Главная страница  Принципиальная схема лазера 

[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [ 9 ] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35]

Основным требованием, предъявляемым к конструкциям камер сгорания, является обеспечение максимально быстрого завершения всех химических реакций, заданного уровня равномерности состава и других характеристик рабочего тела в выходном сечении камеры при минимальном времени пребывания компонентов или минимальном уровне теплопотерь. В камере сгорания (рис. 23) компоненты вводятся через два пояса инжекторов. Окислитель (кислород) в смеси с азотом подается в коллекторы 5 и 7 и вводится в камеру через отверстия в боковых стенках 4, 9, причем в первом поясе к нему дополнительно подмешивается чистый кислород 8. Горючее (СО и Нг) вводится также в первом поясе 5 через форсунки 6, расположенные концентрично по отношению к отверстиям для ввода окислителя. Инициирование горения производится воспламенителем 10. В химических лазерах в камерах сгорания происходит образование исходного компонента химической реакции, в результате которой в системе накачки происходит образование возбужденных частиц. Этим компонентом является диссоциированный фтор (см. подразд, 3.5), Получение атомов F может происходить при термической диссоциации р2 или фторсодержащих молекул, В лабораторных установках с этой целью используется гексафторид серы SFe, который диссоциирует в плазмотроне. В автономных установках источником энергии служит реакция горения первичного горючего (D2 для лазера на HF или Нг для лазера на DF) в окислителе (Рг, трифторид азота NF3, тетрафтор-гидрозин N2F4), причем в реакцию вступает только часть (около половины) исходного количества окислителя, а остальная его часть в результате термической диссоциации становится источником атомарного фтора, который из камеры сгорания вместе с продуктами горения подается в систему накачки. Конструкция камеры сгорания непрерывного химического лазера (НХЛ) приведена на рис. 24.

Окислитель и первичное горючее, разбавленные в требуемом соотношении гелием, подаются через входные штуцеры в коллекторы 1 ц 2, откуда в чередующиеся между собой ряды отверстий в смесительной головке и далее через форсунки поступают в камеру сгорания. Для охлаждения смесительной головки и камеры сгорания в коллектор 3 подается вода, которая, проходя через зазор между рубашкой и стенкой камеры, нагревается и далее собирается в коллектор

58

В твердотопливных газогенераторах исходные компонен-, ьг - это заряды твердых топлив, которые, как правило, хра-ятся непосредственно в камерах сгорания.

i Зада

Окислите/!!»


I орючее

Рис. 24. Схема камеры сгорания чепрерывного химического HF(DF) лазера: / - коллектор первичного горючего; 2 - коллектор окислителя; 3, 9- - коллекторы системы охлаждения; 4 - смесительная головка; 5 - рубашка; 6 - корпус; 7 - коллектор вторичного горючего; 8 - сопловой блок

Время работы, расход и другие характеристики СПРТ на п.ердотопливных компонентах определяются выбранной форой и конструкцией заряда.

Литература к разд. 2

1. Аблеков В К. и др. Справочник по газодинамическим лазерам. М.: Нашиностроение, 1982. 168 с.

2. Белостоцкий Б. Р., Любарский Ю. В., Овчинников В. М. Основы лазерной техники. Твердотельные ОКГ. М.: Сов. радио, 1978. 408 с..



3. Борейшо Л. С. Системы подготовки рабочего тела газовых проточных лазеров открытого цикла: Учеб. пособие/Ленингр. мех. ин-т. Л., 1990. 222 с. i

4. Зверев Г. М. и др. Лазеры на алюмоиттриевом гранате с неодимом. М.: Радио и связь, 1985. 145 с.

5. Карнюшин В. Н., Солоухин Р. И. Макроскопические и молекулярные процессы в газовых лазерах. Атомиздат, 1981. 200 с.

6. Лазеры на красителя/Ф. Шефер и др. М.: Мир, 1976. 309 с.

7. Лосев С. А. Газодинамические лазеры. М.: Наука, 1977. 335 с.

8. Панченков Г. М., Лебедев В. П. Химическая кинетика и катализ. М.: Химия, 1985. 592 с.

9. Радциг А. А., Смирнов Б. М. Справочник по атомной и молекулярной физике. М.: Атомиздат, 1980. 240 с.

10. Справочник по лазерам/Под ред. А. М. Прохорова Т. 1. М.: Сов. радио, 1978. 504 с.

Зг СИСТЕМЫ НАКАЧКИ 3.1. Оптическая накачка «

3.1.1. Излучение источников накачки \

Наиболее интенсивные полосы поглощения в энергетическом спектре больщинства активных сред расположены в видимой области спектра и в прилегающих к ней участках инфракрасного и ультрафиолетового диапазона. Поэтому основное требование, предъявляемое к характеристикам излучения источника накачки,- необходимость излучения большей части энергии именно в этих областях спектра. Как следует из выражения (1.8), соотношение между коэффициентами спонтанного {Ап) и вынужденного {Вп) излучения пропорционально A„JB„„ = 8-Л/л*. Оно резко возрастает с уменьшением длины волны, чем обуславливаются трудности создания коротковолновых лазеров с оптической накачкой.

Поскольку частота излучения накачки должна превышат!, частоту излучения лазера, то для накачки твердотельных, жидкостных и фотодиссоционных лазеров требуются источники более коротковолнового спектра, чем длины волн эти.х л.азеров. Проинтегрировав по всему спектру выражение для плотности излучения, определяемое формулой Планка (1.3), можно получить соотношение, известное как закон Стефана- Больцмана:

где оо = 5,67 • 10-* Вт/(м • К) - постоянная Стефана-Больц-,; мана. Закон устанавливает для абсолютно черного тела за-, висимость интегральной плотности потока излучения от температуры.

Каждому значению температуры (рис. 1) соответствует тлина волны Ящах, для которой pv максимальна. Условие экстремума dpvldv = Q после некоторых упрощений приводит к соотнотпеиию, которое еще до открытия закона Планка предложил Вии: >.„,ах • 7" = 2,9 • Ш м • К. Действительные ха-пактерпстпки реальных источников излучения в общем слу-тае могут отличаться от «абсолютно черного тела», поскольку все Чела обладают некоторой отражательной способностью, которая является функцией длины волны и температуры. Тем не менее, такая идеализация весьма полезна, так .ак в целом ряде случаев излучение источников света может

Рис. 25. Зависимость плотности мощности из-[учення в полосе 0,1 мкм с поверхности абсолютно черного тела при различных темпера турах


0.50

оыть с достаточной степенью точности определено по закону Стефана-Больцмана при введении коэффициента теплового излучения в: q = zooT.

Рассчитанные по формуле Планка спектральные зависимости мощности излучения абсолютно черного тела в полосе иирииой 0,1 мкм (рис. 25) являются типичными для ширины



полосы поглощения многих активных сред. При температуре порядка ЗОООК излучение заключено в основном в инфракрасном диапазоне. Поэтому тепловые источники излучения (лампы накаливания) мало эффективны для больщинства лазерных сред. Эффективные температуры излучения порядка 5000-10000К реализуются при использовании газоразрядных ламп, которые получили наиболее широкое распросгра-пение как источники накачки лазеров.

Зависимости доли энергии излучения абсолютно черного тела, поглощаемой в полосах ез и 64 рубина tih (см. рис. 13),

0. 4 / MVM

/ \о,56мкм

1 \

t - -Л

/5 Т.КЮ

Рис. 26. Зависимость эффективности поглощения излучения абсолютно черного тела

В зависимости от температуры приведены на" рис. 26. Ширина обеих полос принята равной 0,1 мкм. Как видно, для по лосы 63 (0,56 мкм) максимум эффективности имеет место при Г=«6500К, а для полосы 0,41 мкм при 10000К. Суммарное значение доли поглощенной энергии -30%. Для реальных ламп накачки эффективность использования энергии накачки г„ не первышает 15 % (Пн<;0,15) для активных ионов Сг+ и Nd+. Максимальную энергию накачки можно подсчитать исходя из концентрации активных частиц. Рубин содер-i

жит около 1,6- 10 ионов СгЗ+ в кубическом метре. Поскольку для рубина характерна трехуровневая схема лазерных переходов (см. п. 2.1.1), то для создания активной среды необходимо перевести на уровни бз и 64 больше половины всех ионов хрома, т. е. по крайней мерс S-IO"* м"- На возбуждение иона затрачивается энергия бз-е«4-10-® Дж/час-тицы. Минимальная энергия, необходимая для возбуждения единицы объема рубина, emin = 6 • 10 • 4 • 10-5 = 3,2 • ЮДж/м». Однако с учетом эффективности использования излучения ламп величина пороговой энергии накачки для рубина enop>emin/riH~25- 10 Дж/м».

Несмотря на то, что концентрация активных частиц в твердотельных лазерах на неодимовом стекле и иттрий-алюминиевом гранате (ИАГ) с неодимом более чем на порядок превышает содержание ионов хрома в рубине, пороговая энергия накачки для лазеров на Nd+ из-за эффективной четырехуровневой энергетической схемы оказывается существенно меньшей и составляет ~10* Дж/м. Это объясняется тем, что для создания инверсии населенностей в четырехуровневой схеме на верхний лазерный уровень достаточно перевести несколько процентов частиц из основного состояния.

Наиболее эффективными полосами поглощения в спектре активных сред на HAr + Nd+ являются полосы 0,74 и 0,81 мкм, поэтому для их накачки могут быть использованы наряду с газоразрядными лампами и лампы накаливания, полупроводниковые лазеры или светодиоды и даже солнечное излучение.

Поскольку в хелатных и апротонных жидкостных лазерах применяются те же активные частицы, что и в лазерах на ди-мектрических кристаллах и стеклах, то все вышесказанное ! значительной степени относится и к возможности оптической накачки таких лазеров. Особенность хелатных активах сред состоит в том, что свет накачки поглощается в широких полосах поглощения молекулярных комплексов ме-таллоорганической жидкости, соответствующих переходам на синглетные возбужденные уровни. С синглетных уровней происходит переход комплексов на их триплетные уровни, а затем энергия передается на метастабильный уровень активного лазерного иона, вынужденное излучение с которого идет по обычной схеме генерации. Процесс накачки в таких лазерах сложен из-за коэффициента поглощения света накачки




[0] [1] [2] [3] [4] [5] [6] [7] [8] [ 9 ] [10] [11] [12] [13] [14] [15] [16] [17] [18] [19] [20] [21] [22] [23] [24] [25] [26] [27] [28] [29] [30] [31] [32] [33] [34] [35]

0.0371