Молекулярные лазеры

Энергетический спектр молекул значительно богаче, чем атомов и ионов, и может быть представлен тремя частями: электронной, колебательной и вращательной. Многообразие и сложность энергетического спектра приводит к богатым спектральным возможностям молекулярных систем и облегчает выбор подходящих уровней энергии. Молекулярные газовые лазеры перекрывают наиболее широкий диапазон из всех других типов лазеров.

В зависимости от типа участвующих в генерации переходов молекулярные лазеры разделяют на три класса. Лазеры на колебательно-вращательных переходах, использующие переходы между колебательными уровнями одного и того же (как правило, основного) электронного состояния. Поскольку расстояние между колебательными уровнями энергии имеет порядок десятых Ш сотых долей электро вольта, то эти лазеры работают в среднем ИК-диапазоне (5,..100 мкм).

Лазеры на электронно-колебательных переходах, использующие переходы между колебательными уровнями различных электронных и работающие в видимой и ближней УФ-областях спектра. Многообразие внутренних движений в молекулах открывав новые каналы релаксации, которые могут быть использован!.: в частности, для эффективного опустошения нижнего лазерного уровня. (Вспомним, что именно отсутствие эффективных процессов релаксации с уровней 15 неона в (Не-Ме) лазере существенно ухудшает параметры этого прибора.)

Из ионных лазеров на благородных газах применяется также Кг -лазер, излучающий, в красной области спектра на длин г волны 647,1 нм. В этом лазере Не является вспомогательным газом, а пары рабочим. Основное отличие и основные трудности связаны с необходимостью поддерживать однородное распределение паров кадмия в активном объем разрядной трубки.

Эта задача решается следующим образом. В газоразрядном трубке вблизи анода в небольшом ответвлении (резервуаре) помешают металлический Cd. Этот резервуар нагревается до температуры 230.,.250 ПС, что обеспечивает нужное давление паров металла. Когда пары достигают области pa ряда, то за счет катафореза ионы Cd прогоняются через разрядный промежуток от анода к катоду.

За счет энергии разряда температура трубки капилляр повышаете, что препятствует конденсации на ее поверхности паров металла Вблизи катода делается второй резервуар, на холодных стенках которого проходит осаждение металлического Cd. Современные конструкции позволяют после полного испарения кадмия из резервуара поменять местами катод и анод и продолжить работу.

Выходная мощность (He-Cd) лазера на длине волны 325 нм достигает 50...200 мВт в непрерывном режиме при длине разряд ной трубки 1...1,5 м, ее диаметре 2-2,5 мм и оптимальном прозрачности выходного зеркала резонатора 5...7%. Оптимальное давление гелия составляет несколько сотен паскаль. Вначале зажигается тлеющий разряд в Не, затем включается подогрев резервуара с Cd до 230...250 °С.
Молекулярные лазеры

Вылет электронов из катода

На самом деле электроны вылетают из катода с самыми различными начальными скоростями, не равными нулю, и способны попадать на анод даже при небольших отрицательных потенциалах его, обуславливая появление участка характеристики. По этой же причине опытные характеристики при малых Ua в участке Ц идут выше теоретических.

Веерообразное расхождение восходящих участков характеристик объясняется неравномерным распределением температуры по катоду и, в частности, влиянием охлажденных концов его. При выводе закона трех вторых предполагалось, что катод имеет бесконечную длину и влияние концов не учитывалось. Реальные катоды в лампах имеют конечную длину и довольно сильно охлажденные концы за счет массивных токоподводящих электродов. Особенно сильно влияние охлажденных концов сказывается при малом накале катода, .когда общая температура его еще низка.

При этом рабочая (эффективная) длина катода оказывается значительно меньшей его геометрической длины, вследствие чего и эффективная поверхность анода, входящая в формулу закона трех вторых, сильно отличается от его геометрической поверхности.

С изменением температуря катода изменяется рабочая длина катода, а следовательно, и величина эффективной поверхности анода, т. е. изменяется значение коэффициента k, и величина анодного тока при одном и том же значении анодного напряжения Ua, но при различных накалах катода оказывается различной.

Следствием этого и является веерообразное расхождение восходящих участков опытных характеристик. Это расхождение уменьшается с повышением накала катода, так как при этом эффективная длина катода приближается к геометрической, и при достаточно высоком накале катода опытная и теоретическая характеристики почти совпадают.

Естественно, что при этом поверхность анода "бомбардируется" электронами очень неравномерно (в основном только на участках, расположенных непосредственно против катода) и действующая поверхность анода сильно отличается от его геометрической поверхности.

В этом случае следует считать величиной действующей поверхности анода площадь полосы на аноде, средней линией которой является проекция катода на анод, причем ширина полосы может быть принята равной удвоенному расстоянию от катода до анода (Уха). Под расстоянием от катода до анода подразумевается расстояние ха между анодом и плоскостью, в которой расположены нити катода.

Очевидно, что при плоской конструкции электродов величина действующей поверхности анода сильно зависит от формы катода, и чем ближе форма катода подходит к сплошной поверхности, тем точнее формула соответствует истине. При точных подсчетах по формуле закона трех вторых надо учесть еще влияние контактной разности потенциалов VK между анодом и катодом, которые изготовляются обычно из разных материалов.
Вылет электронов из катода

Удельная поверхностная проводимость

Пусть параллельно плоской стенке с ДС, характеризующимся распределением потенциала Фед (х), приложено однородно электрическое поле Е. При наличии двойного слоя этот ток несколько возрастает до значения.

Таким образом, приращение тока, называемое поверхностным током, характеризует влияние ДС на тангенциальный перенос заряда. Ток подобно линейно возрастает с увеличением Е, что наблюдается, следовательно, и для приращения. Сложнее обстоит дело с зависимостью от длины. Детальное рассмотрение тангенциального переноса заряда двойного слоя позволяет выразить через параметры двойного слоя.

Верхний предел, как оговаривалось, характеризует точку за пределами двойного слоя, где все подынтегральные выражения обращаются в нуль, поскольку избыточные концентрации ионов, фигурирующие в первых интегралах, и объемный заряд, фигурирующий в последнем интеграле, за пределами ДС равны нулю. Это позволяет во всех интегралах заменить верхний предел на бесконечность. Сравнивая полученную формулу с формулой, приходим к выводу, что выражение в фигурных скобках представляет собой формулу для поверхностной электропроводимости.

Следовательно, электроосмотический перенос некомпенсированного заряда вносит существенный вклад в поверхностную электропроводность. Пикард обратил внимание на то, что электрическая миграция иона в пределах двойного слоя может быть осложнена наличием объемного заряда в окружающей его среде, вследствие чего подвижность иона в двойном слое может отличаться от таковой в электро нейтральном объеме электролита.

Рассматривая, согласно Горину, миграцию иона, как электрофорез частицы с определенным гидродинамическим радиусом, вследствие чего подвижность оказывается пропорциональной поверхностному потенциалу иона, Пикард заметил следующее: отклонение концентрации ионов в двойном слое от объемной влияет на величину дебаевского радиуса экранирования иона и как следствие на его поверхностный потенциал и подвижность. Последние зависят от расстояния до межфазной поверхности вследствие изменения концентрации ионов при приближении к ней.

Поверхностный потенциал частицы с фиксированным зарядом становится чувствительным к величине дебаевского радиуса экранирования лишь тогда, когда он мал или соизмерим с радиусом частицы (в данном случае иона). Если характеризовать электроосмос не мгновенным, а усредненными по достаточно большому интервалу времени значениями скорости, теория Смолуховского сохраняет свое значение и в случае очень низких концентраций электролита, а рассчитанный им профиль электроосмотической скорости реализуется на расстояниях от стенки, меньших, чем среднее расстояние между ионами.

Это показано Дерягиным и Духиным при рассмотрении уравнения Навье Стокса в более общей форме, чем в теории Смолуховского, а именно с учетом того, что внешние силы приложены только в точках место нахождения ионов, движение которых нестационарно и трехмерно. В работе также отмечается, что поверхностный поток заряда (усредненный по времени) относительно лабораторной системы координат можно представить как сумму конвективного (электроосмотического) и омического потоков, за исключением случая очень высоких и очень низких концентраций электролита.
Первоисточник