激光驅動的高功率激光驅動等離子體形成

1輝光放電的提出自給自足輻射技術的重要應用是高功率氣體激光鼓勵。可以說沒有均勻穩定的自持體放電，就不可能有良好的激光輸出特性。因此有必要詳細了解自持體放電過程。自持放電是法拉第1844年發現的，由于具有輝光特征，以后被稱為眾所周知的輝光放電（電流均勻分布在電極表面）。在激勵大體積氣體時，當氣壓高達1333.22Pa時，仍能獲得輝光放電。當氣壓進一步提高時，放電以弧光形式（電流只經過連接兩電極的小尺寸通道）出現。開始時人們普遍認為高氣壓下無法獲得輝光放電，直至Mesyats發現，在主放電之前60ns的時刻，如果在網陽極后引發輔助放電，在高過壓下仍可獲得瞬態的輝光放電。后來的電光觀察已經證實，確實存在一個均勻輝光占據整個激活體積的階段，這個沒有火花的階段后來被稱為體放電。“體”字強調放電特性只由放電過程本身決定，而與器壁的相互作用無關，此種放電屬于自持放電。大量研究表明，體放電和輝光放電極其相似，而在近電極區是強烈收縮的，除了能觀察到正極柱外，只能觀察到法拉第暗區，這種放電形式還被稱為高壓輝光放電、脈沖輝光放電、準流注輝光放電或準靜態輝光放電等。為了敘述的方便，將自持體放電分成三個階段：體放電的形成、能量的注入和放電的收縮。2放電均勻性的實驗結果放電的形成階段是指從電壓加在電極間到陰極降出現這一段時間，這個階段很大程度上決定了放電的時間特性和能量特性。到目前為止，發生在這個放電形成階段的整個詳細過程還沒有一個統一的說法，原因是放電行為與許多因素有關，這些因素包括所加電壓脈沖的幅值和脈寬、引發放電的形式、電極間距、電極材料和表面狀況以及氣體的種類和氣壓等。但是，體放電等離子柱的形成作為放電形成階段的重要組成部分已被大家接受。以下主要介紹幾種放電等離子體形成的模型。Palmer提出了一個等離子體快速形成的模型。該模型的精髓如下：初始電子來源于輔助放電的紫外光照射，且均勻地分布于整個激活體積，這些電子在電場的移動過程中獲得能量使氣體電離引起雪崩發生。在雪崩過程中形成的電子數為：其中，x是電子穿越的路程，電子由于具有很高的速度往往處于雪崩頭部，而離子則分布于整個雪崩行程上。結果由于電荷的分離在雪崩中建立起內在電場，對外加電場起削弱作用，當這兩個電場相等時（Ne≈108cm-3），雪崩發展的速度迅速減慢，此時雪崩達到了極限尺寸。該模型指出，當場強足以產生多級電離時，放電區的電子數和雪崩的極限尺寸有如下關系：其中，er是雪崩的最大半徑，根據這種近似關系，可推出初始電子濃度n0≈104～105cm-3，這與通常的實驗結果（為獲得體放電n0必須大于107cm-3）相比顯得有些低。假定在時間t=1αve內電子數目加倍和從雪崩電離到準流注轉變的時間t*fr≤d/ve,Kushner得到了引發體放電的條件：其中，ε，v,e分別是電子的平均能量、遷移速率、電子電量，E為電場強度。(3)和(4)兩式在典型的放電條件下，可得出n0=107cm-3，與實驗數據符合較好。然而它們是在假設在電子數目加倍的時間內發生雪崩重疊的前提下獲得的，放電發展的圖像建立在模型之前。而且它們不能解釋最大注入能量、放電均勻性與初始電子濃度的依賴關系。另外一個模型考慮兩平面無限電極間的放電發展，放電空間充滿預電離電子的氣體介質，所加電壓脈沖上升時間為tfr。由于電子沿電場線方向的速度最快，電子從陰極到陽極產生一系列的雪崩串，形成電流絲，電流絲的半徑會隨電子擴散速率加快而增大，有如下關系：其中，De為電子擴散系數，t是時間，電流絲中的電子數目Nf隨它的發展而增多。其中，Nf0=d/r是電流絲中的起始電子數，d是電極間距，r=n0-13是預電離階段電子間的平均距離，v是電離頻率。電流絲的電子數密度可定義為：一旦電流絲的半徑增大到等于Debye半徑RD，由于電子擴散轉變為雙極性擴散，它的膨脹速度急劇減慢，即在考慮的時間段內（<10-7s）會停止膨脹。此時的電流絲的半徑為R=RD=Rf。引入量n0cr=R-3（稱之為臨界電子數密度），均勻放電等離子體柱的條件可表示為：因此，當n0<n0cr，放電等離子體由多個擴散狀的電流絲構成，文獻中采用對放電薄層的光切割方法也觀察到了這個現象。當n0增大到n0cr時，電流絲的密度會隨之增大，因而放電均勻性會得到改善，放電實際面積（微電流絲的總面積Sf）和這個面積與電極的激活面積（S）的比例都會提高。結果注入到放電等離子體空間（由微電流絲的面積決定）的能量密度會下降。借助這個模型可以解釋n0與注入能量最大值、激光輸出能量和放電均勻性的關系。因此，提高n0會使微電流絲所占的體積增大，從而提高放電均勻性，必然引起激光輸出能量的提高。3提高放電穩定性技術能量注入激光介質發生在體放電過程中，因為體放電收縮后，能量只是通過一小部分體積的放電通道。由于體放電時具有更高的電流密度，因此使之與輝光放電有相同的穩定性很困難。但是從應用角度看，這種放電有很好的前景。問題是什么樣的電場強度、電流密度、放電脈沖寬度和重復頻率允許注入到激光介質盡可能多的能量。正確的選擇參數可以很大幅度的降低E/P值和提高脈沖氣體激光的激光輸出效率。提高放電穩定性的結果是提高單位體積的注入能量、提高極限氣壓和放電間距，最終提高注入氣體的總能量。以下幾種技術可以達到這個目的：（1）采用電阻和電感限制局部電流密度的增長；（2）縮短放電脈沖寬度，改善等離子體柱和近電極區的均勻性；（3）減少陰極層的能量釋放。采用陰極通過電阻或電感與激勵電路相連來限制局部電流密度增長的技術已被多次討論過。通過提高氣體介質的預電離水平來改善放電等離子體柱的均勻性可以提高注入氣體介質的能量。Armandillo等人通過增加預電離放電的能量達到了以上目的（如圖1所示）。注入氣體介質的能量的極限值隨n0的增長而增長，即使當n0?n0cr時，只是增長速度有所減慢。因為n0的增長會改善均勻性和減少放電形成時陰極層的電壓。采用等離子體陰極可以有很好的發射特性，但是它有幾個致命的弱點：不均勻的發射表面、短壽命和形成等離子體陰極時需要消耗能量。采用高發射特性的電極可以減少陰極層的能量釋放。圖2給出了不同材料電極對陰極層能量釋放的影響。可以看到在電流密度j=10～102Acm-2時采用金屬電極存在有拐點（曲線1），而采用La0.7Sr0.3CoO3材料制成的電極時，陰極層的電場明顯降低且無拐點（曲線2），這種不同將導致注入氣體介質的能量極限值有很大的差別。4不穩定性發展引起的收縮體放電由于內在的非穩定性很容易收縮。除非能量能在很短的時間內注入到放電空間。收縮現象不是體放電中的獨特現象，在經典輝光放電中也能觀察到。對于后者一般采用熱不穩定模型來解釋這個過程，精髓在于由于帶電粒子的擴散和熱量通過管壁流失，放電管中的等離子體呈徑向不均勻分布。此時電子數密度分布形式為其中，n()0為管軸的電子數密度，r是電流的徑向距離（以管軸為起點），R是放電管半徑，J0是Bessel函數。很明顯軸上的能量最高，這將進一步加快熱量和帶電粒子從近軸區逃逸，使這個區域的E/N值和電流密度增大，這個過程一直持續到大部分電流流經近軸區。當電子數密度足夠高時，這個過程會加速。經典輝光放電的收縮模型是以這些思想為基礎，收縮是正柱區發生的一系列過程的結果，而忽略電極附近發生的過程。借助于同樣的思想可以解釋體放電的收縮，最廣泛的熱模型已被大家接受。不同的是，此時沒有器壁和等離子體的相互作用，假定隨電流密度增大而出現的絲狀放電是隨機的，可能在放電空間的任意部位出現。體放電的熱收縮問題在文獻中已得到解決，發現非穩定性增長的特征時間為：其中，γa是絕熱指數，當注入能量升高時，收縮時間變短。在壓力恒定時，中性粒子來不及離開電流絲。當熱過程可以被忽略，電離的不穩定性發展會引起收縮。此時絲中電流密度的增長是電子與激發態的粒子相碰撞的結果，假定激發態粒子的密度很高，電子同它們相碰撞時獲得能量，導致絲中電流密度增大。自持放電的電離不穩定性發展問題已被解決，一旦某個態（具有激發能I*）在時間tsat內達到飽和，電子數密度以指數形式增長。其中，tsat=NkTeI*jEI,kTe是電子能量，j是電流密度，I是氣體粒子的電離能，N是粒子數密度。不穩定性發展引起收縮的模型根據原因可細分為電場的局部非均勻性，氣體成分和密度的不均勻性，放電空間激光發射的不均勻性等。細分收縮模型存在這樣一個事實：體放電階段的時間遠超過放電通道跨越電極間距的時間。因此對于相當均勻的電場分布，非均勻性均勻發展直至通道形成的最后一刻歸因于等離子體數密度快速增長的結果。另外，有人也觀察到放電通道交互發展引起的放電收縮，其原因是高電場區（電極上的微突點或等離子體元）的不穩定性增長。