Месяц Г.А. Импульсная энергетика и электроника

Подождите немного. Документ загружается.

590

Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения

Вторая проблема при разработке установки заключалась в повреждениях ми-

шени за счет послеимпульсов, обусловленных энергией, оставшейся в генераторе

Маркса и ДФЛ. Эффективный способ устранения послеимпульсов - замыкание

центрального электрода ДФЛ через масляный разрядник на сопротивление, равное

волновому сопротивлению внешней линии ДФЛ.

Ускоритель «Негтез-Ш», построенный, как и «Негшез-1» и «Негтез-П», в §N1,,

имеет ускоряющее напряжение 20 МВ, ток электронного пучка 800 кА, длитель-

ность импульса 40 не и предназначен для получения мощных рентгеновских им-

пульсов для проведения испытаний в условиях больших доз радиации. Он спосо-

бен обеспечивать мощность дозы 5-Ю

Р/с в цилиндрическом объеме с площадью

основания 500 см

и высотой 15 см [26].

Как мы уже говорили, главным отличием этой установки является использова-

ние коаксиальной линии с магнитной самоизоляцией для суммирования напряже-

ний от 20 индукторных секций при помощи линейного трансформатора. Достаточ-

но подробное описание этой установки было дано нами в § 16.4 главы 16, посвя-

щенной устройству и использованию мощных импульсных трансформаторов в

технике мощных наносекундных импульсов.

Установка «Аигога» [22] длительное время была самой мощной для получения

импульсного рентгеновского излучения. Схема установки традиционная. Генератор

Маркса заряжает жидкостную накопительную линию, которая затем разряжается

через жидкостный разрядник на рентгеновскую трубку. В «Аигога» энергия к труб-

ке подводится вакуумной коаксиальной линией. Проектные характеристики уста-

новки: напряжение 15 МВ, ток 1,6 МА, длительность импульса 125 не. Следова-

тельно, мощность пучка электронов составляет 24 ТВт, а энергия в импульсе -

3 МДж. Установка имеет длину 41 м, высоту 18,3 см и ширину 15,2 м. Для сниже-

ния волнового сопротивления использовано параллельное соединение четырех

ДФЛ по 20 Ом каждая. Все линии заряжаются от одного ГМ до суммарной энергии

5 МДж (рис. 18). Четыре накопительные линии установки «Аигога» соединены с

четырьмя ускорителями трубками. Каждая трубка имеет изолятор, коаксиальную

передающую линию и диод.

Рис.

28.18.

Схема расположения элементов установки «Аигога»:

- ЛИНИЯ Блюмляйна; 2 -

изолятор;

- линия с магнитной изоляцией;

катод; 5

- мишень

28.6 Мощные импульсные генераторы

длинноволнового

рентгеновского излучения

591

Вакуумная коаксиальная линия оканчивается диодом. Внутренний цилиндр ли-

нии диаметром 53 см переходит в катод, имеющий форму эллиптического тороида

с малым диаметром 5,1 см, а внешний цилиндр - в анод в виде металлической пла-

стины. Расстояние между анодом и катодом 45 см. Катод, как и внутренний ци-

линдр линии, выполнен из алюминия, а анод - из набора танталовых фольг толщи-

ной 50 мкм. Анодную танталовую пластину общей толщины 2,5 мм с помощью

индуктивного накопителя энергии и прерывателя тока электрически крепят на

алюминиевой пластине для торможения проходящих через мишень электронов и

противостояния атмосферному давлению.

В главе 17 мы дали описание ряда установок с индуктивным накоплением

энергии и обрывом тока при помощи большого числа параллельно соединенных

проводников. Ряд таких установок «ВИРА», «ИГУР-1», «ИГУР-2» и «ИГУР-3»

используются для получения мощных рентгеновских импульсов.

Наиболее мощной из этих установок является «ИГУР-3» [27]. В этой установке

импульс высокого напряжения формируется с помощью индуктивного накопителя

энергии и прерывателя тока с электрически взрываемыми проводниками. Первич-

ным генератором является генератор Маркса с напряжением 1,4 МВ и запасаемой

энергией 300 кДж. Наибольшая мощность дозы тормозного облучения на расстоя-

нии 1 м от окна диода составляет 10

Р/с при напряжении на рентгеновской трубке

6 МВ, токе 55 кА и длительности импульса 25 не. Такие системы отличаются про-

стотой эксплуатации и дешевизной.

Для получения мощных рентгеновских импульсов в [28] были использованы

устройства с плазменными прерывателями тока (см. главу 18). В качестве первич-

ного накопителя использовался генератор Маркса с энергозапасом 16 кДж и на-

пряжением 1 МВ, который через плазменный прерыватель тока разряжался на

рентгеновскую трубку. Напряжение на трубке в результате функционирования

плазменного прерывателя достигало 3 МВ при длительности импульса 100 не.

Средняя мощность дозы рентгеновского излучения на расстоянии 0,5 м составляла

~1 кГр/с. Средняя мощность электронного пучка в рентгеновской трубке достигала

20 кВт при частоте следования импульсов до 4 Гц.

Для получения мощных рентгеновских импульсов используются также линей-

ные импульсные ускорители электронов. В частности, группой Павловского [29] во

ВНИИЭФ были разработаны импульсные ускорители с энергией электронов до

30 МэВ при токе до 10

А. Эти электроны направлялись на соответствующую ми-

шень, вследствие чего генерировались мощные рентгеновские импульсы.

§ 28.6 Мощные импульсные генераторы длинноволнового

рентгеновского излучения

Источники длинноволнового рентгеновского излучения большой мощности

применяют для исследования поведения физических и биологических объектов

под его воздействием. Под длинноволновым рентгеновским излучением понимают

излучение с длиной волны 5-Ю

-2

нм <

А,

< 10 нм. Чтобы генерировать длинновол-

новое тормозное излучение, рентгеновская трубка должна работать при малом

ускоряющем напряжении. Однако при этом радиационный кпд оказывается чрез-

вычайно низким - практически вся мощность пучка электронов расходуется на

592

Глава 28. Мощные

импульсы

рентгеновского излучения

нагрев мишени. В связи со сказанным выше, поиск новых более эффективных ис-

точников такого излучения становится актуальным. Таким источником может быть

плотная высокотемпературная плазма.

Излучение плотной плазмы состоит из нескольких компонент. Во-первых, это

излучение с непрерывным спектром, которое появляется в результате торможе-

ния электронов в поле ядер и в результате рекомбинационного захвата электро-

нов на незаполненные атомные уровни. Во-вторых, это излучение с линейчатым

спектром, возникающее при межуровневых переходах в не полностью ободран-

ных ионах. Суммарная мощность тормозного и рекомбинационного излучения -

мощность

излучаемая в непрерывном спектре, Вт/м

[30]:

где Т

- температура электронов, эВ; п

- концентрация ионов с зарядом кратно-

сти г, см

-3

; п

- концентрация электронов, см

-3

; 2 - кратность среднего эффективно-

го заряда плазмы; \]

- потенциал ионизации иона с зарядом кратности 2-Х.

Согласно (31) мощность излучения сплошного спектра слабо зависит от темпера-

туры и очень сильно зависит от среднего заряда ионов плазмы. Следовательно, для

легких элементов (Не, Ве, С), вследствие того, что максимально достижимый заряд

ионов г у них очень мал, мощность Р

сравнительно невелика. Для тяжелых ме-

таллов Р

значительно возрастает. Величина г в свою очередь, является сложной

функцией удельной энергии плазмы и ее параметров (давления и температуры).

Для многокомпонентной плазмы г, как правило, вычисляют на ЭВМ. Из этих вы-

числений видно, что плазма начинает интенсивно излучать при температуре по-

рядка 100-200 эВ; в дальнейшем рост абсолютного выхода излучения со сплош-

ным спектром замедляется. То же относится и к соотношению между излученной

энергией Р

1 и удельной энергией запасенной в плазме, т.е. кпд плазменного

излучателя г|

= Р

1/Ж

Зависимость г|

от времени можно построить, воспользовавшись табличными

значениями = /(л,

Т)

[31] с учетом того, что характерное время существования

плотной горячей плазмы I» Ю

-9

с. Из построенной таким образом зависимости

видно, что г|

имеет максимум в диапазоне температуры 100-500 эВ, и для полу-

чения длинноволнового излучения создание плазмы с температурой порядка деся-

ти килоэлектронвольт, по-видимому, нецелесообразно. Зависимость спектральной

интенсивности излучения плазмы от энергии фотона (рис. 19) имеет резко выра-

женную коротковолновую границу, связанную с рекомбинационным континуумом,

и при увеличении температуры сдвигается в сторону коротких длин волн [32].

Излучение с линейчатым спектром существенно в коротковолновой части спек-

тра, особенно для оптически тонких плазменных источников. Максимум линейча-

того излучения приходится на резонансные линии ионов, присутствующих в плаз-

ме, и согласно [30] его мощность, Вт/м

(28.31)

3,5

•

10"

Т~

1/2

ехр

(28.32)

где Е\ - энергия возбуждения резонансного уровня иона с зарядом 2.

^ 28.6

Мощные импульсные генераторы

длинноволнового

рентгеновского излучения

593

Рис.

28.19.

Зависимость спектральной интенсивности для меди (а) и вольфрама

(б) при

раз-

личных

температурах

плазмы

от энергии фотона

Как ясно из предыдущего, любой метод создания плотной горячей плазмы

можно использовать и для получения длинноволнового рентгеновского излуче-

ния. В этом смысле все методы, пригодные для инерционного управляемого тер-

моядерного синтеза, хороши и для получения мощного импульса рентгеновского

излучения (лазерный луч, ионные и электронные релятивистские пучки, магни-

тогидродинамическая кумуляция). Однако существуют некоторые препятствия,

которые ограничивают использование тех или иных методов инерционного на-

грева для генерации рентгеновского излучения. Например, для некоторых техно-

логических применений необходимо исключить появление излучения с энергией

IV >

20*30 кэВ (X > 0,05 нм); из-за большого коэффициента ослабления длинно-

волнового излучения геометрия источника должна допускать установку облучае-

мых объектов в непосредственной близости от него и т. д.

Перспективным для генерации импульсного длинноволнового рентгеновского

излучения является метод получения горячей плотной плазмы с помощью магни-

тогидродинамического сжатия тонких цилиндрических оболочек. Преимущества

указанного метода приобретают особое значение в связи с развитием техники ге-

нерирования мощных наносекундных импульсов и возможностью получения

больших значений

<ЯУ<Л.

Рассмотрим данный метод несколько подробнее.

Идея получения интенсивной вспышки рентгеновского излучения с помощью

магнитогидродинамического (МГД) сжатия оболочек была предложена в [33].

Как видно из рис. 20 геометрия такой схемы получения плотной плазмы весьма

напоминает 2-пинч. Нагрузка, помещенная в вакуум, представляет собой ци-

линдр из металлической фольги размещенных по окружности тонких проволочек

или цилиндрическую оболочку из слабоионизованной плазмы. Для создания ак-

сиального тока через цилиндрическую нагрузку используют емкостный накопи-

тель, обеспечивающий большие (до 10

А/с) значения сШЖ. Протекающий ток

быстро ионизует и нагревает оболочку до температуры порядка нескольких элек-

трон-вольт. В результате действия лоренцевых сил, возникающих при взаимодей-

ствии тока с собственным магнитным полем, оболочка начинает сжиматься к

центру, причем скорость радиального движения достигает 10

см/с. В процессе

ускорения электрическая энергия накопителя преобразуется в кинетическую

38. Месяц Г.А.

594

Глава 28. Мощные импульсы рентгеновского излучения

Рис. 28.20. Принцип получения горячей плазмы с помощью МГД-сжатия оболочки (а) и

качественная зависимость энергии плазмы от времени (б)

(28.33)

энергию схлопывающейся плазмы. При схлопывании кинетическая энергия пре-

вращается в тепловую, создавая при этом плотную горячую плазму, излучающую

большую часть энергии в виде короткого импульса рентгеновского излучения.

При схлопывании оболочки бблыпая часть энергии накопителя первоначально

превращается в энергию магнитного поля. Действительно, при увеличении темпе-

ратуры сопротивление плазмы падает, препятствуя джоулеву нагреву плазменной

оболочки; в то же время в процессе движения плазменной оболочки значительно

увеличивается ее индуктивное сопротивление. Для тока, текущего аксиально, ско-

рость изменения индуктивности оболочки описывается следующим выражением:

сИ _ Цр Ни{()

Л 2лг(0 '

где ц

=4я-10"

, Гн/м;

- высота оболочки; и(1) - скорость сжатия; г(/) - ра-

диус. Для оболочки с характерными размерами

«10 см, г = 1 см и 5-10

см/с

отношение ЛЫсН имеет порядок нескольких ом, что значительно выше активного

сопротивления плазменного столба таких же размеров. Таким образом, создаются

условия, при которых в течение большей части импульса тока сравнительно хо-

лодная плазма разгоняется до высокой скорости, а нагрев плазмы происходит в

момент схлопывания в течение очень короткого промежутка времени (рис. 20).

Время нагрева оболочки определяется отношением толщины оболочки к скорости.

Чтобы получить высокую температуру, необходимо иметь большую скорость обо-

лочки при данной ее толщине. Требуемую скорость можно получить при использо-

вании источников электрической энергии большой мощности с хорошим согласо-

ванием сопротивления нагрузки и внутреннего сопротивления генератора. Согла-

сование нагрузки и генератора для систем с МГД-сжатием оболочек - достаточно

сложная задача; для ее решения необходимо знать уравнение состояния вещества и

его связь с электро- и теплопроводностью для материала сжимающейся оболочки.

Авторы [34] описали экспериментальную установку «8Н1УА», генерирующую

мощный импульс длинноволнового рентгеновского излучения с помощью МГД-

сжатия оболочки. На цилиндр диаметром 10-7 см и высотой 1-2 см из алюмини-

28.6 Мощные импульсные генераторы

длинноволнового

рентгеновского излучения

595

зированного пластика с покрытием толщиной 5 мкм разряжается батарея с общим

энергозапасом 400-700 кДж. Максимальная амплитуда тока при этом 7-12 МА при

фронте 1-1,5 мкс; скорость сжатия оболочки 15-20 см/мкс.

Рентгеновское излучение плотной плазмы регистрировали полупроводниковы-

ми датчиками, расположенными за фильтрами различной толщины, и спектрогра-

фом. Полный выход рентгеновского излучения составляет 50-100 кДж (около 15%

запасенной энергии). Спектральный состав этого излучения соответствует излуче-

нию черного тела при температуре 30-50 эВ. Излучение с энергией фотонов более

1 кэВ состояло в основном из рекомбинационного континуума и линейчатого излу-

чения А1 XII. Выход излучения с энергией фотонов более 1 кэВ достигал 4 кДж

для лайнера толщиной 5 мкс; длительность импульса излучения на полувысоте

составляла 90 не. Температура электронов в наиболее горячей части плазмы по

оценкам авторов [34] лежит в пределах 300-400 эВ.

Очень горячая и плотная плазма была получена с помощью электрического

взрыва устройства, состоящего из нескольких параллельно расположенных прово-

лочек, являющихся нагрузкой сильноточного импульсного генератора [35, 36]. Ра-

боты проводили на установках «0\\ГЬ-И», «РУТН01М», «8Н1УА», «В1аск 1аск».

Общая энергия, запасаемая в накопителе этих генераторов, значительно меньше

энергии установки «8Н1УА». Устройство представляло собой шесть проволочек

радиусом 10 мкс и длиной 3-5 см, расположенных симметрично по кругу диамет-

ром порядка 4-2 см. Скорость нарастания тока в нагрузке была (5-5-10)-10

А/с,

максимальная амплитуда порядка 1 МА. В результате схлопывания такого устрой-

ства со скоростью (1-5-3)-10

см/с в центре круга образуется цилиндрический столб

плотной - до 10

см

-3

- плазмы с характерным размером

= 0,5ч-1,5 мм. Размер

плазменного столба определяли с помощью камеры-обскуры. Температуру элек-

тронов в плазме оценивали по относительной интенсивности линий высокоиони-

зованных ионов, она оказалась равной 500-550 эВ для алюминиевой проволочки и

1,5-2 кэВ для железной и титановой проволочек [36]. Длительность импульса

рентгеновского излучения на полувысоте составляла 40 не. К сожалению, авторы

[36] не приводят результатов непосредственных измерений общей энергии потока

рентгеновского излучения, однако ее можно оценить, пользуясь формулами (32) и

(33) и экспериментально измеренными значениями

А.

Оцененная таким обра-

зом энергия излучения составляла 150-200 Дж для фотонов энергией выше 1 кэВ.

Витковицкий и его группа [37] получили на генераторе «ОатЫе» рентгенов-

ский импульс энергией 20 Дж для фотонов с е > 3 кэВ при общей длительности

импульса излучения 50 не. На генераторе была установлена вольфрамовая прово-

лочка длиной 3,5 см и диаметром 10-50 мкм. На сильноточном генераторе

«СНОП» (500 кВ; 2,3 Ом; 80 не) [38] был получен импульс длительностью 60 не с

энергией 20-30 Дж (е > 1 кэВ). На генераторе устанавливали медную проволочку

длиной 2-4 см, диаметром 20 мкм. В этом случае увеличение выхода рентгенов-

ского излучения было достигнуто благодаря установке специально подобранного

разрядника, с помощью которого исключалась возможность протекания тока по

проводнику во время заряда формирующей линии генератора [38].

В последнее время проведен ряд новых экспериментов с током до 10

А на

установках «Рго1о», «Ангара» «ГИТ-12», «ЗаШгп», «РВРА-И» и др. Получено

длинноволновое «мягкое» рентгеновское излучение до 10

-И0

Дж в импульсе.

38*

596 Глава

28.

Мощные

импульсы рентгеновского

излучения

Литература к главе 28

81еепЪеск М.

ЦЪег ет Уег&Ьгеп гиг Ег2еи§ип§ т1епз1Уег Кбп1§епНсЬ1Ыкге //

\У1з5.

Уел-бЯ".

81етепз-\Уегкеп. 1938. Вё. 17. 8. 363-380.

2. КХщйоп К.Н., Татз Н.Е.,

Зг.

ЕхрептеШз

шХЪ

а Сопёепзег 01зсЬаг§е Х-Кау ТиЬе // РЬуз.

Кеу. 1938.

Уо1.

53, N 2. Р. 128-134.

МйМепр/огЖ 3.

УегГаЬгеп гиг Еггеи§ип§ китггеШ§ег Коп^епЫНге. Ра*. 748185 ОК. 1939.

4. 81аск С.М., ЕНгке Ь.Е Р1е1ё Епиззюп Х-Кау ТиЬе // I. Арр1. РЬуз. 1941. Уо1. 12, N 2.

Р. 165-168.

Цукерман

В.А., Манакова

М.А.

ИСТОЧНИКИ коротких рентгеновских вспышек для иссле-

дования быстропротекающих процессов // ЖТФ. 1957. Т. 27, вып. 2. С. 391-403.

6. Ейп/ег

Е.

Бег НсюЬуакишпёигсЬзсЬ1а§ ипё зете Атуепёип§ Ьепп Кбп^епЫкггоЬг // 2*зсЬг.

ап§еду. РЬуз. 1953. Вё. 5, Н. 11. 8.426-440.

МаШп

ЕЕ.,

Тго1ап

ЗК, Цуке ЖР 81аЫе, Иетку

Р1е1ё

Епиззюп Со1ё Сайюёе //1. Арр1.

РЬуз.

1960. УЫ.

31, N 5.

Р.

782-789.

8. Месяц

Г.А.,

Проскуровский Д.И. Взрывная эмиссия электронов // Письма в ЖЭТФ. 1971.

Т. 13, вып.

С. 7-10.

9. Цукерман В.А., Тарасова Л.В., Лобов С.И. Новые источники рентгеновских лучей //

УФН. 1971. Т. 103, вып. 2. С. 319-337.

10. 1.С. МаШп оп Ри1зеё Родуег / Её. Ьу Т.Н. МаПт, А.Н. СиепШег, апё М. Клзйапзеп. Ы.У.:

Р1епит ргезз, 1996. (Аёу. т Ри1зеё Ро^ег ТесЬпоЬ;

УЫ.

3).

11. Воробьев Г.А., Месяц

Г.А.

Техника формирования высоковольтных наносекундных им-

пульсов. М.: Госатомиздат, 1963.

12. Месяц Г.А., Иванов С.А., Комяк Н.И., Пеликс Е.А. Мощные наносекундные импульсы

рентгеновского излучения. М.: Энергоатомиздат, 1983.

13. Гайшлер

В.

Квантовая теория излучения. М.: Изд-во иностр. лит., 1956.

14. Блохин МА. Физика рентгеновских лучей. 2-е изд., перераб. М.: Гостехиздат, 1957.

15. Литвинов Е.А., Месяц

Г.А.

О вольт-амперной характеристике диода с острийным като-

дом в режиме ВЭЭ // Изв. вузов. Физика. 1972. № 8. С. 158-160.

16.

Е1угт

Р.Т.С. ТЬе 01зсЬаг§е МесЬашзт т *Ье №§Ь-Уасиит Со1ё-Са*Ьоёе Ри1зеё Х-гау

ТиЬе // Ргос. РЬуз. 8ос. Ьопёоп В. 1956. Уо1.69. Р. 748-762.

17.

МесяцГ.А.

Наносекундные рентгеновские импульсы //ЖТФ.

1974. Т.

44, вып. 7. С. 221-1227.

18. Белкин Н.В., Александрович

Г.В.

Двухэлектродная трубка для генерации наносекундных

импульсов рентгеновского излучения // ПТЭ. 1972. № 2. С. 196-197.

19. ЗатеХЕ,

ТНотег С.

Р1азЬ гаёю§гарЬу. Ашз1егёаш: Е1зеУ1ег, 1976.

20. ЕИаШ А.Ь.,

КоггИепеузкИ

8.К., КоШ

Уи.А.

е! а1. Сошрас! Кере*Шуе ОепегаЮгз й)г

Меёюа1 X Кау П1а§поз11С8 // Ргос. XI 1п1егп. СопГ. оп НщЬ Ро^ег Рагйс1е Веатз. Рга§ие,

1996. Р. 909-912.

21. ПепЫтА.8. Ш^Ь

УоНа^е

ТесЬпо1о§у // ШЕЕ

Тгапз.

Ыис1.8сь 1965. Уо1.12, N 3.

Р.

780-786.

22.

ВегпзШп

В., 8тМI. «Аигога», ап

Е1ес*гоп Ассе1егаЮг

1Ыё.

1973.

УЫ.

20, N 3.

Р.

294-300.

23. МаШп Т.Н. Оез1§п апё РегГогтапсе оГ 1Ье 8апё1а ЬаЬогаЬпез «Негшез-И» Р1азЬ Х-гау

СепегаЫ //

1Ыё.

1969.

Уо1.

16, N 3, рИ. Р. 59-63.

24. Котов Ю.А., Родионов Н.Е., Сергиенко В.П. и др. Вакуумный изолятор с экранирова-

нием поверхности диэлектрика // ПТЭ. 1986. № 2. С. 138-141.

25. Абрамян Е.А. Генератор коротких импульсов жесткого рентгеновского излучения высо-

кой интенсивности // Докл. АН СССР. 1970. Т. 192, № 1. С. 76-77.

26.

Катггег

33., РгезШсН К.К., Виг^езз Е.1.

е1 а1.

ТЬе Негтез-Ш Рго^гат // Ргос. VI ШЕЕ

Ри1зеё Ролуег

СопГ.

АгНп^оп, 1987. Р. 294-299.

27. Дианков В.С., Ковалев В.П., Кормилицын А.И., Лаврентьев Б.П. Мощные импульсные

генераторы тормозного излучения и электронных пучков на основе индуктивных нако-

пителей энергии // Изв. вузов. Физика. 1995. № 12. С. 84-92.

Литература к главе 28 597

28.

Баринов Н. У., Беленький Г.С.,Долгачев Г.И.

и др. Частотные плазменные прерыватели тока

и их применение в технологии мощных ускорителей // Там же. 1997. № 12. С. 47-55.

29. Павловский А.И., Герасимов А.К, ЗенковД.И. и др. Безжелезный индукционный линей-

ный ускоритель // Атом, энергия. 1970. Т. 28, № 5. С. 432-434.

30. Грим

Г.

Спектроскопия плазмы. М.: Атомиздат, 1975.

31. Калиткин Н.Н., Кузьмина Л.В. Таблицы термодинамических функций вещества при

высокой концентрации энергии. М., 1978. (Препр. / Ин-т прикладной математики АН

СССР).

32.

Мо&кег

Я Согопа1 ЕяиШЬпиш оГ Ш^Ъ-АЮтю-ЫитЬег Р1азтаз // РЬуз. Кеу. А. 1974.

Уо1.10, N6. Р. 2330-2335.

33.

ТигсЫ

РЛ., Вакег

Ж.Ь.

Сепегайоп

о!"

№§Ь-Епег§у Р1азтаз Ьу Е1ес*гота§пе1ю 1тр1озюп //

Арр1.

РЬуз. 1973.

Уо1.

44. Р. 4936.

34. Вакег

Ж.Ь., СХатк

М.С.,

Ве%пап З.Н.

е* а1. Е1ес{гота§пе1ю-1тр1о5Юп Оепегайоп оГРи1зес1

ШёЬ-ЕпегБу-Бепзку Р1азта //

1ЬЫ.

1978.

Уо1.

49, N 9. Р. 4694-4706.

35.

81аШп%8

С., ШеЪеп К., ЗскпеШег К. МиШр1е-Мге Аггау Ьоаё &г Н1&Ь-Ро^ег Ри1зеё

СепегаЮгз //Арр1. РЬуз. Ье«. 1976. Уо1.29, N 7. Р. 404-406.

36.

ВигккаШг Р.,

Истз 1,

Каиск

е! а1.

Х-Кау Ыпе 8рес1га йот ЕхрЫеё-\У1ге Аггауз //I Арр1.

РЬуз. 1979.

Уо1. 50,

2. Р.

705-711.

37. Мозкег Б.,

81еркапаЫ&

8Л.,

УИкоуИзку 1.М.

е! а1. X КасИайоп йх>т Ш^Ь-Епег^у-Пепзку

ЕхрЫеё-Мге ШзсЬагёез //Арр1. РЬуз. Ье«. 1973. Уо1.23, N 8.

Р.

429-430.

38. Бакшт Р.Б., Дацко И.М., Коростелев А.Ф. и др. Мягкое рентгеновское излучение при

наносекундном взрыве тонких проводников // Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6, вып. 18.

С. 1109-1112.

Глава 29

МОЩНЫЕ ИМПУЛЬСНЫЕ ГАЗОВЫЕ ЛАЗЕРЫ

§ 29.1 Принципы работы импульсных газовых лазеров

29.1.1 Общие сведения о газовых лазерах

Использование методов мощной наносекундной импульсной техники и элек-

троники позволило совершить настоящую революцию в технике газовых лазеров.

Она состоит в том, что при использовании мощных наносекундных импульсов

электрической энергии, а также мощных систем создания инициирующих электро-

нов (ультрафиолетовое излучение, рентген, электронные пучки и т.д.) удается соз-

дать в больших объемах (1-Ю

л) различных газов и при их высоких давлениях

(порядка атмосфер и более) низкотемпературную плазму, в которой благодаря раз-

личным физическим процессам происходит инверсия населенностей в атомах или

молекулах газа, причем разряд этот является объемным, а не контрагированным. За

счет высоких давлений газа и больших его объемов удается получать большую

энергию и мощность в лазерных импульсах. Для простоты обозначения все мощ-

ные импульсные газовые лазеры будем называть МИГ-лазерами.

До появления МИГ-лазеров в первых газовых лазерах использовался тлеющий

разряд. Так как давление газа в тлеющем разряде измеряется долями и единицами

мм рт. ст., то для получения больших мощностей требовалось создавать громозд-

кие лазерные установки. В литературе о газовых лазерах сложилось мнение, что

появление МИГ-лазеров является простым следствием развития самих лазерных

систем. Выдающиеся же достижения физики газового разряда как бы оставались в

тени. Автор этой монографии глубоко убежден, что появление МИГ-лазеров явля-

ется прямым следствием достижений физики газового разряда. Среди них в пер-

вую очередь следует отметить открытие многоэлектронного инициирования в на-

носекундных разрядах и разряда с прямой инжекцией электронного пучка, при-

ведшие к объемным разрядам высокого давления. Эти проблемы были подробно

рассмотрены нами в главе 6.

В основе действия лазера лежит понятие о вынужденном испускании, кото-

рое было сформулировано Эйнштейном при описании статистических свойств

29.1 Принципы работы импульсных газовых лазеров

599

излучения черного тела в условиях теплового равновесия. В качестве простого

примера рассмотрим случай двухуровневого атома. Пусть |1) - невырожденное

основное состояние, а |2) - возбужденное состояние нашего гипотетического ато-

ма. Рассмотрим три процесса: поглощение, спонтанное испускание и вынужденное

испускание, в которых принимают участие как оба указанных состояния, так и

фотоны с энергией ЙУ, равной по величине энергетическому промежутку Ае

между этими двумя состояниями. Эти три процесса представлены на рис. 1, а и

описываются соответственно уравнениями:

|1>

ЙУ

|2>, (29.1)

|2> ->

|1>

ЙУ,

(29.2)

|2>

ЙУ

-»

|1>

2ЙУ.

(29.3)

В образце, в котором частицы находятся как в основном, так и в возбужденном

состояниях, имеет место любой из указанных процессов (поглощение, спонтанное

и вынужденное испускание). Наиболее общим является случай, когда населенно-

сти основного и возбужденного состояний находятся в тепловом равновесии, кото-

рое можно записать в виде соотношения Больцмана:

= ЕХР^- (29.4)

где Щ - населенности (в единице объема) соответственно основного и воз-

бужденного состояний, к - постоянная Больцмана и Т - температура. Поскольку

сечения поглощения и вынужденного испускания одинаковы, отношение вероят-

ности усиления излучения к вероятности его поглощения будет определяться отно-

сительными населенностями возбужденного и основного состояний. Это использу-

ется при расчете коэффициентов усиления (или поглощения) а (на единицу дли-

ны) по формуле:

а = а

ви

-^), (29.5)

где а

ви

- сечение вынужденного перехода (или резонансного поглощения). Таким

образом, чтобы получить усиление (а > 0), нужно найти способ, который позво-

лил бы перевести бблыпую часть атомов в возбужденное состояние (Ы

> А^).

Если ограничиться положительными температурами, то такая ситуация приводит к

нарушению требований статистической механики, определяемых соотношением (4).

ЙУ

Спонтанное

испускание

12)

Вынужденное

испускание

Накачка

Поглощение

И>

Лазерная

генерация

Релаксация

Рис.

29.1. Упрощенная схема лазерных

уровней:

- двухуровневый атом, б - трехуровневый

атом