principy_nelinejnoj_optiki_1989 (769482), страница 106
Текст из файла (страница 106)
Эта зависимость качественно была подтверждена в эксперименте, резуль- 000 таты которого приведены на рис. 27.2а 1101. Для сравнения на рис. 27.2б показана зависимость порога СВЧ-пробоя от давления для разных газов 15). Кривые на обоих рисунках качественно ведут себя одинаково, только минимальный порог пробоя в случае волн муру Я,п-'Ве мю а ю' ю ю' ю / и-1 и-г Х Рио. 27.2. а — Зависимость порога оптического пробоя в Аг, Не и гчг от давления.
Импульс рубинового лазера длительностью 60 вс фокусировался в пятно диаметром 100 мкм 110). б — Зависимость порога пробоя СВЧ полем в воздухе (изображена квадратами), в квоте (изображена треугольниками) и кислороде (изображена ромбами) от давления. Частота СВЧ поля составляла 0,994 ГГд, диффузионная длина разряда — 1,61 см (в(ас))ояаЫ А. )).
М!сгоиаче Вгеа)гбопп ш Сааее.— )ч. Тл 9911еу, 1966) СВЧ диапазона достигается при гораздо меньшем давлении. Это легко можно понять на основании формулы (27.7), замечая, что минимум в зависимости 1 от р достигается при вт-1 и что т обратно пропорционально р.
601 После возникновения пробоя возрастает поглощение энергии лазерного пучка электронами плазмы в присутствии ионов. Быстро разогревающаяся плазма вскоре приводит к образованию расширяющейся ударной волны и одновременному появлению искры [3). Так как лазерный пучок поглощается главным образом фронтом ударной волны, распространяющимся по направлению к лазеру, то энергия лазерного излучения непрерывно передается фронту ударной волны, а искра распространяется в сторону лазера [И). При достаточной энергии лазерного импульса искра может пройти очень большой путь [2). Более строгое количественное описание процесса лазерного нагрева плазмы, приводящего к распространяющейся на большое расстояние искре, является довольно трудной задачей.
Эта проблема имеет важное значение для изучения взаимо- Ф действия лааерного излучения с плазмой [12), но выходит за рамки этой книги. Читатели могут обратиться к приведенной в конце главы литературе и содержащимся в ней ссылкам. Оптический пробой в газах нашел применение в целом ряде областей. Быстрое образование плазмы и возникающая благодаря этому блокировка падающего лазерного пучка (рис. 27.3) Ряс. 27.3, Осциллограммы: а — импульса могут быть пол т ыть положены в осСОх-лазера с длвтельвостью ва цолувысо- нову действия быстрого опте 200 вс, б — выходвого импульса после тического переключателя.
пробоя в воздухе [Ямиь )7. С. я АРР). Генерации лазером плазмы РЬуз. Ее1а — 1971. Ч. 19. Р. 405]. Скорость енеР развертки 50 вс/делевяе при оптиче и оптическом пр ляется одним из способов получения плотной низкотемпературной плазмы. Такая плазма может служить источником света, обладающим очень большой яркостью.
Возможность поддержания лазерно-нндуцированной пл анной плазмы именения оптис помощью луча непрерывного лазера и другие применения ческого разряда были рассмотрены райзером*) (см. список литературы) . 502 ) Сьь также мевсграфию [1 ], (Пря,яяч ряэ ) 27.3 Оптический пробой в твердых телах Хотя оптический пробой в газах и твердых телах был открыт одновременно (1], для понимания физики пробоя в твердых телах потребовалось гораздо больше времени, нежели для разработки теоретической картины пробоя в газе.
Это связано с экспериментальными трудностями при работе с твердыми телами. В отличие от газов оптический пробой в твердом теле оставляет в нем постоянное повреждение. В этой ситуации эксперимент уже нельзя корректно повторить, если только не иметь под рукой большого образца твердого тела с чрезвычайно высокой однородностью или нескольких образцов одинакового качества. Контроль качества образца твердого тела фактически представляет главную проблему в экспериментах по оптическому пробою.
Поглощающие включения в твердом теле резко понижают экспериментально определяемый порог пробоя, поскольку локальный нагрев этих включений приводит к тепловому пробою. Только в случае, когда влияние поглощающих включений удается устранить, можно ожидать получения воспроизводимых величин порога оптического пробоя. Было обнаружено, что «истинный» оптический пробой приводит к образованию трека повреждения в виде воронки, тогда как пробой на включениях образует сферическое повреждение.
Таким образом, исследуя треки пробоя, можно различить эти два механизма пробоя ]13]. Другая экспериментальная трудность связана с эффектом само- фокусировки, которая легче наступает в твердом теле, чем в газе. При наличии самофокусировки наблюдаемый порог пробоя будет определяться порогом самофокусировки (см. раздел 17.5). Эта трудность может, однако, быть более или менее устранена при использовании фокусировки лазерного пучка с помощью короткофокусной линзы; в этой ситуации эффекты самофокусировки пренебрежимо малы (13].
Мы рассмотрим ниже только случай оптического пробоя в чистом прозрачном твердом теле, индуцированного остро сфокусированным импульсом одномодового лазера. Физический механизм пробоя в твердых телах в основном тот же, что и в газах (14]. Электроны проводимости играют в них роль свободных электронов, а возбуждение валентных электронов в зону проводимости эквивалентно ионизации атомов в газе. Здесь лааерно-индуцированный процесс лавинной ионизации также должен начинаться с нескольких первичных электронов проводимости в фокальяом объеме (15].
В данном случае первичные электроны могут быть созданы за счет теплового возбуждения электрон~в с донорных уровней. За исключением сверхчистых кристаллов плотность электронов в зоне проводимости может достигать значения порядка 10' см ' при комнатной температуре. В таком случае в фокальном объеме 10-' см' среднее число первичных электронов будет заведомо больше единицы и становится возможным развитие лавинной ионизации. Этот процесс также описывается уравнением (27.2). Используя классическую модель, которой мы пользовались для вывода скорости ионизации ц в (27.6), приходим к выражению 503 (27.7) для порога пробоя 1„,. Таким образом, по крайней мере качественно, развитие лавинной ионизации в твердых телах должно быть таким же, как в газах. Как и в случае газа, нз (27.7) вытекает, что порог оптического пробоя прямо связан с порогом пробоя в постоянном поле Е„соотношением (27.9) В твердых телах время между столкновениями т имеет порядок 10 " с [16).
Из уравнения (27.9) следует, что при в < т ' порог почти не зависит от ю [17). Наблюдаемые в эксперименте пороги пробоя в щелочно-галоидных кристаллах действительно почти не меняются при переходе от постоянного электрического поля до поля с длиной волны 1=1 мкм и незначительно возрастают при дальнейшем уменьшении длины волны [13, 17, 18[. Зависимость порога пробоя от длительности лазерного импульса также вытекает из (27.7). Если скорость потерь 9 пренебрежимо мала, то 1„, обратно пропорциональна длительности импульса т„так что пороговым параметром фактически оказывается плотность энергии лазерного излучения [Дж/сыч[, а не интенсивность.
Если потери б в (27.7) существенны, порог пробоя определяется интенсивностью. Экспериментальные результаты по пробою кристалла Р[аС1 излучением лазера с длиной волны 1,06 мкм показывают, что порог пробоя по полю меняется от 2 10' В/см при т,=10 ' с до 2 10' В/см при т„10 " с [19]. Таким образом, на опыте ни один из этих предельных случаев не реализуется.
Оптический пробой в твердых телах характеризуется также быстрым ростом плотности плазмы. Экспериментально это проявляется, как видно из рис. 27.4, в резком спаде интенсивности на «хвосте» оптического импульса, прошедшего через образец в условиях пробоя. Осциллограммы ва рис. 27.4 ясно иллюстрируют также статистическую природу процесса оптического пробоя.
Все четыре осциллограммы были получены при одинаковой форме и амплитуде входных импульсов. На верхних трех пробой наступал в несколько различающиеся моменты времени, а на нижней осциллограмме пробоя не было совсем. Флуктуации вызваны разбросом числа первичных электронов в фокальном объеме. В этих условиях для получения детальной информации о пробое необходимо использовать статистическое описание [20].
Принято определять порог пробоя как величину, при которой пробой наступает в 50 Ъ случаев. Выше мы предполагали, что многофотонным возбуждением электронов в зону проводимости можно пренебречь. Это, несомненно, справедливо при комнатной температуре, если энергия фотона лазерного излучения йе много меньше ширины запрещенной зоны в твердом теле. Тогда даже при интенсивности света, близкой к порогу пробоя, число электронов, возбужденных многофотонным способом, намного меньше, чем число первичных электронов, созданных тепловым возбуждением.
Однако если величина йю срав- 504 пима с шириной запрещенной зоны, то процесс многофотонного возбуждения может стать настолько важным, что он будет играть основную роль в определении порога пробоя [47). Уравнение (27.2) в этом случае надо модифицировать следующим образом: др/д1 = (И вЂ” л) р + (др/д1) „, (27. 10) где (др/д1)„обозначает скорость увеличения плотности электронов проводимости вследствие многофотонн ого возбуждения. Можно Рио. 27.4. Осциллограммы, показывающие импульс рубинового лазера (мода ТЕМм), прошедппей через вристалл 1ЧаС3. Импульс с энергией 0,8 мДж фокусировался в кристалл линзой с фокусным расстоянием 14 мм. е — Оптвческий п ой наступает в максвмуме импульса. б— г робой наступает раньше максимума при энергии В«««е 0,896 о ««„«.
в — Пробой наступает после максимума импульса прн В«««е = = 0,%4 В««««. е — Три последовательных лааервых ампул«се в отсутствие пробоя (Р«анди В. «1'., УаЫ«оо«МЬ 3., Ваев М. // Арр1. Ора — 1973. «. 12. Р. 700) ожидать, что;по мере увеличения е слагаемое (др/д1)„ будет играть все большую роль и постепенно начнет доминировать на начальной стадии развития процесса электронной лавины. Это приведет к тому, что основным механизмом, определяющим порог пробоя, станет многофотонное возбуждение, а не лавинная ионизация.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
