ФИЗИКА ПЛАЗМЫ, 2015, том 41, № 2, с. 125-162
ЛАЗЕРНАЯ ПЛАЗМА
УДК 533.9.03+537.523.4
ПРОТЯЖЕННЫЕ ПЛАЗМЕННЫЕ КАНАЛЫ В ВОЗДУХЕ, СОЗДАННЫЕ УФ-ЛАЗЕРОМ И ИХ ПРИМЕНЕНИЕ ДЛЯ УПРАВЛЕНИЯ ЭЛЕКТРИЧЕСКИМИ РАЗРЯДАМИ
© 2015 г. В. Д. Зворыкин***, А. А. Ионин*, А. О. Левченко*, Л. В. Селезнев*, Д. В. Синицын*, И. В. Сметанин*, Н. Н. Устиновский*, А. В. Шутов*
* Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН, Москва, Россия ** Национальный исследовательский ядерный университет "МИФИ", Москва, Россия
e-mail: zvorykin@sci.lebedev.ru Поступила в редакцию 09.04.2014 г.
Представлены основные результаты цикла экспериментальных и теоретических исследований авторов по созданию протяженных слабоионизованных плазменных каналов в атмосферном воздухе УФ лазерным излучением с длиной волны 248 нм и их использованию для управления длинными высоковольтными разрядами. Рассмотрены основные механизмы ионизации воздуха УФ лазерными импульсами с длительностями от 100 фс до 25 нс при интенсивностях в диапазонах
3 х 1011-1.5 х 1013 и 3 х 106—3 х 1011 Вт/см2 соответственно, что ниже порога оптического пробоя газа, а также основные процессы релаксации в плазме с плотностью 109—1017 см-3. Показано, что для создания плазменных каналов в воздухе перспективно использовать амплитудно-модулированные УФ-импульсы, состоящие из цуга субпикосекундных импульсов, эффективно нарабатывающих первичные фотоэлектроны, и длинного УФ-импульса, компенсирующего прилипание электронов и поддерживающего концентрацию свободных электронов в плазме. Реализованы различные режимы генерации и усиления цугов субпикосекундных импульсов субтераваттной мощности и ампли-тудно-модулированных УФ-импульсов с энергией несколько десятков джоулей на гибридной Тксапфир-KrF лазерной установке ГАРПУН-МТВ. Экспериментально и теоретически изучены филаментация УФ лазерных пучков такой мощности при распространении в воздухе на расстояния до 100 м и параметры соответствующих плазменных каналов. Исследованы лазерное инициирование и управление траекторией высоковольтных электрических разрядов при помощи УФ-импуль-сов с амплитудной модуляцией, а также пространственно-временная структура пробоя воздушных промежутков длиной до 80 см.
DOI: 10.7868/80367292115010072
1. ВВЕДЕНИЕ
Возможность получения с помощью лазерного излучения протяженных (вплоть до сотен метров в длину) проводящих плазменных каналов в атмосферном воздухе привлекает внимание исследователей с 70-х годов прошлого века, что объясняется важностью потенциальных практических приложений. Такие каналы можно использовать для удаленного мониторинга загрязнения атмосферы, например, посредством азотного лазера, работающего в режиме усиления излучения за один проход вдоль плазменного канала [1]; для беспроводной передачи электрического тока [2, 3]; для создания виртуальных плазменных волноводов электромагнитного излучения ВЧ- и СВЧ-диапазонов с целью снижения их естественной расходимости [4—8]; для активной системы мол-ниезащиты, включающей в себя лазерное инициирование и контроль траектории молнии (см., на-
пример, работы [9—12] и ссылки в них). Последняя задача предполагает предварительное изучение высоковольтных лазерно-индуциро-ванных разрядов, механизмов ионизации газа и релаксации плазменного канала, что и является предметом рассмотрения настоящей работы.
Первоначально для управления протяженными высоковольтными электрическими разрядами в атмосфере использовалась так называемая лазерная искра — плотная протяженная плазма с высокими электронной Те и ионной Ti температурами. Для имеющихся на тот момент мощных лазеров длинноволнового диапазона, например СО2-лазе-ра (длина волны X = 10.6 мкм), порог оптического
пробоя воздуха невысок (< 109 Вт/см2), и в процессе лавинной ионизации в сфокусированном пучке создается относительно долгоживущая плазма с
концентрацией электронов пе ~1019 см-3, близкая
к состоянию термодинамического равновесия с температурой электронов примерно равной температуре ионов Те ~ Тх ~ 1 эВ [13], время релаксации плазмы многократно превышает длительность лазерного импульса. Однако стохастич-ность оптического пробоя, обусловленного наличием аэрозольных частиц, случайными флуктуациями в распределении интенсивности и экранировкой излучения плазмой, приводит к дискретной (четочной) структуре длинной лазерной искры, что не позволяет в полной мере использовать высокую электропроводность такой плазмы для инициирования разряда [3]. Напряжение электрического пробоя длинных промежутков в присутствии плотной равновесной плазмы снижается в десятки раз, хотя энергозатраты на ее создание заведомо велики, так как включают в себя помимо энергии, идущей на ионизацию газа ~пе11 (где I] - потенциал ионизации), нагрев ионов и электронов до равновесной температуры. Экспериментально измеренная величина составляет ~200 Дж на метр длины плазменного канала [14]. Для канала длиной ~20 м, который по оценкам [12] может инициировать разряд молнии, требуется импульсный С02-лазер с энергией ~5 кДж [14, 15].
Новые возможности для формирования протяженных ионизованных каналов открылись в середине 1990-х гг. после создания лазерных систем, генерирующих ультракороткие импульсы (УКИ) фемтосекундной длительности с мульти-тераваттной пиковой мощностью. Наиболее известная из них — лазер на основе кристаллов корунда, легированных титаном, генерирующий УКИ с длиной волны X ~ 790 нм (см., например, [16, 17]). УКИ обладают большой шириной спектра: для Тксапирового лазера на фундаментальной длине волны АХ ~ 30 нм, для третьей гармоники АХ ~ 2.5 нм. При распространении в атмосфере спектрально-ограниченные УКИ (имеющие предельно короткую длительность при заданной ширине спектра) уширяются во времени за счет дисперсии показателя преломления воздуха. Для компенсации этого эффекта в спектр УКИ вносится отрицательное чирпирова-ние частоты излучения — уменьшение частоты от начала к концу импульса, что приводит также к временному уширению исходного импульса. Такие отрицательно-чирпированные импульсы сжимаются во времени по мере их распространения в атмосфере. Этот эффект "временной фокусировки" УКИ можно использовать для повышения пиковой интенсивности на заданном расстоянии от источника излучения наряду с обычной пространственной фокусировкой лазерного пучка [10].
Другой нелинейный эффект при распространении пучка УКИ состоит в том, что, вследствие керровской нелинейности, он распадается на множество отдельных нитевидных пучков-фила-ментов с характерным диаметром ~100 мкм, которые создают плазменные каналы с локальной плотностью электронов пе = 1016—1017 см-3. Ионизация воздуха в этих каналах имеет многофотонный характер (преимущественно ионизуются молекулы О2, обладающие наименьшим потенциалом ионизации I, = 12.06 эВ среди компонентов воздуха). Освободившиеся фотоэлектроны получают энергию порядка одного электронвольта, при этом температура молекул и ионов за короткие времена ионизации не успевает существенно измениться, т.е. Те > Т1. По филаментам, в которых керровская фокусировка компенсируется дефокусировкой излучения на радиальном профиле электронной плотности плазменного канала и отчасти дифракцией излучения, в самосогласованном режиме передается интенсивность излучения 1013-1014 Вт/см2 (см., например, [18-20]). Длина таких филаментов для Тксапфирового лазера с энергией лазерных импульсов в несколько сотен миллиджоулей и пиковой мощностью несколько тераватт может достигать сотен метров, хотя удельная электрическая проводимость образованных ими плазменных каналов на много порядков величины меньше, чем плазмы оптического пробоя воздуха. Отметим, что эффект фи-ламентации сохраняется не только при пониженной плотности атмосферы (т.е. на высоте), но и в условиях сильного дождя и ограниченной видимости [21, 22]. К настоящему времени по УКИ-филаментам и создаваемым ими проводящим плазменным каналам опубликовано большое число работ (см. например обзоры, [18-20, 23-25]), однако в основном исследовалось ИК-излучение.
УФ лазерное излучение обладает рядом преимуществ для создания однородных протяженных ионизованных каналов в воздухе по сравнению с излучением ИК-диапазона. Мощный КгБ-лазер с длиной волны 248 нм дает один из наиболее перспективных источников излучения в этом диапазоне. Эффективное сечение многофотонной ионизации молекул О2 УФ-излучением КгБ-лазера значительно превосходит сечение для ИК-излучения [26]. Предельная (дифракционная) расходимость пучка КгБ-лазера в 40 раз меньше, чем для С02 лазера, вследствие чего при одинаковых начальных размерах пучков для достижения заданной интенсивности в дальней зоне в случае УФ-излучения требуется в 1600 раз меньшая мощность. Оптический пробой воздуха, обусловленный процессами лавинной ионизация, для УФ лазерного излучения развивается при значительно более высоких интенсивностях
[27]. Но даже в случае такого пробоя плотность электронов в однократно ионизованной плазме
19 3
пе = 2.7 х 10 см-3 оказывается почти на три порядка меньше критической плотности электронов (1.6 х 1022 см-3 для излучения с X = 248 нм). Следовательно, воздушная плазма будет прозрачна для УФ-излучения, и оно может транспортироваться по протяженной трассе создавая вдоль нее равномерную ионизацию воздуха. УФ-пучок достаточно высокой интенсивности в воздухе также подвержен филаментации, изученной далеко не так подробно, как для случая ИК-излуче-ния.
При концентрации электронов в воздухе
пе > п* ~1015 см-3 (выполняется в филаменте) преобладает электрон-ионная рекомбинация [8], которая приводит к безвозвратной потере электронов и ограничивает их время жизни те несколькими наносекундами [18-20]. В этих условиях создаваемая УКИ электронная проводимость сохраняется на относительно небольшой длине филамента 1е = сте ~1 м, причем эта область перемещается со скоростью света с вслед за лазерным импульсом. Время ионизации может быть увеличено, например, за счет цуга УКИ, каждый из импульсов которого нарабатывает новую порцию фотоэлектронов [28, 29], причем интервал следования УКИ в цуге должен быть порядка времени жизни свободных электронов. На более поздне
Для дальнейшего прочтения статьи необходимо приобрести полный текст. Статьи высылаются в формате PDF на указанную при оплате почту. Время доставки составляет менее 10 минут. Стоимость одной статьи — 150 рублей.