Протяжність ПЛАЗМОВІ КАНАЛИ В ПОВІТРІ, СТВОРЕНІ УФ-ЛАЗЕРОМ ТА ЇХ ЗАСТОСУВАННЯ ДЛЯ УПРАВЛІННЯ електричних розрядів
* Фізичний інститут ім. П.Н. Лебедєва РАН, Москва, Росія ** Національний дослідницький ядерний університет "МІФІ", Москва, Росія
3 х 1011-1.5 х 1013 і 3 х 106-3 х 1011 Вт / см2 відповідно, що нижче порога оптичного пробою газу, а також основні процеси релаксації в плазмі з щільністю 109-1017 см-3. Показано, що для створення плазмових каналів в повітрі перспективно використовувати амплітудно-модульовані УФ-імпульси, що складаються з цуга субпікосекундних імпульсів, ефективно напрацьовувати первинні фотоелектрони, і довгого УФ-імпульсу, компенсуючого прилипання електронів і підтримує концентрацію вільних електронів в плазмі. Реалізовано різні режими генерації і посилення цугов субпікосекундних імпульсів субтераваттной потужності і ампли-тудно-модульованих УФ-імпульсів з енергією декілька десятків джоулів на гібридної Тксапфір-KrF лазерної установки ГАРПУН-МТВ. Експериментально і теоретично вивчені філаментація УФ лазерних пучків такої потужності при розповсюдженні в повітрі на відстані до 100 м і параметри відповідних плазмових каналів. Досліджено лазерне ініціювання та управління траєкторією високовольтних електричних розрядів за допомогою УФ-импуль-сов з амплітудною модуляцією, а також просторово-часова структура пробою повітряних проміжків довжиною до 80 см.
Можливість отримання за допомогою лазерного випромінювання протяжних (аж до сотень метрів в довжину) проводять плазмових каналів в атмосферному повітрі привертає увагу дослідників з 70-х років минулого століття, що пояснюється важливістю потенційних практичних застосувань. Такі канали можна використовувати для віддаленого моніторингу забруднення атмосфери, наприклад, за допомогою азотного лазера, що працює в режимі посилення випромінювання за один прохід вздовж плазмового каналу [1]; для бездротової передачі електричного струму [2, 3]; для створення віртуальних плазмових хвилеводів електромагнітного випромінювання ВЧ і СВЧ-діапазонів з метою зниження їх природної розбіжність [4-8]; для активної системи мовляв-ніезащіти, що включає в себе лазерне ініціювання та контроль траєкторії блискавки (див. на-
приклад, роботи [9-12] і посилання в них). Останнє завдання передбачає попереднє вивчення високовольтних лазерно-індукують-ванних розрядів, механізмів іонізації газу і релаксації плазмового каналу, що і є предметом розгляду цієї роботи.
Спочатку для управління протяжними високовольтними електричними розрядами в атмосфері використовувалася так звана лазерна іскра - щільна протяжна плазма з високими електронної Ті і іонної Ti температурами. Для наявних на той момент потужних лазерів довгохвильового діапазону, наприклад СО2-лазер-ра (довжина хвилі X = 10.6 мкм), поріг оптичного
пробою повітря невисокий (<109 Вт/см2), и в процессе лавинной ионизации в сфокусированном пучке создается относительно долгоживущая плазма с
концентрацією електронів пе
1019 см-3, близька
до стану термодинамічної рівноваги з температурою електронів приблизно дорівнює температурі іонів Ті
1 еВ [13], час релаксації плазми багаторазово перевищує тривалість лазерного імпульсу. Однак стохастіч-ність оптичного пробою, обумовленого наявністю аерозольних часток, випадковими флуктуаціями у розподілі інтенсивності і екрануванням випромінювання плазмою, призводить до дискретної (четочная) структурі довгою лазерної іскри, що не дозволяє в повній мірі використовувати високу електропровідність такої плазми для ініціювання розряду [3] . Напруга електричного пробою довгих проміжків в присутності щільної рівноважної плазми знижується в десятки разів, хоча енерговитрати на її створення свідомо великі, так як включають в себе крім енергії, що йде на іонізацію газу
пе11 (де I] - потенціал іонізації), нагрів іонів і електронів до рівноважної температури. Експериментально виміряна величина становить
200 Дж на метр довжини плазмового каналу [14]. Для каналу довжиною
20 м, який за оцінками [12] може ініціювати розряд блискавки, потрібно імпульсний 02-лазер з енергією
790 нм (див. Наприклад, [16, 17]). УКІ володіють великою шириною спектру: для Тксапірового лазера на фундаментальній довжині хвилі АХ
30 нм, для третьої гармоніки АХ
2.5 нм. При поширенні в атмосфері спектрально-обмежені УКІ (мають гранично коротку тривалість при заданій ширині спектра) розширюються в часі за рахунок дисперсії показника заломлення повітря. Для компенсації цього ефекту в спектр УКІ вноситься негативне чірпірова-ня частоти випромінювання - зменшення частоти від початку до кінця імпульсу, що призводить також до тимчасового розширенню вихідного імпульсу. Такі негативно-чірпірованние імпульси стискаються в часі в міру їх поширення в атмосфері. Цей ефект "тимчасової фокусування" УКІ можна використовувати для підвищення пікової інтенсивності на заданій відстані від джерела випромінювання поряд зі звичайною просторової фокусуванням лазерного пучка [10].
Інший нелінійний ефект при поширенні пучка УКІ полягає в тому, що, внаслідок керровской нелінійності, він розпадається на безліч окремих ниткоподібних пучків-філа-ментів з характерним діаметром
УФ лазерне випромінювання має ряд переваг для створення однорідних протяжних іонізованих каналів в повітрі в порівнянні з випромінюванням ІЧ-діапазону. Потужний КДБ-лазер з довжиною хвилі 248 нм дає один з найбільш перспективних джерел випромінювання в цьому діапазоні. Ефективний переріз многофотонной іонізації молекул О2 УФ-випромінюванням КДБ-лазера значно перевершує перетин для інфрачервоного випромінювання [26]. Гранична (дифракційна) розбіжність пучка КДБ-лазера в 40 разів менше, ніж для С02 лазера, внаслідок чого при однакових початкових розмірах пучків для досягнення заданої інтенсивності в далекій зоні в разі УФ-випромінювання потрібно в 1600 разів менша потужність. Оптичний пробій повітря, обумовлений процесами лавинної іонізація, для УФ лазерного випромінювання розвивається при значно більш високих інтенсивностях
[27]. Але навіть у разі такого пробою щільність електронів в одноразово іонізованої плазмі
пе = 2.7 х 10 см-3 виявляється майже на три порядки менше критичної щільності електронів (1.6 х 1022 см-3 для випромінювання з X = 248 нм). Отже, повітряна плазма буде прозора для УФ-випромінювання, і воно може транспортуватися по протяжної трасі створюючи уздовж неї рівномірну іонізацію повітря. УФ-пучок досить високої інтенсивності в повітрі також схильний до філаментаціі, вивченої далеко не так детально, як для випадку ІК-випромінюючи-ня.
При концентрації електронів в повітрі
1015 см-3 (виконується в филаменте) переважає електрон-іонна рекомбінація [8], яка призводить до безповоротної втрати електронів і обмежує їх час життя ті декількома наносекундами [18-20]. У цих умовах створювана УКІ електронна провідність зберігається на відносно невеликій довжині філамента 1е = сте
1 м, причому ця область переміщається зі швидкістю світла з слідом за лазерним імпульсом. Час іонізації може бути збільшено, наприклад, за рахунок цуга УКІ, кожен з імпульсів якого напрацьовує нову порцію фотоелектронів [28, 29], причому інтервал слідування УКІ в Цузі повинен бути порядку часу життя вільних електронів. На більш пізньо
Для подальшого прочитання статті необхідно придбати повний текст. Статті надсилаються в форматі PDF на зазначену при оплаті пошту. Час доставки становить менше 10 хвилин. Вартість однієї статті - 150 рублів.