Опти́ческие разря́ды в га́зах, газоразрядные явления, аналогичные электрическим разрядам в газах, возникающие под действием мощных световых (лазерных) полей. До изобретения лазеров изучались и использовались газовые разряды в полях более низких частот, чем оптические: в постоянном электрическом поле, в ВЧ- и СВЧ-полях. Различают два основных типа оптических разрядов в газах: 1) лазерная искра – оптический пробой газа; 2) непрерывный оптический разряд – поддержание в газе уже имеющегося ионизованного состояния под действием оптического излучения.

Оптический пробой

Оптический пробой обнаружен американскими учёными в 1963 г. при использовании лазера с модулированной добротностью, который даёт т. н. гигантский импульс (с длительностью ${\tau \approx}\,30 \,нс$, энергией 1 Дж, пиковой мощностью 30 МВт). Когда луч рубинового лазера был сфокусирован линзой, в воздухе в области фокуса вспыхнула искра и образовалась плазма. Оптический пробой происходит, когда интенсивность излучения ${S}$ [$Вт/см^2$] и электрическое поле световой волны ${E=19\sqrt{S}}$ [$B/см$] превосходят некоторые пороговые значения (${S_п \approx}10^5 \,МВт/см^2$ и ${E_п \approx}\,6\,·10^6 \,В/см$ в воздухе). Видимая вспышка, свидетельствующая о пробое, появляется, если в области фокуса линзы рождается порядка 10¹³ электронов. Пороговые значения (пороги пробоя) ${S_п}$, ${E_п}$ зависят от рода газа, давления, частоты света, от диаметра фокуса, длительности импульса и распределения интенсивности по сечению. При не чрезмерно высоких давлениях ${p}$ пороговые значения снижаются с ростом давления, но, начиная с ${p \sim}\,10^2–10^3 \,атм$, с увеличением ${p}$ пороги пробоя растут (см. рис. 1).

Рис. 1. Зависимость амплитуды пороговых полей от давления для пробоя газов рубиновым лазером.Рис. 1. Зависимость амплитуды пороговых полей от давления для пробоя газов рубиновым лазером.Пробить одноатомные газы обычно легче, чем молекулярные. На частотах, соответствующих видимой и ИК-областям спектра, пороги пробоя снижаются с уменьшением частоты излучения: для неодимового лазера (длина волны ${\lambda=}1060 \,нм$) ${S_п}$, ${E_п}$ меньше, чем для рубинового (${\lambda \approx}\,694 \,нм$). Пороги понижаются также при увеличении фокусного пятна и, в небольшой степени, – при увеличении длительности импульса.

ОП происходит в результате развития электронной лавины. Первые (затравочные) электроны вырываются из атомов, молекул, возможно, мельчайших пылинок путём многофотонного фотоэффекта при одновременном поглощении нескольких квантов лазерного излучения (поскольку потенциалы ионизации атомов значительно больше энергии одного кванта). В поле световой волны электрон приобретает энергию, ионизует атом; вместо одного энергичного электрона появляются два медленных; затем процесс повторяется. Так происходит размножение электронов.

Согласно представлениям классической теории, в осциллирующем поле на поступательное движение электрона накладываются колебания вдоль вектора напряжённости электрического поля ${\boldsymbol E}$ с энергией порядка ${\Delta \mathscr E=e^2E^2/(m\omega^2)}$ (здесь ${e}$ – заряд электрона, ${m}$ – его масса, ${\omega}$ – частота излучения). При рассеянии на атоме электрон начинает поступательное движение с энергией, в среднем на ${\Delta \mathscr E}$ большей, и колебания раскачиваются заново. Если эффективная частота столкновений ${\nu_m}$ сравнима с частотой излучения ${\omega}$, то электрон не успевает совершить много осцилляций за период между столкновениями, и колебания раскачиваются не полностью. С учётом этого энергия хаотического движения электрона ${\mathscr E}$ вырастает за 1 с на величину: $${(d\mathscr E/dt)_E=e^2E^2\nu_m/m(\omega^2+\nu_m^2). \quad\tag{1}}$$Чтобы за короткое время лазерного импульса (10^–8 с) родились необходимые для ОП примерно 40 поколений электронов, скорость набора энергии ${(d\mathscr E/dt)_E}$ и определяющее её поле ${E}$ должны быть достаточно большими, способными возмещать потери энергии электронов и, возможно, их уход. Если ${\nu_m^2 \ll\omega^2}$, т. е. давление относительно невелико ${(\nu_m \propto p)}$ или частота поля высока, то пороговое поле ${E_п}$, при котором электрон успевает набрать энергию, достаточную для того, чтобы произвести ионизацию, пропорционально ${\omega}$ и уменьшается при увеличении ${p}$.

Если давление высокое ${(\nu_m^2 \gg \omega^2)}$, то пороговое поле не зависит от ${\omega}$ и растёт с ростом ${p}$. При ${\nu_m=\omega}$ порог пробоя ${E_п}$ минимален. В случаях СВЧ- и ИК-излучения минимумы порога пробоя лежат при более низких давлениях, т. к. ${p\propto \omega}$, и пробивающие поля ${E \propto \omega}$ меньше. На оптических частотах для пробоя требуются более высокие поля, а минимум пробоя ${E_п}$ приходится на давление в сотни атмосфер.

Порог пробоя воздуха (${\approx}\,10^8 \,Вт/см^2$) при атмосферном давлении излучением $СО_2$-лазера определяется присутствием аэрозольных частиц, нагрев и испарение которых способствуют появлению затравочных электронов. В очищенном воздухе ${S_п \approx}\,3·10^9 \,Вт/см^2$. В сильно разреженных газах (${p \leq 1} \,мм \,рт. \,ст.$) или в случае чрезвычайно коротких, пикосекундных лазерных импульсов лавина не успевает развиться и ионизация происходит благодаря многофотонному фотоэффекту.

Фокусируя мощный лазерный импульс линзой с фокусным расстоянием около 10 м, получают т. н. длинную искру – плазменный канал длиной до десятков метров (лазерная искра от короткофокусной линзы имеет размеры 0,1–1 см). ОП газа в постоянном или СВЧ-поле существенно облегчается в присутствии интенсивного лазерного излучения. Это позволило создать разрядники с лазерным поджигом, а также задавать направление развития обычного искрового разряда вдоль светового канала. ОП сильно облегчается, если происходит вблизи поверхности твёрдых тел; при этом ${S_п}$ на несколько порядков ниже – т. н. низкопороговый пробой.

Непрерывный оптический разряд

Непрерывный оптический разряд (НОР) – стационарное поддержание плотной равновесной плазмы излучением лазера непрерывного действия (например, $СО_2$-лазера). Теоретически предсказан и получен в 1970 г. По сравнению с традиционными способами поддержания плазмы с температурой ${T \sim}\,10000 \,К$ при помощи дугового, индукционного или СВЧ-разряда для подвода энергии к плазме оптическим способом не требуется конструктивных элементов: электродов, индуктора, волновода. Световая энергия свободно передаётся на расстояние световым лучом. Это даёт возможность зажигать плазму на расстоянии от лазера и даже в труднодоступных местах. Если продувать холодный газ через горящий НОР, подобно тому, как это делается в плазмотронах, получается оптический плазмотрон (см. рис. 2).

Рис. 2. Принципиальная схема оптического плазмотрона.Рис. 2. Принципиальная схема оптического плазмотрона.Температура плазмы в НОР обычно выше, чем в дуговом разряде, – около 20 000 К. НОР поджигают в камере, наполненной каким-либо газом, или в воздухе, фокусируя лазерный луч линзой или зеркалом. Плазма сдвигается от фокуса к источнику до сечения светового канала, где интенсивности излучения ещё хватает для компенсации потерь энергии из плазмы, без чего нет стационарного горения. Чтобы зажечь НОР, необходимо создать начальный, поглощающий лазерное излучение очаг плазмы. Проще всего ввести в область фокуса проволоку и убрать её после зажигания разряда.

Как показывает теория и подтверждает эксперимент, в воздухе при ${p=1} \,атм$ НОР устанавливается при пороговой мощности излучения $СО_2$-лазера ${P_п=2} \,кВт$; температура плазмы ${T_m \approx} \,17000 \,К$. Коэффициент поглощения ${\mu_\omega(T_m)}$ возрастает с увеличением давления ${(\propto p^{1,5} \div p^2)}$, а ${P_п}$ уменьшается с ростом давления; ${P_п}$ также уменьшается в случае тяжёлых одноатомных газов, обладающих низкой теплопроводностью. НОР в ксеноне при ${p\approx}\, 3–4 \,атм$ требует мощности всего ${P_п \approx}\,150 \,Вт$. При ${p \geq}\,10 \,атм$ уменьшение ${P_п}$ прекращается, т. к. на смену потерям энергии за счёт теплопроводности приходят лучистые потери, которые растут с повышением ${p}$, как и ${\mu_\omega}$.

Если лазерная мощность ${P}$ превышает ${P_п}$, то плазма сильнее сдвигается навстречу лучу и увеличивается в размерах, но температура её не возрастает. Существование верхнего предела НОР по мощности и по давлению связано с возрастанием роли лучистых потерь при больших температурах и размерах плазмы. Однако при фокусировании лазерного луча короткофокусным зеркалом верхнего предела нет – НОР наблюдается и при $p\geq100 \,атм$.

Благодаря высокой температуре и хорошей стабильности НОР может служить непрерывным источником излучения очень большой яркости. НОР часто возникает около тел при лазерной сварке, резке и др. Он оказывает неблагоприятное влияние на лазерную технологию, экранируя обрабатываемый материал от лазерного луча. Во избежание этого целесообразно обдувать обрабатываемое место потоком газа (НОР «сдувается»).

Распространение оптических разрядов

Плазменный фронт оптического разряда может двигаться навстречу лазерному излучению вследствие ионизации газа перед фронтом плазмы. Нагреваясь и ионизуясь, он приобретает способность поглощать лазерный луч. Фронт разряда переходит на новое место. Можно наблюдать и обращённую картину распространения, характерную для оптического плазмотрона, когда плазменное образование локализовано в месте, где интенсивность излучения максимальна, а холодный газ продувается через разряд.

Существует несколько механизмов распространения оптического разряда: 1) нагрев и ионизация газа перед плазменным фронтом сильной ударной волной, вызванной интенсивным энерговыделением, – т. н. световая детонация. Она обычно наблюдается сразу после пробоя газа гигантским лазерным импульсом и до его окончания. Фронт световой детонации распространяется навстречу лучу со скоростями порядка 100 км/с, и газ за ним нагревается до температуры 10⁵–10⁶ К. Затем от места энерговыделения распространяется квазисферическая светящаяся взрывная волна. Эффект является миниатюрной копией ядерного взрыва в атмосфере; 2) медленное распространение плазменного фронта в лазерном луче со скоростями 10–40 м/с обязано прогреванию газа перед фронтом за счёт теплопроводности. Этот механизм действует преимущественно в оптическом плазмотроне, где используется непрерывный $СО_2$-лазер. В оптическом плазмотроне достигается более высокая температура (на 1000–3000 К выше), чем в НОР в неподвижном газе. Продувкой воздуха снимаются верхние ограничения по мощности лазера, а также по фокусному расстоянию линзы ${f}$ (в неподвижном воздухе в слабо сфокусированном луче, при ${f\geq}\,20 \,см$, НОР не горит); 3) наблюдаются быстрые волны ионизации в лазерном луче (со скоростями 10–100 км/с), но без ударной волны. Они вызываются ионизацией газа перед фронтом тепловым излучением плазмы (радиационные волны); 4) наблюдаются также волны пробоя.