close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

...Всероссийского конкурса «Моя малая родина: природа;pdf

код для вставкиСкачать
11-Квантовая электроника
Аверков Денис Георгиевич, магистрант
Ростов-на-Дону, Южный федеральный университет, физический
Сравнительный анализ роли электронного и атомного девозбуждения в активной среде гелийстронциевого (430,5 и 416,2 нм) рекомбинационного лазера
Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 429
Артемов Артем Витальевич, аспирант
Казань, Татарский государственный гуманитарно-педагогический университет, физический
Обработка и преобразование информации в трехуровневых гейтах
Нефедьев Леонид Анатольевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 430
Вьюхина Ирина Владимировна, 4 курс
Екатеринбург, Уральский государственный университет им. А. М. Горького, физический
Центры оптического рассеяния в Nd:Y2O3 керамике
Иванов Максим Геннадьевич, к.т.н.
e-mail: [email protected]
стр. 431
Горинова Ольга Владимировна, 5 курс
Новосибирск, Новосибирский государственный технический университет, физико-технический
Автоматизация экспериментов по лазерному z-сканированию с открытой диафрагмой
Мешалкин Юрий Петрович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 432
Григорьев Александр Николаевич, аспирант
Великий Новгород, Новгородский государственный университет им. Ярослава Мудрого, Институт электронных
и информационных систем
Исследование ВАХ фотчувствительных структур на основе InGaAsSb/GaSb
Гаврушко Валерий Владимирович, д.т.н
e-mail: [email protected]
стр. 433
Касьянов Иван Вячеславович, аспирант
Волгоград, Волгоградский государственный университет, физический
Экспериментальное исследование структурных преобразований углерода для целей нанотехнологий с
помощью лазерного сверхрегенератора
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 435
Королевская Татьяна Юрьевна, магистрант
Новосибирск, Новосибирский государственный технический университет, физико-технический
Технология лазерной микрообработки для создания микроканальных элементов каталитических
микрореакторов
Бессмельцев В. П., к.т.н.
e-mail: [email protected]
стр. 436
Матвеев Марк Евгеньевич, магистрант
Ростов-на-Дону, Южный федеральный университет, физический
Кинетика ионных лазерных уровней селена при накачке перезарядкой с гелием в газовом разряде
Иванов Игорь Григорьевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 437
427
Фесенко Александр Анатольевич, аспирант
Ростов-на-Дону, Южный федеральный университет, физический
Повышение КПД и энергетических характеристик He-Sr+ рекомбинационного лазера с помощью
режима возбуждения пачками импульсов
Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н., Чеботарев Геннадий Дмитриевич, к.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 439
Фесенко Александр Анатольевич, аспирант
Ростов-на-Дону, Южный федеральный университет, физический
Повышение пиковой мощности и укорочение длительности импульса
рекомбинационного лазера с помощью режима разгрузки резонатора
Чеботарев Геннадий Дмитриевич, к.ф.-м.н., Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 440
генерации
He-Sr+
Хайдуков Евгений Валерьевич, 6 курс
Волгоград, Волгоградский государственный университет, физический
Экспериментальное исследование эффектов самовоздействия ультракоротких импульсов с лазерной
плазмой
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
e-mail: [email protected]
стр. 441
428
Сравнительный анализ роли электронного и атомного девозбуждения в активной среде
гелий-стронциевого (430,5 и 416,2 нм) рекомбинационного лазера
Аверков Денис Георгиевич
Ситало Антон Евгеньевич
Южный федеральный университет
Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н.
He-Sr лазер обеспечивает генерацию на линиях 430,5 и 416,2 нм на переходе 62S1/2 – 52P3/2, 1/2 в ионном
спектре стронция, т.е. эти линии имеют общий верхний и разные нижние уровни. Малая длина волны и
довольно высокая мощность генерации (до 4 Вт) делают этот лазер привлекательным для практических
приложений. Генерация лазерного излучения осуществляется в послесвечении импульсного газового разряда в
смеси паров стронция (PSr ≈ 0,1-1 Тор) с большим количеством гелия (PHe ≈ 300-750 Тор). Целью настоящей
работы было с использованием математической модели He-Sr рекомбинационного лазера [1] оценить вклад
атомного девозбуждения в создание инверсии при давлениях гелия порядка атмосферного и выше
При исследованиях He-Sr рекомбинационного лазера давление буферного газа гелия, начальное
напряжение на емкости и температура стенок трубки варьировались. Длина трубки полагалась 20 см, её
внутренний диаметр 0,6 см. Использовалась разрядная емкость равная 235 пФ. Частота следования импульсов
равнялась 10 кГц. Коэффициент отражения первого зеркала составил R1 = 100 %, второго – R2 = 85 %. Выбор
малой длины трубки облегчает режим газового разряда при больших давлениях гелия: для коротких трубок
требуются меньшие напряжения разряда.
рис.1. Зависимость удельной мощности генерации от времени для линии 430 нм при P He = 1000 Тор.
На (рис.1) показана зависимости удельной мощности генерации  430,5 нм от времени для PHe = 1000 Тор
в трех режимах: а) стандартном, когда в создании инверсии участвуют и электронное и атомное девозбуждения;
б) режим «атомное девозбуждение отключено», работает только электронное девозбуждение; в) режим
«электронное девозбуждение отключено», работает только атомное девозбуждение. Из приведенного графика
видно, что, во-первых, в данном диапазоне давлений гелия генерация в режиме в) вообще не наблюдается, а
осуществляется только в режимах а) и б). Отключение только атомного девозбуждения (режим б) приводит к
некоторому снижению мощности генерации тем большему, чем выше давление гелия. Однако даже при самом
большом давлении (1500 Тор) снижение мощности по сравнению с режимом а) не превышает 15 %. Отсюда
можно сделать вывод, что решающим механизмом создающим инверсию при PHe ~ 1 атм является электронное
девозбуждение. Атомное девозбуждение является дополнительным механизмом создания инверсии для длины
волны 430,5 нм, но само по себе обеспечить генерацию не в состоянии.
На (рис.2) приведена зависимость мощности генерации на  416,2 нм при PHe = 1000 Тор. Ситуация здесь
примерно такая же, как для линии 430,5 нм, т.е. генерация наблюдается только при наличии электронного
девозбуждения. Но есть и существенное отличие: включение атомного девозбуждения в дополнение к
электронному не увеличивает, а уменьшает мощность генерации на  416,2 нм тем больше, чем больше
давление гелия. Это говорит о том, что роль атомного девозбуждения в данном диапазоне давлений сводится
429
главным образом к перемешиванию за счет атомных соударений нижних близко расположенных лазерных
уровней линий 430,5 и 416,2 нм 5P3/2 и 5P1/2 , при этом ионы перекачиваются с нижнего уровня линии 430,5 нм
на нижний уровень 416,2 нм. Тем самым на первой линии инверсия увеличивается, а на второй уменьшается.
рис.2. Зависимость удельной мощности генерации от времени для линии 416 нм при PHe = 1000 Тор.
Итак, основным механизмом создания инверсии в He-Sr рекомбинационном лазере при давлениях гелия
порядка атмосферного (до 1500 Тор) является процесс электронного девозбуждения нижних лазерных уровней
в раннем послесвечении рекомбинационной плазмы. Атомное девозбуждение играет вспомогательную роль,
перераспределяя населенность нижних лазерных уровней линий 430,5 и 416,2 нм.
Список публикаций:
[1] Chebotarev G. D., Prutsakov O. O., Latush E. L. Mathematical modeling of ion recombination strontium vapor laser. Proc.
SPIE. v. 5483 (2004) 83-103.
Обработка и преобразование информации в трехуровневых гейтах
Артёмов Артём Витальевич
Татарский государственный гуманитарно-педагогический университет
Нефедьев Леонид Анатольевич
[email protected]
Методы оптической динамической цветной и многоканальной голографии позволяют запоминать,
преобразовывать и обрабатывать информацию, заложенную в объектных лазерных импульсах. При этом
информация из объектного импульса (сообщения) преобразуется в структурную (потенциальную) информацию,
носителем которой являются динамические переходные среды. С точки зрения квантовой теории информации
такие решетки можно представить как пространственно-частотное распределение q-битов в пределах
неоднородно уширенной линии резонансного перехода. Именно этот вид информации может храниться,
преобразовываться и обрабатываться в резонансной среде. Если резонансная среда состоит из многоуровневых
атомов, взаимодействующих с последовательностью лазерных импульсов, имеющих разные частоты, то такие
атомы могут вести себя как многоуровневые квантовые гейты, выполняющие операции NOT и XOR.
Несмотря на невозможность клонирования квантовых суперпозиционных состояний, являющихся
носителями потенциальной информации, в многоуровневой среде с фазовой памятью оказывается возможным
копирование распределения квантовых многоуровневых гейтов в пределах неоднородно уширенных
резонансных линий (реализация логической операции XOR), что, соответственно, приводит и к копированию
информации.
Носителем структурной информации в резонансной среде являются переходные динамические решетки,
описываемые матрицей плотности. Поэтому структурная информация оказывается заложенной в амплитудно-
430
фазовой структуре матрицы плотностью p. Если сопоставить такой матрице взвешенный граф, тогда мера
информации определится мерой неопределенности такого графа.
Рассмотрим граф G, соответствующий матрице плотности системы, элементы которого V(G), где V –
конечное множество, состоящее из N вершин (помеченных), соответствующих недиагональным элементам.
Таким образом V = Г  Q, где Г – множество, содержащее элементы вершин графа, а Q – множество,
содержащее элементы ребер.
Относительной сложностью К объекта G будем считать минимальную длину l(p) программы p получения
из G объекта G0. Количество структурной информации в G относительно G0 определим как
J  K G, G0   K G0  .
(1)
Рассмотрим преобразование количества информации Jс, заложенной в объектный импульс (ОИ) при его
воздействии на систему трехуровневых атомов, имеющих состояния 1>, 2>, 3>.
На рисунке (см. рис.1) представлена схема копирования информации. ОР – объектный импульс, СР –
копирующий импульс, DP – проявляющий импульс, τ1, τ2 – временные интервалы между импульсами. Для
анализа данной ситуации, выделим в множестве Q объекта G две подсистемы Q=Q1  Q2, где
Q1  Q1  1  1 ,  2  1   1  1 ,  2  2 ,
Q2  Q1  2  1 ,  2  1   2  1 ,  2  3 ,
(2)
1 = 1 – 1, 2 = 2 – 2. После взаимодействия с лазерными импульсами квантовые состояния выделенных
подсистем оказываются перепутанными на разных частотах. Именно такая перепутанность может приводить к
копированию распределения q-битов на разных неоднородно уширенных линиях. Таким образом
эффективность копирования квантовой информации
ħΩ2
3
зависит от вида перепутанности состояний.
Численный расчет величины Jс в системе
трехуровневых
атомов
показывает,
что
после
воздействия
объектного
импульса
и
наличия
копирующего и проявляющего импульсов количество
квантовой
информации
системы
оказывается
значительно больше, чем в отсутствии копирующего
импульса. Эффективность копирования квантовой
информации в первую очередь зависит от площади
копирующего импульса.
2
ħΩ1
ħω1
ħω2
1
0
ОР
τ1
СР
τ2
DP
рис.1.
Центры оптического рассеивания в Nd:Y2O3 керамике
Вьюхина Ирина Владимировна
Иванов Максим Геннадьевич
Уральский государственный университет им. А. М. Горького
Иванов Максим Геннадьевич, к.т.н.
[email protected]
Интенсивное развитие науки и технике во второй половине XX века во многом определено новыми
синтетическими материалами.
Одним из таких является иттрий-алюминиевый гранат (YAG). Для использования в качестве активных
элементов твердотельных лазеров монокристаллы YAG выращиваются в основном методом Чохральского. При
этом лучшие образцы монокристаллов достигают в длину ~ 20 см (d ~ 1 см) при концентрации неодима не
более 1 %. Это накладывало ограничение на среднюю мощность излучения лазера.
Ситуация существенно изменилась после того, как двум группам японских ученых [1, 2] удалось
синтезировать керамику Nd:YAG лазерного качества и получить в ней генерацию излучения с удельными
характеристиками выше чем в монокристалле Nd:YAG. Совместными усилиями этих ученых удалось показать
следующее:
1. Поперечные размеры Nd:YAG керамики в перспективе могут достигать десятков сантиметров.
2. Содержание неодима в Nd:YAG керамике может составлять ~ 10 %, что на порядок выше, чем в
монокристалле, а значит, и удельные энергетические характеристики лазера также возрастают на порядок.
431
Кроме того, по сравнению с монокристаллом оптическая керамика имеет ряд преимуществ: простота
изготовления, дешевизна, возможность массового производства, изготовление керамики из тех материалов, из
которых сложно или невозможно вырастить монокристалл.
Этими исследованиями фактически открыта дорога к созданию твердотельных лазеров со сверхвысокой
средней мощностью излучения и лазеров с высочайшей пиковой мощностью.
В настоящее время, в России ведутся исследования по синтезу лазерной керамики, в частности, в ИЭФ
УрО РАН синтезированы образцы Nd:Y2O3. Данный материал по сравнению с гранатом отличается
повышенной теплопроводностью и более перспективен для использования в качестве активных элементов
твердотельных лазеров.
К сожалению, полученные в ИЭФ образцы отличаются от японских образцов более высоким
коэффициентом ослабления излучения ~ 0,5 см-1 (Японские ученые получили значение ~ 0,01 см-1).
В настоящем исследовании выполнена микроскопия образцов керамики Nd:Y2O3 с помощью
оптического микроскопа OLYMPUS в ЦКП в УрГУ им. А. М. Горького. Показано, что в синтезированных
образцах керамики существует три типа дефектов, являющихся центрами оптического рассеяния и приводящих
к ослаблению излучения: поры, включения, примесная фаза.
Установлено, что поры имеют характерный размер 0.53 мкм и расположены преимущественно на
межкристаллитных границах. Содержание пор в образцах зависит от режима спекания керамики и составляет
от 1 до 100 ppm.
Включения (крупные дефекты) образованы крупными частицами исходного материала, попавшими на
стадии лазерного синтеза в нанопорошок, из которого спекается керамика. Характерный размер включений
составляет 1030 мкм и их содержание – 110 ppm.
В результате серии экспериментов показано, что ослабление излучения обусловлено в первую очередь
наличием примесной фазы, отличающейся величиной показателем преломления от материала кристаллитов
Y2O3. Предположено, что второй фазой являются зоны на межкристаллитных границах с повешенным
содержанием неодима в Y2O3. Установлено, что с повышением температуры и времени спекания керамики,
приводящими к росту кристаллитов, изменяются форма и размеры участков примесной фазы. Предложена
модель, объясняющая выход неодима на межкристаллитные границы в процессе спекания керамики.
Представляется необходимым поиск технологии, позволяющей однородно распределить примесные
ионы Nd3+ в матрице Y2O3. Предложены два пути решения этой проблемы. Один из них – высотемпературный
отжиг керамики после спекания, другой – введение в материал керамики химических элементов, повышающих
растворимость неодима в оксид иттрия.
Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ, проект № 06-02-08179-офи.
Список публикаций:
[1] Ikesue A. et el., J. Am. Ceram. Soc., 1995, v.78, №1, p.225.
[2] Uehara N., Nakahara K., Ueda K., Opt. lett., 1995, J. Song, Liu A. G., Ocino K., Ueda K., Appl. Potics, 1997, v.36, p.8501.
Автоматизация экспериментов по лазерному z-сканированию с открытой диафрагмой
Горинова Ольга Владимировна
Новосибирский государственный технический университет
Мешалкин Юрий Петрович
[email protected]
Появление фемтосекундых лазеров повлекло за собой интенсивное развитие новых лазерных
технологий, основанных на двухфотонном взаимодействии веществ с лазерным излучением: трехмерная память
с двухфотонной записью и считыванием информации, двухфотонная литография, двухфотонная
флуоресцентная микроскопия, 3D-микропроизводство и т.д. Для реализации этих технологий необходимы
вещества с высокими коэффициентами нелинейного поглощения. Поиск таких сред осуществляется
эмпирическим путем во многих лабораториях. Одним из методов измерения коэффициентов нелинейного
поглощения веществ является метод z-сканирования с открытой диафрагмой. Метод основан на измерении
интенсивности лазерного излучения, прошедшего через образец, в зависимости от положения образца
относительно точки фокуса излучения, измеряемой в дальней зоне. В методе с открытой диафрагмой из
экспериментальных кривых путем численного моделирования (при построении фиттинга) можно рассчитать
коэффициент двухфотонного поглощения (ДФП), а через него сечение ДФП.
432
В лаборатории Лазерной биофизики ГУ НИИ Физиологии СО РАМН была реализована
автоматизированная экспериментальная установка для проведения измерений коэффициентов нелинейного
поглощения веществ методом z-сканирования. В основу установки была положена высокоточная
однокоординатная подвижка “Newport” c управлением от ПК, а также система сбора и обработки данных с
фотоприемника ФД-24К, используемого для измерения интенсивности излучения, прошедшего через образец.
Созданное программное обеспечение позволяло задавать шаг движения, экспозицию фотоприемника и
выводить на экране график зависимости интенсивности прошедшего излучения от положения образца
относительно фокуса. Однако это программное обеспечение не позволяло в реальном времени измерять
коэффициенты нелинейного поглощения. Обработка данных производилась отдельно с использованием
программного модуля MatLab, на других ПК лаборатории, с ручным переносом данных. Также для обработки
необходимо было выполнять предварительную оценку коэффициентов вручную. Это тормозило процесс
измерений, увеличивало время экспериментов, создавало дополнительные затраты электроэнергии и воды, так
как все измерения проводились на фемтосекундном лазерном комплексе с накачкой мощным прокачным
аргоновым лазером. В связи с этим возникла необходимость создать программный продукт, содержащий
алгоритм обработки экспериментальных данных, для предварительной оценки коэффициента и сечения
нелинейного поглощения исследуемых образцов непосредственно в процессе измерений.
Аргоновый лазер
“Инверсия”
ЭВМ_1
Платформа
перемещений
-z
+z
0
Линза
ФД-24
Образец
Фемтосекундный
Ti:Sapphire лазер
“FEMoS”
Система
Измеритель мощности
ЭВМ_2
управления и
лазерного излучения
сбора данных
“LPM-905”
рис.1. Экспериментальная реализация метода z-сканирования с открытой диафрагмой с использованием
фемтосекундного лазера на кристалле титан сапфира.
Программный пакет был написан на базе среды MatLab версии 7.0. Разработанный программный пакет
состоит из набора программных файлов, в которых можно сохранять команды и использовать их в дальнейшем
(М-файл). Было разработано два набора М-файлов, один из них находится на ЭВМ №1, второй на ЭВМ №2
(рис.1). При помощи программного пакета находящегося на ЭВМ №1 производится автоматический перенос
экспериментальных данных в пакет MatLab, автоматически выполняется процедура нормирования и
центрирования экспериментальной зависимости, построения приближенного фитинга и оценка значения
коэффициента нелинейного поглощения. Точный расчет коэффициентов и сечений ДФП производится
оператором при помощи программного продукта, находящегося на ЭВМ №2, он автоматически переносит
данные и вызывает диалоговое окно встроенного модуля MatLab 7.0.
Была выполнена проверка работы разработанного программного продукта, с использованием
экспериментальных данных, полученных и обработанных ранее. Повторная обработка была проведена для трех
красителей ряда дицианометилен-пирана – DCM, DCM-17, DCM-doa. Полученные результаты совпали: DCM –
(5.1±0.5)·103 ГМ; DCM-17 – (5.7±0.6)·103 ГМ; DCM-doa – (8.4±0.8)·103 ГМ, где 1ГМ=10-50 см4 с/фот моль.
Исследование вольтамперных характеристик фоточувствительных структур
на основе InGaAsSb
Григорьев Александр Николаевич
Новгородский государственный университет
Гаврушко Валерий Владимирович, д.т.н.
[email protected]
Основным достоинством твердого полупроводникового раствора InxGa1-xAsySb1-y при значениях х = 0,18
и у = 0,17 является возможность реализации на его основе неохлаждаемых фотодиодов с красной границей
фоточувствительности 2,3 мкм, что позволяет их использовать в различных областях техники: системах
433
пожарной сигнализации, медицинских и научных приборах и т.п. Одной из важнейших характеристик таких
фотоприемников является их вольтамперная зависимость.
Проведено исследование вольтамперных характеристик серии фотодиодов, изготовленных на основе
гетероструктур GaSb/InGaAsSb/GaSb. Гетероструктура формировалась методом жидкостной эпитаксии на
подложке GaSb. Толщина твердого раствора InGaAsSb составляла 2–4 мкм. Сверху наращивался контактный
широкозонный слой GaSb с высокой электропроводностью. Исследованные образцы представляли собой
мезадиоды диаметром около 1,5 мм. Для снижения влияния подводящих проводников измерения проводились
4-х проводным методом. При измерениях пластина с мезадиодами располагалась на мощном радиаторе,
который отводил тепло, выделяющееся в результате протекания тока через p-n-переход, что увеличивало
температурную стабильность измерений.
Обработка результатов измерений вольтамперных характеристик проводилась традиционными
методами. Для каждой структуры определялись параметры элементов эквивалентной схемы (рис.1):
сопротивление утечек Rут, последовательное сопротивление (сопротивление базы) Rб значения тока I0.
рис.1.
Типичная вольтамперная характеристика приведёна на рис.2. Анализ результатов измерений показал, что
прямая ветвь вольтамперной характеристики на экспоненциальном участке удовлетворительно описывается
модифицированной формулой Шокли:
I  I 0  [exp(
eU
)  1] ,
mkT
при этом коэффициент неидеальности m для исследованных фотоструктур равен 1,3. Последнее обстоятельство
указывает на присутствие в объёмном токе фотодиода как диффузионной, так и рекомбинационной
составляющих. Значение предэкспоненциального множителя для приведенного примера составляло
I0 = 10 мкА.
рис.2.
Величина сопротивления базы Rб может быть вычислена по добавке напряжения на структуре к
экстраполированному экспоненциальному участку в области больших токов. Определенное таким образом
значение Rб составило 0,4 Ом.
На начальном участке ВАХ представляла собой линейную зависимость и ток через p-n-переход
определялся сопротивлением утечек. Величина сопротивления Rут составила 1,8 кОм. Если предположить, что
природа утечек носила поверхностный характер, то, учитывая размер и форму структуры, удельное линейное
сопротивление утечек составило около 20·103 Ом·мм. Предложенная электрофизическая эквивалентная схема,
рассчитанная по результатам измерений ВАХ при комнатной температуре, позволяет рассчитывать
дифференциальное сопротивление фотодиода для структур различной площади.
434
Проведено исследование температурной зависимости прямого тока для фиксированного напряжения
смещения 0,2 В. Измерения показали, что ток возрастает в соответствии с экспоненциальной зависимостью
вида:
I  I S  exp( 
Eа
)
kT
Энергия активации ΔEа составила 0,33 эВ. Ток возрастает с повышением температуры примерно на
3,5 %/град. Плотность теплового тока js равна 4,2 мкА/мм2.
Таким образом, в результате проведенной работы составлена эквивалентная схема прибора, установлен
механизм прямого тока, рассчитаны электрофизические характеристики фотодиода.
Экспериментальное исследование структурных преобразований углерода для целей
нанотехнологий с помощью лазерного сверхрегенератора
Касьянов Иван Вячеславович
Храмов Владимир Николаевч, Шляховой Александр Васильевич, Ульченко Иван Николаевич
Волгоградский государственный университет
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
[email protected]
Использование импульсного лазерного излучения для получения фуллеренов и других многоатомных
углеродных соединений началось почти сразу с создания лазеров, обладающих высокой мощностью излучения,
в. т.ч. и в гигантском импульсе [1]. Впервые созданный нами сверхрегенератор на пассивном затворе
марки 255, обладает неизмеримо большей мощностью (порядка 1011 Вт/см2) работающий аналогично
системе[2]. Объяснением необходимости использования такого высокомощного источника лазерного
излучения является присутствие в плазме, образованной на углеродной мишени, ударной волны и
объединением двух факторов влияющих на синтез многоатомных соединений: высокой мощности излучения и
сверхвысокого давления. Помимо использования оригинального источника УКИ, для диагностики наличия
фуллеренов в образующейся смеси были использованы следующие диагностические методы:
1. Метод КАРС – спектроскопии с обнаружением спектральных линий, соответствующих фуллеренам
(С60) и более высокоатомным соединениям (С70).
2. Для повышения достоверности полученных результатов параллельно проводилась зондовая
микроскопия исследуемых соединений. Причем для исследования использовался режим многократного
облучения мишени. Тем самым была сделана попытка увеличить воздействие плазмы на мишень.
В первом случае уверенно регистрировались КР-спектры, соответствующие фуллеренам С60 и С70, ранее
обнаруженные в линиях распыленных смесей [3] (см. рис.1). Линиями указаны линии соответсвующие
С60 и С70.
рис.1. Разностный КР-спектр (спектр графита – спектр облученного
образца)
На рис.2 показан рельеф образованный после испарения ректифицированного спирта, который являлся
растворителем, из фуллеренсодержащей смеси.
435
б)
а)
рис.2. Изображение топографии участка поверхности
образца после восьмикратного облучения. а) трехмерное
представление, б) двумерное представление.
Основываясь на данных эксперимента, факт присутствия фуллеренов в облученной смеси можно считать
доказанным.
Список публикаций:
[1] Kroto H. W., Heath J. R., O'Brien S. C. et al. Nature. 1985. Vol. 318. P. 162.
[2] Аникеев Б. В., Митрахович И. Н., Седов М. Н., Хайдуков Е. В., Храмов В. Н. Лазеры для медицины, биологии и экологии.
Тезисы докладов конференции. – Санкт-Петербург. 2006. с. 19-20.
[3] Елецкий А. В., Смирнов В. М. Фуллерены. УФН. 1993. № 2. с. 33-58.
Технология лазерной микрообработки для создания микроканальных элементов
каталитических микрореакторов
Королевская Татьяна Юрьевна
Новосибирский государственный технический университет
Бессмельцев Виктор Павлович, к.т.н.
[email protected]
Для создания каталитического элемента микрореактора необходимо на металлическую пластину
размером до 100 х 100 мм2, толщиной 100 мкм, нанести систему микро каналов шириной около 100 мкм.,
глубиной 50–70 мкм, с заданной шероховатостью, которые в последствии заполняются катализатором.
В данной работе было проведено исследование процесса обработки металлических образцов из
нержавеющей стали и алюминия при использовании сканирующей системы на основе быстрых гальванометров
и фокусирующей системы плоского поля с ИАГ:Nd лазером в одномодовом режиме генерации для получения
топологии необходимой для каталитических микрореакторов.
При установке в резонатор лазера ИЛГ 402 диафрагмы, излучение его на выходе имеет
пространственную структуру основной моды резонатора мощностью не более 7 Вт. В одномодовом режиме
генерации расходимость лазерного излучения минимальна, что позволяет сформировать в плоскости записи
лазерной системы сфокусированную точку минимального диаметра – 70 мкм, при диаметре входного пучка
4 мм и рабочем отрезке фокусирующей линзы 176 мм (поле записи 100 х 100 мм).
Исследования зависимостей глубины и ширины от скорости глубокого лазерного гравирования
поводились при мощности лазерного излучения 4,84 Вт, при которой обеспечиваются оптимальные по шумам
характеристики лазера.
Полученные экспериментальные зависимости глубины канала от скорости на пластинах из нержавеющей
стали предоставлены на графике (рис.1).
Поскольку процесс глубокого лазерного гравирования близок к процессу лазерной резки, нами была
выбрана расчетная модель, описанная в [1] и, следовательно, теоретический расчет глубины канала h был
произведен по формуле:
3
rf
 rf  

3W
 
 
h  
,
(1)


 tg / 2    [1  k ]  L  tg / 2  tg / 2
где rf – радиус сфокусированного лазерного пучка; W – энергия излучения в импульсе;  – угол раствора
светового конуса; k – коэффициент перекрытия импульсов; L – удельная энергия испарения вещества.
3
Проанализировав полученные результаты графика на рис.1 видно, что глубина канала увеличивается с
уменьшением скорости гравировки. Расчетная модель хорошо описывает рост глубины канала, что
436
подтверждает возможность описания процесса глубокого лазерного гравирования моделью процесса лазерной
резки. Разрез пластины алюминия толщиной 100 мкм происходит на скорости гравирования 2,83 мм/с, а
пластины из нержавеющей стали такой же толщины – на скорости гравирования 1,78 мм/с.
140
Глубина канала, мкм
120
100
80
60
40
20
0
0
10
20
Скорость гравирования, мм/с
нержавеющая сталь (эксперимент)
алюминий (эксперимент)
нержавеющая сталь (расчет)
алюминий (расчет)
30
рис.1. График зависимости глубины канала от скорости гравирования при мощности
лазерного излучения 4,84 Вт.
Требования к качеству каналов микрореактора определяется удержанием частиц катализатора в канале за
счет шероховатости канала и размерами канала: глубина должна быть в диапазоне 30–50 мкм,
ширина – 100–150 мкм.
Шероховатость зависит от коэффициента перекрытия импульсов [1] и, следовательно, от скорости
гравирования:
2r  s
,
2r
где r – входной радиус элементарного отверстия; s – шаг обработки.
k
(2)
Предположим, что частицы катализатора одинаковы по размеру и имеют форму шара диаметром 20 мкм.
Рассчитав по формуле (2) коэффициент перекрытия k = 5/7, что соответствует скорости гравирования 15 мм/с.
На данной скорости глубина и ширина канала не выходят за пределы заданных значений. Уменьшение
мощности приводит к необходимости снижения скорости гравирования для достижения необходимых значений
глубины и ширины канала и соответственно снижению производительности, поэтому наиболее оптимальными
технологическими условиями гравирования является гравирование со скоростью 15 мм/с при мощности
лазерного излучения 4,84 Вт.
Полученные результаты использовались при изготовлении элементов микрореакторов для работ по
водородной энергетике проводимых в Институте Катализа СО РАН [2].
Список публикаций:
[1] Григорьянц А. Г, Соколов А. А. Лазерная резка металлов. Москва, Высшая школа, 1988.
[2] Беляева Н. П. Катализ в промышленности, № 2, 2004.
Кинетика ионных лазерных уровней селена при накачке перезарядкой
с гелием в газовом разряде
Матвеев Марк Евгеньевич
Южный федеральный университет
Иванов Игорь Григорьевич, д.ф.-м.н.
[email protected]
Впервые генерация на двух ионных переходах селена с  = 522,9 нм и 507,0 нм SeII наблюдалась при
разряде в смеси его паров с различными буферными газами при малом их давлении за счёт накачки
электронным ударом. В дальнейшем использование гелия при более высоком давлении (неск. кПа) привело к
увеличению числа лазерных линий (до 49) и мощности на них, что обеспечивалось перезарядкой Не +–Se, т.к.
верхние лазерные уровни SeII расположены вблизи энергии Не + [1]. В смеси гелий–пары селена ввиду близкого
437
взаимного расположения уровней SeII можно ожидать перераспределения их населённостей, вызванного
столкновениями в плазме, что будет приводить к существенному различию в соотношениях интенсивности
лазерных линий в разрядах различных типов. В данной работе представлены результаты теоретических
исследований поведения населённости верхних энергетических уровней для дублетных и квартетных переходов
SeII, заселяемых перезарядкой ионов гелия на атомах селена при варьировании параметров плазмы, типичных
как для положительного столба (ПС) продольного стационарного разряда, так и для отрицательного свечения
(ОС) импульсного разряда с полым катодом (РПК).
В теоретической модели для всех уровней SeII, энергия которых меньше энергии иона-донора (Не+),
учитывались возбуждающие и девозбуждающие столкновения с медленными электронами, а также с атомами
газовой смеси. Кроме того, учтено, что в РПК при рабочих концентрациях гелия и паров селена вследствие
преобладания частоты разрушения ионов буферного инертного газа перезарядкой над частотой их
амбиполярной диффузии на стенку в ПС и РПК, полная скорость накачки всех уровней SeII перезарядкой
оказывается равной скорости ионизации гелия.
Величина населённости каждого из 6-ти рассмотренных ионных уровней SeII (Ni) при накачке
перезарядкой с учетом столкновений находилась путем решения системы из 6-ти кинетических уравнений в
квазистационарном приближении (когда характерное время изменения параметров накачки много больше
времени жизни возбуждённого уровня), каждое из которых имеет вид:
dN i ( Se  *)
D
  iW  {  q ki ve  ne  QkiHeV  N ( He)  QkiSeV  N ( Se)}  N k  2a N i 
dt

k
(1)
 { Ai 0   qik ve  ne  Q V  N ( He)  Q V  N ( Se)}  N i  0
He
ik
Se
ik
k
В (1) ξiW – парциальная скорость накачки перезарядкой уровня «i» непосредственно, W-полная скорость
накачки всех уровней SeII, ξi–парциальный коэффициент перезарядки, вычисленный по результатам
измерений [2], Da/Λ2 – частота диффузионного ухода ионов Se+*, Ai0 – коэффициенты Эйнштейна для
вероятности спонтанного распада уровня, измеренные в [3], <qkive> и <qikve> – соответственно константы
возбуждения (девозбуждения) «i»-уровня столкновениями с электронами плазмы, представляющие собой
усредненные по скоростям электронов ve сечения возбуждения qki (сечения девозбуждения qik); <QkiНеV> и
<QikНеV> – константы возбуждения и девозбуждения «i»-уровня при столкновениях с атомами гелия, <QkiSeV> и
<QikSeV> – то же при столкновениях с атомами селена, V – относительная скорость частиц при столкновении.
Связь между константами прямых и обратных переходов дается принципом детального равновесия.
Расчеты зависимостей приведенной населённости уровней SeII–Ni/W от концентрации электронов ne
выполнены для типичных значений температуры электронов: 4эВ–для ПС и 0,5эВ–для ОС РПК. Их результаты
показывают, что для малых ne приведенная населённость Ni/W изменяется слабо, т.е. имеет место близкий к
линейному рост Ni от W. При дальнейшем повышении ne происходит перераспределение населённостей,
главным образом за счет девозбуждающих столкновений возбуждённых ионов селена с электронами и атомами
смеси. Результаты для ОС РПК (Те = 0,5эВ) показаны на рис.1.
рис.1.
438
Найденные величины населённостей можно использовать для расчета значений ненасыщенного
коэффициента усиления на лазерных линиях SeII с  = 499,9 нм, 507,0 нм, 517,7 нм, 522,9 нм, 530,7 нм и др.,
что даст возможность оптимизировать параметры разряда. При этом нужно исходить из того, что с изменением
тока разряда имеет место пропорциональность между числом быстрых электронов, осуществляющих
преимущественную ионизацию гелия, и плотностью медленных (тепловых) электронов, ответственных за
девозбуждение.
Список публикаций:
[1] Ivanov I. G., Latush E. L., Sem M. F. Metal Vapour Ion Lasers: Kinetic Processes and Gas Discharges. Chichester-New YorkBrisbane-Toronto-Singapure: John Wiley&Sons. 1996. 285 pp.
[2] Дятлов М. К., Кудряшова Л. А., Кюн В. В.и др. Электронная тех-ка. Сер.4. вып.1(25), 1974, C.27-28.
[3] Watanabe S., Chihara M., Ogura I. Jap.J.Appl. Phys. 1974. Vol.13, No.1. P.164-169.
Повышение КПД и энергетических характеристик He-Sr+ рекомбинационного лазера
с помощью режима возбуждения пачками импульсов
Фесенко Александр Анатольевич
Аверков Денис Георгиевич
Южный федеральный университет
Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н., Чеботарев Геннадий Дмитриевич, к.ф.-м.н.
[email protected]
Саморазогревные рекомбинационные He-Sr+ лазеры генерируют коротковолновое излучение (430,5 и
416,2 нм SrII) с уровнем средней мощности ~1,0–1,5 Вт и частотой следования импульсов ~5–10 кГц при КПД
~0,1% [1]. В настоящей работе на базе модели He-Sr+ лазера [2] проведено численное исследование
возможности повышения КПД и энергетических характеристик генерации рекомбинационных лазеров в
режиме возбуждения активной среды пачками импульсов.
В силу особенности действия рекомбинационного механизма создания инверсии [1], импульс генерации
приходится на область послесвечения. При этом однократно заряженные ионы стронция рекомбинируют
гораздо медленнее двукратных, что обусловлено резкой зависимостью коэффициента тройной электрон-ионной
рекомбинации от заряда иона (~ z3).
Очевидно, что при существенном уменьшении межимпульсного интервала вследствие роста остаточной
предымпульсной концентрации не успевших прорекомбинировать ионов Sr + возможно повышение
эффективности создания ионов Sr++ за счет ступенчатой ионизации во втором и последующих импульсах
возбуждения, а следовательно, КПД и импульсных энергетических характеристик генерации. Эксперименты со
сдвоенными импульсами возбуждения [1] показали, что в рекомбинационных лазерах частота следования
импульсов в принципе может доходить до 1 МГц, когда последующий импульс возбуждения еще не
накладывается на импульс генерации. При этом прирост мощности генерации во втором импульсе по
сравнению с первым при постоянной вводимой энергии может составлять 20–40 %.
рис.1. Рассчитанный по модели временной ход импульсов тока, удельной мощности генерации (а)
и концентраций двукратных ионов стронция (б) в режиме возбуждения пачкой из 5 импульсов.
Поскольку в саморазогревном режиме потребляемая активным элементом мощность, определяющая его
температуру и концентрацию паров металла, должна быть постоянной, то уменьшение межимпульсного
интервала должно быть реализовано в режиме возбуждения активной среды пачками импульсов для сохранения
439
теплового баланса лазерной трубки. При постоянном импульсном энерговкладе частота следования пачек
должна быть меньше частоты следования импульсов в обычным импульсно-периодическим режиме в число
раз, равное числу импульсов в пачке. При этом рост КПД во втором и последующих импульсах в пачке,
обусловленный наличием повышенной остаточной предымпульсной концентрации ионов Sr + при уменьшенном
межимпульсном интервале, приведет к соответствующему росту средней мощности генерации.
Как видно из рис.1, где представлены результаты расчетов для пачки из 5 импульсов возбуждения He-Sr+
лазера (l = 45 см, d = 1,5 см) с межимпульсным интервалом 1 мкс, во втором и последующих импульсах имеет
место существенный рост энергетических параметров генерации по сравнению с первым импульсом,
сопоставимый с экспериментальными результатами со сдвоенными импульсами возбуждения [1]. В частности
расчеты показывают, что КПД и энергия импульса увеличились во втором импульсе на 37 %, импульсная
мощность – на 19 %. При этом средняя мощность генерации увеличилась по сравнению с обычным
импульсно-периодическим режимом на 30 %.
В работе также проведена оптимизация по количеству импульсов в пачке. Показано, что наилучшие
выходные характеристики достигаются при использовании пачек, состоящих из 5–10 импульсов. Выяснено, что
наличие оптимума обусловлено эффектом накопления газовой температуры от импульса к импульсу, что
приводит к росту электронной температуры в раннем послесвечении, а, следовательно, к снижению скорости
рекомбинационной накачки, ввиду сильной чувствительности процесса рекомбинации к электронной
температуре [1].
Список публикаций:
[1] Иванов И. Г., Латуш Е. Л., Сэм М.Ф. Ионные лазеры на парах металлов. М.: Энергоатомиздат, 1990.
[2] Chebotarev G. D., Prutsakov O. O., Latush E. L. // Proc. SPIE. 2004. V. 5483, P. 83–103.
Повышение пиковой мощности и укорочение длительности импульса генерации He-Sr+
рекомбинационного лазера с помощью режима разгрузки резонатора
Фесенко Александр Анатольевич
Ситало Антон Евгеньевич
Южный федеральный университет
Чеботарев Геннадий Дмитриевич, к.ф.-м.н., Латуш Евгений Леонидович, д.ф.-м.н.
[email protected]
Ионные рекомбинационные лазеры на парах стронция являются эффективными источниками
коротковолнового излучения с длинами волн 430,5 и 416,2 нм [1] с типичными уровнями средней мощности
~ 1,0 – 1,5 Вт, пиковой мощности ~ 1 – 1,5 кВт и длительностью импульсов генерации ~ 200 – 300 нс. Данные
лазеры могут быть перспективными для решения задач преобразования длины волны лазерного излучения [2].
Для повышения эффективности оптической накачки актуальна проблема увеличения пиковой мощности и
укорочения импульсов генерации рекомбинационных лазеров. В настоящей работе численно исследована
перспектива решения этой проблемы с помощью метода разгрузки резонатора [3]. Расчеты проводились с
использованием математической модели He-Sr+ лазера [4].
Как известно, в режиме разгрузки резонатора используется модуляция полезных потерь. До
определенного момента, пока устройство вывода излучения (в этом качестве может быть использован
акустооптический модулятор [3]) выключено, в «глухом» резонаторе происходит накопление фотонов и
интенсивность внутрирезонаторного лазерного поля растет. Затем при включении устройства излучение
покидает резонатор в виде короткого и мощного импульса генерации. При этом параметры этого импульса
зависят как от величины вредных потерь, ограничивающих время жизни фотонов в резонаторе, так и от
момента и длительности включения устройства вывода.
В работе моделировалась типичная трубка He-Sr+ лазера (l = 45 см, d = 1,5 см). Была проведена серия
расчетов режима разгрузки резонатора для величины вредных потерь ηвр в диапазоне 10-6 – 10-3 см-1 и
длительности включения устройства вывода τ в диапазоне 5 – 20 нс (включение разгрузки осуществлялось в
момент достижения максимума интенсивности внутрирезонаторного лазерного поля). Расчеты показали, что в
частности, при τ = 5 нс и ηвр = 10-4 см-1 пиковая мощность импульса генерации P увеличивается более чем на
порядок (с ≈ 1,2 кВт в обычном режиме генерации до ≈ 24 кВт в режиме разгрузки резонатора), тогда как
длительность импульса генерации на полувысоте сокращается с 280 нс до ≈ 10 нс. При уменьшении вредных
потерь на два порядка (ηвр = 10-6 см-1) пиковая мощность при разгрузке возрастает до ≈ 44 кВт (рис.1). На рис.2
представлены рассчитанные зависимости P(ηвр) для различных τ.
440
рис.1. Результаты расчетов режима разгрузки резонатора в сравнении с обычным режимом при η вр = 10-6 см-1
и τ = 5 нс: i – ток разряда, P – мощность генерации (пунктир – мощность в обычном режиме);
рис.2. Зависимость пиковой мощности генерации P от вредных потерь ηвр при различной длительности
включения устройства вывода излучения τ в режиме разгрузки резонатора.
Таким образом, в работе показана возможность существенного повышения пиковой мощности и
укорочения импульсов генерации рекомбинационных He-Sr+ лазеров в режиме разгрузки резонатора.
Список публикаций
[1] Иванов И. Г., Латуш Е. Л., Сэм М. Ф. Ионные лазеры на парах металлов. М.: Энергоатомиздат, 1990.
[2] Зинченко С. П., Латуш Е. Л., Сэм М. Ф., Тикиджи-Хамбурьян Р. А. // Квантовая электроника. 1992. Т. 19. № 9.
С. 860–861.
[3] Звелто О. Принципы лазеров. М.: Мир, 1990.
[4] Chebotarev G. D., Prutsakov O. O., Latush E. L. // Proc. SPIE. 2004. V.5483. P.83–103.
Экспериментальное исследование эффектов самовоздействия ультракоротких
импульсов с лазерной плазмой
Хайдуков Евгений Валерьевич
Касьянов Иван Вячеславович, Митрахович Иван Николаевич,
Храмов Владимир Николаевич, Шляховой Александр Васильевич
Волгоградский государственный университет
Аникеев Борис Васильевич, д.ф.-м.н.
[email protected]
С помощью лазерных излучателей ультра коротких импульсов (УКИ) в виде: сверхрегенеративного
усилителя с электромеханическим затвором [1, 2] и впервые созданного сверхрегенеративного усилителя с
пассивным затвором на основе красителя 255, а также с привлечением неодимового лазера, работающего по
принципу кратковременной резонансной модуляции потерь (КРМП) [3], нами образовывался плазменный
разряд в воздухе, исследованию свойств которого посвящена данная работа.
Экспериментально обнаружено, что рассеяние на плазме обладает рядом свойств:
441
1. В рассеянной компоненте существенно изменяется длительность импульсов. Это свидетельствует о
наличии аномальных свойств плазмы.
В рамках исследования временных характеристик рассеянного излучения на лазерной плазме были
проведены две серии экспериментов с использованием излучения в форме моноимпульса (рис.1) и цуга УКИ
(рис.2).
рис.1. Синхронные осциллограммы: а) излучение,
рис.2. Синхронные осциллограммы: а) излучение,
формирующее плазму, б) излучение, рассеянное на
формирующее плазму, б) излучение, рассеянное на
плазме под углом 900 относительно оптической оси. плазме под углом 900 относительно оптической оси.
2. Плазменные образования имеют радиальную структуру в направлении распространения излучения
(рис.3). Такое строение можно объяснить, тем, что при высоких интенсивностях излучения образующего
пробой в воздухе, возникает мощная ударная волна, в результате чего плазма не равномерно распределяется по
объему [4].
рис. 3. Увеличенные фотографии оптического пробоя в воздухе.
3. После достижения УКИ определеного порогового значения по интенсивности нами подтверждается
факт возбуждения многоцентровой плазмы (чёточная структура) [5], причем этот факт может быть объяснен
нелинейно-оптическими свойствами среды или динамикой самой плазмы.
рис.4. Фотография оптического пробоя в воздухе.
4. Исходя из экспериментальных данных, был рассчитан доплеровский сдвиг длины волны рассеянного
излучения, он составил величину порядка 2 нм.
5. Удалось усилить рассеянную компоненту от лазерной плазмы при помощи сверхрегенеративного
усилителя с электромеханическим затвором. Тем самым мы добились 30 % компрессии импульсов.
Можно заключить, что существование выше перечисленных фактов является следствием проявления в
плазме нелинейно-оптических свойств, при ее возбуждении импульсами наносекундного диапазона
длительности.
Список публикаций:
[1] Аникеев Б. В., Митрахович И. Н., Седов М. Н., Хайдуков Е. В., Храмов В. Н., Лазеры для медицины, биологии и экологии.
Тезисы докладов конференции.19 – 20 (2006).
[2] Anikeev B. V., Khaydukov E. V., Khramov V. N., Mitrakhovich I. N., Sedov M. N., Proceedings of SPIE., 6594, 65940V (2007).
[3] Аникеев Б. В., Письма в ЖЭТФ., 19, 34-38 (1974).
[4] Anikeev B. V., Khaydukov E. V., Khramov V. N., Sevost’yanov A. V., Zatrudina R. Sh., Proceedings of SPIE., 6594, 65940X
(2007).
[5] Аникеев Б. В., Касьянов И. В., Марусин Н. В., Митрахович И. Н., Седов М. Н., Хайдуков Е. В., Шляховой А. В.
Двенадцатая Всероссийская научная конференция студентов-физиков и молодых ученых. Тезисы докладов конференции.
500 (2006).
442
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа