключение 122
Приложение (теоретическая модель электроразрядного СО лазера) 125
Список сокращений 134'
Литература 135
Список публикаций с участием автора 144
- Кинетические процессы в газовых средах, содержащих молекулы СО
- Непрерывный криогенный СО лазер низкого давления
- Измерение оптических потерь селективного резонатора с двукратной модуляцией добротности
- Оптическая схема и методика измерения
Введение к работе
Среди молекулярных лазеров, действующих в средней инфракрасной области спектра, лазеры на окиси углерода (Patel 1964, Соболев 1973, Mann 1976, Данилычев 1977, Ионин 1984, Алейников 1990, Ионин 1993, 2005, Ionin 1995, 2000, 2007а) выделяются высокой эффективностью и широким диапазоном перестройки частоты излучения. В активной среде (АС) СО лазера инверсная населенность возникает на большом количестве колебательно-вращательных переходов. Одним из эффективных методов накачки АС электроразрядного СО лазера является электроионизационный (ЭИ) метод (Басов 1974), сущность которого заключается в том, что проводимость газа создается и контролируется при помощи внешнего источника ионизации, например, электронного пучка. При ЭИ методе накачки энергия свободных электронов, которую они приобретают в электрическом поле, наиболее эффективным образом (-80%) передается на нижние колебательные уровни молекул СО и азота (Schulz 1973). Заселение более высоких колебательных уровней молекул СО происходит путем колебательно-колебательного (VV) обмена энергией между ними (Treanor 1968). Применение ЭИ метода накачки АС СО лазера в сочетании с ее охлаждением до температур 100 К позволило достигнуть эффективности преобразования энергии накачки в энергию когерентного излучения -50- 60% (Mann 1976, Dymshits 1994).
Спектр излучения СО лазера, который действует на фундаментальных (основных) колебательно-вращательных переходах, т.е. с изменением номера колебательного уровня на единицу (V— V-1), лежит в диапазоне длин волн от 4.7 мкм, колебательная полоса 1— 0, (Wu 1991) до -8.2 мкм, колебательная полоса 37-»36 (Yardley 1970). Вместе с тем, электроразрядный СО лазер может работать и на переходах первого колебательного обертона (V— V-2) молекулы СО (Bergman 1977, Басов 1978). В настоящее время генерация излучения обертонного СО лазера получена на -400 колебательно-вращательных переходах в диапазоне длин волн от -2.5 мкм (полоса 6-Й) до 4.2 мкм (полоса 38—»36) (Басов 2000а, Ь, с, Bachem 1993). Повышенный интерес к обертонному СО лазеру связан с тем, что его спектральный диапазон перекрывает "окно прозрачности" атмосферы (спектральная область с малым поглощением) в диапазоне от 3.3 мкм до 4.1 мкм (Межерис 1987, Бузыкин 2001), что позволяет транспортировать лазерное излучение в атмосфере с минимальными потерями. Кроме того, множество спектральных линий обертонного СО лазера совпадает с линиями поглощения как простых веществ, так и органических соединений (Бузыкин 2002), что дает возможность использовать излучение обертонного СО лазера в лазерной химии и лазерной спектроскопии.
Следует отметить, что генерация излучения обертонного СО лазера с длиной волны более 3 мкм происходит на высоких (V 15) колебательно-вращательных переходах (Басов 2000с). На таких высоких переходах начинают проявляться процессы многоквантового колебательного обмена (МКО) (Гордиец 1971, Dillon 1972, Биллинг 1989), которые оказывают влияние на формирование и релаксацию колебательной функции распределения в АС СО лазера.
Авторы указанных работ показали, что когда вероятность обмена т-квантами CO(v)+CO(u) - CO(v-m)+CO(u+m) (1)
приближается к единице, в соответствие с общими принципами квантовой механики становятся существенными процессы обмена т+1 квантами. Как следует из работы (Биллинг 1989), константы скорости (КС) процессов (1) с пт=2, 3 примерно равны КС одноквантовых процессов в диапазоне V l 0+30.
Развитие теоретической модели кинетики АС электроразрядных СО лазеров с учетом МКО осуществлено в работе (Конев, 1994). Были произведены сравнения результатов расчетов по моделям одноквантового колебательного обмена (ОКО) и МКО не только стационарных -колебательных функций распределения (КФР) молекул СО, но и динамики их установления и релаксации при импульсном возбуждении. Было показано, что стационарные КФР4 слабо зависят от выбора модели W-обмена. Поэтому представляют интерес те эксперименты, в которых можно было бы обнаружить существенные отличия между двумя моделями. Одним из таких экспериментов, смоделированным в указанной работе, является измерение временной зависимости восстановления коэффициента усиления слабого сигнала (КУСС) методом двойного резонанса (Brechignac 1975, 1978а). В этом эксперименте впервые были получены КС квазирезонансного двухквантового обмена (Brechignac 1978а). Оказалось, что рассчитанная для условий этого эксперимента длительность процесса восстановления КУСС после короткого возмущения при V=24, 25 по модели ОКО в 5+7 раз короче, чем по модели МКО (Конев, 1994). Однако, необходимо отметить, что в экспериментах, описанных в (Brechignac 1975, 1978а), использовалась АС СО лазера с непрерывной накачкой разрядом постоянного тока. Поэтому восстановление КУСС, а, следовательно, инверсной населенности (ИН), в ней происходит как за счет VV-обмена, так и за счет процесса накачки. Как было отмечено в работе (Анохин 1972) для детального исследования именно VV обмена в АС СО лазеров необходимо измерять времена восстановления ИН в послесвечении импульсного электрического разряда в широком диапазоне экспериментальных условий на большом количестве отдельных колебательно-вращательных переходов. Таких исследований до начала экспериментов по теме диссертационной работы проведено не было. В работе (Конев, 1994) было также показано, что рассчитанные для условий импульсного возбуждения КУСС обертонных переходов криогенного СО лазера могут отличаться на 30-М0% для V 30 в зависимости от выбора модели W-обмена. Исследование генерационных характеристик импульсного обертонного СО лазера (Басов 2000а, Ь, с) показало, что спектрально-энергетические характеристики такого лазера значительно лучше описываются с помощью модели МКО, чем ОКО. Однако, экспериментально измеренные временные характеристики лазерного излучения отличаются от их расчетных значений. В качестве одного из выводов этих работ отмечалось, что сопоставление экспериментальных и расчетных данных указывает на необходимость уточнения кинетической модели активной среды СО лазера с привлечением процессов МКО на высокорасположенных колебательных уровнях.
Существенным шагом вперед на пути исследования кинетических процессов, происходящих в АС электроразрядных СО лазеров является переход от сопоставления расчетных и измеренных генерационных характеристик таких лазеров к сравнению непосредственно их коэффициента усиления. Это позволяет, как существенно упростить теоретическое моделирование, так и уменьшить число измеряемых параметров в эксперименте.
Кроме того, характерные времена формирования ИН, а, следовательно, и КУСС, очень важны для быстропроточных СО лазеров как с поперечной прокачкой активной среды (Bergman 1977 Klosterman 1979, Горшков 1989, Головин 1996, Александров 1997, McCord 2004), так и с продольной (Смит 1976, Шарков 1977, Kodama 1998), поскольку их нужно учитывать при разработке конструкции таких лазеров. Таким образом, возникает необходимость в исследовании временной динамики усиления в АС СО лазера в различных экспериментальных условиях, в частности, характерных, для СО лазеров с быстрой прокачкой активной среды. Причем, наиболее важные из этих условий (удельный энерговклад, плотность и состав газовой смеси) можно промоделировать на импульсной ЭИ СО лазерной установке со стационарным криогенным охлаждением активной среды.
В СО лазере зависимость КУСС от температуры играет особенно существенную роль (Patel, 1966). Известно, что трудно измерять температуру газа непосредственно в области электрического разряда (Дорош 1975). В работе (Басов 1983а) для измерений временной зависимости температуры АС в условиях электрического разряда был использован тот факт, что вращательная температура возбужденных состояний молекул СО сравнивается с поступательной температурой за время менее 1 не (Дунчич 1986). Временная эволюция вращательной температуры газа рассчитывалась по динамике КУСС на трех вращательных переходах одной колебательной полосы, которая измерялась с помощью непрерывного СО лазера низкого давления, использовавшегося в качестве частотно-селективного зондирующего лазера. Однако, при использовании такой методики десяти процентная точность измерения КУСС приводит к высокой (-200 К) погрешности определения температуры газа (Вязовецкий 1990). Для увеличения точности, как следует из (Вязовецкий 1990), необходимо увеличивать число зондируемых переходов в несколько раз, т. е. развить метод многочастотного зондирования АС ЭИ СО лазера.
Температура газа также является важным фактором, влияющим на пороговое значение содержания синглетного кислорода в кислород-йодных лазерах как химических (Benard 1979, Юрышев 1996), так и электроразрядных (Ionin 2002, 2007b). Электроразрядный генератор синглетного кислорода может быть создан на основе ЭИ разряда. Как было показано в наших работах [10 -12 ] ЭИ разряд в кислороде стабилизируется при помощи добавления небольшого количества окиси углерода. Этот факт открывает возможность детектирования динамики температуры в кислородных смесях с накачкой в ЭИ разряде при помощи многочастотного зондирования излучением непрерывного СО лазера.
Целью диссертационной работы является экспериментальное исследование динамики
КУСС на высоких (V 15) основных (V— V-1) и обертонных (V— V-2) переходах молекул СО, возбужденных в импульсном ЭИ разряде в широком диапазоне экспериментальных условий, для обоснования теории много квантового колебательного обмена; получения информации о характерных временах формирования и жизни инверсной населенности, необходимой для оптимизации работы быстро проточных электроразрядных СО лазеров; а также измерения временной зависимости температуры газовых сред, содержащих возбужденные молекулы СО, методом многочастотного лазерного зондирования, в том числе в смесях с большим содержанием кислорода, разряд в которых стабилизирован небольшими добавками молекул СО.
Для достижения поставленной цели решались следующие задачи:
1. Измерение степени восстановления ИН в АС импульсного ЭИ СО лазера по отношению энергии второго импульса к энергии первого в режиме двойной модуляции добротности резонатора (МДР), с помощью разработанной автором оптической схемы, позволяющей независимо регулировать как спектральный состав лазерного излучения, так и его временные характеристики. Сравнение результатов экспериментов с результатами теоретических расчетов, выполненных на основе моделей ОКО и МКО.
2. Исследование динамики КУСС на колебательно-вращательных переходах, включая высокие (V 15), основной и обертонной полос молекулы СО в АС импульсного ЭИ СО лазера в широком диапазоне экспериментальных условий методом изменяемых внутрирезонаторных потерь (ИВП) и при помощи зондирования АС излучением непрерывного СО лазера. Разработка конструкции и создание непрерывного криогенного СО лазера низкого давления с накачкой в разряде постоянного тока (РПТ) и медленной прокачкой газовой смеси для получения селективной генерации на основных переходах в диапазоне от 4.9 мкм (полоса 6— 5) до 7.6 мкм (полоса 32—»31). Сравнение результатов экспериментов с результатами теоретических расчетов, выполненных на основе модели МКО.
3. Усовершенствование метода многочастотного лазерного зондирования применительно к АС импульсного ЭИ СО усилителя с помощью излучения непрерывного селективного СО лазера и исследование динамики температуры и населенности колебательных уровней молекул СО в таких АС, включая кислородосодержащие смеси с высоким (до 95%) содержанием Ог.
Все излагаемые в данной работе экспериментальные результаты получены лично автором или при непосредственном участии автора. Экспериментальное исследование проводилось на криогенных ЭИ лазерных установках в лаборатории Газовых лазеров Отделения Квантовой Радиофизики (ОКРФ) Физического Института им. П.Н. Лебедева Российской Академии наук (ФИАН, г. Москва) в рамках совместного экспериментально-теоретического исследования кинетических процессов, происходящих в АС ЭИ СО лазера. Теоретические расчеты были проведены в ГНЦ РФ Троицком Институте инновационных и термоядерных исследований (ТРИНИТИ, г.Троицк, Моск. обл.) профессором доктором физ.-мат. наук А.П. Напартовичем и кандидатами физ.-мат. наук А.К. Курносовым И.В. Кочетовым,и С.Л. Шныревым совместно с профессором доктором физ.-мат. наук Коневым Ю.Б. (Институт высоких температур РАН). Научная новизна диссертационной работы заключается в следующем:
1. Разработан метод двойной МДР в селективном ЭИ СО лазере для исследования кинетики обмена колебательными квантами молекул СО. Измерено время восстановления инверсной населенности на выделенных колебательно-вращательных переходах колебательных полос от 5—»4 до 33—»32, включительно. На основе сравнения полученных экспериментальных результатов с теоретически рассчитанными, выполненными на основе моделей МКО и ОКО, показано, что только модель МКО позволяет адекватно описать результаты проведенного эксперимента.
2. Измерена временная зависимость нарастания (передний фронт) КУСС на высоких обертонных переходах ЭИ СО лазера от 20—»18 до 36—»34 для смесей СО:Не и CO:N2 при различных удельных энерговкладах с помощью метода ИВП на временах до 0,5 мс после начала импульса накачки. Подтверждена необходимость использования модели МКО, включающей процессы несимметричного W обмена, для теоретического описания характеристик импульсного ЭИ СО лазера на высоких обертонных переходах. 3. Измерена временная зависимость КУСС на высоких 15 V 32 основных колебательно вращательных переходах молекулы СО в ЭИ лазерном усилителе на временах существования ИН ( 10"2 с) в широком диапазоне экспериментальных условий с помощью специально разработанного и созданного непрерывного селективного СО лазера. На основе сравнения экспериментально полученных временных зависимостей КУСС с результатами расчетов, выполненных на основе моделей МКО, произведена оценка локального удельного энерговклада в различные газовые смеси ЭИ лазерного СО усилителя.
4. Применительно к АС импульсного ЭИ СО усилителя усовершенствован метод многочастотного лазерного зондирования, что позволило значительно увеличить точность измерения временной зависимости температуры АС и населенностей колебательных уровней молекул СО. На основе этого метода при зондировании излучением пробного непрерывного СО лазера на 10 колебательно-вращательных переходах измерена временная зависимость температуры после импульса ЭИ разряда с точностью 34-6 % в смесях СО:Не, CO:N2 и СО:Ог.
5. Осуществлена стабилизация ЭИ разряда в кислороде за счет небольших добавок молекул СО или Нг, что позволило повысить удельный энерговклад в кислород в десятки раз. Получена генерация в криогенном СО лазере на смесях с большим (до 95%) содержанием Ог и измерена динамика КУСС в такой АС.
В диссертации автор защищает следующие положения:
1. Время восстановления инверсной населенности на колебательных переходах основной полосы от 5—»4 до 33-»32, измеренное при помощи метода двойной МДР в селективном ЭИ СО лазере составляет 1.8 6.3 мкс в зависимости от экспериментальных условий. Как свидетельствует сравнение полученных экспериментальных результатов с теоретически рассчитанными на основе моделей МКО и ОКО, именно модель МКО наиболее адекватно описывает экспериментальные данные.
2. В импульсном ЭИ СО лазерном усилителе время жизни ИН на колебательно вращательных переходах молекулы СО составляет несколько миллисекунд в зависимости от экспериментальных условий. Максимальное значение КУСС в обертонной полосе достигает 0.43 м 1 (переход 33-»31). Локальный удельный энерговклад может быть определен на основесравнения экспериментально полученных временных зависимостей КУСС для основных иобертонных переходов с результатами расчетов на основе модели МКО. Зависимость максимального значения КУСС от номера колебательного уровня на высоких, вплоть до 38-»36, обертонных переходах в азотных смесях подтверждает существование несимметричного W -обмена между молекулами N2 и СО.
3. При увеличении доли кислорода X в смесях СО:Не:02=1:4 максимум КУСС Gmax на низких (6 V 13) основных переходах возрастает за счет роста населенности на соответствующих колебательных уровнях. На переходе 10— 9 Р(15) при Х=2.0 Значение Стугіах " раза больше, чем для смеси без кислорода (Х=0). Время существования инверсной населенности при увеличении X сокращается. Эффективность генерации ЭИ СО лазера с кислородосодержащей газовой смесью на основных переходах достигает 47%.
4. Увеличение точности измерения до 3 6 % временной зависимости температуры АС и населенностей колебательных уровней молекул СО, возбуждаемых импульсным ЭИ разрядом, достигается за счет использования метода многочастотного лазерного зондирования АС излучением пробного непрерывного СО лазера на 10 колебательно-вращательных переходах. Метод позволяет измерить динамику температуры на временах до 1 мс в смесях СО:Не и CO:N2 (начальная температура Т 100 К), а также в кислородосодержащих смесях (начальная температура Т 100 К и 300 К), ЭИ разряд в которых стабилизирован за счет небольших ( l-i-10%) добавок окиси углерода.
Все перечисленные в защищаемых положениях результаты получены впервые.
Практическая значимость диссертационной работы заключается в том, что результаты экспериментального исследования кинетических процессов, происходящих в активной среде импульсного ЭИ СО лазера, действующего на высоких (V 15) колебательно-вращательных переходах молекулы СО могут быть использованы для оптимизации работы быстро проточных (в т. ч. сверхзвуковых) СО лазеров на обертонных и высоких основных переходах, позволили проверить полную кинетическую модель импульсного электроразрядного СО лазера. Кроме этого данные результаты продемонстрировали возможность дистанционного измерения временной зависимости температуры в газовых средах, содержащих окись углерода и возбуждаемых импульсным разрядом, а также возможность генерации СО лазера на смесях с большим (до 90%) содержанием кислорода в том числе на смеси СО: Воздух.
Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения.
Во Введении обоснована цель работы, ее новизна, практическая значимость и сформулированы защищаемые положения.
Кинетические процессы в газовых средах, содержащих молекулы СО
Практически сразу с получением генерации на колебательно-вращательных переходах молекулы СО (Patel 1964) появились работы по математическому моделированию активной среды (АС) СО лазеров (Patel 1966, Sharma 1966, Treanor 1968). Однако, это моделирование столкнулось с достаточно большими трудностями (Гордиец 1971, Jeffersl971a, Rich 1971, Caledonia 1971, Center 1971, Hancock 1971, Yardlay 1971, Abraham 1972, Rockwood 1973, Lacina 1973), т. к. AC CO лазера является существенно многоуровневой системой и не может быть сведена к 2-х, 3-х или 4-х уровневой модели (Legay 1970, Соболев 1973). Для описания работы СО лазера необходимо детальное понимание кинетических процессов, происходящих в его АС. Нужно знать константы скоростей (КС) процессов колебательно-колебательного (W) обмена между молекулами газовой смеси, КС процессов колебательно-поступательной (VT) релаксации молекул СО при соударении друг с другом, с молекулами N2, с атомами Не или Аг, вероятности спонтанных переходов колебательно-возбужденных молекул окиси углерода, КС возбуждения колебательных уровней молекул АС электронным ударом, ншрины линий колебательно-вращательных переходов молекулы СО и т.д. При этом КС перечисленных процессов должны быть известны в достаточно большом температурном диапазоне (от 50К до 500К) и для номеров колебательных уровней (V) вплоть до -50.
Первые сравнения результатов расчета выходных параметров электроразрядных СО лазеров, полученных в теоретических работах, с экспериментальными данными показали, что при строгом учете условий эксперимента достигается неплохое количественное согласие теоретических и экспериментальных величин КПД и удельной энергии излучения - но только для СО лазеров, работающих при глубоком охлаждении активной среды (Lacina 1975, Басов 1976). Значения КПД, полученные при комнатной температуре газа значительно уступают теоретическим (Басов 1974, Center 1975), и вообще КПД оказывается значительно более чувствительным к температуре активной среды, чем это предсказывают указанные выше теоретические работы. Но труднее всего поддаются объяснению спектральные характеристики электроразрядных СО лазеров с высокой плотностью AC (N 0,3 Амага). Наблюдаемые спектры, как правило, располагаются на одну-две колебательных полосы выше теоретических и, кроме того, обладают более сложной структурой, а интенсивность излучения на некоторых колебательно-вращательных переходах оказывается аномально слабой (Boness 1975, Басов 1982).
Теоретическая модель электроразрядного СО лазера разрабатывалась и в ФИАНе (Басов 1976, 1983а, Долинина 1978,1983, Ораевский 1978, Сучков 1979, Второва 1980, Булавин 1981, Басов 1984b). В работе (Басов 1984b) подробно описана математическая модель ЭИ СО лазера, основанная на самосогласованном решении уравнений колебательной кинетики и кинетического уравнения Больцмана для функции распределения электронов по энергии. При сравнении рассчитанных энергий и КПД генерации ЭИ СО лазера с экспериментальными из (Басов 1980а) было получено хорошее количественное согласие (Булавин 1981) для чистого СО. В то же время совпадение расчетной и экспериментальной формы импульса генерации (Долинина 1983) оказалось осуществимо лишь при уменьшении КС W-обмена из (Hancock 1971, Witting 1972) в 4-5 раз.
В работе (Ионин 1982) экспериментально и теоретически исследовались генерационные характеристики ЭИ СО лазера на азотосодержащих смесях. Было получено хорошее согласие по энергии излучения, спектру и форме импульса генерации при условии, что в теории 25% энергии разряда идет на нагрев АС. Однако, при больших удельных энерговкладах (350 Дж/л Амага и более) форма импульса генерации в эксперименте существенно отличалась от теоретической. Кроме этого было обнаружено, что такие расчетные выходные параметры ЭИ СО лазера, как КПД, энергия, спектр, практически не зависят от выбора КС W-обмена.
Внимание авторов работ (Долинина 1978, Ораевский 1978, Сучков 1979, Второва 1980, Конев 1983) было обращено в первую очередь на поиски причин, снижающих КПД реального СО лазера по сравнению с расчетным. Было высказано предположение, что падение КПД определяется наличием в активной среде молекул и радикалов, имеющих колебательный квант меньший, чем у молекулы С О . В предшествующих теоретических работах присутствие этих молекул не учитывалось, так как полагалось, что угарный газ состоит только из молекул С12016, а химический состав газовой смеси неизменен. Такими молекулами и радикалами, как присутствующими в АС изначально, так и появившимися в результате плазмо-химических реакций в разряде, могут быть С О , С О , NO, NO2, CN, СО2 и др. Влияние их присутствия в АС на энергетические характеристики, СО-лазера1 определяется тем, что в соответствии с принципом детального равновесия в квазиравновесном случае колебательная температура примесных молекул оказывается выше, чем основной (С О ), а средний запас колебательной энергии на уровнях этих молекул может заметно превысить средний запас колебательной энергии по ансамблю молекул С О . Перераспределение энергии накачки в пользу примесных молекул должно естественно привести к снижению уровня возбуждения молекул С12016, к падению коэффициента усиления на их колебательно-вращательных переходах и снижению КПД СО лазера. В (Долинина 1978, Второва 1980) на основе системы кинетических уравнений, расширенной в соответствии с реальным изотопным составом угарного газа, было исследовано влияние этого состава на энергетические характеристики лазера и показано (рис. 1.1), что учет присутствия в угарном газе 1,1 % молекул С13016 (Второва 1980) приводит к снижению расчетного значения КПД и, следовательно, лучшему согласию с экспериментом. Экспериментальным подтверждением данного вывода явились результаты исследований генерации импульсных ЭИ (Ананьев 1987а) и отпаянных непрерывных СО лазеров с возбуждением в разряде постоянного тока (РПТ) (Масычев 1982, Масычев 1983) на смеси изотопов окиси углерода.
Непрерывный криогенный СО лазер низкого давления
Для измерения КУСС в АС импульсного ЭИ лазерного усилителя, содержащей молекулы СО, возникла необходимость в создании перестраиваемого по частоте непрерывного криогенного СО лазера. Основные требования, которые предъявлялись к лазеру - максимальная простота конструкции, стабильность рабочих параметров, возможность частотно-селективной генерации как на основных переходах, так и, по возможности, на обертонных переходах молекулы СО. В качестве прототипа был выбран непрерьшный СО лазер низкого давления с накачкой разрядом постоянного тока (РПТ) с медленной прокачкой активной газовой смеси и ее диффузионным охлаждением жидким азотом (Urban 1991).
Схема конструкции непрерывного криогенного СО лазера представлена на рис. 2.5. Трубка из термостойкого кварца 2 длиной 1.2 м с внутренним диаметром 18 мм и толщиной стенки 2.5 мм была размещена в открытой кювете 1 из мелкопористого пенопласта в которую заливался жидкий азот. Охлаждаемая длина трубки при этом составляла 0.95 м. Рабочая газовая смесь готовилась следующим образом. Из предварительно заполненных мягких полиэтиленовых емкостей осуществлялся отбор газовых компонентов смеси: Не, СО, N2, воздух. Давление во всех емкостях поддерживалось равным 1 атм. При помощи кранов-натекателей 9 осуществлялась подача газовых компонент в смесительный ресивер 7. Из ресивера через азотную ловушку 6, служащую для вымораживания паров воды и других примесей, содержащихся в исходных газах, смесь поступала в кварцевую трубку 2 и после ее прохождения удалялась форвакуумным насосом с регулируемой скоростью откачки.
Разрядная цепь состояла из источника постоянного высокого напряжения, подключенного через балластный резистор 10 сопротивлением 820 кОм к аноду 4. Катод 5 был подключен к общей шине источника питания через миллиамперметр 11, служащий для измерения текущих значений разрядного тока. Напряжение на аноде разрядной трубки измерялось электростатическим киловольтметром 12. На торцах разрядной трубки располагались брюстеровские окна 3 из СдИРг- Разряд постоянного тока поддерживался с помощью блока питания от промышленного СО-лазера ИЛГН-704. Необходимая мощности накачки P„=U I менялась в результате изменения тока разряда I (в диапазоне от 4 до 20 мА) и напряжения U. Напряжение газового разряда лежало в диапазоне U=9-15 кВ.
Для исследования энергетических и спектральных характеристик лазера была использована оптическая схема, представленная на рисунке 2.6. Частотно-селективный лазерный резонатор длиной 1.5 м состоял из сферического полностью отражающего зеркала 3 и дифракционной решетки (ДР) 4 (150 штрихов на мм, угол блеска -26). Коэффициент отражения ДР в автоколлимационном режиме для диапазона длин волн от 4.8 до 7.5 мкм составлял 90%.
Оптическая схема эксперимента для исследования спектрально-энергетических характеристик непрерывного СО лазера. 1 - активная среда, 2 - плоскопараллельные пластины из CaF2, 3 - «глухое» зеркало резонатора, 4 - дифракционная решетка, 5 - He-Ne лазер и, 6 и 7 - плоские полностью отражающие зеркала, 8 и 15 -полностью отражающие сферические зеркала, 9 - измеритель мощности, 10 - полупроводниковый лазер, 11 -шкала, 12 - поворотный столик, 13 - плоское зеркало, 14 - плоское частично отражающее зеркало, 16 -спектрограф.
Вывод излучения из резонатора осуществлялся в нулевой порядок ДР. С помощью зеркал 6, 7, 8 лазерное излучение от ДР направлялось в измеритель мощности 9. Для контроля угла поворота ДР 4 и соответствующей ему длины волны излучения непрерывного СО лазера использовались полупроводниковый лазер (ПЛ) 10, шкала 11, расположенная на расстоянии 3.5 м от ДР 4, и плоское зеркало 13, закрепленное на поворотном столике 12. Методика контроля заключалась в следующем: выбирались три порядка отраженного от ДР 4 излучения He-Ne лазер 10, например, девятый, десятый и одиннадцатый, которые поочередно направлялись вдоль оси резонатора назад на зеркало 3. При этом на шкале 11 четко фиксировались положения луча от ПЛ 10, отраженного от зеркала 13, которые соответствовали трем точным реперным значениям длин волн ( ,1=5.6952, Я-2=6.328 и А,з=6.9608 мкм). Зависимость положения луча ПЛ 10 на шкале 11 от длины волны в промежутках между реперными точками пересчитывалась по известным уравнениям ДР (Hard 1970). Для проверки приведенной выше методики определения длины волны генерации непрерывного СО лазера по шкале 12, излучение лазера направлялось в инфракрасный спектрограф 16 (ИКС-31, разрешающая способность 18000, &k=3.7- 10"4 мкм).
Для случая свободной (неселективной по частоте) генерации была проведена оптимизация выходной мощности лазера путем подбора выходного зеркала резонатора с различными коэффициентами отражения. В этих экспериментах лазерный резонатор длиной 1,5 м состоял из выходного плоского частично отражающего зеркала и из сферического полностью отражающего зеркала (радиус кривизны г = 5 м). Коэффициенты отражения использовавшихся выходных зеркал R имели следующие значения: 93%, 75%, 45% и 30% для диапазона длин волн А, 4,5-7,0 мкм. Оптимальным оказалось зеркало с коэффициентом отражения R 75%. В неселективном режиме лазер позволял получить мощность генерации на основных переходах -30 Вт при КПД-21%.
Была проведена оптимизация селективного режима генерации лазера по давлению р газовой смеси, ее составу и мощности накачки Р„ с целью получения максимально широкого диапазона перестройки по длине волны генерации. Оптимальными оказались следующие значения данных параметров: р 10 Торр, состав газовой смеси He:CO:N2 .02 = 7.10:1.30:0.58:0.02, Рн 100 Вт. Последующие эксперименты проводились при указанных параметрах.
Селективная генерация была получена на более чем 200-х переходах молекулы СО основных колебательных полос от 6—»5 (Х 5.0 мкм) до 32—»31 (Я 7.5 мкм) с мощностью до 1,5 Вт (Х 5.2 мкм) на 6-8 вращательных компонентах в каждой. На рис. 2.7. представлена мощность генерации Р СО лазера на самых высоких колебательно-вращательных переходах в зависимости от длины волны X для диапазона 6.4-7.6 мкм.
Для рассматриваемого спектрального диапазона (рис. 2.7) практически каждой колебательно-вращательной компоненте лазерного спектра соответствует пара колебательно-вращательных переходов из соседних колебательных полосах, имеющих близкие значения длин волн. В ряде таких случаев спектральное разрешение используемого селективного лазерного резонатора не позволяло получить генерацию на одном колебательно-вращательном переходе. Однако, такие почти совпадающие по длинам волн колебательно-вращательные переходы различаются по вращательному квантовому числу J в конечном состоянии приблизительно на 7 единиц (Rohrbeck 1983). Поэтому учет характерной температуры АС, которая определяет значение J переходов с наибольшим коэффициентом усиления, и анализ тех случаев, когда спектрального разрешения лазерного резонатора было достаточно для строгого выделения одной линии, позволили провести идентификацию наблюдаемых компонент в выходном спектре лазера. Окончательные результаты идентификации наиболее вероятных линий генерации частотно селективного непрерьюного СО лазера указаны на рис. 2.7 над каждой колебательной полосой.
Измерение оптических потерь селективного резонатора с двукратной модуляцией добротности
Для надежного сравнения теоретических расчетов с экспериментальными данными очень важно было знать реальное значение оптических потерь лазерного резонатора за один проход. Для этой цели экспериментально были измерены коэффициенты отражения почти всех элементов лазерного резонатора (кроме брюстеровских окон 1р) на длинах волн 5,0-6,0 мкм.
Методика измерений потерь за один обход резонатора, проиллюстрированная на рис 3.3, состояла в следующем. Тестовая плоская пластина 3 из CaF2 устанавливалась в резонаторе между ДР 4 и выводящей подложкой 2. Энергия лазерного излучения, отраженная тестовой пластиной 3 в обоих направлениях, измерялась двумя калориметрами. Такая же процедура была проделана для оптической системы МДР 5 путем установки тестовой пластины между оптической системой МДР 5 и брюстеровским окном. Для калибровки уровня потерь исследуемых частей резонатора ДР и оптическая система МДР заменялись на плоские зеркала 6 с известным коэффициентом отражения. Схема измерений оптических потерь дифракционной решетки (а) и системы МДР (б). / -относительная интенсивность лазерного излучения резонатора (в одном направлении), г - коэффициент отражения тестовой пластины из CaF2, Rd - коэффициент отражения дифракционной решетки, Rq -коэффициент отражения системы МДР. 16 - окна под углом Брюстера, 2- выводящая пластина из CaF2 , 3 -тестовая пластина из CaF2,4- дифракционная решетка, 5 - оптическая система МДР, 6 плоское зеркало.
Система МДР, включающая в себя зеркала 3, 4 и 5 (см. рис. 3.1), как целое имела одно и то же значение коэффициента отражения во всем спектральном диапазоне 5,0-6,0 мкм. На рис. 3.4 экспериментально измеренные значения потерь системы МДР представлены кривой б. Выводящая плоская пластина из СаБг so є о х, мкм имела экспериментально измеренный Спектральная зависимость у потерь коэффициент отражения (рис. 3.4, кривая г) резонатора (а) и отдельных его частей (оптической oR 5 . 0/ ( обеих повег)ХНОСтейл в системы МДР (б), дифракционной решетки (в), v v ) выводящей подложки (г)) ЭИ СО лазера за один спектральном диапазоне 5,0-6,0 мкм. проход. В пределах точности эксперимента это значение совпадает с расчетами на основе формул Френеля (5,41 % для длины волны 5,0 мкм и 5,16% для 6,0 мкм). Полные потери лазерного резонатора по всем экспериментальным данным представлены на рис. 3.4 кривой а.
Одночастотная генерация с двойной МДР в наших экспериментах была получена на большом количестве колебательно-вращательных переходов 18-ти колебательных полос от 5-Й до 33-»32. В каждой колебательной полосе выделялись колебательно-вращательные переходы в соответствии с двумя критериями. Во-первых, разница между длинами волн выделенной линии и ближайших к ней линий из соседних колебательных полос должна быть как минимум вдвое больше чем разрешение спектрального селектора. Во-вторых, вьщеленная лазерная линия должна была попадать в окно прозрачности атмосферы.
Зависимости степени восстановления энергии второго импульса R от времени задержки между импульсами 1\.г для разных переходов. Удельный энерговклад Qm =285 Дж.л"1.Амага" , xd =330мкс. Экспериментальные ошибки в пределах маркера. Из рис. 3.5 видно, что при прочих равных условиях время восстановления То.8 росло с номером V колебательного перехода V+l— V от 3.0 мкс (V=5) до 6.3 мкс (V=15). Данный факт можно объяснить тем, что к моменту включения добротности резонатора на нижних переходах значительно больше количество колебательно возбужденных молекул чем на верхних. Поэтому восстановление ИН на нижних переходах происходит быстрее.
Сравнение экспериментальных данных с результатами расчетов R по модели ОКО показали (см. рис. 3.7), что данное теоретическое приближение неплохо описывает ситуацию в АС на нижних колебательных уровнях (V 10), однако при увеличении V расхождение теории с экспериментом увеличивается.
В результате, приемлемыми для сравнения теории с экспериментом оказались 4 колебательно-вращательных перехода: 13— 12Р(11), 15-»14Р(13), 19-»18Р(15) и 20-»19Р(14), на которых строго одночастотная генерация реализовывалась в условиях достаточно сильного превышения над пороговой энергией накачки AC (Qjn 270 Дж/л Амага). Результаты измерения R для данных переходов обладали хорошей воспроизводимостью для разных серий экспериментов при одинаковых экспериментальных условиях. Таким образом, экспериментальные условия, выбранные с учетом возможности сравнения теоретических расчетов с результатами экспериментов, были следующими: газовая смесь CO:N2=l:l; плотность лазерной смеси N=0,047 Амага; начальная температура АС была Т= 100+3 К; удельный энерговклад варьировался в диапазоне 270-600 Дж/л.Амага с точностью 5%.
Экспериментальные ошибки в пределах маркера. можно считать квазистационарной. Именно в этих условиях были получены все экспериментальные данные, использованные для сравнения с результатами расчетов. В расчетах были использованы те же параметры активной среды (Qin, Т, N, состав смеси и др.) и лазерного излучения (та, т, Ti_2, длины волн переходов и др.), потери резонатора, что и в экспериментах.
На основе кинетической модели, описанной в Приложении, производился расчет отношения R как функции от х . Результаты данных расчетов представлены на рис. 3.9 сплошными линиями (модель МКО), экспериментальные данные отмечены точками. Там же приведены аналогичные зависимости, рассчитанные с помощью модели ОКО.
Соответственно, различие между кривыми 1 и 3 демонстрирует суммарную роль многоквантовых процессов, которая оказывается соизмеримой с ролью одноквантового W обмена. Таким образом, частоты l/xw, рассчитанные по модели ОКО сильно завышены, а, соответственно, времена восстановления сильно занижены по сравнению с экспериментом.Этот факт может является одной из причин, по которой расчеты энергий и КПД импульсных СО лазеров давали раньше значительно большие значения, чем эксперимент (Басов 1974, Center 1975).
Оптическая схема и методика измерения
Эксперименты проводились на ЭИ лазерной установке с активным объемом Юл, длиной активной среды 1,2 м. Оптическая схема экспериментов представлена на рис. 4.1. Лазерный резонатор был образован "глухим" зеркалом 2, которое было установлено непосредственно на ЭИ разрядной камере 1, и дифракционной решёткой 4 (200штр/мм), работавшей в автоколлимационном режиме. Выходное окно лазерной кюветы 5 (плоскопараллельная пластина из СаБг) было установлено под углом Брюстера к оптической оси резонатора таким образом, что плоскость поляризации излучения была перпендикулярна направлениям штрихов решётки (т.н. s-поляризация). Выбор такой поляризации излучения связан с тем, что добротность резонатора остаётся высокой при перестройке частоты излучения лазера в достаточно широком интервале.
Оптическая схема экспериментов. 1 - лазерная кювета, 2 - глухое сферическое зеркало резонатора, 3 - плоскопараллельная пластина из CaF2, 4 - дифракционная решётка, 5 - выходное окно лазерной кюветы, б -котировочный лазер, 7 - вспомогательный котировочный лазер, 8 - шкала для настройки резонатора, Di_3 -апертурные диафрагмы. Вывод излучения из резонатора осуществлялся через нулевой порядок дифракционной решётки (ДР). Угол поворота решётки контролировался с помощью вспомогательного лазерного диода 7 по шкале 8, установленной на расстоянии 4 м от дифракционной решётки. Диафрагма D3 диаметром 27 мм применялась для ограничения апертуры лазерного излучения. Диафрагмы Di и D2 диаметром 50 мм применялись для уменьшения фонового спонтанного излучения на переходах основной полосы молекулы СО в лазерном резонаторе. Радиус кривизны заднего зеркала 2 составлял 20 м при длине резонатора 3.5 м. Юстировка лазерного резонатора проводилась с помощью полупроводникового лазера 6. Излучение котировочного лазера вводилось в резонатор через заднее зеркало 2, которое было прозрачно для излучения этого лазера (длина волны 650 нм).
Метод ИВП основан на том, что генерация излучения внутри лазерного резонатора возникает в условиях превышения усиления в активной среде лазера над оптическими потерями лазерного резонатора 8 за один полный обход его излучением. Оптические потери внутри лазерного резонатора состояли в нашем случае из следующих составляющих: пропускание зеркала 2 (2%), вывод излучения в нулевой порядок дифракционной решётки 4 (0.5-10%, зависит от длины волны излучения и измерялся в специальной серии экспериментов), рассеяние излучения на поверхности ДР ( 9%), рассеяние на оптических элементах и дифракционные потери ( 1%). Дополнительные контролируемые оптические потери вносились в резонатор плоскопараллельной пластиной 3 из флюорита (СаБг). Эти потери связаны с полным френелевским отражением R от двух граней плоскопараллельной пластины (см., например, Сивухин 1980).
Потери в экспериментах варьировались путем поворота пластины 3 по отношению к оптической оси резонатора. На рис.4.2 приведены зависимость показателя преломления флюорита (Физические величины) от длины волны излучения (а) и коэффициента отражения от одной грани пластины от угла падения в\ (б). В ряде случаев для наиболее сильных спектральных линий использовалось несколько плоскопараллельных пластин. Например генерация излучения на переходе 34-»32 Р(12) с длиной волны 3.836 мкм наблюдалась даже при возрастании полных оптических потерь за двойной проход резонатора до 55 % (три пластины под углом в\ «10).
Измерение временной динамики нарастания КУСС проводилось на пяти колебательно-вращательных переходах молекулы СО для двух лазерных смесей: СО:Не=1:4 (удельный энерговклад 320 Дж л"1 Амага"1) и CO:N2=l:9 (380 Дж л"1 Амага"1). При этом обертонный СО лазер настраивался на спектральную линию Р(12) в пяти колебательных полосах: 20—»18 (7.=3.041 мкм), 2б- 24 (3.341 мкм), 29-»27 (3.512 мкм), 33-»31 (3.767 мкм) и 36-»34 (3.982 мкм). Экспериментальные данные, которые были получены в результате проведенных измерений, представлены на рис.4.3. С увеличением номера колебательного перехода величина временной задержка та возрастала, изменяясь от 70мкс (переход 20—»18) до 170мкс (36—» 34). Анализ экспериментальных данных, приведенных на рис.4.3, указывает на то, что время формирования инверсной населенности на обертонных колебательных переходах молекулы СО составляет 100 мкс, т.е. значительно превышает длительность импульса энерговклада (25-30 мкс), начало которого принято за ноль на временной оси. Для безгелиевой лазерной смеси CO:N2 зависимость величины Gmax от номера перехода имела иной вид. При увеличении номера перехода величина Gmax сначала возрастала от 0.18 м"1 (для перехода 20-»18) до 0.43 м"1 (33— 31). Дальнейшее увеличение номера перехода приводило к резкому уменьшению величины максимального значения КУСС. Это связано, по-видимому, с достаточно резким падением функции распределения молекул СО по колебательным уровням для V 35. В работе (Urban 1991) отсутствие генерации излучения на обертонных колебательных переходах выше, чем 37-»35, объяснялось тем, что колебательная энергия, соответствующая высокорасположенным колебательным уровням основного электронного состояния молекулы СО, преобразуется в энергию возбуждения электронных состояний.
Механизм влияния данного процесса на населенности высоких уровней молекул СО, а, следовательно и на КУСС, заключается в следующем. В смесях с [N2]»[CO] значительная часть потока колебательных квантов вверх по уровням молекул СО перехватьшается для возбуждения нижних колебательных уровней молекул N2. Из-за этого населенности колебательных уровней молекул СО с V 40 сильно уменьшаются. Несмотря на то, что данный процесс носит явно выраженный резонансный характер (см. Приложение), обеднение уровней молекул СО наблюдается и для V=35 39, что можно объяснить влиянием уже W обмена между самими молекулами СО. При этом «свалившиеся» вниз на несколько уровней от резонанса молекулы СО увеличивают населенности на уровнях с V=24-r34, чем объясняется увеличение величины Gmax на обертонных переходах с данными колебательными значениями.
