4. Общие теоретические сведения по теме проекта

Рассмотрев все возможности достижения требуемых параметров прибора, приходим к выводу, что из всех разнообразных физических явлений будут использоваться только нижеперечисленные.

Создать «чистый» лазерный клинок не представляется возможным из-за низкой мощности светового излучения и невозможности «остановить» свет. При увеличении мощности лазерного излучения (раздел 4.1) будет возникать световой пробой воздуха, образуется плазма (раздел 4.2). Это, при более детальном рассмотрении (раздел 4.3, 4.4), сыграет положительную роль, увеличив температуру клинка. Для питания такого энергоёмкого прибора понадобится чрезвычайно мощный источник энергии – в учебных целях рассмотрим возможность использования ядерного реактора (раздел 4.5).

В этой части курсового проекта совершим экскурс в некоторые физические явления, используемые в ПЛМ. Это необходимо, так как функционирование прибора основано на процессах, описываемых различными областями науки. И, по большому счёту, над этим проектом (в случае его осуществимости) должны работать многие учёные, имеющие различные специализации.

4.1. Лазер и сопутствующие его явления

С

Рис. 4. Схема получения лазерной искры

ветовой пробой [5,6] (оптический пробой, лазерная искра) - переход вещества в состояние сильно ионизованного горячего газа (плазмы) под действием электромагнитного поля оптической частоты. Световой пробой аналогичен СВЧ — пробою. Световой пробой впервые наблюдался в 1963 при фокусировке в воздухе излучения мощного импульсного лазера на кристалле рубина. При световом пробое в фокусе линзы (рис. 4.) возникает искра, эффект воспринимается наблюдателем как яркая вспышка, сопровождаемая сильным звуком.

Необходимые для достижения порога пробоя газов значения интенсивности светового потока в луче лазера 10⁹-10¹¹ вт/см², что соответствует напряжённости электрического поля 10⁶-10⁷ в/см. Длительность вспышки в 10 и более раз превосходит длительность лазерного импульса (Л.и.) (30 нсек).

Образование лазерной искры можно представить себе состоящим из 2 стадий: 1) образование в фокусе линзы первичной (затравочной) плазмы, обеспечивающей сильное поглощение Л.и.; 2) распространение плазмы вдоль луча в области фокуса. Механизм образования затравочной плазмы аналогичен высокочастотному пробою газов. Отсюда термин - оптический пробой газа.

Для пикосекундных импульсов Л.и. (I~10¹³-10¹⁴ вт/см²) образование затравочной плазмы обусловлено также многофотонной ионизацией. Нагревание затравочной плазмы Л.и. и её распространение вдоль луча (навстречу лучу) обусловлено несколькими процессами, одним из которых является распространение от затравочной плазмы сильной ударной волны. Ударная волна за своим фронтом нагревает и ионизирует газ, что, в свою очередь, приводит к поглощению Л.и., т. е. к поддержанию самой ударной волны и плазмы вдоль луча (световая детонация). В др. направлениях ударная волна быстро затухает.

Лазерную искру можно наблюдать и при значительно меньших интенсивностях, если затравочная поглощающая плазма в фокусе линзы создаётся заранее. Например, в воздухе при атмосферном давлении лазерная искра развивается из электроразрядной затравочной плазмы, при интенсивности Л. и. ~ 10⁷ вт/см². При относительно малой интенсивности Л.и. распространение плазмы обусловлено теплопроводностью, в результате чего скорость распространения плазмы - дозвуковая. Этот процесс аналогичен медленному горению, отсюда термин "лазерная искра в режиме медленного горения".

Стационарное поддержание лазерной искры было осуществлено в различных газах с помощью непрерывного СО₂-лазера мощностью в несколько сотен вт. Затравочная плазма создавалась импульсным СО₂-лазером.

Явление, которое может оказаться пригодным – различные способы компенсации дифракционной расходимости лазерного пучка.

Неустранимую в принципе дифракционную расходимость можно компенсировать, применяя для фокусировки излучение с коническим волновым фронтом, сходящимся к оси под углом, равным углу расходимости γ~λ/d (λ–длина волны излучения, d–диаметр пучка). Образующийся при этом волновой пучок имеет протяженность LD/2γ (D–диаметр конуса), которая не зависит от λ и на много порядков превосходит его диаметр (L/d~D/λ).

О

Рис. 5. Фрагменты фотографий световых пробоев различных сред

жидалось, что в таком пучке должна возникать сплошная нитевидная лазерная искра. Однако в искре появлялись сильные структурные неоднородности (см. рис. 5). В работе [7] проанализированы условия их формирования, проведена классификация всех обнаруженных структурных конфигураций и предложен механизм их образования.

(а1,а2) – N₂O при 0.27 и 0.67 атм, τ≈100 пс, E=0.6 Дж, γ≈18;

(б) – Ar 0.2 атм, 0.8 нс, 10 Дж,1;

(с) – воздух 1атм, 0.8нс, 17 Дж, 2.5;

(d) – фрагмент кадра (с);

(e) – воздух 1атм, 20нс, 20 Дж, 5;

(f) – воздух 1 атм, 40 нс, 70 Дж, 7.5;

(g) – аргон 1 атм, 40 нс, 70 Дж, 7.5.

Итак, нитевидную лазерную искру можно получить, что в дальнейшем очень сильно может повлиять на улучшение качества лучевого клинка меча и упростить изготовление фокусирующего кристалла.

Ещё одним способом создания нитевидной лазерной искры является применение явления самофокусировки [8]. Оно основано на использовании нелинейных свойств среды, возникающих при сильном её нагревании. Излучатель большой мощности нагревает среду, и она расширяется (особенно когда жидкая или газообразная). При тепловом расширении, естественно, падает плотность, а значит, и коэффициент преломления. Казалось, вместо самофокусировки получается саморасфокусировка! Правда, если средой служит плазма, ее разрежение приведет к увеличению показателя преломления (так утверждают в источнике [8]). А в лазерной искре она как раз и образуется.

Теперь обратим внимание на стрикционные силы, возникающие при взаимодействии пространственно неоднородного электромагнитного поля (а таково оно в сечении лазерного луча) с частицами среды. Они тянут частицы в сторону большего поля, то есть внутрь луча, если это частицы диэлектрика, и, наоборот, выталкивают их — если это частицы плазмы. Значит, в обоих случаях открывается дорога к желаемому — увеличению показателя преломления среды (ведь он возрастает с уплотнением диэлектриков и разрежением плазмы).

Б

n₁

n₂

n₁

n₂

n₃

а)

б)

ез углубления в математику этот пример можно проиллюстрировать более наглядно. Всем известно, что при прохождении из оптически менее плотной среды в более плотную луч пригибается к нормали (n₁<n₂ рис.6,а). Этим обусловлено нелинейное прохождение световых лучей через земную атмосферу – в более высоких слоях она менее плотная (n₁<n₂<n₃ рис.6,б). Такое отклонение и будет противодействовать дифракции, которая обычно стремится отклонить луч в направлении от оси.

В

Рис. 6. Ход луча

результате экспериментов и расчётов [8] были получены следующие закономерности. Диаметр луча не влияет на самофокусировку, зато очень много зависит от длины волны. Самофокусировки легче добиться при малых длинах волн и, само собой, в средах с резко выраженной нелинейностью. При увеличении мощности лазера фокус будет перемещаться к нему все ближе. Скорость такого движения может быть огромной, даже сверхсветовой, в чем тоже легко убедиться с помощью расчётов. Разумеется, это не парадокс, потому что движется не материальное тело, а только место встречи световых лучей. Поскольку размеры фокуса сравнимы с длиной волны, в столь ничтожном объеме плотность потока мощности возрастет в сотни миллионов раз, а значит, молекулы и атомы среды разрушатся, образуется плазма. Причём её образование гораздо более интенсивно, чем при простом сужении лазерного пучка и разогревании среды в этом месте.

П

Рис. 7. Формирование фокусов в зависимости от профиля интенсивности луча

ри гауссовом профиле интенсивности пучка формируется несколько фокусов. При увеличении мощности каждое новое ее приращение на величину Р_к формирует свой, отдельный фокус, отстоящий от излучающей поверхности, так как лучи приходят от все более дальней периферии пучка. Отсюда ясно, что число фокусов К=Р/Р_к, (рис. 7). При платообразном распределении интенсивности наблюдается самофокусировка в одну точку.

Лазерное излучение (действие на вещество) [9]. Наибольшие мощности излучения получены с помощью твердотельных лазеров на стекле с примесью Nd с длиной волны излучения λ= 1,06 мкм и в газовых CO₂ - лазерах с λ = 10,6 мкм (см. табл.1).

Табл. 1. Характеристики некоторых типов лазеров

Лазер	Длительность импульса, сек	Энергия импульса, дж	Мощность, вт	Максимальная плотность потока излучения, вт/см^2
CO2 Nd + стекло CO2 Nd + стекло Nd + стекло	Непрерывный 10^-3 6 × 10^-8 10^-9 (0,3) 10^-11	- 10^4 3 × 10^2 3 × 10^2 10-20	10^3 10^7 5 × 10^19 3 × 10^11 10^12-10^13	до 10^7 до 10^7-10^11 10^13 10^16 10^15-10^16

Облучение твёрдых мишеней [9]. При облучении практически всех твёрдых мишеней миллисекундными импульсами Л. и. с плотностью потока излучения 10⁷-10⁹ вт/см² в потоке пара от испаряющеися мишени образуется плазма. Температура плазмы 10⁴-10⁵ К. При фокусировке на твёрдую мишень наносекундных лазерных импульсов с плотностью потока излучения 10¹²-10¹⁴ вт/см² поглощающий слой вещества разогревается так сильно, что сразу превращается в плазму. В этом случае уже нельзя говорить об испарении мишени, границе раздела фаз и т.п. Энергия Л. и. расходуется на нагревание плазмы и продвижение фронта разрушения и ионизации в глубь мишени. Температура плазмы оказывается столь высокой, что в ней образуются многозарядные ионы, в частности Са¹⁶⁺ и др. Образование ионов такой высокой кратности ионизации до недавнего времени наблюдалось только в излучении солнечной короны. Образование ионов с почти ободранной электронной оболочкой интересно также с точки зрения возможности осуществления в ускорителях многозарядных ионов ядерных реакций на тяжёлых ядрах.

Термоядерный синтез [9]. С помощью Л. и. возможно осуществление реакции термоядерного синтеза. Для этого необходимо образование чрезвычайно плотной и горячей плазмы с температурой, в случае синтеза ядер дейтерия, ~ 10⁸ К. Возникающая вблизи фокуса плазма разлетается со скоростью ~ 10⁸ см/сек. Уже достигнута плотность мощности лазерного излучения 10²⁰-10²¹ Вт/см². При такой интенсивности напряжённость электрического поля составляет 10¹² В/см, что на два порядка сильнее поля протона на основном уровне атома водорода.

Лазерное излучение в медицине [9]. Медицинское применение Л. и. обусловлено как термическими, так и нетермическими эффектами. В хирургии Л. и. используют в качестве "светового скальпеля". Его преимущества - стерильность и бескровность операции, а также возможность варьирования ширины разреза. Бескровность операции связана с коагуляцией белковых молекул и закупоркой сосудов по ходу луча. Этот эффект отмечается даже при операциях на таких органах, как печень, селезёнка, почки и др. По мнению ряда исследователей, послеоперационное заживление при лазерной хирургии идёт скорее, чем после применения электрокоагуляторов. В качестве "светового скальпеля" наиболее широко применяют ИК СО₂-лазеры с мощностью от нескольких вт до нескольких десятков вт.

Вблизи поверхности многих веществ идёт интенсификация светового пробоя. В работе [10] изучались особенности лазерной искры при атмосферном давлении вблизи поверхностей различных материалов. Импульсы неодимового лазера на длине волны 1.06 мкм длительностью 8 нс, следовали через фокусирующий объектив с частотой 30 Гц. Изменяя плотность мощности излучения, можно было получить неустойчивый пробой воздуха в области фокуса лазерного луча. В случае приближения фокальной плоскости объектива к поверхности диэлектрика характер лазерной искры изменялся: возникал стабильный разряд, идущий из области фокусировки к поверхности вещества. Причиной наблюдаемой стабилизации лазерной искры, видимо, является ее переход в стадию стационарного дугового разряда.

При пробивании отверстия лазерным импульсом длительностью 10^-4– 10^-3 с, энергия в 1 Дж сфокусированная в световое пятно диаметром 0,3 мм достигает мощности 106 – 107 вт\см². Лазерный луч СО², мощностью 3 КВт разрезает лист титана толщиной 5 мм со скоростью 3,5 метра в минуту.