«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
3
S
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 £1
ias
(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 /ias
(?). 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 £1
ias
(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 nf
0
[9]:

f's
Г Г

- 4(0 ехр- 0;

J /с I
J
tc

ос /Р
г(?) - скорость производства фотоэлектронов в единице разрядного объема, пропорциональная интен­сивности УФ излучения предыонизатора; tc
-
момент времени достижения ионизационно-прилипательного

равновесия: Vi
(
tc
) =
va
(?c
); ts
-
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 nf
0
эквивалентен обычной начальной плотности электронов ие
о, 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-см2
(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. уа
гс
< 0.2. В итоге для случая рис.2,а nf
0
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 ts
.
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 nf
0
.
Эффективность предионизации, понимаемая как минимальность энергетических затрат на предионизацию при максимальной энергии генерации лазера, опре­деляется оптимальностью способа достижения требуе­мой пороговой концентрации nf
0
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 tc
< 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 nf
0
.
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
/
l
6
De
(
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 (1015
-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 Ne
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 Ne
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 F2
(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
см3
/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 JVmax
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 = 2-10~16
см2
-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 F2
- 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/см2
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 X
2
xf
/
I
0.
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/см2
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
1017
см~3
. Например, для /= 1 м JVmax
увеличится до 4-1016
см~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 F2
-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.