Курсовая: Диффузионный CO2 лазер ВЧЕ-разрядом - текст курсовой. Скачать бесплатно.
Банк рефератов, курсовых и дипломных работ. Много и бесплатно. # | Правила оформления работ | Добавить в избранное
 
 
   
Меню Меню Меню Меню Меню
   
Napishem.com Napishem.com Napishem.com

Курсовая

Диффузионный CO2 лазер ВЧЕ-разрядом

Банк рефератов / Технологии

Рубрики  Рубрики реферат банка

закрыть
Категория: Курсовая работа
Язык курсовой: Русский
Дата добавления:   
 
Скачать
Архив Zip, 557 kb, скачать бесплатно
Заказать
Узнать стоимость написания уникальной курсовой работы

Узнайте стоимость написания уникальной работы

- 19 - Автор : Ilya Chindialov (2:5020/859.43) Содержание 1. Введение ..…………………………..………………… ......………… . 3 2. Квантовое описание лазера …………………………………..…… .. 4 3. Получение инверсной заселённости , состав активной среды , температурный режим , регенератор .....................................… ..... 9 4. Резонатор ...................................………………..……..…… ............ 13 5. Характеристика газового разряда , ВАХ , потенциальная диаграмма …………………………………………………………… . 17 6. Заключение ………………………………………………..………… .. 25 7. Список используемой литературы .............................................. .. 26 1. Введение Из всех существующих лазеров ( “ Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation” ) длительного действия наиболее мощными , продвинутыми в практическом отношении и приспособленным и для резки материалов , сварки металлов , термического упрочнения поверхностей деталей и ряда других операций являются электроразрядные СО 2 -лазеры . Большой интерес к СО 2 -лазерам объясняется также и тем , что у этого лазера эффективность преобразования электр ической энергии в энергию лазерного излучения в сочетании с максимально достижимой мощностью или энергии импульса значительно превосходит аналогичные параметры других типов лазеров . С помощью их излучения производят необычные химические реакции , разделяют изотопы . Имеются проекты передачи энергии с помощью СО 2 -лазеров с Земли в космос или из космоса на Землю , обсуждаются вопросы создания реактивного двигателя , использующего излучение лазера . За 33 года , прошедших со времени создания первого образца (С . Пате л , 1964г .) их мощность в непрерывном режиме возросла от милливатта до многих киловатт . Сейчас выпускаются СО 2 -лазеры с мощностью до 10 кВт , в том числе более 50 типов СО 2 -лазеров с ВЧ-накачкой в диапазоне мощностей от 3 Вт до 5 кВт . При этом газовые лазе ры с ВЧ-возбуждением обладают целым рядом преимуществ по сравнению с лазерами , в которых для накачки рабочей среды применяется самостоятельный тлеющий разряд постоянного тока . В частности , их конструкция и технология изготовления проще , а надёжность , ресу р с работы , удельные характеристики существенно выше чем у лазеров с накачкой постоянным током . Это позволяет уменьшить габариты и массу технологических СО 2 -лазеров мощностью 1 кВт настолько , что становится возможным размещение такого лазера на подвижном манипуляторе промышленного робота. Сегодня известно большое количество различных конструкций газовых лазеров с ВЧ-возбуждением . Но в основе всего многообразия конструктивных решений лежит специфика пространственной структуры ВЧ ЕР , которая в большинстве случаев удачно совпадает с требованиями , предъявляемыми к активной среде лазера. 2. Квантовое описание лазера Возбуждённая частица мож ет перейти в менее энергетическое состояние самопроизвольно в результате спонтанного излучения , или , как его ещё называют , радиационного распада (рис . 1). Спонтанное излучение имеет чисто квантовую природу . Согласно квантовой механике атом или молекула не могут находиться в возбуждённом состоянии бесконечно долго . Возбуждённое состояние распадается с конечной скоростью , определяемой вероятностью этого перехода в единицу времени , испуская при этом квант света с энергией h 0 = 2 - 1 А (2) А (1)+ h 0 ( - коэффициент Эйнштейна для спонтанных переходов ) . Изменение концентрации частиц N 2 на верхнем уровне в результате спонтанных переходов описывается выражение м . Кванты света , родившиеся в результате спонтанных переходов обладают одинаковой энергией но никоим образом не связаны между собой . Направления распростране ния этих квантов в пространстве равновероятны . Так как рождение кванта может с равной вероятностью произойти в любой момент времени , электромагнитные волны , соответствующие этим квантам , не связаны между собой по фазе и имеют произвольную поляризацию. В отличие от спонтанных переходов , способных происходить в изолированной частице , безизлучательные переходы в озможны только при наличии взаимодействия частицы А с другой частицей или системой частиц В . В результате такого взаимодействия частица переходит из состояния 1 в состояние 2 или наоборот без излучения кванта света и без его участия . Процесс столкновитель н ого возбуждения (рис .2) требует затраты кинетической энергии и протекает по схеме А (1)+В А (2)+В . Процесс столкновительной релак сации на (рис .3) наоборот сопровождается переходом энергии в поступательную энергию взаимодействующих частиц либо тратится на возбуждение частицы В . Этот пере ход происходит по схеме A(2)+B A(1)+B + . Индуцированные , или , как их иногда называют , вынужденные переходы в соответствии с гипотезой А . Эйнштейна могут происходить только при взаимодействии частицы А с резонансными квантами , удовлетворяющими условию h 0 = 2 - 1 т.е вероятность индуцированных переходов отлична от нуля лишь во внешнем электромагнитном поле с резонансной частотой 0 . А . Эйнштейн предположил , что при наличии поля резонансной частоты помимо переходов квантовой системы из состоян ия 1 в состояние 2, что соответствует резонансному поглощению квантов , протекающему по схеме А (1)+ h 0 A(2) (рис .4 ) возможны переходы по схеме А (2)+ h 0 А (1)+2h 0 (рис .5). Данный процесс индуцирования или вынужденного излучения и служит основой квантовой электроники. Однако энергия возбуждённых состояний не является фиксированной величиной даже в случае изолиров анной частицы . Согласно принципу неопределённости Гейзенберга неточность в определении энергии системы и времени её существования должна удовлетворять соотношению : . Поскольку 0 то неопределённость энергии возбуждённого состояния составляет . Такое энергетическое размытие уровней приводит к неопределённости частоты излучаемого кванта . Данное уширение частоты излучения называется естественная ширина линии и является минимально возможной . Естественная ширина линии резко растёт с ростом ( 3 ) и становится заметной в коротковолновой части спектра . Для основного перехода молекулы СО 2 лазера 0 5 сек и ширина 0 3*10 -2 Гц . Однако обычно ширина линии излучения определяется не спонтанным излучением а релаксационными безизлучательными переходами , происходящими при в заимодействии возбуждённой частицы с другими частицами . Любой релаксационный процесс приводит к сокращению времени жизни частицы в возбуждённом состоянии , а следовательно , к уширению соответствующей этому состоянию линии излучения . Релаксационное уширение происходит за счёт безизлучательных процессом при столкновении частиц и этот процесс называют столкновительное уширение . По аналогии с естественный шириной линии , принимая cт - время жизни частицы в возбуждённом состоянии сто лкновительное уширенение определяется как . Время жизни частицы определяется через сечение этих процессов ст Как правило возбуждённая частица взаимодействует с различными частицами и в общем случае ст , где суммирование проводится по всем видам взаимодействующих частиц . Столкновительное и естественное уширение вызвано одной той же причиной – конечным временем жизни частицы в возбуждённом состоянии . Фо рма линии уширения в обоих случаях определяется особенностью вероятностных процессов и поэтому одинакова . Она имеет так называемый лоренцев контур , описываемый форм-фактором . Выражение нормировано на единицу : . Уширение линии , связанное с конечностью времени жизни возбуждённого состояния , принято называть однородн ым . В случае однородного уширения каждая возбуждённая частица при переходе излучает линию с полной шириной , спектральной формой и поглощает кванты с частотой , лежащей в пределах контура . При однородном уширении форма линии описывает спектральные характеристики каждой частицы и всех частиц в целом . Но конечное время жизни частиц не является единственной причиной уши рения линий . Излучающие частицы находятся , как правило , в тепловом движении . В соответствии с эффектом Доплера частота , испускаемая движущимся источником колебаний , претерпевает смещение , пропорциональное скорости движения излучателя V . Смещение частоты за висит также от угла между направлением движения и линией , соединяющей излучатель с приёмником и составляет . Так как излучающие частицы движутся с различными скоростями и в различных направлениях , то частотные сдвиги излучаемых ими линий различны . Поэтому даже в случае отсутствия столкновений неподвижный спектральный прибор будет регистрировать множество естественно уширенных лин и й , различно смещённых относительно частоты 0 . Суперпозиция этих смещённых линий и даёт наблюдаемый профиль уширённой линии . Это так называемое доплеровское уширение линии является неоднородным . Каждая частица в описанной ситу ации может излучать линию лишь в узком , определяемом естественным уширением , спектральном диапазоне , сдвинутом относительно 0 на конкретную величину , однозначно связанную со скоростью и направлением движения этой частицы . Ест ественно , что и поглощать излучение с фиксированной частотой смогут только те частицы , доплеровский сдвиг которых соответствует этой частоте . При максвелловском распределении излучающих частиц по скоростям где - средняя тепловая скорость ; m - масса частицы . При этом линия излучения имеет гауссов профиль , описываем ый форм-фактором . Аналогично с выражение нормировано на ед иницу . В общем случае полная ширина линии излучения определяется всеми механизмами уширения . Однако в реальной ситуации чаще всего преобладающим является оди н . Это вызвано различным характером зависимости и от внешни х условий . Так , например , в случае газовой излучающей среды линейно растёт с концентрацией частиц , а зависит только от температуры . Поэтому при малых давлениях уширение будет определяться доплеровским эффектом , а при больших - столкновениями . Спектральное распределение излучаемой линии имеет вид симме тричной резонансной кривой (рис .6) с максимумом на частоте = 0 , спадающей до уровня половины максимальной интенсивности при частотах . Наличие уширения энергетических уровней и излучаемых линий , не влияя на интегральную частоту вынужденных переходов , приводит к уменьшению вероятности переходов с конкретной длиной волны . Т .к . линия излучения имеет спектральную форму q( ), то вероятность спонтанного излучения с заданно й частотой будет определяться полной вероятностью соответствующих переходов А 12 и видом форм-фактора q( ) т.е . W сп ( )=А 21 * q( ) где W сп ( )- вероятность спонтанного излучения . Вероятности спонтанного и вынужденных переходов связаны между собой , поэтому вероятность индуцированных излучения с заданной частотой W 21 ( ) также зависит от : W 21 ( )= B 21 * q( )* V , B 21 – коэффициент Эйнштейна для индуцированного излучения , – спектральная объёмная плотность излучения . Интегральная вероятность индуцированного излучения W 21 при этом удовлетворяет условию . Для лорен цева вида линии форм-фактора такое интегрирование даёт , для гауссова , , - объёмная плотность излучения , - дельта-функция . Сечение вынужденного фотоперехода для столкновительного уширения имеет вид : , для доплеровской формы линии , g 1 – статистический вес уровня . Сечение вынужденного излучения 21 = 0 *g 1 , вынужденного поглощения 12 = 0 *g 2 . Процессы индуцированного излучения сопровождаются усилением электромагнитных волн . Пусть через среду , в которой частицы могут находиться в состояниях 1 и 2 с энергиями возбуждения 1 и 2 проходит поток монохроматического излучения удовлетворяющего соотношению h 0 = 2 - 1 . Пусть плотность частиц в этих состояниях N 1 и N 2 . Уравнение баланса плотности фотонов в пучке имеет вид : где n p – объёмная концентрация фотонов. . Величину называют коэффициентом активной среды . Интенсивность света будет усиливается по мере прохождения через среду с К >0 . В противном случае при К <0 будет иметь место ослабление интенсивности изучения . Знак К определяется знаком выражения ( N 2 *g 1 -N 1 *g 2 ) , называемого инверсией среды . Усиление среды положительно только лишь при ( N 2 *g 1 -N 1 *g 2 )>0 . В среде с термическим равновесием , где N 1 и N 2 подчиняются распределению Больцмана и где N 2 всегда меньше N 1 , усилени е света невозможно . Таким образом , усиление света может иметь место лишь при отсутствии термодинамического равновесия между уровнями 2 и 2, т.е . в неравновесной среде . Среду с N 2 *g 1 -N 1 *g 2 > 0 называют средой с инверсной населённостью . Наилучшие условия ре зонансного излучения получаются при больших скоростях заселения и временах жизни верхнего уровня активных частиц и малых значениях этих величин для нижнего уровня . 3. Получение инверсной заселённости , состав активной среды , температурный режим , регенера тор В лазере на основе СО 2 используется четырёхуровневая система получения инверсной населённости между колебательными уровнями молекул. Молекула СО 2 состоит из атома углерода и двух симметрично расположенных атомов кислорода , т.е . имеет линейную структуру О-С-О . Как видно из схемы на рис . 7 атомы кислорода могут совершать симметричные (мода 1 ОО ) и несимметричные (асимметричные ) (мода 3 ОО ), а также поперечные этому направлению так называемые де формационные колебания (мода 2 L OO ) - из-за наличия двух взаимно перпендикулярных направлений этот тип колебаний является дважды вырожденным . Употребляемые для описания состояния колебательно-возбуждённой молекулы квантовые чи сла 1 , 2 L и 3 характеризуют число квантов , соответствующих колебанию данного типа , L указывает поляризацию деформированного колебания . Лазерный квант излучается п ри переходе из состояния 001 в 100 (цифры обозначают колебательные квантовые числа в модах 1 , 2 L и 3 соответственно ). Возможен также переход 001 020 с длиной волны =9.4 мкм , но он обычно гораздо слабее . Для получения оптимальных условий в рабочую смесь СО 2 -лазера помимо углекислого газа добавляют азот и гелий. Время жизни верхнего лазерного уровня СО 2 относительно спонтанных переходов составляет 0.2 с (А 21 5.1 с -1 ). Поэтому более интенсивно верхние и нижние лазерные уровни расселяются (релаксируют ) в результате безизлучательных переходов при столкновениях возбуждённой молекулы с невозбуждёнными компонентами лазерной среды по схеме на рис . 3. Однако высокая эффективность получения инверсной заселённости в газоразрядных СО 2 -лазерах обусловлена рядом причин . В электрическом разряде с высокой эффективностью образуются колебательно-возбуждённые молекулы N 2 , составляющие до 50% их общего числа . Поскольку молекула N 2 состоит из двух одинаковых ядер , её дипольное излучение запрещено и она может дезактивироваться только при столкновении со стенкой или с другими молекулами . При наличии СО 2 колебательная энергия N 2 может быть легко передана молекулам СО 2 поскольку суще ствует близкий резонанс между колебаниями N 2 и модой 3 колебаний СО 2 . Уровень 001 только на 18 см -1 лежит выше первого колебательного уровня азота и необходимый недостаток энергии молекулы СО 2 могут получать от кинетической э нергии азота . В результате энергия , затрачиваемая на возбуждение верхнего лазерного уровня и характеризуемая КПД разряда к , для смесей СО 2 - N 2 -He может превышать 80%. При наличии азота в смеси время релаксации , запасённой верх ним уровнем энергии э увеличивается и становится равным . При средней плотности выделяемой в положительном столбе разряда мощнос ти заселённость верхнего лазерного уровня в отсутствии генерации будет . Создание инверсии требует малой населённости нижнего лазерного уровня . В условия х отсутствия генерации нижние уровни СО 2 находятся в тепловом равновесии с основным , их относительная заселённость . Для поддер жания стационарной генерации нижние уровни СО 2 необходимо расселять . Этот процесс обеспечивается добавлением в лазерную смесь расселяющих компонент , из которых наиболее эффективен гелий . Также помимо эффективного расселения уровня 100 гелий обеспечивает хо роший теплоотвод от рабочей среды за счёт теплопроводности и оказывает стабилизирующее действие на заряд , поэтому в подавляющем большинстве существующих технологических лазеров предпочтение отдаётся ему . Таким образом , эффективная работа СО 2 -ляазера требуе т трёхкомпонентной лазерной смеси . Определение состава рабочей среды лазера является сложной оптимизационной задачей , решение которой необходимо проводить в каждом конкретном случае . Для диффузионного СО 2 -лазера часто используется смесь СО 2 : N 2 :He в соотн ошении 1 : 1 : 3. Частотный спектр генерации СО 2 -лазера имеет достаточно сложный вид . Причиной этого является наличие тонкой структуры колебательных уровней , обусловленной существованием ещё одной степени свободы молекулы СО 2 – вращения . Из-за вращения молеку лы каждый изображённый на рис . 7 колебательный уровень распадается на большое количество вращательных подуровней , характеризуемых квантовым числом j и отстоящих друг от друга на величину энергии вр , 001 , 100 , kT r . В результате интенсивного обмена энергий между вращательной и поступательной степенями свободы устанавливается больцмановское распределение частиц по вращательным состояниям , описываемое уравнением , где N , N ,j – концентрации возбужденных частиц на колебательном уровне и на его вращательных подуровнях j; = 0,38 см -1 – вращательная константа . Согласно правилам отбора в молекуле СО 2 переходы между двумя различными колебательными уровнями возможны при изменении вращательного квантового числа на 1 т.е . j = 1 . Таким образом , линия усиления рабочей среды состоит из большого числа линий , каждая из которых уширена за счёт эффекта Доплера на величину и за счёт столкновений на величину и для СО 2 -лазера вычисляются : , где р i – парциальные давления компонент смеси . Коэффициент усиления активной среды СО 2 -лазера существенно зависит от температуры рабочей смеси Т г . Процессы накачки лазерной смеси и генерации неизменно сопровождается нагревом газа . Температура лазер ной смеси Т г в установившемся состоянии пропорциональна мощности энерговыделения в разряде , т.е . Т г jE. В отсутствие генерации заселенность верхнего лазерного уровня также пропорциональна jE . Поэтому если время столкновительно й релаксации не зависит от температуры газа и N 001 Т г , учёт возрастания с ростом Т г лишь ослабит зависимость N 001 (Т г ) (пунктирная линия ). Заселённость нижнего лазерного уровня находится в равновесии с основным и описывается законом Больцмана N 100 . В связи с этим при достижении некоторой критической температуры Т max инверсная заселённость лазерной смеси исчезает . Максимальная инверсия достигается при оптимальных температурах смеси Т ор t . Для смеси с г 1,5*10 -1 Вт / (м *К ), Т стенки 300К зависимость населённости лазерных уровней от температуры показана на рис . 8. Типичные значения Т opt 400...500К , Т мах 700...800К. Под действием эл ектронных ударов и в результате столкновений возбуждённых молекул в тлеющем разряде в СО 2 -лазерах происходит частичная диссоциация углекислого газа СО 2 СО + О . Отношение концентраций СО к СО 2 может достигать 12%, содержание О 2 – 0,8%. Из-за этого при сохраняющемся энерговкладе возрастают потери на диссоциацию , возбуждение электронных состояний и возбуждение колебаний СО и О 2 . Поэтому населённость верхнего рабочего уровня СО 2 падает и коэффициент усиления уменьшается . Поскольку ресурс работы СО 2 -лазера , определенный требованиями экономичности установки , оценивается несколькими сотнями часов , а существенный рост доли СО и О 2 определяется минутами , необходимо включение в контур регенератора , в котор ом частично восстанавливается рабочая смесь . В диффузионном СО 2 -лазере целесообразно применение цеолита ( SiO 4 +AlO 4 ) в количестве 20мг , насыщенного парами H 2 O . 4. Резонатор Резонатор является оптической системой , позволяющей сформировать стоячую электрома гнитную волну и получить высокую интенсивность излучения , необходимую для эффективного протекания процессов вынужденного излучения возбуждённых частиц рабочего тела лазера , а следовательно , когерентного усиления генерируемой волны . Оптические резонаторы в квантовой электронике не только увеличивают время жизни кванта в системе и вероятность вынужденных переходов , но и так же , как резонансные контуры и волноводы определяют спектральные характеристики излучения. В длинноволновом диапазоне классической электр оники длина волны излучения существенно больше размеров контура и его спектральные характеристики определяются сосредоточенными параметрами электрической цепи . Длинные радиоволны при этом излучаются в пространство практически изотропно . При сокращении дли н ы волны и переход в СВЧ-диапазону для формирования электромагнитной волны используются пустотелые объёмные резонаторы с размерами , сравнимыми с длиной волны . При этом появляется возможность формирования направленных (анизотропных ) распределений излучения в пространстве с помощью внешних антенн . В ИК и видимом диапазоне длина волны излучения много меньше размеров резонатора . В этом случае оптический резонатор определяет не только частоту , но и пространственные характеристики излучения. Простейшим типом резо натора является резонатор Фабри-Перо , состоящий из двух параллельных зеркал , расположенных друг от друга на расстоянии L p . В технологических лазерах резонатор Фабри-Перо используется крайне редко из-за больших дифракционных потерь . Чаще используются резона торы с одной или двумя сферическими отражающими поверхностями . Свойства этих резонаторов зависят от знака и величины радиуса их кривизны R, а также от L p и определяются стабильностью существования в нём электромагнитной волны. В так называемом устойчивом (стабильном ) резонаторе распределение поля воспроизводится идентично при многократных проходах излучения между зеркалами и имеет стационарный характер . В результате попеременного отражения электромагнитных волн от зеркал волна формируется таким образом , ч т о в приближении геометрической оптики не выходит за пределы зеркал в поперечном направлении и выводится из устойчивого резонатора только благодаря частичному пропусканию самих отражающих элементов . В случае отсутствия потерь , излучение могло бы существова т ь в устойчивом резонаторе бесконечно долго . В неустойчивом (нестабильном ) резонаторе световые пучки (или описывающие их электромагнитные волны ) в результате последовательных отражений от зеркал перемещаются в поперечном оси резонатора направлении к перифе р ии и покидают его. Свойства резонаторов и характеристики создаваемых ими пучков можно описывать и в волновом , и в геометрическом приближении . В качестве критерия применимости этих приближений удобно использовать так называемое число Френеля , где a, L – характерные размеры задачи поперёк пучка и вдоль направления его распространения . Условие N F >>1 соответствует применимости геометрического приближения . При N F 1 необходимо учитывать также волновые свойства электромагнитного излучения. В геоме трическом приближении условие устойчивости резонатора имеет вид : . Расстояние между зеркалами L p в этом выражении всегда положительно , а R 1 и R 2 положительны т олько для вогнутых т.е . фокусирующих зеркал и отрицательны для зеркал с выпуклой поверхностью . Для устойчивых резонаторов существует стационарное распределение интенсивности электромагнитного поля . В общем случае интенсивность излучения в устойчивых резон а торах распределена не равномерно по всему объёму резонатора , а сосредоточена внутри области , называемой каустикой (рис .9). Радиусы 1 , 2 , этой области на зеркалах а также её минимальный радиус 0 в месте перетяжки определяются длиной волны и параметрами резонатора ( R 1 , R 2 , Lp) . Для основного типа колебаний их можно рассчитать с помощью соотношений : Расстояния L 1 L 2 от места положения перетяжки до зеркал составляют : . Наибольшее распространение получил среди устойчивых резонаторов полуконфокальный резонатор , у которого одно зеркало плоское ( R 2 = ) а второе имеет радиус R 1 =2L P т.е . его фокус лежит на плоском зеркале . Основное удобство полуконфокального резонатора , определяющее его широкую распространённость , заключается в возможности использования для вывода излучения плоских окон из частично прозрачных материалов а также в параллельнос т и выходящего пучка . В случае использования металлических зеркал излучение можно выводить через одно из них или систему отверстий. Устойчивый резонатор сравнительно прост в эксплуатации . Он легко юстируется , достаточно устойчив по отношению в разъюстировке . Его сферические зеркала сравнительно просто поддаются изготовлению и контролю радиуса кривизны . Поэтому они находят широкое применение в лазерной технике , особенно в технике маломощных ( 1 кВт ) лазеров . К числу недостатков устойчивых резонаторов следует отнести несовпадение объёма каустики с объёмом активной среды , что приводит к уменьшению КПД и увеличению размеров лазера , а также повышенные значения плотности мощности при перетяжке , что в случае её малых размеров может пр и вести к оптическому пробою . Однако самым серьёзным недостатком устойчивых резонаторов является невысокая лучевая стойкость используемых в качестве выходных окон диэлектрических оптических материалов . Именно это обстоятельство ограничивает использование ус т ойчивых резонаторов при больших плотностях излучения. В лазерах повышенной мощности в последнее время широкое распространение получили неустойчивые резонаторы со сферическими металлическими зеркалами . Наиболее часто в лазерной технике используется телеско пический конфокальный неустойчивый резонатор , дающий на выходе параллельный пучок . Одно из его зеркал выпуклое , а другое вогнутое . Генерация возникает в приосевой зоне . Покидающее эту зону излучение усиливается при многократных проходах между зеркалами , с м ещаясь к периферии резонатора . Относительная величина смещения положения луча на выпуклом зеркале за один проход называется коэффициентом увеличения резонатора . В отличие от устойчивого резонатора прозрачность неустойчивого резонатора определяется не пропусканием излучения выходным зеркалом , а геометрическими размерами системы . Из-за геометрического расширения излучения его интенсивность падает на одном проход е в М 2 раз . Однако в стационарных условиях при малых внутрирезонансных потерях усиление излучения на одном проходе также составит М 2 . Таким образом , весь неустойчивый резонатор заполнен излучением с практически равной интенсивностью , что в отличие от устой чивых резонаторов обеспечивает полное и равномерное использование всей активной среды . Если добавить к этому высокую лучевую стойкость металлических зеркал , то преимущество неустойчивых резонаторов для мощных лазерных систем становится очевидным. 5. Харак теристика газового разряда , ВАХ , потенциальная диаграмма В высокочастотных разрядах ёмкостного типа (ВЧЕР ) высокочастотное (ВЧ ) напряжение подаётся на электроды , которые могут быть изолированы от разряда твёрдым диэлектриком или соприкасаться с разрядом . В этом смысле можно условно называть ВЧЕ-разряды электродными или безэлектродными . Для диффузионного СО 2 -лазера ориентировочное давление рабочей среды 20-40 торр , частота возбуждения 10-120 МГ ц (основная промышленная частота f 13,6 МГц ). Плазма таких разрядов , как правило , слабо ионизована , неравновесна и подобна плазме тлеющего разряда . При давлении 20 торр частота столкновений м примерно в 10 3 раз превышает частоту колебаний =2 f , поэтому в осциллирующем поле типа Е =Е а sin t электроны совершают дрейфовые колебания с амплитудой и скоростью смещений где м – частота электронных столкновений . При Е А / р 10 В /( см *торр ), что характерно для неравновесной слабоионизированной плазмы молекулярных газов и промышленной частоты , амплитуда дрейфовых колебаний А 0,1 см . Она сравнительно мала по сравнению с типичными для экспериментов длинами разрядных промежутков вдоль поля L 0,5-10 см . Дрейфов ые скорости и амплитуды колебаний ионов в 10 2 раз меньше , так что колебательное движение ионов во многих случаях можно вообще не принимать во внимание . Даже при весьма низкой плотности электронов n e =10 8 см -3 и характерной дл я столкновительной плазмы электронной температуры Т е =1 эВ дебаевский радиус d D 0 ,05с м << L . Поэтому в большей части разрядного промежутка плазма электронейтральна . Однако около границ плоского промежутка электронный газ , совершая качания относительно “ неподвижных ” ионов , периодически обнажает положительные заряды . Это является первопричин ой появления приэлектродных слоёв пространственного разряда . Допустим , что электроды оголены . Те электроны , которые в момент прохождения положения равновесия отстояли от электродов на расстояниях , меньших амплитуды колебаний , после первых же качаний “нав сегда” уходят в металл . В состоянии равновесия с обеих сторон остаются слои нескомпенсированного ионного заряда , газ в целом оказывается заряженным положительно . При последующих качаниях электронный газ , если отвлечься от медленного диффузионного процесса, только касается электродов . На рис .10 схематично изображено качание электронного газа в предположении , что ионы совершенно неподвижны и однородно распределены по длине промежутка , а диффузионное движение электронов отсутствует . На самом деле диффузия размывает границы между плазмой и ионными слоями . На рис . 11 построены соответствующие рис .10 распределения поля и пот енциала в те же моменты времени через каждые четверть периода . Поле Е в однородной электронейтральной части промежутка постоянно по его длине . Потенциал для определённости отсчитывается от левого электрода . Можно себе представить , что он заземлён , а перем е нное напряжение подаётся на правый . Значение и направление электрического тока , можно считать , характеризуется напряженностью поля Е в плазме , так как чаще всего в самой плазме ток проводимости преобладает над током смещения. Экспериментально установлено , что ВЧЕР горят в одной из двух сильно различающихся форм . Внешне они отличаются характером распределения интенсивности свечения по длине промежутка , по существу – процессами в приэлектродных слоях и механизмами замыкания тока на электроды . При сильноточ ном разряде возникает диффузионное свечение в середине промежутка , а около электродов газ не светится . Напряжение на электродах меняется очень мало , что указывает на слабую проводимость ионизированного газа и малый разрядный ток . В слаботочном разряде силь ное свечение локализуется у электродов и состоит из чередующихся слоёв , по цвету и порядку следования очень похожих на слои в катодной области тлеющего разряда постоянного тока . Напряжение на электродах после зажигания заметно падает , что говорит о значит е льной проводимости разряда . Эти особенности истолковываются так : в разряде со слабой проводимостью ток в приэлектродной области имеет преимущественно ёмкостной характер и является током смещения , как и до зажигания . Зажигание разряда , следовательно , не от р ажается на поведение электрода , который по-прежнему зарядов не испускает и не воспринимает . В хорошо проводящем сильноточном разряде на отрицательный в данный момент электрод идёт ионный ток , там происходит вторичная электронная эмиссия , и на какое-то вре м я до смены полярности около “катода” возникает катодный слой , как в тлеющем разряде . На электроды , которые попеременно служат катодами , ток из середины промежутка замыкается теперь токами проводимости . Слаботочный разряд ещё называют -разряд , а сильноточный -разряд , что символизирует роль вторичной эмиссии ( -процессов ). При повышении давления горящий -разряд внезапно переходит в -форму , происходит как бы вторичное зажигание. Факт существования двух форм ВЧЕР , их свойства , закономерности перехода из одной формы в другую при давлении 10-100 торр подверглись детальному исследованию . Было экспериментально доказа но что приэлектродные слои в -разряде обладают высокой проводимостью. При самых малых напряжениях и токах , U в ходе наращивания тока почти не меняется . Разряд в этих условиях не заполняет площади электродов , диаметр его в м ежэлектродном промежутке близок к диаметру пятна на электродах , светится средняя часть промежутка . Около электродо в , в слоях пространственного заряда интенсивность излучения уменьшается . Это типичный слаботочный -разряд с непроводящими приэлектродными слоями . Распределение интенсивности свечения по длине промежутка показано на рисунке 12. При покрытии электродов диэлектриком всё останется точно так же . При наращивании тока в этой стадии , разряд расширяется в поперечном направлении , заполняя площадь электрода . Плотность тока на электроде при этом остаётся неизменной . Когда электрод полност ь ю заполняется током и диаметр разряда вырастает до диаметра электродов , для дальнейшего увеличения тока требуется большее напряжение , как в аномальном тлеющем разряде , хотя здесь слои по-прежнему тёмные и непроводящие. Толщины их в нормальном режиме d 0,2-0,6 см . С точностью до небольшого тока насыщения ток замыкается на электрод током см ещения . При достижении на электродах достаточно большого напряжения происходит резкая перестройка -разряда , превращение его в сильноточную -форму . На ВАХ ему соответствует скачок или излом (рис . 13). ВАХ построена при давлении 20 торр , частоте возбуждения 13,6 МГц . Излом говорит о “вторичном” зажигании разряда , перераспределяется свечение в промежутке , около каждого электрода появляются слои , похожие на слои тлеющего разряда . Постоянный потенциал пространства U 0 в сильноточном режиме составляет 150-250В , толщина приэлектродного слоя пространственного заряда становится меньше на порядок. В поперечном ВЧЕР в соответствии со спецификой его пространственной структуры даж е в слаботочном режиме горения , когда выделение энергии непосредственно в приэлектродных слоях пространственного заряда невелико , максимумы энерговыделения в плазме смещены к охлаждаемым электродам , поэтому среди всех прочих одинаковых условиях теплообмен активной среды со стенками более эффективен . По-видимому , это и является одной из причин получения больших мощностей когерентного излучения с единицы длины СО 2 -лазера с диффузионным охлаждением , возбуждаемого поперечным ВЧЕР по сравнению с ЛДО , в озбуждаемым постоянным током . Величина Е пл / р , реализуемая в положительном столбе самостоятельного разряда , превышает Е опт / р , необходимые для эффективной накачки верхнего уровня молекулы СО 2 ( Е пл – напряжённость электрического поля в положительном столбе , Е опт – оптимальное значение электрического поля для накачки активной среды ). Близкие к оптимальным значениям Е / р реализуются в самостоятельном тлеющем разряде только в тонком слое фарадеева тёмного пространства , примыкающего к катодному слою . Этот факт мож но использовать для накачки СО 2 -лазуров в поперечном разряде постоянного тока , когда электроды расположены настолько близко , что положительный столб , в котором Е пл > Е опт , не может сформироваться т.к . по условию эксперимента х < l ф ( l ф – длина фарадеева пространства ). Основной недостаток рассмотренной схемы заключается в её очень малом КПД , поскольку практически всё приложенное к электродам напряжение падает на катодном слое , в котором из-за малых n e и больших величин Е накачка активной среды не происходи т , за исключением тонкого слоя вблизи тлеющего свечения со стороны катода . Аналогичная ситуация имеется и в сильноточном ВЧЕР . Однако благодаря существованию в определённых условиях слаботочного режима горения ВЧЕР , когда приэлектродные слои не пробиты и п отери в них невелики , появляется возможность использовать для накачки рабочей среды лазера поперечный разряд с малым межэлектродным зазором но высоким КПД . Именно в этом заключается основное преимущество ВЧЕР по сравнению с поперечным разрядом постоянного тока . Но эксперименты показывают , что слаботочный разряд может гореть только при значениях pL , меньших некоторого критического ( pL ) кр . Это зависит от электродов и свойства газа . При pL ( pL ) кр слаботочный разряд становится неустойчивым и либо переходит в сильноточную форму либо гаснет . При pL> ( pL ) кр зажечь его вообще не удаётся и реализует ся только сильноточный режим . При pL< ( pL ) кр возможно существование и того и другого режима . Примерная зависимость предельных параметров существования слаботочного режима горения показана на рис .14. Наиболее часто цитируемое достоинство газового лазера с поперечным ВЧ-возбуждением заключается в резком снижении (в 10 100 раз ) питающего напряжения . Но эта положительная черта не является следствием применения ВЧЕР , а возникает благодаря малой величине межэлектродного зазора d . Очевидно , что и в разрядах постоянного тока при малых d напряжение на электродах будет невелико . Специфика ВЧ-возбуждения заключается в том , что в условиях поперечного возбуждения разряда , т.е . при небольших напряжениях на электродах , малый зазор можно з аполнить активной средой СО 2 -лазера с высоким КПД . Другое преимущество связано с возможностью управления параметрами плазмы , особенно примыкающей непосредственно к приэлектродным слоям . В частности путём изменения частоты приложенного напряжения f можно из менять концентрацию электронов n e в плазме слаботочного разряда при прочих одинаковых условиях . Это следует из зависимости минимальной (нормальной ) плотности разрядного тока слаботочного ВЧЕ-разряда от частоты . Предельное значения плотности разрядного тока в слаботочном ВЧЕР j кр , а значит и максимальную величину электронной концентрации в плазме ( n e ) можно определить из условия пробоя ёмкостных приэлектродных слоёв с учётом вторично-эмиссионных процессов на электродах : j кр =e*(n e ) кр * e *E пл 2* * * 0 *(Е сл ) кр , где e, e – заряд и проводимость электронов в плазме , (Е сл ) кр U сл /d сл – напряженность в приэлектродном слое , при котором происходит его пробой , d сл – его эффективная толщина , - относительная диэлектрическая проницаемость слоёв . Отсюда . Согласно этой формуле для получения приемлемой с точки зрения возбуждения рабочей среды СО 2 -лазера , концентрации электронов в плазменном столбе слаботочного ВЧЕ-разряда , частота f должна быть вы брана достаточно высокой . Обычно при накачке СО 2 -лазеров с диффузионным охлаждением пренебрегают промышленной частотой и выбирают f в диапазоне 30 200 МГц . Получено , как того и следовало ожидать в соответствии с представлениям и об особенностях структуры слаботочного ВЧЕР , что наиболее приемлемые частоты возбуждения находятся в интервале 80 150 МГц . В этих случаях в активную следу СО 2 -лазера можно вложить удельную электрическую мощность 100 Вт / см 3 и более при межэлектродных зазорах 1,5 3 мм . Немаловажное значение , требующее перехода в высоким частотам возбуждения , имеет и тот факт , что толщина приэлектродных слоёв d сл ( f) с увеличением часто ты уменьшается с зависимостью d сл V др /(2* *f) , где V др – скорость дрейфа электронов в плазменном столбе , граничащим с приэлектродным слоем. Таким образом , основанием для перехода к высоким частота м возбуждения СО 2 -лазеров и диффузионным охлаждением являются следующие две особенности слаботочного режима горения ВЧЕР. · Концентрация заряженных частиц увеличивается с ростом f и достигает необходимых значений при частотах f> 50 МГц. · Толщина приэле ктродных слоёв пространственного заряда d сл в диапазоне частот f> 50 МГц составляет доли мм , что позволяет заполнить плазмой малые межэлектродные зазоры d 1 ,5 3 мм. 6. Заключение Представ ленные в работе данные о диффузионном СО 2 -лазере с высокочастотным возбуждением показывают многие преимущества такого типа возбуждения активной среды по сравнению с возбуждением разрядами постоянного и переменного тока . ВЧЕ-разряд устойчивее разряда постоя нного тока , в нём достижим существенно больший энерговклад . Балластным сопротивлениям , которые всегда оказывают благотворное действие на стабильность разряда , можно придать ёмкостный (реактивный ) характер , что избавляет от бесполезных потерь энергии , кото р ые о обычных омических балластниках составляют примерно 30% подводимой электрической мощности . Существенное преимущество ВЧЕР - это возможность избавиться от катодных слоёв , свойственных разрядам и постоянного и переменного тока . В катодных слоях бесполез н о теряется часть энергии , кроме того , в них обычно рождаются возмущения , от которых развивается неустойчивости . Эти преимущества обеспечивает только слаботочная форма ВЧЕ-разряда . Поэтому для СО 2 -лазера необходим именно слаботочный режим , в котором получен ы рекордные мощности излучения : 0,83 Вт / см . Недостаток этого режима – ограничение на плотность тока , длину промежутка и давление . Над улучшением данных характеристик ведётся работа . Также большим преимуществом является удобст во работы с длинными трубками , низкие рабочие напряжения , высокая устойчивость и однородность . Дальнейший прогресс в области диффузионных СО 2 -лазеров с ВЧ-накачкой связан с исследованием условий протекания тока на границах плазмы ВЧ-разряда с электродами , а также решением проблем , связанных с волноводным режимом работы резонатора , увеличение скорости теплоотвода на стенки разрядной трубки. 7. Список литературы 1) В.С . Голубев , Ф.В . Лебедев “ Физические основы создания технологических лазеров ” 2) В.С . Голубев , Ф.В . Лебедев “ Инженерные основы создания технологических лазеров” 3) Ю.П . Райзер “Физика газового разряда” 4) А.А . Веденов “Физика электроразрядных СО 2 -лазеров” 5) Н.А . Яценко “Газовые лазеры с высокочастотным возбуждением” 6) Н.А . Яценк о “Влияние частоты накачки на параметры газовых лазеров с высокочастотным возбуждением” 7) Ю.С . Протасов , С.Н . Чувашев “Физическая электроника газоразрядных устройств” 8) В . Виттеман “СО 2 -лазер”
1Архитектура и строительство
2Астрономия, авиация, космонавтика
 
3Безопасность жизнедеятельности
4Биология
 
5Военная кафедра, гражданская оборона
 
6География, экономическая география
7Геология и геодезия
8Государственное регулирование и налоги
 
9Естествознание
 
10Журналистика
 
11Законодательство и право
12Адвокатура
13Административное право
14Арбитражное процессуальное право
15Банковское право
16Государство и право
17Гражданское право и процесс
18Жилищное право
19Законодательство зарубежных стран
20Земельное право
21Конституционное право
22Конституционное право зарубежных стран
23Международное право
24Муниципальное право
25Налоговое право
26Римское право
27Семейное право
28Таможенное право
29Трудовое право
30Уголовное право и процесс
31Финансовое право
32Хозяйственное право
33Экологическое право
34Юриспруденция
 
35Иностранные языки
36Информатика, информационные технологии
37Базы данных
38Компьютерные сети
39Программирование
40Искусство и культура
41Краеведение
42Культурология
43Музыка
44История
45Биографии
46Историческая личность
47Литература
 
48Маркетинг и реклама
49Математика
50Медицина и здоровье
51Менеджмент
52Антикризисное управление
53Делопроизводство и документооборот
54Логистика
 
55Педагогика
56Политология
57Правоохранительные органы
58Криминалистика и криминология
59Прочее
60Психология
61Юридическая психология
 
62Радиоэлектроника
63Религия
 
64Сельское хозяйство и землепользование
65Социология
66Страхование
 
67Технологии
68Материаловедение
69Машиностроение
70Металлургия
71Транспорт
72Туризм
 
73Физика
74Физкультура и спорт
75Философия
 
76Химия
 
77Экология, охрана природы
78Экономика и финансы
79Анализ хозяйственной деятельности
80Банковское дело и кредитование
81Биржевое дело
82Бухгалтерский учет и аудит
83История экономических учений
84Международные отношения
85Предпринимательство, бизнес, микроэкономика
86Финансы
87Ценные бумаги и фондовый рынок
88Экономика предприятия
89Экономико-математическое моделирование
90Экономическая теория

 Анекдоты - это почти как рефераты, только короткие и смешные Следующий
С годами я делаю всё меньше и меньше ошибок. Но зато их качество, несомненно, растёт.
Anekdot.ru

Узнайте стоимость курсовой, диплома, реферата на заказ.

Банк рефератов - РефератБанк.ру
© РефератБанк, 2002 - 2016
Рейтинг@Mail.ru