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、在

1973

年

第

期

国

外

激

光

f77Z?

、唱

φ<:><.:

风吧"巾巾

巾命咄

咱叫! oII'!.

.....

....

'>ð

电致电离激光器

提要:本文分析了激励气体激光罢工作物质的电致电离方法

。

由外部电致电离

辐射源使稠密的气体介质产生导电性，这样，当电流通过气休时，其能量变成分子

工作能级的激励能量。讨论了能量进入电致电离气体激光;n;激活介质的动力学J1...激

九;n;工作能级的激励。芽

出了研究于混合气体

α)2:N2:He

的压力达

大气压对工

作的电致电离

002

激光泛的实验结果。在脉冲持续时间为~1O

-7

秒叶，达到的振荡

比功率为

~106

瓦/厘米飞列举了电致电离

002

激尤泛的电流、闵值和能量的特性

它的放大系数与压力反混令气体成份的关系;以及它的辐射尤谱。讨论了频率平稳

重询的和大功率超短脉冲振荡的可能性。

1964

年，

Patel

曾获得二氧化碳气体的

转动一振动跃迁振荡，并曾指出，这种系统的

效率可以达到百分之几十

[1]

。最近两年来，

法国马科西中心通用电气公司的科学家肉、

加拿大的

Bea

世

ien[

町、美国的

Wood

等采用横向放电技术，于高效率脉冲

仙激光器中获得兆瓦级的功率。在尺寸很

小的装置中，将工作气体的压力从

一个大气

压的几十分之一提高到普通气体放电激光器

的水平即一个大气压，能获得很高的功率。

本文研究了一种新型的气体激光器一一

电致电离激光器，它在高达几十个大气压的

高气压下工作。这种激光器是在

1971

年初实

现的[飞不久，在美国和澳大利亚也出现了

类似器件的报导

，

。根据激光器用电子束

激励的研究结果和置于被研究类型激光器基

础上的方法，曾作过理论的和实验的探讨

[8]

。

正如这些研究表明，用快速电子和

一般高

能

粒子来激励分子

气

体激光器，结果效率很低。

仅仅对于冷凝气体及固体，用高能粒子来激

励是有效的。但在一些工作中发现，用高能

粒子来辐照时，气体放电激光器的功率也有

某些提高

，

10]

。在这种情况

下高能粒子对气

体放电的作用并没有导致激励机理的质的变

化。其中也有，当混合工作气体气压的增加

超过

毛，引起停振

[10]

。

本文所研究的方法的实质在于，于外界

源离化辐射作用下，使稠密气体介质产生导

电性，这就表明，

当电流

通过气体时，所有

的电流能量事实上都转化为分子的振荡能

量。在气体放电激

光器中，放电电子有双重

作用:它们一方面参予气体的电导，另一方

面通过直接电离的方法建立起自身的电导。

在本实验中，这两种作用是分开的，这样，

可避免气体放电激励方法的某些严重的缺

点。其中包括获得很高的效率和均匀激励(无

带状放电〉压缩气体的可能性.

EJIH

RHíì

和B.

CMHpHOB

研究

了用光致电离艳蒸汽来激励C0

激光器的可

能性，他们应用了由

Tomson

首先描述

国

外

过的放电迁移模型。在那类系统中，由于放

电的空间间距，电流取决于离子成份的迁移

率，而且，甚至在气体高度电离时，电流值

也是很小的。在这-放电迁移模型的范围内，

建立起电致电离激光器实际上是不可能的。

，

14J

的实验工作表明，在电致电离气

体中可以通过颇大的电流，其条件是气体的

足够高的电离度[呵。电子浓度应该超过由气

体的性质、压力及电极间距离所决定的某些

值。原来间，在气体高度电离时，电子贫乏

的近阴极层中电场要比气体电离的闺值高得

多.由于汤森德增殖

(TayHoeH~oBOKoe

paaa-

:æ:

eHIre

, Townscend

reproductien)

使电子

对的浓度增加，结果使近阴极层中的离子电

导率所达到的值等于系统其他区域中的电子

电导率。存在这种可能是因为气体中中性原

子的浓度大体上比电子的浓度高几个数

量

级。这样，气体的近阴极层事实上就起了一

个无限的电子发射源的作用。发射的量自动

地维持在由气体的基本体积所限定的水平

上。近阴极层的厚度是很薄的。

本文的最后部分研究了电流在电致电离

激光器的激活介质中流过的机理，工作能的

激励并引出了研究电致电离

002

激光器的实

验结果。

理论

1.能量导入电致电离气体激光器~活

介质的机理

在电致电离激光器激活介质中，伴随放

电迁移的过程可以用下面的方程系统来描

述:

尝

+divn.v.=

v.n.+

(到一

bn.n

，

-c

，

队，

尝+川…

儿+(

~;)，

-bn.n

()E

万豆

一

e(n

，

-n.)

，

( 1 )

激

光

1973

年第

期

E(x)dx=

U, J

，

一川

，

[j.+

ßj

i + jalt=o =

.]Z=L

式中

，

和何

一一

电子和离子的浓度

和

，

一一电子和离子的漂流速度

(E)

一一描

述

具

有大的场强度区域内电子

雪

崩增殖过程

的第

一

汤森德系数川

()nj

仙一一依靠外电

离源的电子注入速度

;

和

一一复合系数和

粘附系数

;

一一分子浓度;

).、

和

}a-

由电子和离子发射形成的电流和自发发射形

成的电流

;β

一一离子轰击阴极时的电子发

射系数。

(1)式方程组可以近似地求积分。发现，

当量值

UjL

小于静态击穿场强时，雪崩电离

过程只有在窄的近阴极区

内才能有效地

发生。当

时，电子的稳定密度

n.=

儿

不依赖于

，

而由下面的关系式决定

。

nj()t)

，

儿

十

cNoN.

(2)

如果

P~104

毛

，

pL=10

伏

厘米·毛，

飞

~104

厘米

( 3 )

则阴极电位降伊

=E(D)

等于

伏，而阴

极区的宽度

俘。

~2)

10-

厘米。因此，

外场没有被屏蔽掉，而对于电导率由外电离

源形成的介质来说，电流值取决于普通的欧

姆定律。于条件

(

)，和电离脉冲的持续时

间为

10-

秒时，可以导入激活介质的能

量达

~0.3

至

0.4

焦耳

厘米

s 。

我们用纯氮中近阴极层的参数作为例

子。大家知道例，在

Ejp

200

伏/厘

米·毛的范围内，氮的汤森德系数可以表示

为:

=pA(Ejp-B

户(

4 )

式中

，

10-

厘米·毛/伏

;

B=32.2

伏/厘米·毛。

由

[16]

得出结论，当

Ejp

200

时，离子的漂移速度变化很小，因此，

可以认为归是个常数

文献

[17]

中假定，在产

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