ПОИСК Статьи Рисунки Таблицы Учет вынужденных процессов излучения. Решение самосогласованной задачи из "Квазистационарные распределения в кинетике" При этом, предположение о равновесном распределении заселенностей по 1 для р, d. уровней отражается следующим равенством fnp = fnd =. .. [c.127] Неравенство (3.34) нарушается при высоких и больших временах рассмотрения, когда функция распределения становится близка к равновесной. [c.127] что инверсная заселенность пропорциональна рекомбинационному потоку, проходящему через узкое место на спектре дискретных уровней, определяется константами неупругих столкновений атомов с электронами и, тем самым, зависит от электронной температуры. Используя таблицы /43/ сечений возбуждения атомов и ионов электронами для определения констант электрон-атомных неупругих соударений, в работе была получена графическая зависимость О = 0(Те), которая представлена на рис. 3.4. Как следует из проведенных вычислений, столкновительный механизм инверсной заселенности 4з и Зр уровней атома лития реализуется для электронных температур Те 0,27 эВ. При уменьшении Те величина множителя 0(Те) растет, но не превышает значения 2-10 с/см . [c.128] Результаты расчета населенностей по указанным формулам находятся в хорошем соответствии с численным расчетом /7/ релаксации плотной литиевой плазмы, а также в качественном согласии с результатами для атома гелия /44/ и аргона /45/. Данный подход, очевидно, может быть применен при вычислении заселенностей дискретных уровней любых атомов или ионов, а также в анализе активных плазменных сред при различных неравновесных режимах. [c.128] Движущаяся плазма с быстро меняющейся плотностью и температурой является средой, в которой реализуются значительные неравновес-ности. При быстром расширении и охлаждении плазмы создаются условия, блогоприятные для генерации. Однако анализ инверсной заселенности в таких лазерах затруднен в силу сложности кинетических процессов и необходимости дополнительного учета макроскопического движения плазмы. В данном разделе развивается аналитический подход на основе асимптотических по времени функций распределения к анализу условий получения инверсной заселенности и кинетических процессов в лазерах на движущейся плазме. Ниже для пространственно однородного разлета плазмы будет объяснен эффект закалки . На примере плотной литиевой плазмы при сверхзвуковом ее истечении через сопло будет получено выражение для инверсной заселенности в зависимости от плотности и температуры электронов и параметров сопла /42, 46/. [c.129] Рассмотрим электрон-ионную рекомбинацию, обусловленную охлаждением электронов при разлете плазмы. Предполагается, что плазма первоначально находится в состоянии термодинамического равновесия с температурой электронов. Начиная с некоторого момента времени при охлаждении, ее степень ионизации начнет отклоняться от равновесного значения. В общем случае при разлете плазмы требуется совместное решение уравнений релаксации заселенностей, температуры электронов и уравнений газодинамики. Квазистационарная функция распределения, как показывают оценки для атома водорода, устанавливается достаточно быстро за время порядка (У2,1Ке) . Для типичных в условиях эксперимента плотностей электронов это время существенно меньше газодинамического времени 1о охлаждения плазмы. Поэтому использование квазистационарной функции распределения является правомерным. К такому же выводу приходят авторы работы/15/. [c.129] 40) следует, что остаточная степень ионизации растет с увеличением начальной температуры электронов, падает с ростом начальной плотности плазмы и характерного масштаба газодинамического времени 1о. При шаровом (К г ), цилиндрическом (К и плоском адиабатическом (К г ) разлете плазмы в вакуум с одинаковой электронной и газовой температурой Т (у — показатель адиабаты) закалка будет наблюдаться в случае шарового разлета при у 1,3, цилиндрического — при у 1,27 и, наконец, плоского — при у 1,18. [c.130] Неравенство (3.42) означает, что процесс установления единой газовой температуры как для электронов, так и для тяжелых частиц является более быстрым, чем характерное время расширения плазменной струи. Неравенство (3.43) ограничивает сверху начальные степени ионизации, при которых рекомбинационный нагрев практически не дает заметного вклада в кинетическую энергию частиц и не приводит к росту температуры. [c.131] 52) видно, что инверсная заселенность зависит от концентрации электронов и температуры в критическом сечении сопла, а также является сложной функцией параметров а и е, определяющих его форму. [c.133] Отметим здесь, что применение в плазмодинамических лазерах потоков с большими степенями расширения невыгодно, так как это приводит к быстрому уменьшению плотности плазмы, заселенностей уровней и рекомбинационного потока. [c.133] Выходной режим работы лазера описывается с помощью уравне ний типа Статца-де Марса /47/, включающих двухуровневую систему I электромагнитное поле излучения. Для многоуровневых систем в /48, было получено решение самосогласованной задачи численным путем В /50/ решались алгебраические уравнения для заселенностей уровней V числа фотонов в моде поля излучения. В предположении слежения мощности когерентного излучения за скоростью накачки проанализирована зависимость мощности от основных параметров системы. Ниже будет рассмотрена динамика процесса развития и срыва генерации на основе асимптотических по времени решений системы балансных уравнений. Это дает возможность резко упростить решение самосогласованной задачи, включающей как кинетику заселенностей, так и числа фотонов в поле излучения /49/. [c.135] Для литиевой плазмы с Те = 0,1 эВ, Ме = 10 см 0(Те) - 10, а - 2-10 /43/ удельная мощность генерации составляет 0,03 Вт/см При этом для параметра у - 7,7-10, что соответствует добротности моды 10 и X = 2,45 мкм, заселенность фотонов в моде Ро 5-10 м Мощность генерации пропорциональна рекомбинационному потоку электронов. Максимально возможный к.п.д. такого лазера равен отношению кванта к потенциалу ионизации атома (йшо /1-9%). [c.137] что пороговая мощность Qo источника накачки зависит от свойств резонатора, температуры и плотности газа, константы вынужденного перехода между лазерными уровнями за счет поля излучения и констант столкновительных переходов. [c.139] Таким образом проведенное исследование показало, что аналитические функции распределения, полученные в рамках асимптотического по времени подхода, являются эффективным инструментом исследования как усилительных свойств активных плазменных сред, так и Различных режимов работы лазера, его характеристик в зависимости от внутренних и внешних параметров. [c.140] Вернуться к основной статье