Physical processes in the channel of propagation of CO² laser pulses during the generation of electric and ma.pdf Среди актуальных проблем нелинейной оптики значительное место занимает лучевая энергетика, связанная с трансформацией световой энергии в электрическую. Уже в первых работах [1], посвященных исследованию оптического пробоя воздуха, сообщалось о наблюдении электрического дипольного момента лазерной искры. Вскоре в экспериментах с лазерной искрой [2] и при лазерном облучении твердой мишени [3], было исследовано распределение магнитного поля вблизи плазмы. Отметим работы, в которых также исследовались электрические и магнитные поля при оптическом пробое воздуха [4-9]. В указанных работах эксперименты проводились при различных параметрах возбуждающего лазерного излучения (интенсивности, длительности импульсов лазерного излучения или продолжительности лазерного воздействия). В [4] авторы сообщают об обнаружении собственного электрического дипольного момента лазерной искры, поджигаемой наносекундным импульсом Nd-лазера. Подобный результат был получен и в работе [8] при пробое воздуха излучением Nd-лазера с интенсивностью I = 1012 Вт/cм2. В исследованиях низкопорогового пробоя воздуха на проводящей мишени с использованием излучения микросекундного CO2-лазера с интенсивностью I = 108 Вт/cм2 были зарегистрированы скачки потенциала на плазменном образовании при действии переднего фронта импульса [5-7], который соответствовал диполю противоположного направления по сравнению с наблюдавшимся в предыдущих работах. Существование диполя при действии переднего фронта лазерного импульса подтверждается и другими исследованиями магнитных полей лазерной искры, поджигаемой тандемными импульсами CO2-лазера [10]. Таким образом, вопрос о конфигурации зарядов в плазме и ее эволюции в зависимости от параметров греющего излучения до настоящего времени остается открытым. Что касается непосредственно экспериментов в реальной атмосфере, то известна лишь одна работа, в которой были зарегистрированы электрические и магнитные поля, как в условиях пробоя, так и в допробойном режиме [9]. Известны также результаты исследований лазерного пробоя, в которых регистрировали терагерцовое излучение [11-13]. Как показали эксперименты, проведенные в реальной атмосфере на длинных трассах, частотный спектр регистрируемых сигналов находится в диапазоне 0.1-1.0 МГц, а их длительность составляет 50-100 мкс. При этом амплитуда сигналов в условиях пробоя аэрозольной атмосферы примерно на порядок превышает амплитуду сигнала электромагнитного излучения, формирующегося в допробойном режиме распространения лучевой энергии. Цель работы - анализ и физическая интерпретация данных, полученных в натурных лазерных экспериментах [9], с использованием имеющихся многочисленных результатов исследований в области ионизации атмосферы. В условиях оптического пробоя существенная неоднородность показателя преломления появляется в центре очага пробоя, где развиваются высокие давления и степень ионизации близка к 100%, и на фронте распространения ударной волны. Частоты плазменных колебаний в центре очага пробоя при концентрации электронов 1017-1019 см-3 соответствуют ИК-области спектра. При где - характерная частота столкновений электронов, - волновое число,  - длина плазменной волны, Те - температура электронов, частота колебаний  определяется формулой [14] , (1) где - концентрация электронов; е, - заряд и масса электрона. Если  > , где - радиус Дебая, = 1017-1019 см-3, = 1-2 эВ, то возникают слабозатухающие плазменные колебания с частотой  = 1014-1015 Гц. Дополнительное излучение вблизи плазменной частоты возникает при рассеянии плазменных волн на флуктуациях плотности среды и объемного заряда поляризованной плазмы, возникающей под воздействием поля падающего излучения, комбинационная конверсия образуется при рассеянии плазменных волн на тепловых флуктуациях свободных электронов, индуцированная конверсия - при воздействии интенсивного электромагнитного поля [14]. Коэффициент конверсии АТ1 (характеризует преобразование плазменных волн в электромагнитное излучение) на флуктуациях плотности заряда составляет 10-5-10-4, а плотность мощности электромагнитного излучения в этом случае равна [15]: , (2) где - диаметр Дебая неизотермической плазмы. Для АТ1 ~ 10-5 при характерных параметрах лазерной искры: = 10-5 см, = 2 эВ, 10-4 см, где - объем в фазовом пространстве волновых чисел [14], = 1017 см-3, получим = 10-12 Вт/cм3. С учетом этого полная мощность излучения в области плазменных волн в течение 1 мкс (длительности рассматриваемого лазерного импульса [9]) будет W ~ ~ 410-6 Вт/cм3. При расширении плазменного очага на фронте ударной волны коэффициент трансформации АТ (определяет долю энергии плазменных волн, преобразованную в электромагнитное излучение) может достигать десятков процентов [15]. На расстоянии 1-3 см от центра лазерного пробоя концентрация заряженных частиц спадает до значений 1011-1014 см-3 [16]. При таких концентрациях происходит возбуждение ионных и ионно-акустических колебаний и при  >> 2 rd возникают слабозатухающие ионно-акустические волны, спектр которых определяется по формуле [1, 17]: , (3) где - ионная плазменная частота, связанная с электронной частотой = : , (4) а - заряд и масса иона; - концентрация ионов. Если ne = 108 см-3 (соответствует плазме тлеющего разряда) из приведенных формул получаем = 5105 Гц, что совпадает с экспериментальными данными, полученными на стадии распада лазерной плазмы, формируемой микросекундным импульсом CO2-лазера в атмосфере [9]. При АТ  1 на границе плазменного фронта мощность электромагнитного излучения можно оценить, если известен избыточный заряд на поверхности фронта [14]. При разделении зарядов на фронте светодетонационной волны возникает дипольный момент [6] , (5) где разность потенциалов , (6) - максимальная и минимальная концентрации электронов на расстоянии Ri и R0 колеблющегося диполя. Если расстояние между зарядами изменяется по закону R = R0sin(t) вследствие колебаний плазмы, то мощность излучения диполя определяется по формуле [6] . (7) При q = 10-7 К,  = 107 Гц, R0 = 0.1 см мощность излучения Р  10-2 -1 Вт. Время излучения плазменного образования рассчитаем по формуле , где - радиус плазменного образования, - средняя скорость движения плазменного фронта. При = 1 см, = 500 м/c время излучения составляет 20 мкс. Это значение совпадает с экспериментальными данными, полученными в исследованиях распространения лазерного излучения в атмосфере [9]. Оценим влияние линейной трансформации продольных колебаний плазмы в электромагнитное излучение в окрестности особых точек диэлектрической проницаемости макрочастиц [14]. Частицы, подвергающиеся радиационному воздействию как со стороны лазерного потока, так и со стороны расширяющейся плазмы пробоя обладают рядом специфических физических свойств. В отсутствие пробоя вокруг частиц образуется парогазовое и электронное облако, где диэлектрическая проницаемость испытывает резкие колебания. При этом коэффициент линейной трансформации АТ2, равный отношению потока плазменной волны к потоку излучающей энергии, достигает величины 0.4, а в некоторых случаях  1, когда продольные колебания полностью преобразуются в электромагнитные волны [14]. Наибольшая эффективность трансформации возникает при диаметре плазмы , равном средней длине излучающей волны. В эксперименте [9] концентрация частиц размером 0.5 мкм составляла 100 см-3. Среднее расстояние между частицами c плазменными ореолами  2 мм. При этом плазменные ореолы перекрывались. Следовательно, максимальная эффективность излучения от микрочастиц будет наблюдаться в области миллиметровых волн. В отсутствие крупных очагов пробоя на трассе распространения лазерного излучения присутствуют ионы, образованные при прилипании электронов к молекулам кислорода, а также комплекс заряженных аэрозольных частиц, возникающих вследствие термоэмиссии электронов и ионов с их поверхности и непосредственно с очагов микропробоя (менее 10-3 м). Движение ионов в газе приводит к образованию объемного заряда и соответственно наведенного электрического поля. То есть движение ионов происходит как под действием поля, возникающего из-за градиента концентрации, так и этого наведенного поля. Скорость движения ионов в этом случае можно записать в виде , (8) где Di - коэффициент диффузии ионов; - коэффициент подвижности ионов в газе; - частота столкновений ионов с молекулами газа. Отсюда следует, что когда напряженность поля, возникающего из-за градиента концентрации ионов и напряженность наведенного электрического поля таковы, что их действия на ионы взаимно компенсируются, то i = 0 и . То есть стационарное распределение ионов в газе подчиняется закону Больцмана. В результате возникновения заряженных частиц на трассе лазерного луча и их неоднородного распределения в пространстве (вследствие фокусировки пучка) образуются излучающие электромагнитные волны диполи, момент которых также изменяется по гармоническому закону [18]. При этом напряженность поля, излучаемая колеблющимся диполем, убывает как 1/r. Поэтому принимаемые антенной сигналы с расстояния 100 м и 10 км будут отличаться по величине примерно в 33 раза, что совпадает с экспериментальными результатами, полученными в допробойном режиме [9], где сигнал уменьшался в 30-50 раз. В этом случае наблюдались сигналы в среднем с частотами 100-500 кГц, а в зимнее и осеннее время во время дождя или снегопада - с частотами 50 кГц и ниже. В атмосфере практически всегда присутствуют примеси атомов металлов. Поэтому при нагреве таких микрочастиц лазерным излучением вследствие эмиссии электронов и ионов с их поверхности происходит ионизация аэрозольной компоненты атмосферы [19]. Эффект эмиссии положительных ионов из металлов, нагретых до сравнительно «низких» температур (~ 1000 К), известен с начала прошлого века. Основные особенности здесь следующие: с ростом температуры нагрева эмиссия ионов возрастает, а затем по истечении некоторого времени этот процесс ослабевает, скорость уменьшения эмиссии тем больше, чем выше температура металла. При нагревании металлов, вначале испаряются ионы примесных к ним более легкоионизируемых элементов (К, Na, Rb, Gs, Li, Al, Ba, Ca). Максимальная плотность тока ионов с поверхности примесных элементов составляет ~ 1 А/м2 для ионов Li+, Na+, K+, Rb+, Gs+, а с поверхности оксидов, солей, алюмосиликатов (MgO, CaO, BaO, SrO) ~ 10-4 A/м2 для ионов Mg+, Ca+, Ba+, Sr+ [20, 21]. При нагреве органических соединений также происходит эмиссия ионов. Для этого случая характерно образование ионов с массовыми числами М/е ~ 100-200 и генерация тока ионов с плотностью ~ 10-4-10-7 А/м2 [2, 21]. Образованные ионы могут иметь различную полярность и структуру. При высоких температурах, близких к температуре плавления металла, часть атомов многих металлов испаряется в виде ионов. В этом случае при испарении обнаруживаются положительные ионы Fe+, Ni+, Cu+, W+ [20, 21]. Отрицательные ионы могут образоваться при испарении углерода (от C до C ). Отметим, что класс веществ, генерирующих положительные ионы при испарении, значительно шире упомянутых. Эмиссии ионов с поверхности микрочастиц часто сопутствует эффект термической эмиссии электронов при достаточно высоких температурах, ~ 1000-3000 К. Например, частицы циркония размером ~ 1 мкм и концентрацией Nч = 21015 м-3 в плазме аргона, с концентрацией атомов NAr = 1020 м-3, приобретают заряд равный 206 . Вокруг твердой частицы существует электронное облако с уменьшающейся концентрацией и ограниченным распределенным потенциалом. Данная система ионизуется, когда часть электронного облака рассеивается (теоретически движется в бесконечность). Кроме того, появление электромагнитного излучения может быть связано с фазовыми переходами испаренного вещества аэрозолей в конденсированное состояние или с развитием поверхностной электромагнитной волны неустойчивости [22-26]. Таким образом, на трассе луча образуется многокомпонентная смесь ионов, содержащая конденсированные частицы с различными размерами и зарядами. Ионная плазменная частота для ионов с зарядом z, концентрацией и массой может быть выражена в виде [14, 17] . (9) Если представить малую аэрозольную частицу с зарядом и массой как ион большого размера, то частота колебаний этих частиц с концентрацией будет: . (10) Тогда отношение частот . (11) где и - радиусы иона и частицы. Для характерных параметров иона, частицы и их концентраций: =1, = 10, = 10-8 cм, = 10-5 cм, = 106 cм-3, = 103 cм-3 - получим из (12), что = 105. Для субмикронных аэрозольных частиц размером 0.1 мкм с электрическим зарядом  10 e частота колебаний уменьшится в 105 раз. То есть наблюдаемый нижний диапазон частот может доходить до единиц килогерц и менее, что и наблюдалось в [9]. Оценим изменение ионной плазменной частоты колебаний по формуле (4) для модельной двухкомпонентной среды. Запишем отношение частот , (12) где , - радиусы ионов; , - их заряды. Если и , то . То есть частота колебаний для крупных ионов уменьшается в 17 раз. На рис. 1 представлены экспериментальные и теоретические результаты характерных частот колебаний для разных источников излучения [21-26]. По оси ординат отложена частота в логарифмическом масштабе, по оси абсцисс - номер источника-объекта. Как видим, частоты находятся в диапазоне 10-2-1010 Гц, в который укладываются частоты, полученные в наших оценках и в [9]. Наиболее близкий частотный диапазон, полученный в [9], наблюдается при возмущении атмосферы ядерными взрывами [24-26]. Рис. 1. Частоты колебаний различных объектов: 1 - диапазон колебаний частицы в цепочке пылевых частиц [22]; 2 - диапазон колебаний пылинки в поле-ловушке [22, 23]; 3 - диапазон частот вертикальных колебаний в приэлектродном слое [25]; 4 - диапазон частот флуктуации заряда пылевой частицы [21, 22]; 5 - диапазон частот колебаний в численном моделировании [22, 26]; 6 - частота ВЧ-разряда; 7 - диапазон колебаний плазменной частоты пылевой компоненты [21, 22]; 8 - диапазон ионной плазменной частоты [22, 25]; 9 - диапазон колебаний электронной плазменной частоты [24]; 10 - диапазон колебаний пылевых частиц в эксперименте [22, 26]; 11 - ядерный высотный взрыв [23, 24]; 12 - натурные атмосферные лазерные эксперименты [9] В обоих случаях происходит ионизация атмосферы. Причем уровень сигнала при ядерном взрыве в диапазоне частот 104-106 Гц практически постоянен [23]. Хотя условия ионизации разные, такой же результат наблюдается и при распространении ионизирующего излучения в атмосфере с повышенной влажностью при дожде и снеге. В этом случае и в случае допробойного режима распространения импульсов СО2-лазера длительность принимаемого сигнала увеличивалась до 100 мкс, что в 2 раза больше длительности сигналов при оптическом пробое. Такой эффект, скорее всего, обусловлен тем, что при малых концентрациях заряженных частиц, порядка 1012-1013 м-3, возрастает время их жизни за счет прилипания к ним паров воды. В результате значительно уменьшается скорость рекомбинации. Другими словами, когда на трассе распространения образуются ионы и заряженные аэрозольные частицы, имеющие различную полярность, они обладают большим временем жизни в атмосферных условиях, чем электроны. Выводы 1. При распространении микросекундных импульсов CO2-лазера в реальной атмосфере на ранних стадиях пробоя (ne = 1015-1017 см-3) в результате рассеяния плазменных волн на тепловых флуктуациях электронов возникает электромагнитное излучение с частотами 1014-1015 Гц и средней мощностью 10-5-10-6 Вт/cм3. 2. Экспериментальные результаты [9] подтверждают, что при расширении плазменного образования в канале мощного лазерного излучения, когда ne = 108-1014 см-3, возникают слабозатухающие ионные и ионно-звуковые волны, которые трансформируются (с АТ  0.1-0.9) в электромагнитное излучение с частотами 105-107 Гц на границе плазма - диэлектрик. 3. При пробое в расширяющейся плазме на поздних стадиях и в плазме в допробойном режиме происходит разделение электрических зарядов в пределах расширяющегося плазменного образования и за счет появления дипольных моментов по трассе, что, возможно, приводит к появлению длинноволнового излучения с частотами 104-105 Гц. 4. В условиях пробоя наиболее реальной причиной, приводящей к генерации электромагнитных колебаний, является конверсия плазменных волн на границе плазма - диэлектрик. При отсутствии пробоя генерация электромагнитных волн происходит вследствие образования ионов и заряженных частиц и их неравномерного распределения на трассе распространяющегося лазерного пучка.

Скачать электронную версию публикации