Курсовая: Системы возбуждения эксимерных лазеров

Министерство образования Республики Беларусь

УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ

«ГРОДНЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

ИМЕНИ ЯНКИ КУПАЛЫ»

Кафедра лазерной физики и спектроскопии

Системы возбуждения эксимерных лазеров

курсовая работа

студента 4курса физико-

технического факультета

Саковича Д. А.

Научный руководитель:

преподаватель кафедры

лазерной физики и

спектроскопии

Володенков А.П.

Гродно 2004

РЕФЕРАТ

Реферат курсовой работы «Системы возбуждения эксимерных лазеров»

студента физико-технического факультета УО Гродненский государственный

университет имени Янки Купалы Саковича Д.А.

Объем 14 с., 1 рис., 1 табл., 7 источников.

Ключевые слова:

Эксимерный лазер,LC-контур, LC-инвертор, накачка.

Объект исследования –эксимерные лазеры.

Цель работы – сделать обзор литературы по системам возбуждения эксимерных

лазеров.

Сделан обзор литературы по системам возбуждения эксимерных лазеров.

Полученные данные предпполагается использовать для совершенствования лазеров.

СОДЕРЖАНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней мощностью

излучения 1 кВт

2. Эффективная предыонизация в ХеС1-лазерах

3. Возбуждение эсимерного KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК

лазерного излучения

Заключение

Список

использованных источников

1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней мощностью

излучения 1 кВт.

Для ряда перспективных применений эксимерных лазеров требуются как высокая

средняя мощность, так и значительная энергия в импульсе. В частности, созда­ние

ХеС1-лазера мощностью 1 кВт является одной из задач Европейской программы

EUREKA. В рамках этой программы немецкой фирмой Лямбда Физик был создан

XeCl-лазер со средней мощ­ностью излучения ~750 Вт при энергии в импульсе ~ 1.5

Дж. Система питания лазера включала в себя LC-инвертор и звено

магнитного сжатия. Недавно был сделан XeCl-лазер, в котором средняя мощность 1

кВт была достигнута при энергии в импульсе 10 Дж. Позже такой же уровень

средней мощности был получен в ХеС1-лазере, созданном французской компанией

Сопра при практически аналогичных параметрах лазерного излу­чения (энергия в

импульсе 10 Дж при частоте повторения ~ 100 Гц).

Ранее накачка лазера осуществлялась с по­мощью LC-инвертора, но без цепи

магнитного сжатия. В коммутатором LC-инвертора служили 6 тиратронов,

работающих параллельно. Высокие (свыше 10 Дж) энергии в схеме с классическим

LC-инвертором можно получить лишь при увеличении как давления, так и зарядных

напряжений LC-инвертора. Однако повышать давление в газодинамическом контуре

лазера крайне невыгодно из-за резко возрастающих требований к прочностным

характеристикам лазера и системе прокачки газа. Ис­пользовать слишком высокие

напряжения (свыше 30 кВ) также невыгодно, поскольку в этом случае необходимо

применять дорогие и не отличающиеся высокой надеж­ностью высоковольтные

коммутаторы.

В этом пункте определены условия накачки мощного XeCl-лазера, при которых

высокая энергия (~ 10 Дж) при частоте следования ~ 100 Гц, может быть

достигнута при умеренных давлениях (до 5 атм.) и за­рядных напряжениях (~ 30

кВ).

Модернизированная система накачки лазера содер­жала два параллельно соединенных

генератора импульс­ных напряжений, состоящих из двух последовательно

соединенных LC-инверторов. Такая система накачки позволяет получать

импульсное напряжение с амплиту­дой 100 кВ при зарядных напряжениях лишь 25 кВ

и использовать для коммутации импульсов с частотой повторения ~ 100 Гц

недорогие, надежно работающие тиратроны. Система также включает в себя звено

сжатия импульса на основе магнитного ключа и импульсно заряжаемые конденсаторы,

подключенные к электро­дам лазера с минимальной индуктивностью L к 25

нГн. Суммарная емкость конденсаторов равна суммарной емкости генератора

импульсных напряжений «в ударе» и составляет 100 нФ. Магнитный ключ выполнен в

виде насыщаемого малоиндуктивного цилиндрического одновиткового дросселя с

сечением сердечника ПО см2, изготовленного на основе ленты шириной

20 мкм из металлоаморфного сплава 2НСР с индукцией насыщения Bs=

1.4Тл.

Поскольку при длительной работе эксимерного ла­зера в импульсно-периодическом

режиме энергия гене­рации снижается из-за выработки НС1, неизменная сред­няя

мощность эксимерного лазера обычно поддержи­вается за счет повышения зарядного

напряжения U схе­мы накачки. Затем, при достижении максимально

допу­стимого значения uq, производится регенерация газовой смеси и

долговременный цикл работы повторяется. Таким образом, для поддержания средней

мощности излучения лазера неизменной необходимо иметь запас по энергии

генерации лазера при максимально допусти­мом £0. В связи с

этим был предпринят поиск условий, обеспечивающих получение энергии генерации

свыше 10 Дж в широком диапазоне зарядных напряжений, не пре­вышающих 30 кВ и

соответствующих надежному долго­временному режиму работы тиратронов.

На рис.1 представлены зависимости разрядного напряжения С/2 (кривые 1, 2) и

амплитуды напряжения С/1 (кривая 3) на выходе генераторов импульсного

напря­жения от С/о. Прямая 6 показывает величину 4 С/о, которая

соответствует максимально возможным значениям C/i и С/2. Кривыми 4 и 5

обозначены зависимости коэффи­циента k передачи запасенной в

генераторах импульс­ного напряжения энергии в импульсно заряжаемую емкость

С. На рис.1 видно, что с ростом С/о амплитуда генератора U сохраняет

максимально возможное значе­ние 4С/о вплоть до С/о ~ 23.5 кВ. Однако при этом

ампли­туды С/2 напряжения на разряде существенно отличаются от максимально

возможного значения 4С/о (кривые 1, 2). Для d = 8 см это

обуславливает достаточно малый коэф­фициент передачи энергии k = 0.56

(кривая 4), которому соответствует энергия генерации Е = 5.3 Дж

и КПД ц = 1.3% (рис.4, кривые 2). Увеличение d до 9 см приводит

к возрастанию амплитуды разрядного напряжения (кривые 1, 2) и повышению

коэффициента передачи энергии до k = 0.7 (кривая 5), что влечет за

собой рост энергии генерации до 7.5 Дж и КПД до 1.65% (рис.4, кривые 3).

Экстраполяция полученных результатов показывает, что если дальше увеличивать

межэлектродное расстоя­ние лазера d до 10.6 см, то энергия генерации

Е « 10 Дж может быть получена с ц = 2.2% и k = 0.9 при

зарядном напряжении всего лишь 23.5 кВ, что существенно расши­ряет возможности

поддержания киловаттного уровня мощности излучения при длительной работе

лазера.

k

Рис.1. Зависимости амплитуд напряжения на разрядном промежутке лазера (1, 2)

и генератора импульсных напряжений (3), а также коэффициента передачи

энергии генератора в импульсно заряжае­мую емкость С (4, 5) от

зарядного напряжения для d = 8 (1, 4) и 9 см (2,5);б-4£/

0. сокращается с 240 до 190 не. Таким образом, энергия генерации

существенно повышается при увеличении ско­рости перекачки энергии в импульсно

заряжаемую ем­кость С. Однако поскольку время полной перекачки энергии

из генераторов импульсного напряжения в ем­кость С фиксировано и равно

300 не, это сопровождается уменьшением k (кривая 5, рис.5) и

соответственно ц (кривая 3, рис.4,6).

Требуемого для увеличения энергии генерации значи­тельного повышения С/о,

сопровождаемого снижением КПД, можно избежать при дополнительном сжатии

импульса накачки. Анализ полученных результатов по­казывает, что введение

дополнительного звена сжатия на основе магнитного ключа позволит получить при

d = 10.6 см энергию генерации Е = 14 Дж с ц « 2.3% при С/о =

27.5 кВ. Это является одной из задач про­граммы реализации долговременной

устойчивой работы XeCl-лазера со средней мощностью излучения 1 кВт.

Таким образом, нами исследованы характеристики широкоапертурного XeCl-лазера

киловаттного уровня средней мощности (10 Дж, 100 Гц) с модернизированной

системой питания в виде последовательно соединенных LC-инверторов и магнитного

звена сжатия импульса, отличающейся пониженными зарядными напряжениями (С/о

< 30 кВ). На основе анализа условий возбуждения активной среды лазера

рассмотрена возможность реали­зации режима с выходной мощностью 1 кВт,

обеспечи­вающего поддержание неизменного уровня мощности лазера при

долговременной работе.

2. Эффективная предионизация в ХеС1-лазерах.

Предыонизация в ТЕА-лазерах является ключевым фактором, определяющим такие

характеристики, как энергия генерации, ее стабильность от импульса к им­пульсу,

время жизни газовой смеси. Использованная еще в первых моделях TEA CO-лазеров и

эксимерных лазе­ров предыонизация газа УФ излучением от рядов искр,

расположенных по обеим сторонам разрядного объема, остается в настоящее время

широко распространенной для лазеров с малой апертурой. Так, в коммерческих

эк­симерных лазерах, выпускаемых фирмой «Лямбда-Фи­зик», для апертур разряда

порядка 1 см2 при оптимально малом энерговкладе искровая УФ

предыонизация обес­печивает относительную нестабильность энергии им­пульсов

генерации менее 1 % при времени жизни газовой смеси 20 млн. импульсов [1].

Однако при увеличении апертуры разряда искровая предыонизация становится

неэффективной [2], т.к. не обеспечивает однородности предыонизации газового

объема и, как следствие, тре­буемой однородности объемного разряда.

Активный объем можно увеличить, осуществляя предионизацию через

полупрозрачный электрод. В работе [3] в качестве источника УФ предионизации в

ХеС1-ла­зере использовался коронный (барьерный) разряд, од­нако малая

интенсивность его УФ излучения не позво­лила увеличить сечение разряда свыше

4 х 2.5 см даже при сравнительно низком удельном энергосъеме ~0.8 Дж/л.

Импульсно-периодический XeCl-лазер, обладаю­щий энергией генерации 2.6 Дж и

рекордной на сегодняш­ний день средней мощностью 2.1 кВт [3], состоял из трех

модулей с суммарной длиной основного разряда поряд­ка 3 м, так что один из

габаритных размеров лазера равнялся 5.2 м.

Для ХеС1-лазеров с большим объемом активной сре­ды одним из эффективных

способов предыонизации яв­ляется применение рентгеновского излучения. Однако

сложность устройства рентгеновского источника преи­онизации и необходимость

биологической защиты огра­ничивают возможности широкого внедрения лазеров с

предыонизацией данного вида. Кроме того, нам неиз­вестны данные о ресурсе

газовой смеси в лазерах с рент­геновской предыонизацией при высокой частоте

повто­рения импульсов. Этот ресурс может быть невысок, т. к. рентгеновское

излучение может способствовать эффек­тивному образованию в рабочей газовой

смеси лазера химических соединений, отрицательно сказывающихся на лазерных

параметрах.

В [4] был развит альтернативный способ предвари­тельной ионизации

широкоапертурных газовых лазеров - ионизация УФ излучением скользящего разряда

(СР) по поверхности диэлектрика. В [5] было показано, что такая предионизация,

осуществляемая через полупрозрачный электрод, обеспечивает получение объемного

разряда с апертурой d х Ъ и 12 х 10 см (d —

межэлектродное рас­стояние, Ъ — ширина разряда) и энергию генерации до

20 Дж в импульсном ХеС1-лазере. В [6] мы, используя пред-ыонизацию СР, впервые

получили среднюю мощность электроразрядных эксимерных лазеров 1 кВт (10 Дж, 100

Гц) в импульсно-периодическом режиме.

В настоящей работе при помощи УФ излучения вспо­могательного СР исследуются

наиболее эффективные режимы предионизации в XeCl-лазерах. Определены

ха­рактеристики излучения компактного XeCl-лазера в им­пульсно-периодическом

режиме при различных комби­нациях энергии и длительности импульса генерации.

Электродная система широкоапертурных лазеров с УФ предыонизацией излучением СР

Поиск эффективных условий предыонизации прово­дился для ряда импульсно-

периодических XeCl-лазеров с предыонизацией УФ излучением СР. На рис.1

показана

Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах

205

Рис.1. Электродная система лазера с УФ предыонизацией излуче­нием СР:

1 — высоковольтный электрод; 2—заземленный щелевой электрод;

3 — ножевой электрод; 4 — сапфировая пластина; 5 — охлаждаемая

ме­таллическая подложка.

Компактная электродная система широкоапертурного ХеС1-лазера. Основной

объемный разряд формировался между двумя электродами, профилированными по

моди­фицированному профилю Чанга. Позади полупрозрач­ного электрода

располагался источник УФ предионизации в виде вспомогательного СР по

поверхности ди­электрика. В качестве диэлектрика использовалась сап­фировая

пластина, расположенная на охлаждаемой ме­таллической подложке, служившей

электродом, на кото­рый подавалось импульсное отрицательное напряжение.

Ножевой электрод системы формирования СР соединял­ся с заземленным

полупрозрачным электродом дискрет­ными параллельными проводниками. СР

развивался с ножевого электрода в обе стороны и замыкался на грани

металлической подложки. УФ излучение слоя плазмы СР, который однородно

покрывал поверхность диэлек­трика, обеспечивало предионизацию активного

объема лазера, распространяясь через полупрозрачный элект­род. Сравнительное

исследование показало, что для ХеС1-лазеров с объемом активной среды ~ 1 л

эффектив­ность использования энергии, затрачиваемой на предио­низацию, в

случае применения СР в 5 раз выше, чем при боковой предионизации искровыми

разрядами. При этом преимущества УФ предионизации излучением СР наиболее

полно проявляются с увеличением поперечного сечения активной среды лазера.

На начальном этапе развития широкоапертурных ла­зеров с УФ предыонизацией

излучением СР полупро­зрачный электрод изготавливался перфорированным с

диаметром отверстий 1 мм и прозрачностью 50 %. Пер­форация выполнялась в

рабочей части электрода толщи­ной 1.0-1.2 мм [6,7]. Использование

перфорированных электродов приводило к коллимации потока УФ излуче­ния от СР,

поступающего в активный объем лазера через туннелеобразные отверстия

перфорированного электро­да, и, соответственно, к неоднородности основного

раз­ряда, проявляющейся в его протекании в виде диффуз­ных каналов,

привязанных к отверстиям перфорации [7]. Для устранения этого эффекта был

разработан новый тип полупрозрачного профилированного электрода, в котором УФ

излучение от СР проходит в разрядный объем не через отверстия, а через щели,

ориентирован­ные перпендикулярно продольной оси электрода (рис.1). Ширины

щелей и перегородок были равны 1 мм, так что прозрачность рабочей части

электрода составляла 50 %. С использованием таких щелевых полупрозрачных

элек­тродов повышается КПД лазера и достигаются высокие однородность разряда

и качество лазерного пучка [8].

Экспериментальное исследование оптимальных условий предыонизации

Первый эксперимент, показавший нам важность пра­вильного выбора условий

предыонизации [9], прово­дился на ХеС1-лазере с апертурой d х Ъ = 7.8 х

4.4 см. Для возбуждения основного объемного разряда и вспо­могательного СР

использовались две отдельные С-С-схемы питания, коммутируемые одновременно. При

варьировании времени зарядки импульсного конденса­тора, подсоединенного к

электродам основного объем­ного разряда, было замечено, что при близких

времен­ных режимах ввода электрической энергии в разряд и неизменном импульсе

УФ излучения СР энергия генера­ции значительно увеличивалась при уменьшении

скоро­сти роста разрядного напряжения.

На рис.2 показаны рост приведенной напряженности электрического поля E(f)/N

(N- плотность частиц газа) на разрядном промежутке лазера и осциллограмма

им­пульса /рг(г) УФ излучения предыонизатора. При усло­виях

предыонизации, представленных на рис. 2,6, энергия генерации оказалась в 3 раза

выше, чем в случае рис.2,а, характеризующегося большей скоростью нарастания

E/N.

В вышеописанном эксперименте положение импульса разрядного напряжения было

фиксировано по отноше­нию к импульсу предыонизации, и для лучшего понима­ния

столь резкого увеличения энергии генерации был проведен второй эксперимент на

XeCl-лазере с аперту­рой d х Ъ = 5 х 3 см. В этом лазере ввод энергии в

ос­новной разряд осуществлялся электрической схемой с LC-инвертором и двумя

ступенями магнитного сжатия импульса накачки, подобной описанной в [10].

Энерго­вклад в СР проводился с помощью независимой схемы импульсного питания,

позволявшей варьировать как энергию, вводимую в СР, так и момент его включения.

На рис.3,а представлено взаимное положение им­пульсов напряжения £/(?),

подаваемого на электроды ла­зера, и интенсивности УФ излучения СР /pr

(?)- Этому со­ответствует временная задержка между ними, равная нулю. Нулевая

задержка (та = 0) выбрана так, что на­чало импульса излучения предыонизатора

Ipr(t) соответ-

10 8 6 4

В-см2); /рг (отн. ед.)

О tc ts 100

200 \Л (не) О

100

200 t (не)

Рис.2. Положение импульса УФ излучения предыонизатора /рг(<)

от­носительно импульса приведенной напряженности электрического поля

E(f)/Ntia. разрядном промежутке лазера при длительностях 140 (а) и 280 не

(б) фронта нарастания E/N, соответствующих энергии генерации 2 (а) и

6 Дж (б) для смеси HCl:Xe:Ne = 0.35:2.5:400 кПа.

1/(кВ); /рг (отн. ед.)

30

20

10

О

-10

-400 -200 0 200 <(нс)

2.5 2.0 1.5 1.0

0.5 -100 0 100 200 300 400 та(нс)

Рис.3. Оптимальное положение импульса разрядного напряжения U(t)

относительно импульса предыонизации Ipr(t) (а) и зависимости

энергии генерации E\3S от времени задержки tj

между импульсами U(t) и /рг(<) при энерговкладах во

вспомогательный СР 0.17 (7), 0.42 (2) и 1 Дж (5) (б).

соответствует моменту достижения на разрядном промежутке лазера приведенной

напряженности электрического поля (E/N)C, при которой

реализуется ионизационно-прилипательное равновесие в газе на предпробойной

стадии развития объемного разряда: Vi(E/N) = va(E/N), где

v;, va - частоты ионизации и прилипания электронов.

В эксперименте импульс разрядного напряжения U(t) неизменной формы можно

было сдвигать по времени относительно его положения, показанного на рис.3,а,

из­меняя таким образом время та задержки импульса на­пряжения на разряде

относительно импульса предиони­зации.

При минимизированном энерговкладе в СР предионизатора (кривая 7 на рис.3,6)

зависимость £1ias(td) име­ет четко выраженный

максимум при та и 0. Это озна­чает, что предыонизация наиболее эффективно

осуще­ствляется именно с момента достижения ионизационно-прилипательного

равновесия в разрядном промежутке лазера. Рассмотрение зависимостей на рис.3,6

показы­вает, что увеличение энергии, затрачиваемой на предионизацию,

значительно расширяет диапазон временной задержки (—15 ^ та ^ 200 не), при

которой предыониза­ция максимально эффективна. При этом для лазера с магнитной

компрессией импульса накачки и характерной скоростью нарастания разрядного

напряжения dU/dt ~ 2- 10П В/с увеличение энерговклада во

вспомогательный СР свыше Ерг и 0.42 Дж нецелесообразно, т.

к. не приво­дит к повышению энергии генерации лазера или к замет­ному изменению

зависимости £ias от та (кривые 2,3 на рис.3,6).

Третий эксперимент был проведен на XeCl-лазере с размерами разряда 5 х 3 х 70

см. Отличительной особен­ностью этого лазера является использование для накачки

основного разряда схемы с предимпульсом [2], обеспечи­вающей энергию импульса

генерации E\as ^ 3 Дж при КПД ц к 3.6 % и

длительность импульса генерации ~ 120 не.

На рис.4,а показано оптимальное положение им­пульса УФ предионизации /рг

(?) относительно импульса напряжения на электродах основного разряда U(t),

а так­же осциллограммы тока через разряд I(f) и импульса генерации /i

as(?). По сравнению со схемой с магнитной компрессией импульса накачки

(рис.3,а) здесь начальный участок импульса напряжения на разряде U(t)

отлича­ется большей длительностью (свыше 0.5 мкс) и, следова­тельно, малой

скоростью нарастания dU/dt < 5-Ю10 В/с (рис.4,а). Этому

соответствует больший (не менее 0.2 мкс) временной интервал эффективной

предионизации на стадии роста разрядного напряжения (как это видно из

зависимостей £1ias(ta), представленных на рис.4,6).

Как видно из зависимостей U(t), Ipi(t), приведенных на рис.4,а,

особенностью рассматриваемой техники на­качки является реализуемое

непосредственно перед до­стижением максимума напряжения на разрядном

проме­жутке лазера резкое увеличение скорости нарастания это­го напряжения (до

~5'10П В/с), что облегчает условия зажигания однородного объемного

разряда за счет боль­шого перенапряжения. При этом в соответствии с

зави­симостями 7,2 на рис.4,6 максимальные энергия генера­ции и КПД

лазера достигаются при значительно мень­ших (примерно на порядок величины)

энерговкладах в СР (Ерг и 25 мДж), чем для схемы с не столь

высокой скоростью нарастания напряжения (рис.3,6).

В результате оптимизации режимов предыонизации и возбуждения активной среды

энерговклад во вспомога­тельный СР составил лишь 0.025 % от энерговклада в

ос­новной объемный разряд компактного высокоэффектив­ного 0/ > 3 %)

импульсно-периодического ХеС1-лазера.

1/(кВ);

Ipr, I, lias

(отн. ед.) 20

-20

-40

-600

-300

300

'(не)

*(Дж) 3

-300

о

300

та (не)

Рис.4. Экспериментальные осциллограммы импульса предыониза­ции Ipr

(t), разрядного напряжения U(t), тока /((), импульса генерации

las(') (и) и зависимости энергии генерации XeCl-лазера от tj при

энерговкладах во вспомогательный СР 10 (1) и 25 мДж (2) (б) для

схемы накачки с высоковольтным предымпульсом.

Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах

207

Р(Вт) 600

400 200

О

О

100

200

/(Гц)

Рис.5. Зависимости средней мощности XeCl-лазера Р (1 — 3) и

от­носительной нестабильности энергии генерации а (4—6) от частоты

следования импульсов при длительности импульсов генерации 120 (1,4), 70

(2,5) и 45 не (5), 6).

Характеристики режима с высокой частотой следования импульсов

Простой и надежный предыонизатор на базе СР хо­рошо вписывается в конструкцию

импульсно-периоди-ческого эксимерного лазера. Используя предыонизатор этого

типа, мы создали компактный универсальный ХеС1-лазер со средней мощностью

излучения 500 Вт. Электроразрядная система лазера, показанная на рис.1, и

обеспечивающая скорость газа ~ 25 м/с при межэлект­родном расстоянии d = 5

— 1 см система прокачки, по­добная использованной в [10] для создания

KrF-лазера мощностью 600 Вт, размещались в алюминиевой трубе длиной 1.2 м с

внутренним диаметром 42 см.

Некоторые зависимости, характеризующие универ­сальный XeCl-лазер, приведены на

рис.5. Зависимость средней мощности лазерного излучения Р от частоты

следования импульсов/при длительности генерации 120 не (кривая 1 на

рис.5) была получена при использовании схемы накачки с высоковольтным

предымпульсом, ха­рактеристики которой приведены на рис.4. Зависимости P(f)

при длительности импульса генерации 70 и 45 не (кривые 2,3 на рис.5)

были получены для схем возбужде­ния, использующих LC-инвертор и две ступени

магнит­ного сжатия.

На рис.5 показано также поведение относительной нестабильности энергии генерации

а в зависимости от частоты следования импульсов (кривые 4—6). Из

рас­смотрения этих кривых видно, что относительная неста­бильность энергии

генерации не превышает 1 %, что сви­детельствует о высокой эффективности

используемого режима предыонизации.

Анализ результатов

Для характеристики и сравнения режимов предыони­зации на временном интервале

роста напряжения на раз­ряде введем параметр nf0 [9]:

f's Г Г

- 4(0 ехр- 0;

J /с I J tc

ос /Рг(?) - скорость производства фотоэлектронов в единице разрядного

объема, пропорциональная интен­сивности УФ излучения предыонизатора; t

c - момент времени достижения ионизационно-прилипательного

равновесия: Vi(tc) = va(?c); t

s - момент времени, к которо­му произошел существенный (в 3 —10 раз)

рост числа эле­ктронов в лавинах, при этом J,s(v; — va

)dt ~ 1 — 2. Пара­метр nf0 эквивалентен обычной начальной

плотности электронов иео, т. к. при t ^ ts

Л* (О

ft

л^ехр vidt'. Jtc

Из расчетов с привлечением количественных данных по константам скоростей

ионизации и прилипания [5] следует, что для газовой смеси HCl:Xe:Ne =

0.35:2.5:400 кПа отношение (£/-/V)c«2.3-10~17 В-см

2 (рис.2). При этом, если в случае рис.2,а к моменту времени tc

и 20 не фото­электроны еще не производились предионизатором, то в случае рис.2,6

к моменту времени tc их наработано до­статочно большое число

(~ (1/3)и^), причем они почти не гибли, т. к. уагс <

0.2. В итоге для случая рис.2,а nf0 в 3.5 раза меньше, чем

для случая рис.2,6. Более того, при меньшей скорости роста напряжения (рис.2,6)

коэффици­ент размножения электронов в лавинах К= \п(пе/п^}

при t ^ ts + 40нс во много (значительно больше 1.6) раз

меньше, что отдаляет во времени наступление критиче­ских условий потенциального

перехода в стример (К и 20) и приводит к большему диффузионному

расплыванию лавин и их более полному перекрытию.

На осциллограммах рис.2 видна общая качественная особенность временного режима

предионизации: сохра­нение значительной интенсивности фотоионизации до момента

существенного роста числа электронов в лави­не ts. Из этого

можно заключить, что в обоих случаях нет условий для образования обедненной

электронами зоны вблизи катода из-за их дрейфа до момента ts.

Из приведенного рассмотрения следует, что эффек­тивной является предыонизация на

определенном опти­мальном временном интервале роста напряжения на разрядном

промежутке. Данный интервал находится в окрестности момента достижения

ионизационно-прили­пательного равновесия tc, и его верхняя

граница соответ­ствует моменту существенного роста электронов в лави­нах t

s. При этом качество разряда и, соответственно, интенсивность

генерации будут высокими, если к момен­ту ts будет

достигаться некая пороговая для данных ус­ловий возбуждения разряда

концентрация электронов nf0. Эффективность предионизации,

понимаемая как минимальность энергетических затрат на предионизацию при

максимальной энергии генерации лазера, опре­деляется оптимальностью способа

достижения требуе­мой пороговой концентрации nf0 к моменту

времени t$.

Кривая 7 рис.3,6 подтверждает сказанное выше, т. к. при минимизированном

энерговкладе в СР предыониза­тора максимум энергии генерации получен именно

тогда, когда импульс УФ излучения СР реализовался на вре­менном интервале t

c < t < ts. Если импульс УФ

излуче­ния СР реализуется позже оптимального момента вре­мени, показанного на

рис.3,а, энергия генерации резко падает (отрицательная область задержек та на

рис. 3,6), поскольку фотоэлектроны, созданные после момента времени ts

, уже не дают начало дополнительным лави­нам с большим числом электронов и

большими разме­рами, способным эффективно (с точки зрения однород­ности

разряда) перекрыться, т. е. не повышают уровень предионизации nf0

. В случае, когда импульс УФ излуче­ния осуществляется раньше оптимального

момента времени (положительная область задержек та на рис.3,6), энергия

генерации также падает, т. к. к моменту ts нара­батывается и

сохраняется меньшая концентрация фото­электронов из-за их прилипания. Однако,

если увеличить энерговклад в СР, энергия генерации сохраняется высо­кой и в

области положительных задержек та (кривые 2,3 на рис.3,6), поскольку к

моменту ts еще сохраняется тре­буемая концентрация

фотоэлектронов.

При использовании схем накачки с предимпульсом высокая скорость нарастания

напряжения на предпробойной стадии разряда снижает требования к пороговой

концентрации фотоэлектронов, обеспечивающей высо­кое качество основного разряда

и максимальную энер­гию генерации XeCl-лазера (рис.4). В то же время,

по­скольку предыонизация осуществляется на начальном участке фронта импульса

напряжения с малой скоро­стью нарастания, то интервал времени от tc

до ts (Т = tc — ts) увеличивается. Соответственно

увеличивается и диапазон задержек та, при которых высокая энергия ге­нерации

сохраняется (рис.4,6).

Заключение

Обоснован режим эффективной предыонизации в эк-симерных XeCl-лазерах,

заключающийся в ее осуществ­лении на оптимальном временном интервале роста

раз­рядного напряжения с оптимально сформированным фронтом. Показано, что

длительность временного ин­тервала, соответствующего максимальной

эффективно­сти предионизации, возрастает при снижении скорости роста разрядного

напряжения dU/dt, когда отношение E/N находится в определенной

окрестности значения, соответствующего ионизационно-прилипательному рав­новесию

(v; = va) в разрядном объеме. В то же время уве­личение dU/dt

на этапе лавинного размножения фото­электронов резко снижает уровень

предионизации, необ­ходимый для достижения максимального КПД лазера,

существенно повышая ее эффективность.

Показано, что предыонизация УФ излучением СР, осуществляемая в оптимальном

режиме, позволяет при очень малом энерговкладе в СР (~ 100 мДж) добиваться

высоких энергий генерации ХеС1-лазеров с различными условиями ввода энергии в

основной разряд. Этот факт имеет важное значение для импульсно-периодического

режима работы лазеров, поскольку при таком малом энерговкладе в источник

предионизации, во-первых, не вносится существенных возмущений в газовую среду

лазера и, во-вторых, обеспечивается приемлемо малое рас­пыление электродов

системы формирования вспомога­тельного разряда. Таким образом, предионизатор не

яв­ляется препятствием для повышения ресурса исполь­зования как газовой смеси,

так и оптических окон лазера при его долговременной работе, что является

необходи­мым условием использования лазеров в технологии. Кроме того, при

снижении энерговклада в СР ресурс са­мого предыонизатора также увеличивается.

При исполь­зовании предыонизатора на базе СР в компактных

импульсно-периодических ХеС1-лазерах со средней мощно­стью излучения 500 Вт не

отмечено случаев разрушения диэлектрика предыонизатора при наработке,

превышаю­щей 108 импульсов.

3. Возбуждение эксимернго KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК лазерного

излучения.

В настоящее время экеимерные лазеры (ЭЛ) являются мощными и эффективными

источниками когерентного излучения в УФ области спектра. Для их возбуждения

широко применяются пучки элект­ронов высокой энергии и электрический разряд.

При этом КПД по вложенной энергии многих ЭЛ достигает 10 %. Известны

эксперименты по эффек­тивному возбуждению ЭЛ СВЧ разрядом в поле импульсного

СВЧ излучения в сходящихся конусо­образных волноводах [1]. В связи с этим

представля­ет несомненный интерес возможность возбуждения лазеров на

эксимерах (например, KrF, ArF и др.) мощным ИК лазерным излучением, когда в

средах этих лазеров развивается оптический разряд.

Эффективными источниками ИК лазерного из­лучения являются импульсные химические

лазеры на цепной реакции водорода со фтором. В результа­те ранее проведенных

нами исследований была показана возможность создания чисто химических HF- и DF

- СО2-лазеров на так называемой фотонно-разветвленной реакции. На их

основе возможно создание многокаскадных систем химических лазе­ров, где импульс

выходного излучения каждого предыдущего лазера инициирует работу после­дующего,

излучающего импульс с энергией, бол­ьшей в 10-20 раз [2]. Таким образом, для

трехкаскадной системы выходная энергия ИК лазерного излучения будет превышать

энергию входного им­пульса в 103 - 104 раз. Если конечным

каскадом служит ЭЛ, возбуждаемый оптическим разрядом в поле ИК излучения

импульсного химического лазе­ра с КПД ~ 10 %, то возможно получение импульса УФ

лазерного излучения с энергией, в 102 - 103 раз

превышающей затраченную на инициирование хи­мического трехкаскадного лазера.

В настоящей работе исследуется среда KrF-лазера, в которой оптический разряд

возникает под действием ИК лазерного излучения. Рассматри­вается возможность

эффективного возбуждения ла­зера на смеси F2-Kr-He импульсами

излучения с длиной волны 10,6 и ~3 мкм длительностью 20-150 не и исследуется

прохождение возбуждающего ИК лазерного излучения через среду ЭЛ.

Рассмотрим среду KrF-лазера (смесь F2-Kr-Не), на которую действует

импульс ИК лазерного излучения с интенсивностью в максимуме /тах,

при которой возможно развитие в данной среде оптиче­ского разряда и

обеспечивается наработка достаточ­ной концентрации электронов (Ne

~ 1016 см~3). Первичные "затравочные" электроны в среде ЭЛ

могут возникать при испарении в поле ИК излуче­ния ультрадисперсных частиц,

почти всегда наход­ящихся в газах, из которых приготовляют лазерную смесь. Эти

частицы веществ, не реагирующих со фтором, имеют размеры 0,01-0,1 мкм и

концентра­цию и~ 106 см~3. Если такие частицы отсутствуют

в смеси ЭЛ, их туда следует инжектировать с кон­центрацией, не меньшей 105

см~3.

Итак, частицы с размерами менее 0,1 мкм будут испаряться под действием ИК

лазерного излучения с соответствующей интенсивностью за времена, мно­го меньшие

длительности возбуждающего импуль­са. При этом образуются свободные

термоэлектро­ны, переходящие в газовую среду вместе с нейт­ральными атомами и

ионами. "Микропробои" в парах вещества частиц также сопровождаются

об­разованием свободных электронов в лазерной сме­си. Возникающие свободные

электроны будут бы­стро набирать энергию в поле ИК излучения, вызывая в ходе их

диффузии в лазерную среду ионизацию атомов и молекул с образованием новых

электронов. При этом вследствие быстрого набора энергии электронами

сравнительно малое их ко­личество будет захватываться молекулами фтора в

реакции F2 + e-»F~ + F [3]. Сечение этого процесса падает при

энергиях электронов свыше 0,3 эВ [4], электроны же в ходе развития электронной

лавины в среде ЭЛ будут иметь среднюю энергию е^З эВ, если скорость их

диссоциативного прилипания к молекулам фтора меньше скорости ионизации

ком­понентов смеси. Таким образом, в поле ИК лазер­ного излучения

соответствующей интенсивности электроны диффундируют в лазерную среду, не

уменьшаясь в количестве. При этом коэффициент диффузии электронов с е^З эВ

составляет Z)<?~3-103 см2/с в смесях с

давлением р~\ атм. Время диффузионного смешения электронов т^« R

2/l6De (R - среднее расстояние между ультрадис­персными

частицами) при и~ 106 см~3 составит 2 не. Итак, в поле

возбуждающего ИК излучения соот­ветствующей интенсивности в среде KrF-лазера за

время порядка нескольких наносекунд возникает практически однородная

концентрация первичных свободных электронов. Далее под действием излуче­ния с

подходящей пиковой интенсивностью /тах в среде развивается

электронная лавина и концентра­ция электронов быстро возрастает, достигая

макси­мума спустя некоторое время после пика возбуж­дающего импульса. Затем по

мере спадания интен­сивности ИК лазерного излучения концентрация электронов

может уменьшаться из-за их диссоциа­тивного прилипания к молекулам фтора.

Таким образом, импульс ИК лазерного излуче­ния с соответствующей максимальной

интенсив­ностью /тах может обеспечивать в среде ЭЛ как предионизацию

за счет испарения ультрадисперс­ных частиц, так и наработку необходимой для

возбуждения ЭЛ концентрации свободных электро­нов. В рассматриваемом случае

будет происходить возбуждение ЭЛ оптическим разрядом в поле ИК лазерного

излучения. При этом оптимальная для возбуждения ЭЛ концентрация электронов (10

15-1016 см~3) будет нарабатываться при

соответст­вующей оптимальной интенсивности возбуждающе­го излучения в

максимуме. Вследствие ослабления ИК лазерного излучения электронами с указанной

концентрацией необходима фокусировка возбуж­дающего импульса оптической

системой с подход­ящим фокусным расстоянием . Как показывают дальнейшие

расчеты, это может обеспечить нара­ботку практически постоянной максимальной

кон­центрации электронов на достаточно большой дли­не в среде KrF-лазера.

При действии возбуждающего ИК излучения с максимальной интенсивностью,

превышающей оп­тимальную, на входе в среду ЭЛ может развиваться оптический

пробой, при котором концентрация электронов достигает значений Ne

~ 1018 см~3. Но при таких больших Ne

ИК лазерное излучение будет заметно ослабевать по мере его дальнейшего

про-хрождения в среду ЭЛ. При этом вследствие очень сильной зависимости порога

пробоя от интенсивно­сти излучения пробой не возникает уже на сравни­тельно

небольшом (~ 1 см) расстоянии от входа возбуждающего импульса в лазерную среду.

Соот­ветственно и концентрация электронов будет резко падать с расстоянием до

значений, при которых воз­можно прохождение возбуждающего ИК лазерного

излучения в среду ЭЛ. При фокусировке пучка ИК излучения в лазерной среде будет

обеспечиваться наработка практически постоянной концентрации электронов,

зависящей от фокусного расстояния при котором ослабление ИК излучения будет

ком­пенсироваться соответствующим сжиманием пучка из-за его фокусировки.

Например, как показывают расчеты, для импульса излучения длительностью ~ 10 не

с длиной волны 10,6 мкм, действующего на среду KrF-лазера (р к, 2 атм),

практически постоян­ная максимальная концентрация образующихся электронов N

e ж 1016 см~3 обеспечивается на доста­точно

большой длине (~1 м) при /«3,5 м. Для наработки же электронов с Ne

ж 1015 см~3 требуется фокусировка возбуждающего

импульса оптической системой с фокусным расстоянием/» 20 м. Таким образом, для

обеспечения наработки в среде ЭЛ необходимой концентрации электронов N

e на бол­ьшой длине достаточно сфокусировать входное ИК лазерное

излучение оптической системой с соот­ветствующим фокусным расстоянием

однозначно определяющим значение Ne, которое практически не

зависит от интенсивности /тах на входе в лазерную среду.

Нами было проведено численное моделирова­ние процессов в среде KrF-лазера при

действии на нее ИК лазерного излучения с длинами волн 2,8 и 10,6 мкм. С этой

целью совместно решались урав­нения для температуры и концентрации свободных

электронов в поле ИК излучения, уравнения химиче­ской кинетики для концентраций

F2, Кг , Не , Кг + , Kr+2, F~, KrF

и скоростное уравнение генератора где /г - интенсивность излучения

KrF-лазера внутри резонатора; g - коэффициент усиления; а -

коэффи­циент фотопоглощения в лазерной среде; g, - порог резонатора;

Vs - член, учитывающий спонтанное излучение молекул KrF. При

исследовании распро­странения возбуждающего импульса ИК излучения в среде ЭЛ

численно решалось также уравнение переноса излучения

c~ W/8r + 8//8х = 21/(f - х) - ц/,

ЦВт/см2

где / - интенсивность ИК излучения; х - расстояние от фокусирующей

системы вдоль направления рас­пространения ИК излучения; ц - коэффициент

ослабления возбуждающего излучения свободными электронами в среде KrF-лазера.

В расчетах учитывались следующие процессы -[5]:

диссоциативное прилипание электронов к молеку­лам фтора -

F2 + e^ f-+ F; диссоциация молекул F2 электронным ударом -

F2 + е ->• 2F + е ; возбуждение атомов электронным ударом -

Не + е -» Не* + е, Кг + е -» Кг* + е;

ионизация из основного и возбужденного состояний

Кг + е -> Кг+ + 2е, Кг* + е -> Кг+ + 2е,

Не + е -> Не+ + 2е, Не* + е -> Не+ + 2е; образование ионов Кг2 -

Кг+ + Кг + Не -> Кг2+ + Не; диссоциативная рекомбинация -

Кг2+ + е -» Кг* + Кг; пеннинговская ионизация -

Не* + Кг -> Не + Кг+ + е, Не* + Кг + Не ->

-> Кг+ + 2Не + е, Кг* + Кг* -> Кг+ + Кг + е;

тушение возбужденных атомов Кг -Кг* + е -> Кг + е;

образование возбужденных молекул KrF -Кг* + F2 -> KrF* + F, Kr

+ + F~ + He -> KrF* + He, а также гибель молекул KrF в реакциях

KrF*+ F2 -> Кг + 3F, KrF*+ Кг + He ^

2Kr + F + He, KrF + 2He -> Kr

2He,

Зависимость от времени интенсивности возбуждающего лазерного излучения с длиной

волны 10,6 мкм на входе в среду р2 - Кг - Не (1) и после прохождения в

этой среде 50 см (2) при фокусировке ИК излучения оптической системой с

фокусным расстоянием 3,5 м.

сам с максимумом при (рисунок):

tm = tf/5 = 4 30 не

при

Ш = [/maxW«/0/ -

Поскольку в исследуемых смесях KrF-лазера концентрация гелия намного превышает

концентра­цию других компонентов, коэффициент поглощения ц(е) ИК излучения

свободными электронами в лазерной среде при е < 5 эВ полагался [3] равным

(8/3)ц0(2е/Зл:81)1'/2, где ц0 -

коэффициент поглощения ИК излучения в Не при больших энергиях электро­нов [6],

ei = 6 эВ.

Конкретные численные расчеты были проведе­ны нами для смесей KrF-лазера,

типичных для

Таблица 1

KrF -> Кг + F + hv, KrF + е -> Кг + F + е.

Константы скоростей указанных процессов, за­висящие от электронной температуры,

брались из [5,6]. Константа скорости диссоциативного прили­пания электронов к F

2 (в см3/с) апроксимирова-лась на основе данных [4] выражением

2,6-1 (Г9 х хехр(-0,08/Ге)/Те, где Те

- температура электронов в электронвольтах. Для диссоциации молекул фтора

электронным ударом константа скорости полага­лась равной 2-1 (Г9 см

3/с. Возбуждающий импульс ИК лазерного излучения длительностью г,- = 20

150 не брался в расчетах близким по форме к экспериментально наблюдаемым

лазерным импуль-

Примечание: tp - время достижения максимума импульса

генерации KrF-лазера; Р/ - удельная мощность генерируемого излучения; е/ -

удельный лазерный эне­ргосьем KrF-лазера, возбуждаемого оптическим раз­рядом.

Экспериментальных условий [5]: F2:Kr:He = = 3:75:1500 (смесь 1) и

4:200:1500 мм рт.ст. (смесь 2). Полагалось, что к моменту t = 1 не

после начала действия возбуждающего импульса ИК излучения концентрация

электронов, возникающих при испа­рении ультрадисперсных частиц в среде

KrF-лазера, достигает Ne = 109 см~3.

При этом расчеты, выпол­ненные при Ne (t = 1 не) = 107

- 1010 см~3, приводят практически к тем же результатам.

Вначале нами были исследованы характеристи­ки плазмы оптического разряда в

указанных средах на входе ИК излучения в смесь KrF-лазера (х = 0) при

различных /тах и ?,-. Результаты расчетов для импульса ИК лазерного

излучения длительностью tj = 20 не представлены в табл. 1. Видно, что

необ­ходимая для образования требуемой концентрации электронов Ne

х 1015 - 1016 см~3 интенсивность ИК

излучения в максимуме (t = 4 не) должна со­ставлять ~ 1,7 ГВт/см2

для СО2-лазера и ~ 24 ГВт/см2 для HF-лазера. При этом

электрон­ная температура достигает наибольших значений T'max = Te

(t = 4 не) х 3 — 3,5 эВ, а максимальная концентрация электронов JV

max нарабатывается к моменту гтах «15- 17 не, когда Те

снижается до 1,4 - 1,6 эВ. В дальнейшем концентрация электро­нов убывает, в

основном из-за их диссоциативного захвата молекулами фтора.

Нами также были проведены модельные расч­еты генерационных характеристик KrF-

лазера, воз­буждаемого при развитии оптического разряда под действием

импульса ИК лазерного излучения. При этом предполагалось, что возбуждение

происходит однородно по всей длине активной среды, что возможно при

фокусировке ИК излучения цилин­дрической линзой, расположенной вдоль лазерной

кюветы с небольшими поперечными размерами.

В расчетах коэффициент усиления g для про­стоты полагался равным

<JoNa, где go = 2-10~16см2-сечение

индуцированного излучения, Na - концент­рация молекул KrF .

Учитывалось фотопоглощение генерируемого излучения молекулами F2,

ионами F" и возбужденными атомами Кг . Порог резонатора полагался равным 10~

2 см"1. Результаты расчетов в случае возбуждения импульсами

излучения СО2-лазера длительностью t/ = 20 не с различными /

тах представлены в табл.2. Во всех вариантах длитель­ность генерируемого

импульса на полувысоте со­ставляла 5-6 не. При некотором оптимальном значении /

тах для каждой смеси достигается наибол­ьший удельный энергосьем

KrF-лазера (примерно 12 Дж/л при /тах = 1,93 ГВт/см2 для

смеси 1 и ~26 Дж/л при /тах = 1,77 ГВт/см2 для смеси 2).

При дальнейшем увеличении максимальной интенсивности возбуждающего ИК излучения

про­исходит резкое снижение г/. Это объясняется возни­кновением очень

большой (свыше 1017 см~3) кон­центрации электронов, при

которой происходит почти полное исчезновение F2, так что становится

невозможным дальнейшее возрастание концентра­ции KrF . Из-за отсутствия F2

концентрация элект­ронов после окончания действия возбуждающего импульса

практически не падает, вызывая быстрое тушение возбужденных молекул KrF , что

ведет к существенному снижению энергии генерации KrF-лазера. Как следует из

табл.2, использование смеси 2 позволяет достигать удельных лазерных

энергосъе-мов, более чем вдвое превышающих е/ для смеси 1.

В табл.3 приведены результаты численного исследования KrF-лазера, возбуждаемого

оптиче­ским разрядом (смесь 2) при различных длитель­ностях импульса ИК

лазерного излучения в усло­виях, когда концентрация электронов достигает

приблизительно одинакового значения JVmax х 1016

см~3. Видно, что при увеличении г, в 3 - 7 раз необходимая для

наработки данной концентрации электронов интенсивность возбуждающего импуль­са

в максимуме снижается соответственно в 2 - 3 раза. При этом удельный энергосъём

KrF-лазера увеличивается с 5 до 15-25 Дж/л, что в первую очередь обусловлено

ростом энергии возбуждающе­го импульса с t/.

Нами было исследовано распространение им­пульса ИК лазерного излучения в среде F

2 - Кг - Не путем численного решения уравнения переноса ИК излучения с

учетом поглощения электронами плазмы оптического разряда. Учитывалась также

фоку­сировка ИК излучения оптической системой с фокусным расстоянием /

(уравнение (1)). Это необ­ходимо прежде всего для изучения возможности

возбуждения KrF-лазера оптическим разрядом в достаточно больших объемах и

определения удель­ной энергии ИК излучения, затраченной на возбуж­дение. В

табл.4 представлены результаты расчетов для импульса СС>2-лазера с

длительностью t/ = 20 не и Лпах = U7 ГВт/см

2 при различных значениях / (смесь 2). Полагалось, что фокусирующая

система расположена у входа в среду KrF-лазера (х в уравнении (1) равно

расстоянию, пройденному ИК излучением в лазерной смеси). Расчеты показывают,

что для каждого / начиная с расстояния х^ x //20, в среде ЭЛ будет

возникать определенная максималь­ная концентрация электронов, практически не

из­меняющаяся далее с расстоянием х. Это хорошо видно из табл.4, где

приведены значения JVmax и rmax для Xi и

X2xf/I0. При этом временная форма возбуждающего импульса по мере прохождения

среды KrF-лазера претерпевает изменения - интен­сивность в максимуме растет, а

длительность на полувысоте уменьшается (см. рисунок).

Таким образом, задавая определенное значение / можно обеспечить в лазерной среде

на большой длине наработку почти неизменной концентрации электронов,

соответствующей выбранному /. На­пример, наработка электронов с JVmax

х 1016 см~3 на длине / х 1 -2м обеспечивается

при фокусировке рассматриваемого импульса ИК излучения с Х = 10,6 мкм

оптической системой с фокусным расстоя­нием/» 3,5 м. При этом /тах

на входе в лазерную смесь может изменяться в некоторых пределах - всё равно

нарабатываемая концентрация электронов, начиная с некоторого расстояния х,

при заданном / будет одинаковой. Это подтверждают, в частности, расчеты,

проведенные при неизменных /=3,5 м и ЛпахС* = 0) = 1,4

- 1,8 ГВт/см2, которые показы­вают, что в этом случае, начиная

соответственно с расстояний х х 40 - 10 см, в среде KrF-лазера будет

нарабатываться концентрация электронов с одним и тем же значением JVmax

х 1016 см~3.

Эффективность возбуждения KrF-лазера оп­тическим разрядом г| = 8//е/, где е,

- энергия ИК лазерного излучения, вложенная в единицу объема активной среды.

Если длина / генерирующей среды ЭЛ существенно меньше / то е, х Р//1,

где Р/ = I(i(t)dt, /о - интенсивность ИК излучения на входе в лазерную

смесь. Как показывают проведенные выше расчеты, для импульса излучения

СО2-лазера длительностью 20 не при fx 3,5 м и /тах(0) х

1,7 ГВт/см2 обеспечивается наработка практи­чески постоянной

концентрации электронов с Л^тах ~ Ю16 см~3 в среде

KrF-лазера (смесь 2) на длине /~1 м. В этом случае Р,<х 10 Дж/см

2 и е, «100 Дж/л. Ранее было найдено, что при Л^тах ~ Ю16 см"

3 в исследуемом варианте удельный лазерный энергосъем е/ х 5 Дж/л.

Таким образом, эффективность возбуждения ЭЛ лазерным ИК излучением составляет

ц ~ 5 %. При уменьшении / увеличиваются JVmax и г/, но

вследствие пропор­ционального уменьшения длины генерируемого объема /

эффективность ц практически не измен­яется вплоть до JVmax

х 1017см~3. Например, для /= 1 м JVmax

увеличится до 4-1016см~3 (табл.4), а удельный энергосъем

KrF-лазера е/ возрастет до ~ 15 Дж/л, однако / в соответствии с уменьшением /

также уменьшится в 3 раза.

Итак, в настоящей работе показана возмож­ность эффективного возбуждения KrF-ЭЛ

оптиче­ским разрядом, возникающим в лазерной среде под действием импульса ИК

излучения с А, х 3 и 10,6 мкм. Для рассмотренных смесей F2 -

Кг - Не с давлением 2 атм пиковая интенсивность возбуж­дающего импульса

длительностью 150 - 20 не на входе в лазерную среду, как показывают расчеты,

должна составлять соответственно 8-25 ГВт/см2 для Х= 2,8 мкм и 0,5 -

1,7 ГВт/см2 для А, = 10,6 мкм. При этом необходима фокусировка

возбуждающего ИК лазерного излучения оптической системой с фокусным расстоянием

f~\ - 30 м. Это обеспе­чивает, начиная с некоторого расстояния в среде F

2 -Кг - Не, наработку практически постоянной требуе­мой концентрации

электронов, определяемой знач­ением / и возможность однородного возбуждения

KrF-лазера оптическим разрядом на длине / х 0,3 - 10 м.

Список использованных источников

1. Верховский В.С., Мельченко С.В., Тарасенко В.Ф. Генерация на молекулах

XeCl при возбуждении быстрым разрядом // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №2.

– С.417–419.

2. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Низкоимпендансный генератор

высоковольтных импульсов. // ПТЭ. – 1990. – №3. – С.99–101.

3. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский. Влияние

параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб.

“Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. –

С.91–96.

4. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров контура

возбуждения на длительность и форму импульса генерации ХеС1-лазера. //

Межвуз. сб. “Лазерная и оптико-электронная техника. – Минск: Университетское,

1992. – С.86–90.

5. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Володенков А.П., Исследование

энергети­ческих и временных характеристик генерации XeCl-лазера // Программа

и тезисы докладов XIV Литовско-Белорусского семинара.– Прейла:

Литва.–1999.–с.16.

6. Елецкий А.В. Эксимерные лазеры // УФН. – 1978. – Т.125. – Вып.2. –

С.279–314.

7. В.М.Багинский, П.М.Головинский, В.А.Данилычев и др. Динамика развития

разряда и предельные характеристики лазеров на смеси Не-Хе-НС1 // Квант.

электрон. – 1986. – Т.13, №4. – С.751–758.