تخليه الکتريکي آذرخش به وسيله ليزر

چکيده
 

امکان ايجاد و هدايت آذرخش به وسيله پرتوهاي ليزري بيش از 25 سال مورد بحث و بررسي قرار گرفته است.
انگيزه اصلي براي انجام اين کار، محافظت از تأسيسات حساسي مانند سايتهاي استراتژيک شامل نيروگاه هاي هسته اي، سيستمهاي بيولوژيکي، کارخانه هاي شيميايي و فرودگاه ها در برابر برخورد مستقيم آذرخش و يا اختلالات الکترومغناطيسي ناشي از آن مي باشد. در سالهاي 1970 تا 1980 ميلادي هدايت و کنترل آذرخش به وسيله ليزري پالسي (نانو ثانيه) انجام مي گرفت ولي در حال حاضر اين کار با ليزرهاي فمتو ثانيه نيز قابل انجام است. به طور ويژه مطالعات اخير نشان مي دهد که راه اندازي و هدايت تخليه هاي الکتريکي با ولتاژ بالا مي تواند تا فاصله هاي بيش از 3متر به وسيله ليزرهاي فرابنفش (UV) 600 فمتو ثانبه با توان 3/. تراوات بين دو الکترود متمرکز شود و در محل تمرکز ايجاد پلاسما کند.
آزمايشهاي مشابه با طول موجهاي کوتاهتر فرابنفش داراي اهميت زيادي براي انجام عمل يونيزه کردن مسير ايجاد جريان ولتاژ مي باشد. در اين آزمايشها ليزرها به وسيله امواج يونيزه شده، شتاب گرفتن به وسيله ميدان الکتريکي و انتشار به سمت جلوي الکترودها، پلاسما با چگالي متوسط (بطور ويژه 10 بر سانتيمتر مکعب)، ايجاد مي کنند.
خصوصيتي که در پالس توان بالا فمتو ثانيه مشاهده مي شود، انتشار به صورت رشته اي است. براي انتشار يک پالس در هوا، يک معادله ديناميکي ميان اثر از خودالقايي Kerr و رشته پلاسمايي ايجاد شده به قطر 100 ميکرون وجود دارد.
رشته يونيزه شده داراي امپدانس کم مي باشد و طول آن حدود 200 متر است. براي رشته هاي با طول پلاسمايي بيشتر، امکان راه اندازي و هدايت آذرخش زيادتر است.

1- مقدمه
 

آزمايشهاي مربوط به شروع آذرخش به وسيله راکت با امکان موفقيت 60 درصدي در نيومکزيکو به وسيله بنجامين فرانکلين انجام گرفت. با استفاده از اين تکنيک، راکت بسته شده به يک قرقره بزرگ که با سيم به زمين متصل شده، به سمت ابر توليد کننده آذرخش پرتاب مي گردد. زمان پرتاب راکت به وسيله تنظيم ميدانهاي الکتريکي پاييني ابر توليد کننده آذرخش، تعيين مي گردد(1).
هرچند اين تکنيک ممکن است به نظر امکان پذير باشد. اولاً: پرتاب تعداد زيادي از اين راکتها به سوي آسمان داراي خطرات بالقوه ناشي از سقوط آنها مي باشد که آسيبهاي ناشي از آن کمتر از برخورد آذرخش نيست. ثانيا: راکت در سرعتهاي خيلي بالا در آسمان مانع از انباشتگي بارها در فضا مي گردد. بنابراين سرعت راکت بايستي بزرگتر از 〖2×10〗^5 〖ms〗^(-1)باشد. در سرعتهاي پايين تر فرايند آذرخش در يک مسير پله اي صورت مي گرد. اين کمبودها مي تواند با هدايت آذرخش به يک مسير القا شده به وسيله ليزر به آساني برطرف گردد. در اين تکنيک، از پرتو ليزر براي يونيزه کردن هوا استفاده مي شود، بنابراين يک مسير ويژه براي هدايت بارهاي آزاد در آسمان به سمت زمين ايجاد مي گردد [2] [3].
در ادامه بحث بالا، علاوه بر منحرف کردن آذرخش، امکان ذخيره سازي بارهاي الکتريکي موجود در اتمسفر وجود دارد (شکل1). يک بار ديگر رشته پلاسما از يونيزاسيون مسير به وسيله ليزر به وجود مي آيد. بارهاي آزاد جمع شده در ابرهاي توليد کننده آذرخش يا از لايه يونسفر در هواي صاف، باعث ايجاد اين رشته پلاسما مي گردند. اين بارها نبايد از طريق الکترود رسانا در نزديکي سطح زمين هدايت گردند، زيرا ممکن است يک آذرخش مصنوعي ايجاد شود و به سيستم ليزري آسيب برساند. اين الکترود بايد در مسيري قرار گيرد که در آن بارهاي الکتريکي در خازنهاي مربوطه ذخيره گردد [4]. اين الکتريسيته ناشي از اتمسفر ممکن است در آينده از طريق تخليه الکتريکي ابرهاي توليد کننده آذرخش، يک منبع جديد انرژي شود. بنابراين مي توان با کاهش پتانسيل آذرخش، از تأسيسات زميني و خطوط هوايي محافظت کرد.

2- يونيزه کرده هوا با استفاده از نور
 

هوا در شدتهاي زياد ليزر دچار شکست اپتيکي مي شود، اين پديده براي شدت بالاتر از 〖Wcm〗^(-2) 〖10〗^14 اتفاق مي افتد. اين يک توالي تکراري مستقيم از ذخيره انرژي در برهمکنش يا تمرکز ليزر در حجم کوچکي از هوا مي باشد. دو مکانيسم اصلي براي يونيزه کردن هوا به وسيله نور و جود دارد: يونيزاسيون بهمني و يونيزاسيون چند فوتوني [5].
در يونيزاسيون بهمني که به يونيزاسيون آبشاري نيز معروف است، تعدادي از الکترونهاي باند ظرفيت مولکولهاي هوا که معمولات داراي فاصله باند انرژي بزرگتري از انرژي فوتون ليزر هستند، در اثر برخورد پرتو ليزر به آنها آزاد مي گردند.
هرچند که تعداد کمي از الکترونهاي آزاد خارج مي گردد ولي همين تعداد از الکترونها، مولکولهاي هوا را از طريق ايجاد راديکالها، يونيزاسيون گرمايي يا يونيزاسيون چند فوتوني، يونيزه مي کنند. اين الکترونها، الکترونهاي لازم را براي يونيزاسيون بهمني فراهم مي کنند.
اگرچه ممکن است تعدادي از الکترونها آزاد اوليه داراي انرژي جنبشي پاييني باشند (عکس فرايند تابش ترمزي).
اين الکترونها در اثر برخورد با مولکولهاي يونيزه شده داراي شتاب و انرژي جنبشي کافي شده و در نتيجه تعداد بيشتري الکترون آزاد با سرعت کمتر ايجاد مي کنند. تمام فرآيندهاي تکراري خود به خود با تعداد بيشتري الکترون با انرژي جنبشي بالاتر، پتاسنيل يونيزاسيون بيش از اندازه الکترونهاي باند ظرفيت، برخوردهاي يونيزان با مولکولهاي بيشتر، در نهايت منجر به يونيزاسيون بهمني به همراه شکلي از پلاسما مي گردد. در فرآيند عکس تابش ترمزي، الکترونهاي آزاد جذب فوتونها در ميدان ليزري، هنگام برخورد با اتمها يا مولکولها مي شوند. اين پديده به خاطر نوسان الکترون آزاد در ميدان نوسان کننده ليزري است و هنگاميکه متوسط اين ارتعاشات از سيکل اپتيکي بالاتر است، هيچ بهره و انرژي خالصي وجود ندارد.
فرآيندهاي بالا بر اساس يک مدل کلاسيکي نوسان الکترون قابل بيان است. شدت آستانه يونيزاسيون براي يونيزاسيون بهمني، به وسيله رابطه زير تخمين زده مي شوند [6] [7].

که در آن p_eff نرخ تکانه موثر انتقال يافته بين الکترون آزاد و مولکول برخورکننده سنگين ترt_p مي باشد و عرض پالس ليزري با فرکانس w است. يک تشابه در اين رابطه با ما مي گويد که شدت آستانه يونيزاسيون با افزايش عرض پالس ليزري، کاهش مي يابد. به عبارت ديگر نرخ تکانه مؤثر انتقال يافته p_eff ، با افزايش چگالي مولکولهاي طبيعي،p_n، زياد مي شود و بنابراين با افزايش فشار گاز، P، شدت آستانه يونيزاسيون کاهش پيدا مي کند (با فرض p_eff ≫ w). بنابراين يونيزاسيون بهمني به وسيله ليزر با عرض پالس بلندتر و فشار گاز بالاتر، به شدت افزايش پيدا مي کند.
ديگر مکانيسم يونيزاسيون فوتوني، يونيزاسيون چند فوتوني است. در اين فرايند ممکن است چندين فوتون ليزري به طور همزمان جذب الکترونهاي باند ظرفيت شده و بر پتانسيل يونيزاسيون U1 آنها غالب گردند. تعيين تعداد فوتونهاي مورد نياز براي يونيزاسيون يک مولکول از تقسيم پتانسيل يونيزاسيون بر hv بدست مي آيد. همانطور که مشاهده مي شود، يونيزاسيون فوتوني به فرکانس پرتو ليزر بستگي دارد. براي يک ليزر KrF((UV با طول موج nm248، هر فوتون 13. /5 الکترون ولت انرژي دارد، در حاليکه يک ليزر 〖CO〗_2 با طول موج 6/10 ميکرومتر، هر فوتون 1173/0 الکترون ولت انرژي دارد. بنابراين براي يک مولکول نيتروژن با پتانسيل يونيزاسيون 58/15 الکترون ولت، تعداد فوتونهاي مورد نياز براي يونيزاسيون اين مولکول براي ليزر UVبرابر 4 وبراي ليزر قرمز برابر 133 خواهد بود.
توليد الکترونهاي آزاد از طريق يونيزاسيون چند فوتوني با استفاده از رابطه زير بدست مي آيد.

که در آن Pe چگالي الکترون، Po چگالي مولکولها در حالت طبيعي، (I( t شدت و σ^n ضريب يونيزاسيون n فوتون مي باشد. هنگاميکه حجم هوا زير حد اشباع در نظر گرفته
p_e ≫ p_o، شود، رابطه (2) به صورت زير درمي آيد:

بعد از حل معادله (3) خواهيم داشت:

که در آن K فاکتوري است که براي هر شکل پالس قابل محاسبه است: I_o شدت اوليه پالس ليزري و t_p عرض پالس ليزر است، براي يک پالس مربعي k=1 است. ضريب يونيزاسيون چند فوتوني، σ^n بستگي زيادي به فرکانس پرتو ليزر دارد. هرچه فرکانس بالاتر باشد σ^n نيز بالاتر است. با افزايش σ^n مقدار يونيزاسيون نيز بيشتر مي گردد. مقادير σ^n براي يونيزاسيون n فوتوني براي مولکول اکسيژن

براي طول موج 800nm مي باشد [8].
بنابراين فرآيندهاي يونيزاسيون چند فوتوني براي پالسهايي با شدت بالا، عرض کوتاه و فشارهاي گاز پايين تر رخ مي دهد.

3- تاثير ليزرهاي با پالس کوتاه
 

دانشمندان از سال 1960 به بعد، با استفاده از توان ليزرها تخليه هاي الکتريکي در گازها و هوا را ايجاد کردند. احتمال يونيزه شدن هوا بستگي به توان ليزر مورد استفاده دارد نه شدت آن. اگرچه نشان داده شده است که پالسهاي ليزر CO_2 پر توان يک جريان الکتريکي در هوا و به فاصله 71 سانتيمتر را مي توان هدايت کند. مسير رسانا براي تخليه الکتريکي در هوا، چندان پايدار نيست و زود از بين مي رود. با استفاده از ليزرهاي گازي CO_2 با مدت پالس طولاني، ذرات نوري در امتداد مسير انتشار پالس ليزري بيشتر از مسير يونيزان پيوسته در همان امتداد قرار مي گيرند. اين ذرات از طريق يونيزاسيون بهمني ايجاد مي گردند. يک فرايند مشابه در يک ماده جامد شفاف که دچار صدمه غيرقابل برگشت شده است، رخ مي دهد. در اين حالت، چگالي الکترونهاي آزاد به 〖10〗^18 〖cm〗^(-3) مي رسد. در اثر شکست ماده شفاف و تبديل آن به جسم کدر و جذب انرژي در ميدان ليزري، پلاسما وجود مي آيد. بنابراين اين ذرات نوري پلاسما شکل به وجودآمده در هوا از طريق يونيزاسيون بهمني، محدود به انتشار در مسير پالسهاي ليزري است.
نفوذ اين ذرات براي فرکانسهاي ليزري بايستي بالاتر از طول پلاسماي پيوسته باشد. بدين دليل از پالسهاي کوتاه و خيلي کوتاه براي اين منظور، استفاده مي شود. پالسهاي ليزري با طول پالس کوتاه داراي شدت بالاتري نسبت به ليزري موج پيوسته، مي باشند. فرض کنيد که شعاع يک پرتو ليزر 100 ميکرومتر و انرژي اوليه آن 1 ميلي ژول باشد. عرض پالس اين ليزر 100 ميلي ثانيه، توان آن 01/0 وات و شدت آن 〖320kWm〗^(-2) است. از طرف ديگر يک ليزر با طول پالس 100 فمتو ثانيه داراي توان GW 10 با شدت و3.2×〖10〗^(-17) 〖kWM〗^(-2) مي باشد. اين شدت 12 بار بزرگتر از شدت پرتو با عرض پالس 100 ميلي ثانيه است. به خاطر اين شدت بالا، ليزرهاي با طول پالس خيلي کوتاه کاربردهاي زيادي در برش و ذوب فلزات، آشکارسازي نور و تخمين فاصله (LIDAR) و هدايت آذرخش دارند.
به خاطر شدتهاي بالايي که در اثر توليد پالسهاي ليزري با عرضهاي خيلي کم به وجود مي آيد، يونيزاسيون چند فوتونی بر یونیزاسیون بهمنی ارجحیت دارد. نرخ یونیزاسیون نوری هوا به وسیله کنترل شدت پالسهای خیلی کوتاه لیزری به آسانی قابل کنترل است . اگرn تعداد فوتونهاي مورد نياز براي يونيزاسيون مورد نياز براي يونيزاسيون يک مولکول طبيعي باشد، نرخ يونيزاسيون هوا با توان nام شدت (I^n) داده مي شود (معادله4). از طرف ديگر يونيزاسيون بهمني ممکن است داراي زمان انبوهش بيشتري باشد. هرچند که آستانه يونيزاسيون اوليه براي رسيدن به حالت آبشار يا واکنش زنجيره اي الکترونهاي آزاد ممکن است فقط با کاهش فشار هوا متوقف شود که اين پديده در تخليه الکتريکي در هواي آزاد، غيرممکن است. همچنين براي پالسهاي خيلي کوتاه، طول انتشار گرمايي، کوتاهتر مي شود. بنابراين جريان آشفته هوا، تاثيري بر مسير يونيزاسيون ندارد [9].

4- مدل پالس فرابنفش
 

پالسهاي خيلي کوتاه ليزري انتشار يافته در هوا داراي خاصيت خود کانوني شونده هستند که منجر به اثر اپتيک غيرخطي kerr مي گردد.بعد از يک شدت آستانه، عمل خود کانوني شونده پرتو ليزري بر پرتو پراش غلبه پيدا مي کند و شدت قله پرتو ليزر افزايش مي يابد. اين پيامد منجر به فوتويونيزاسيون و توليد يک پلاسماي ضعيف در هوا مي گردد.
اولين شکل پلاسماي پرتو خارج از کانون محدود به شدت پرتو ليزري است. اگر رقابت ديناميکي خود کانواني شونده بين پراش و پلاسماي از بين برنده حالت کانوني تعادل ايجاد کند، هدايت خودکار پرتو نمايان مي گردد. چندين باري که براي دو نظام زير قرمز و فرابنفش جهت انتشار پالسهاي خيلي کوتاه در هوا با توانهاي چند برابر بزرگتر از توان بحراني براي حالت خود کانوني شونده وجود دارد. اين رشته هاي نوري ممکن است تا فاصله 100 متر در شرايط آزمايشگاهي انتشار يابند. يکي از اين مدالها که در سال هاي اخير پيشنهاد شده است، شامل حرکتهاي غيرخطي زياد به عنوان نمونه موجب خودکار و کانونهاي متحرک.
در اين مقاله يک مدل تطبيقي اوليه توسط Diels ,Schwarz براي انتشار پالسهاي UV خيلي کوتاه در هوا به کار برده شد. طول موج پرتو UV 248 نانومتر (ليزر KrF) انتخاب شد. اين طول موج بيشترين تطابق را براي راه اندازي تخليه هاي الکتريکي با سه فوتون يونيزه کننده مولکول اکسيژن براي ايجاد الکترون هاي آزاد را دارا مي باشد.

5- بحث و نتيجه گيري
 

دو شرط اوليه براي تنظيم سيستم، توانهاي پايين ورودي و توان بالاي حد بحراني است که طرز انتخاب آنها به چگونگي انتشار پرتو در هوا بستگي دارد. اگر توان اوليه 20 مگاوات و يا شعاع پرتو 80 ميکرومتر باشد، مي توان اندازه پرتو و توان کاهش يافته به همراه فاصله انتشار را بدست آورد (شکلهاي 2و3).
براي حالتي که در آن توان زير حد بحراني است، پرتو ليزر در هوا به صورت واگرا انتشار مي يابد. اين واگرايي به طور نتيجه پراش خطي پرتو است. بعد از انتشار يک فاصله 200 متري، شعاع پرتو ليزر 14 سانتيمتر مي گردد. بنابراين در زير توان بحراني، اندازه پرتو ليزر کوچک و موازي باقي نمي ماند.
شکل 3 نشان مي دهد که توان به صورت خطي با افزايش فاصله کاهش مي يابد. اين کاهش توان ممکن است به دليل پديده Thermal Blooming که در تابشهاي بالاي ليزري در هوا رخ مي دهد، باشد. اين اثر گرمايي- اپتيکي بدين صورت توضيح داده مي شود: هنگامي که يک تابش ليزري در هوا منتشر مي گردد، مولکولهاي هوا فوتونهاي نوري را جذب کرده و انرژي گرمايي در آنها به سرعت بالا مي رود. بنابراين دماي هوا مجاور پرتو ليزري، بالا مي رود. هواي داغ نزديک محور مرکزي پرتو، به سرعت به خارج گسترش مي يابد (با سرعت صوت). اين حالت باعث کاهش چگالي جرمي مي گردد که باعث پايين آمدن ضريب شکست در نزديکي محور مرکزي پرتو مي شود.
بهترين پارامترها براي انتشار طولاني پالسهاي ليزر UV در هوا از نظر تئوري، با توجه به شرايط زير انتخاب مي گردند:
1- اختلاف اندازه هاي پرتو با توان ورودي يکسان.
2- اختلاف توانهاي ورودي با اندازه پرتو اوليه يکسان.
از ميان شبيه سازي هاي انجام شده با استفاده از ليزر UV پالسي با طول موج 248 نانومتر، عرض پالس 200 پيکوثانيه، توان 50 مگاوات و اندازه پرتو 100 ميکرون بهترين انتخاب براي هدايت آذرخش مي باشد.
منابع:
1- Kithal R, Lighting Accidents and Incidents, National Lighting Safety Institute,2002.
2- Hubert P and Laroche P, Triggered lighting in New Mexico, J.Geophys.Res.89 D2 2511-21,1984
3- Xin M,Z, Diels J C, et al, Femtosecond ultraviolet laser pulse induced lighting discharge in gases, IEEE J.Quantum Eletrom. 31599-612,1995
4-Khan N, Marium N, Prospets of atmospheric electricity in Malaysia, IEEE TENCON Conf. Proc,2000
5- Shen Y R, The Principles of Nonlinear Optics, Singapore: Wiley, 1991
6- Liu X, Du D and Mourou G, Laser ablation and micromachining with ultrashort laser pulses, IEEE J.Quantum Electron. 1997
7- Rambo P, Laser-induced lighting PhD Thesis University of New Mexico,2000
8- Schwarz J, Rambo P,Measurement of multiphoton ionization coefficients with ultrashort laser pulses, Apple Phus. B -723437,2001
9- Schillinger H and Sauerbrey R, Electrical conductivity of long plasma channels in air generated by self-guided femtosecond laser pulses, Apple. Phys. B. 68753-6,1999
منبع: نشريه اطلاعات علمي شماره8