Размещено на http://www.allbest.ru/

Дипломная работа

Эффективные импульсно-периодические эксимерные лазеры



Содержание

Введение

1. Кинетика

1.1 Эксимерные молекулы

1.2 Плазмо-химические реакции

1.3 Упрощенная модель кинетики образования XeCl молекулы

2. Система возбуждения

2.1 Механизмы возбуждения эксимерных лазеров

2.2 Возбуждение эксимерного лазера элекронным пучком

2.3 Возбуждение зксимерного лазера разрядом

2.4 Общая характеристика систем предыонизации

2.5 Основные схемы возбуждения ЭЭЛ

2.6 Использование LC-контура для возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров

2.7 Описание схемы LC-инвертора

3. Системы прокачки рабочей смеси

4. Резонатор лазера

4.1 Формирование лазерного излучения

4.2 Формирование расходимости выходного излучения при использовании различных типов резонаторов

4.3 Формирование узкой спектральной линии излучения в селективных резонаторах, включающих в себя дифракционные решетки и эталоны Фабри-Перо

5. Экспериментальные приборы и методики измерений

5.1 Приборы и методы измерения

5.2 Погрешности измерений

5.3 Экспериментальные установки и их

6. Исследования формирования качественного излучения

6.1 Расходимость выходного излучения сформированного в плоско параллельном резонаторе

6.2 Формирование излучения с узкой спектральной линии в селективном резонаторе

Заключение

Литература

эксимерный лазер предыонизация излучение



Введение

Эксимерные (эксиплексные) молекулы - широкий класс молекул, существующих только в возбужденных состояниях.

Начало работ по получению генерации на таких молекулах приходится на 1966 - 1969 гг. В 1970 г. в СССР был создан первый эксимерный лазер на жидком ксеноне с накачкой электронным пучком. В дальнейшем генерация на молекулярном ксеноне была осуществлена в плотном газе при давлении в десятки атмосфер. Таким образом, димер инертного газа Xe₂^* первая эксимерная молекула, на которой была получена генерация. Лазеры, работающие на другой разновидности эксимерных молекул - галогенидах инертных газов, созданы в 1975 г. Своеобразие этого класса газовых лазеров является прямым следствием строения эксимерных молекул и способа их образования.

Для лазеров на галогенидах инертных газов коротковолновый диапазон излучения от 193 до 353 нм при возможности достижения высокой импульсной и средней мощности генерации (энергия таких лазеров достигает нескольких сот джоулей) с полным КПД до 10%. Максимальная энергия генерации получена на молекулах ArF (л = 193 нм), KrF (л = 248 нм), XeCl (л = 308 нм) и XeF (л = 351 нм). Лазеры обычно работают на смеси, состоящей из легкого инертного газа He, Ne (~95%) и более тяжелого инертного газа Ar, Kr, Xe (~5%) с небольшой добавкой галогеноносителя (F₂, NF₃, Hcl), при давлении порядка трех атмосфер. Наличие тяжелого инертного газа и электроотрицательных компонент (при высокой концентрации захватывают электроны), высокое давления (классический тлеющий разряд существует только при низком ~ 10³ Па), а также необходимость обеспечения высокого уровня вкладываемой мощности, обуславливают жесткие требования к лазерным системам.



Табл. 1. Характеристики эксимерных комплексов.

Ещё одним достоинством данного класса лазеров является то, что они эффективно работают при различных способах накачки, а системы накачки являются универсальными для получения генерации на различных молекулах при замене рабочей смеси. Для осуществления генерации необходимо, чтобы концентрация возбужденных эксимерных молекул была порядка N_В " 10¹⁴ - 10¹⁵ см^-3. Для создания подобной концентрации необходимо обеспечить весьма высокое значение энергии накачки о_н ~ 10^-2 дж/см³ за время порядка 10^-8 - 10^-7 сек. Столь высокая плотность энергии накачки достигнута при пропускании через газ мощного разряда.

Перечисленные достоинства обуславливают широкую область применения эксимерных лазеров.

До настоящего времени, эксимерный лазер на молекуле XeCl является одним из наиболее мощных источников интенсивного ультрафиолетового излучения. Тридцатилетняя история исследований XeCl-лазера позволила достичь большого прогресса в этой области. На сегодняшний день реализованы как частотные, так и моноимпульсные режимы с генерацией в диапазоне длительностей от десятка до нескольких сотен наносекунд. Типичные значения для коммерческих XeCl лазеров составляют: КПД лазера 1-2 %, удельный энергосъем с активной среды 0.5-1 Дж/литр?атм., при удельной мощности накачки до 1 MВт/cм³ и длительности импульса 20-30 нс [1]. В то же время в работах [2-4] показана возможность увеличения КПД XeCl лазера и удельного энергосъема не менее чем в два раза. В работе [5] описаны результаты исследования лазера с мощностью накачки 45 МВт/см³ и плотностью разрядного тока 14 кА/см², при этом КПД лазера по мощности составлял 0.8%, а максимальный удельный энергосъем ~2.4 Дж/литр?атм, интенсивность выходного пучка 4.8 МВт/см². В работе [6] при использовании УФ-предыонизации были реализованы условия горения разряда при плотности мощности накачки 3.77 МВт/см³, КПД лазера достигал 2.9%, удельный энергосъем с активной среды - 0.6 Дж/литр?атм, а интенсивность выходного пучка - 6.5 МВт/cм². С изменением давления смеси от 4 до 6 атм и зарядного напряжения U₀ от 18 до 36 кВ КПД лазера снижался до 1.8%, но удельный энергосъем достигал ~1 Дж/литр?атм, а интенсивность выходного излучения составляла 15.7 МВт/см². В работе [7] нами была реализована возможность горения разряда, состоящего из множества диффузных каналов при средней мощности накачки 10 МВт/см³ и средней плотности тока 5 кА/см², КПД лазера с такой активной средой составил 1.2%, удельный энергосъем ~3.9 Дж/литр?атм, интенсивность выходного пучка 14.9 Мвт/см². В большинстве случаев эффективность работы лазерных установок существенно снижалась при реализации максимального энергосъема с активной среды. При этом причинами, приводящими к снижению называются либо развитие неустойчивостей в разряде, либо не оптимальные условия для образования и тушения рабочих молекул XeCl^* в плазме в результате протекающих плазмо-химических реакций.

Цель работы:

Исследование формирования качественного излучения электроразрядного импульсно-периодического XeCl лазера с длительностью импульса накачки 30 нс, расходимостью близкой к дифракционному, увеличения КПД и повышения значения удельного энергосъема с активной среды в импульсно-периодическом XeCl лазере.

Для достижения поставленной цели необходимо было решить ряд задач:

1) Показать что, при высокой удельной мощности накачки реализуется однородный объемный разряд.

2) Реализация высокого КПД и высокой плотности мощности выходного.

3) Исследовать угловую расходимость, энергию выходного излучения сформированного в плоско-параллельном резонаторе.

4) Исследовать расходимость, энергию, и временной профиль выходного излучения с диафрагмами в резонаторе.

5) Исследовать формирование излучения с узкой спектральной линии в селективном резонаторе.



1. Кинетика

1.1 Эксимерные молекулы

Это молекулы, существующие только в возбужденном состоянии. Как известно, атомы благородных газов не образуют химических соединений. Это свойство объясняют тем, что атомы данного типа не имеют электрона на незаполненных оболочках, который мог бы составить пару электрону, принадлежащему другому атому, с противоположно направленным спином. Наличие подобной пары является одним из условий образования ковалентной химической связи, объясняющей существование стабильного химического соединения.

В случае, если атом благородного газа находится в возбужденном состоянии, данное препятствие снимается, поскольку при этом имеется электрон, занимающий одну из незаполненных оболочек атома. Этот электрон может, вообще говоря, составить пару своему собрату, имеющему противоположное направление спина и принадлежащему другому атому. В результате между атомами возникает взаимодействие, соответствующее притяжению, что открывает возможность образования молекулы, одним из атомов которой является атом благородного газа. Именно такая молекула и носит название эксимерной.

Эксимерная молекула, потенциальная энергия которой превышает энергию основного состояния, не может существовать бесконечно долго. Она распадается за времена порядка нескольких наносекунд, излучая световой квант. Под действием отталкивания атомы быстро разлетаются в противоположных направлениях.

Несмотря на непродолжительное время жизни, эксимерная молекула имеет все признаки химического соединения. Она обладает колебательными и вращательными степенями свободы, которые характеризуются соответствующими системами энергетических состояний. Она способна вступать в химические реакции. Однако главная особенность эксимерных молекул состоит в том, что они представляют собой готовую активную среду, которая может быть использована в качестве основы для создания мощного лазера. Лазеры такого типа, получившие название эксимерных, составляют группу наиболее интенсивных газовых лазеров ультрафиолетового диапазона.

Возможность создания лазеров на переходах эксимерных молекул основана на специфическом расположении кривых потенциальной энергии основного и возбужденного состояний молекулы, образующихся при сближении атомов.

Рис. 1. Характерные термы эксимерной молекулы, благоприятные для работы эксимерного лазера.

Рис. 2. Энергетические уровни молекулы XeCl*.

Верхний терм лазерных переходов соответствует возбужденной молекуле с ионным типом связи. Такая молекула образуется при сближении иона инертного газа и отрицательного иона галогена. На далеких расстояниях взаимодействие отвечает кулоновскому притяжению, которое при дальнейшем сближении сменяется обменным отталкиванием электронов и кулоновским отталкиванием ядер.

1.2 Плазмо-химические реакции

Исследование кинетики реакций в газах на галогенидах инертных газов довольно сложно. В кинетических процессах участвует много частиц: атомы и молекулы в основном и возбужденном состоянии, несколько сортов ионов, а также большое число возбужденных атомов и молекул. С целью упрощения рассмотрения кинетики реакций происходящих в эсимерных лазерах, разделим все реакции, происходящие в плазме на 8 групп, рассмотрим лишь наиболее важные из них. При этом некоторые реакции могут принадлежать не только одной группе, а двум и более. Первыe три группы составляют:

I. Первичные реакции с электронами, например:

1. e + He > He⁺ +e +e (1)

2. e + Xe > Xe^* + e (2)

3. e + HCl > HCl(v) +e (3)

II. Реакции между частицами буферного газа, например

4. He^* + He + He > He₂ * + He (4)

5. He+ + 2He > He2+ + He (5)

6. Ne^* + Ne + Ne > Ne₂^* + Ne (6)

III. Реакции с HCl, например:



7. e + HCl > HCl(v) +e (7)

8. e + HCl > H + Cl^- (8)

9. e + HCl > HCl+ +2e (9)

IV. Реакции с потерями электронов и положительно заряженных ионов:

а) диссоциативная рекомбинация:

10. HeXe⁺ +e > Xe^* + He (10)

б) тройная рекомбинация, например:

11. He₂+ + e + He > He^* + 2He (11)

в) прилипание электрона к нейтральным частицам, например:

12. e + HCl > H + Cl^- (12)

13. Cl +e + Ne > Cl^- +e + Ne (13)

отрицательный и положительный ионы могут рекомбинировать как бинарно (перезарядка):

14. Cl^- + Xe⁺ > Xe^* + Cl (14)

так и в тройных соударениях:

15. Xe⁺ + Cl^- + Ne > XeCl^* + Ne (15)

Реакции (12) и (13) протекают достаточно быстро. Следует заметить необычайную зависимость скорости этих реакций от давления. При давлении ниже одной атмосферы константа скорости этих реакций имеет достаточно большое значение. Реакция типа (13) вносит существенный вклад в образование возбужденных молекул галогенидов инертных газов. Это предположение основано на высоких КПД лазеров, наблюдаемых на молекулах ХеСl. Теоретическим обоснаванием эффективности такого процесса является то, что кривая кулоновской потенциальной энергии вдоль которой происходит движение ионов, пересекает большую часть ковалентных кривых на довольно больших межьядерных расстояниях. Это затрудняет переход электрона от отрицательного к положительному иону, препятствуя образованию ковалентной связи.

V. Реакции, в результате которых образуются молекулы ХеСl^* . Помимо реакции (14) наиболее важными являются реакции:

16. Xe^* + HCl(v) > XeCl^* + H (16)

17. NeXe^* + Cl^- > XeCl^* + Nе (17)

Реакциия (13) наиболее существенна, и основной канал образования ХеСl^* проходит именно через нее. Данная реакция аналогична взаимодействию между ионом щелочного металла и ионом галогена.

Реакция (15) протекает только в присутсвии неона либо при использование его как буферного газа. Посредством данной реакции образуется 30% молекул ХеСl^* и неудивительно, что замена гелия на неон вкачестве буферного газа повышает энергию в импульсе реальных устройств почти вдвое.

VI. Реакции, обуславливающие процессы тушения, протекающие в плазме. К ним, например, относятся реакции:

18. XeCl^* + He > Xe + He + Cl (18)

19. XeCl^* + Xe > 2Xe + Cl (19)

20. XeCl^* + HCl(v) > Xe + HCl + Cl (20)



Наиболее важной, по крайней мере, при низком давлении, является прямое тушение в столкновениях с галогеносодержащими молекулами (18). Константа скорости такой реакции достаточно высока, т. е. тушение происходит при каждом столкновении. Для типичной газовой смеси время тушения 10 нс. Столь быстрое тушение электронно-возбужденных молекул наблюдается давольно часто и связано с передачей энергии тушащей молекуле.

VII.Реакции с излучением. Вот некоторые из них:

21. XeCl^* + hн > Xe + 2hн (21)

22. Cl^- + hн > Cl +e (22)

23. He^* + hн > He⁺ + e (23)

24. HeXe + hн > Xe⁺ + He (24)

VIII.Реакции с примесями, например:

25. HCl + O₂ > 4ClO₂ + 2H₂O (25)

26. Xe^* + O₂ > XeO (26)

27. Xe^* + H₂O >XeO + H₂ (27)

Они обусловлены тем, что несмотря на строгие требования к чистоте газов, газовая смесь может содержать до 1% О₂,N₂ H₂,CO₂,H₂O. Вода является главной вредной примесью в газовых смесях эксимерных лазеров.

Кроме вышеприведенных реакций в плазме протекает еще значительное количество побочных, которые в основном уводят энергию из основного канала. Все полезные возбужденные состояния достаточно короткоживущие, дополнительно тушатся при взаимных столкновениях и столкновениях с другими образованиями в плазме. Тем не менее, можно считать, что основные реакции, приводящие к образованию возбужденных галогенидов инертных газов, протекают достаточно быстро и эффективно. Учитывая все эти процессы, а так же потери в схеме возбуждения, можно оценить, что в реальных устройствах в образованиe молекул ХеСl, в лучшем случае вкладывается только 8-10% энергии, запасенной первоначально в накопительных емкостях.

1.3 Упрощенная моделькинетики образования XeCl молекулы

Рис. 3 Блок-схема упрощенной модели кинетики образования XeCl^*-молекул.

Эта модель включает следующую совокупность плазмохимических реакций:

Xe + e > Xe⁺ + e + e;

Xe + e > Xe^* + e;

Xe^* + e > Xe⁺ + e + e;

Xe^* + e > Xe + e; (28)

HCl(v) + e > Cl^- + H;

Xe⁺ + e > Xe;

Xe⁺ + Cl^- + M > XeCl^* + M;

XeCl^* + N > Xe + Cl + N;

XeCl^* > Xe + Cl + hн;



2. Система возбуждения

2.1 Механизмы возбуждения эксимерных лазеров

Пороговые значения инверсии для эксимерных лазеров очень велики, что связано, с одной стороны с малой длинной волны, а с другой стороны, с большой шириной линии соответствующих переходов. В самом деле, выражение для коэфициента усиления в случае, когда в нижнем состоянии перехода молекулы отсутствуют, имеет вид:

, (29)

где - плотность молекул в верхнем состоянии, -ширина линии усиления, -вероятность спонтанного излучения для перехода, -длинаволны. Для тэксимерных лазеров a₂₁~10⁷ - 10⁸ сек^-1, см, поэтому,задавшись пороговым значением усиления k~10^-2см^-1,получим оценку порогового значения плотности возбуждённых молекул:

(30)

Для создания подобной плотности возбуждённых молекул необходимо обеспечить весьма высокое значение плотности энергии накачки E_н~10^-2дж/см³ за время порядка 10^-8 - 10^-7сек. Столь высокая плотность энергии накачки может быть достигнута при пропускании через газ достаточно иысокой плотности интенсивного пучка быстрых электронов или мощного импульсного разряда. При использовании двух указанных способов введении энергии в активную среду реализуются существенноразличные механизмы создания инверсной заселённости, основанные на различных последовательностях элементарных процессов. Рассмотрим подробнее эти механизмы.

2.2 Возбуждение эксимерного лазера элекронным пучком

При возбуждении эксимерного лазера пучком быстрых электронов величина удельной энергии накачки, вводимой в активную среду лазера, пропорциональна давлению газа, поэтому пороговые условия в данном случае достигаются и результате простого увеличения давления. Так, в случае, если основной механизм потери энергии электронного пучка в газе связан с ионизацией атомов газа при прохождении в нём электронов, то величина удельной энергии Е_н, вводимой в газ, даётся выражением:

(31)

где N_п - плотность электронов в пучке, Z - атомный номер элементов, е - энергия электронов в пучке, I - энергия связи электронов в атоме, с_п - скорость электронов в пучке, ф - длительность импульса. При использовании релятивистского электронного пучка с энергией ~ 1 Мэв, плотностью тока j ~ 10⁴а/см² и длительностью импульса ~ 10^-8 сек, плотность энергии накачки ~ 0,1дж/см ³ достигается при давлении криптона ~ 1 атм. Источники пучков с указанными параметрами довольно широко распространены и их создание, по-видимому, не является сложной технической проблемой. В случае, если активная среда заполнена в основном инертным газом, с большим порядковым номером Z, то подавляющая часть энергии, теряемой пучком в газе, будет расходоваться на ионизацию атомов. В результате в газе образуется значительное количество свободных электронов, рекомбинация которых приводит к образованию возбужденныхз атомов и молекул. Ориентируясь на приведенные выше параметры активной среды, мы можем проанализировать следующую последовательность элементарных процессов, происходящих в таком слабоионизованном газе:

e + R > e + R⁺ + e, (32)

R⁺ +2 R >R⁺₂ + R, (33)

R⁺₂ +e >R + R*, (34)

R⁺ +2e >R + e, (35)

R⁺ +X₂ >RX* +X, (36)

R* +X₂ >R +2X, (37)

RX* > R +X +ћщ, (37')

R* +2 R >R*₂ + R, (38)

ћщ + RX* > R +X +2ћщ, (39)

где R, X - атом инертного газа и галогена соответственно, звездочка отвечает электронно-возбужденному состоянию, e - быстрый электрон пучка, е - тепловой электрон. Как видно из механизма возбуждения лазера, важными стадиями в последовательности процессов, приводящих к созданию инверсной заселенности, являются процессы конверсии ионов (33) и диссоциативной рекомбинации (34). Эти процессы отвечают основным каналам преобразования энергии электрического поля в энергию возбужденных атомов и молекул только в специфических условиях, когда давление газов и энергия первичных электронов в газе достаточно высоки. При малых давлениях, с одной стороны, процесс конверсии (33) весьма медленный, так что на процесс диссоциативной рекомбинации (34) накладываются процессы рекомбинации через другие механизмы, при которых образуются атомы не в одном, а во многих электронно-возбужденных состояниях. Такой режим не благоприятен для создания инверсионной заселенности. С другой стороны, при малых значениях энергии электронов доля энергии, расходуемой на ионизацию, уменьшается, что также снижает селективность механизма образования возбужденных атомов. В самом деле, если энергия налетающего электрона порядка связи электрона в атоме, то при неупругом соударении электрона с атомом с примерно равными вероятностями могут образовываться атомы в различных возбужденных состояниях.

2.3 Возбуждение зксимерного лазера разрядом

Механизм электроразрядного возбуждения зксимерных лазеров в существенной степени отличается от механизма возбуждения лазеров электронным пучком. Основная отличительная особенность связана со способом образования метастабильных атомов инертного газа. Типичное соотношение компонент в активной среде рассматриваемого класса лазеров имеет вид Не(Ne):R:X₂ ? 10:1:0,1,однако доля буферного газа может быть значительно выше. Суммарное давление смеси составляет обычно около 1атм., но в отдельных работах в результате давления буферного газа используется существенно более высокое давление. В результате неупругих электрон-атомных соударений в разряде образуется значительное количество возбужденных атомов инертного газа:

e+ R >R^*(³P₁,¹P₁)+e (40)

Столкновение таких атомов с электронами, сопровождающиеся спиновым обменом между налетающим и валентным электроном, приводят к образованию метастабильных атомов:

R^*(³P₁,¹P₁)+е > R^*(³P₂,³P₀)+е (41)

Концентрация которых оказывается, таким образам, близкой к концентрации резонансно-возбужденных атомов. Характерное значение константы спинового обмена составляет 10^-6см ³/сек. Поэтому указанный процесс(41) может происходить за времена, меньшие или порядка характерной деятельности лазерного излучения~10^-9-10^-8сек в случае, если плотность электронов N_e удовлетворяет соотношению:

N_e"10¹⁴-10¹⁵см^-3.

Формирование однородного наносекундного разряда в газе атмосферного давления с указанной плотностью электронов представляет серьезную техническую проблему, решению которой и посвящено большинство работ по эксимерным лазерам с электроразрядным возбуждением. В случае возбуждения лазеров на димерах инертных газов, где оптимальные значения плотности газа составляют десятки атмосфер, указанная проблема не нашла своего решения, так что электрический разряд используется только для возбуждения эксимерных лазеров на моногалогенидах инертных газов. В частности, для возбуждения эксимерных лазеров широко используются такие устройства, как разряд с поперечным возбуждением, разряд с предварительным инциированием дополнительным источником ионизации, таким как фотоионизирующее излучение электронный пучок небольшой мощности, разряд бегущей волны или линия Блюмляйна.

Рис. 4 - Схема искровой предыонизации:а) односторонняя; б) двухсторонняя.

Основным параметром, определяющим эффективность эксимерного лазера с электроразрядным возбуждением, является отношение напряженности электрического поля к плотности буферного газа. При малых E/N мала константа скорости возбуждения атома инертного газа электронным ударом. При больших E/N имеет место эффективное возбуждение одновременно большого состояний атома инертного газа а также его ионизация, что ведет к резкому снижению коэффициента преобразования вводимой энергии в энергию метастабильных атомов инертного газа. Оптимальные значения E/N оказываются порядка 10^-15 в/см³. При давлении порядка атмосферного это соответствует значениям напряженностей электрического поля, лежащим в области 10⁴-10⁵ в/см. легко увидеть, что подобные значения напряженностей технически несложно могут быть реализованы лишь при сравнительно небольших электродных расстояниях порядка нескольких сантиметров. Отсюда следует необходимость использования электрического поля приложенного поперёк лазерной трубки. Наиболее эффективный способ преодоления трудностей, возникающих при осуществлении и поддержания в газе высокого давления однородного по объему импульсного разряда, состоит в использовании дополнительного источника ионизации. После создания с помощью такого источника однородной по объему слабоионизированной плазмы к разрядному промежутку прикладывается электрическое поле, амплитуда которого уже не связана с условиями пробоя, а выбирается из условия оптимального возбуждения лазера. В качестве дополнительного источника ионизации эффективно используется как фотоионизируещее УФ излучение, так и маломощный пучок быстрых электронов. Указанные источники дополнительной ионизации обеспечивают значение плотности электронов в активной среде~10⁹-10¹³см^-3. Поэтому для достижения порогового значения плотности электронов N_e~10¹⁴-10¹⁵см^-3.Необходимо обеспечить такое отношение, при котором за время импульса успевает произойти увеличение плотности электронов на несколько порядков. Отсюда может быть получена оценка оптимального значения. Во-первых, высокое давление буферного газа позволяет обеспечить достаточно быстрое решение объемной ионизации и обеспечение оптимальных значений потока электронов. Во-вторых, использование независимых источников начальной ионизации дает возможность резко снизить величину напряжения питания, устанавливая ее на уровне оптимальном с точки зрения возбуждения инверсной заселенности. Наконец, в качестве последней особенности электроразрядного возбуждения эксимерного лазера, отметим, что плотность того инертного газа, из которого образуется эксимерная молекула, может быть много меньше плотности буферного газа. Дальнейшее увеличение плотности инертного газа N, участвующего в образовании эксимерных молекул, приводит к увеличению скорости образования возбужденных атомов и, казалось бы, способствует увеличению выходных параметров лазера. Однако, возникающие при этом накопления возбужденных атомов в активной среде вызывает изменение характера ионизации: вместо прямой ионизаци на первый план выступает ступенчатая ионизация, эффективность которой резко возрастает с ростом плотности возбужденных атомов. Это приводит к развитию неустойчивости, сопровождающейся лавинообразным ростом плотности электронов. В условиях эксимерного лазера, когда в газе имеется малая электроотрицательная примесь, указанная неустойчивость развивается при достаточно высокой плотности возбужденных атомов инертного газа, когда характерное время ионизации возбужденного атома меньше удвоенного времени прилипания электрона. Как показывают детальные численные расчеты, при превышении определенного значения плотности возбужденных атомов неустойчивость указанного типа приводит к резкому снижению доли энергии, идущей на образование метастабилей инертного газа.

Эффективность электроразрядного способа возбуждения эксимерных лазеров примерно столь же высока, что и в случае возбуждения электронным пучком. Это связано с тем обстоятельством, что в условиях оптимального возбуждения доля вводимой энергии, которая преобразуется в энергию возбужденных атомов, в случае импульсного разряда в инертном газе очень велика и может составлять десятки процентов. В результате КПД таких лазерных систем нередко оказывается около процента, а в отдельных случаях его значение превыает 10%.

2.4 Общая характеристика систем предыонизации

Одним из важнейших факторов, влияющих на работу электроразрядных эксимерных лазеров, является предыонизация активной среды. Она оказывает существенное влияние на устойчивость разряда, его однородность, длительность объемной стадии, стабильность генерации и ресурс работы лазера. В показано, что предварительное ультрафиолетовое (УФ) облучение газового объема сокращает время развития пробоя, способствует формированию объемного разряда. С увеличением интенсивности облучения уменьшается напряженность поля, при которой возникает диффузный разряд. Происходит это потому, что УФ-ионизация создает некоторое начальное количество свободных электронов, которые становятся центрами инициирования разряда. Для всех газоразрядных лазеров, использующих поперечный разряд, важное практическое значение имеет решение вопроса о минимальной плотности электронов предыонизации и однородности их распределения, необходимой для формирования однородного разряда. В случае малого количества начальных электронов происходит независимое развитие рождаемых ими лавин. В окрестности каждой лавины нарастает искажение внешнего поля потенциалом пространственного заряда, который возникает в ходе ионизационного размножения частиц в лавине. После прохождения лавиной некоторого критического расстояния она порождает стример. Формирование однородного разряда достигается в случае, когда пробой газоразрядного промежутка происходит при одновременном развитии множества электронных лавин и их взаимном перекрытии до того, как они пройдут критическое расстояние. При этом искажающее действие поля пространственного заряда каждой отдельной лавины будет подавлено коллективным действием остальных лавин во всем объеме. Известно, что существует критическое расстояние между начальными электронами предыонизации, которое определяет минимальное значение концентрации электронов предыонизации в разрядном объеме.

n_e > (4D_e X_кр/u_др)^-3/2, (42)

где D_e и u_др - коэффициент диффузии и дрейфовая скорость электронов, а X_кр- критическое расстояние. Оценка минимальной концентрации начальных электронов дает значение ~10⁶-10⁸ см^-3. Причем, повышение начального уровня предыонизации и напряжения на электродах, а также увеличение скорости его нарастания всегда способствует улучшению однородности разряда.

Учёными исследовалась зависимость энергии генерации ХеС1-лазера от уровня предыонизации. Показано, что выходная энергия не зависит от уровня предыонизации, когда n_e > 10⁸см^-3. При n_e~10⁷см^-3 она уменьшается на 10%, а при n_e ~10⁶см^-3 наполовину. Данное снижение уровня предыонизации приводит к значительному нарушению однородности разряда и уменьшению энергии генерации. Концентрация электронов предыонизации при отсутствии напряжения между лазерными электродами может быть представлена

, (43)

где n_e - концентрация электронов предыонизации; n_HCl - концентрация молекул НCl; b - эффективная скорость диссоциативного прилипания электронов к НС1; S₀ - скорость образования электронов под действием внешнего ионизатора. Тогда



. (44)

Из (31) видно, что концентрация электронов выходит на насыщение при n_e = S₀/bn_HCl c постоянной времени t₀ = 1/bn_HCl. Оценим порядок величин определяющих величину выражения (42). Рассмотрим два случая.

1. Осутствует внешнее электрическое поле Е/N=0. В этом случае величина в ~10^-10 -10^-11 см^-3/с . Концентрация молекул HCl в основном колебательном состоянии ~ 10¹⁶ см^-3. Тогда t₀ = 1/bn_HCl ~ 10^-6 c. Если S₀ = 10¹⁵ см^-3/с, то концентрация электронов возрастает до n_e ~ 10⁹ см^-3 за время порядка t_0.

2. На электроды лазера подается импульс напряжения. В этом случае Е/N отлично от нуля, что приводит к тому, что электроны начинают приобретать энергию от электрического поля, а электронная температура Т_е начинает расти и отрываться от температуры нейтральных частиц. Электронная температура Т_е ~ E/N. Поэтому по мере роста E/N увеличивается вероятность возбуждения нейтральных атомов электронами. Процессы прилипания еще полностью доминируют над процессами ионизации, то есть нет развития электронных лавин, но уже идет накопление нейтральных атомов в возбужденных состояниях. Это приводит к тому, что увеличивается величина S₀, так как теперь ионизироваться УФ- подсветкой могут частицы не только из основного, но и возбужденного состояния (при этом предыонизация вкладывает в активную среду туже энергию, что и ранее, но увеличивается концентрация электронов). Тогда концентрация электронов описывается выражением

, (45)



гn_e - увеличение выхода электронов. Можно показать, что уменьшение порога пробоя основного лазерного промежутка под действием предыонизации обусловлено действием именно этого механизма. Таким образом, предыонизация активной среды осуществляется не мгновенно, а в течение определенного времени t. В этой связи важно определить оптимальное время действия предыонизации и установить взаимосвязь ф с энергетическими характеристиками XeCl-лазера при различных типах предыонизации. Поэтому представляется целесообразным провести комплексное исследование влияния параметров и режима работы контура предыонизации на генерационные характеристики.

2.5 Основные схемы возбуждения ЭЭЛ

Системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров, использующие сосредоточенные емкости, можно классифицировать на выполненные по типу LC-контура или LC-инвертора.

В равной мере оба типа систем возбуждения используются не только в лабораторных лазерах, но и в серийно выпускаемых. Вместе с тем они имеют и существенные отличия. Системы возбуждения на основе LC-контура позволяют получать энергии генерации ?1 Дж, а при импульсной зарядке накопительной емкости до 20 Дж , формировать длинные импульсы генерации, успешно управлять их формой и длительностью, иметь высокую генерационную эффективность. Однако такие требования к LC-контуру как минимальная индуктивность, использование специальных конденсаторов и низкоимпедансных коммутаторов ограничивает их применение, особенно когда необходимы высокие мощности генерации (>50 МВт) и большая частота повторения импульсов. В таких случаях чаще всего используются системы возбуждения на основе LC-инвертора. Во-первых, у них снижены требования к коммутатору и индуктивности в его цепи и во-вторых, они позволяют вдвое увеличить напряжение, прикладываемое к лазерным электродам. В технике возбуждения газоразрядных лазеров в основном используется три типа электрических схем: так называемая схема Блюмляйна (рис. 5а), схема с перезарядкой емкостей (рис.5б) и генератор Маркса(рис. 5в).

Рис.5. Типичные схемы возбуждения газовых лазеров с самостоятельным разрядом: а) схема Блюмляйна; б) схема с перезарядкой емкости; в)генератор Маркса.

Недостатком схемы Блюмляйна является трудность согласования импедансов нагрузки и контура возбуждения. Но зато существует теоретическая возможность удвоения напряжения на нагрузке. Кроме того, при оптимальных параметрах согласования нагрузка на коммутатор низка, т. к. коммутируется только емкость С₁, которая в большинстве случаев в 2-3 раза меньше С₂. Схема с перезарядкой емкостей (рис. 5б) наиболее сильно нагружает. коммутатор (тиратрон), т. к. коммутируемая емкость С₁ больше С₂. Кроме того, в случае согласованной нагрузки напряжение на ней падает более чем вдвое по сравнению с начальным напряжением на накопительной емкости С₁.

Генератор Маркса применяется в мощных лазерных установках, где основной упор сделан на энергетические, а не частотные характеристики, т. к. в этом типе схемы возбуждения в качестве коммутаторов используются искровые разрядники, не позволяющие работать с частотами выше 10 Гц.



Рис. 6. Схема возбуждения лазера типа ЭЛИ

Рис.7. Сопротивление R и напряжение U на нагрузке - модельные кривые.

Итак, мы остановились на схеме Блюмляйна, которая, как показывает анализ, наиболее эффективна для применения в лазерах средней мощности, с запасаемой в емкостях энергией порядка 10 - 20 Дж. Рассмотрим подробнее работу этой схемы (рис. 6) переходные процессы, начинающиеся в схеме после включения тиратрона Т, описываются нелинейным дифференциальным уравнением пятого порядка. Дело упрощается, если моделировать процесс пробоя межэлектродного промежутка ступенчатой кривой (рис. 7), где сопротивление нагрузки падает до 0, 5-0, 3 Ом в момент начала лавинных процессов. Это приближение сильно упрощает уравнения и довольно хорошо описывает работу схемы. Качественно картина работы схемы возбуждения выглядит так: первоначально емкости С₁ и С₂ заряжаются от источника питания до напряжения U₀. После включения коммутатора Т в контуре 1 начинается довольно медленный процесс переразрядки емкости C₁ с характерным временем v(L₁c₁), где L₁ - индуктивность тиратрона. Этот контур в основном определяет крутизну нарастания напряжения на нагрузке - межэлектродном промежутке. В идеальном случае процесс инвертирования заряда на С₁ проходит полностью, и в момент пробоя емкости С₁ и С₂ оказываются соединенными последовательно, напряжение на нагрузке удваивается по сравнению с начальным U₀. Реально же из-за довольно медленного процесса, тормозимого конечными переходными характеристиками тиратрона, нарастание напряжения на нагрузке недостаточно быстро (около 70 нc), и пробой происходит без существенного перенапряжения.

Длительность импульса тока, следовательно и плотность тока, определяет контур 11 с характерным временем

Как показывают эксперименты, можно пожертвовать скоростью нарастания напряжения и, подсоединив параллельно нагрузке емкость С₃, уменьшить за счет взаимоиндукции L₂ и L₃ эффективную индуктивность разрядного контура, тем самым ускорить процессы энерговклада в плазму. Этот метод оказался довольно эффективным и позволил поднять кпд лазера в 1, 5 раза. Практически все схемы возбуждения можно получить исходя из двух основных схем LC-контур и LC-инвертор :

2.6 Использование LC-контура для возбужденияэлектроразрядных эксимерных лазеров

Применению LC-контура в качестве системы возбуждения эксимерных лазеров посвящен ряд работ. Было исследовано влияние на энергию генерации отдельных параметров разрядного контура, проведена оптимизация схемы возбуждения, изучено влияние индуктивности контура на энергию генерации и исследована зависимость выходной энергии и полной эффективности ХеСl-лазера от отношения накопительной к обострительной ёмкостей С₀/С₁. Из результатов исследования влияния величины обострительной емкости на выходную энергию и КПД ХеСl лазера стало ясно, что существует оптимальное значение обострительной емкости, при которой выходная энергия максимальна.

Ведущими инжинерами доказано, что энергия генерации максимальна при соотношении С₀/С₁~0,6, причем максимальная эффективность в этом случае достигается при минимальном напряжении. Эксперименты проводились при трех значениях С₁ и изменении С₀ в пределах 0,1С₁-0,7С₁.Найдено, что для всех значений С₁ оптимальное отношение С₀/С₁ лежит в диапазоне 0,3-0,5. Из анализа публикаций следует, что оптимальное соотношение обострительной и накопительной емкостей лежит в диапазоне 0,2-0,6. Обращает на себя внимание столь большое различие полученных разными авторами оптимальных значений отношения С₀/С_1. Это может быть связано с тем, что данное соотношение зависит от индуктивности L₁, через которую происходит зарядка C₀ от С₁, а также потерь при коммутации, прикладываемого напряжения. Максимальное напряжение, до которого заряжается С₀ от С₁ при изменении С₀ от 0,1С₁ до С₁, может линейно изменяться от ~2U₀ до ~U₀, где U₀-начальное зарядное напряжение на С₁. С изменением величины С₀ изменяется также напряжение, прикладываемое к лазерным электродам, и соответственно энерговклад в активную среду. Поэтому для каждого конкретного случая необходимо определять оптимальные значения давления смеси, зарядного напряжения, величины С₁, С₀, L₁ и L₀.

Описанная ситуация имеет место при большом значении L₁. При величине L₁, сравнимой с L₀, положение, вероятно, изменится, поэтому представлялось целесообразным изучить работу LC-контура с обострительной емкостью при L₁<10L₀ (L₀~3нГн). В большинстве случаев уменьшение L₁ ниже 10L₀ связано со значительными конструктивными трудностями, поэтому этот диапазон изменений L₁ был практически не исследован. Как система возбуждения лазера, LC-контур содержит накопительную емкость С₁ и последовательно включенную с ней через индуктивность L₁ обострительную емкость C₀ (см. рис.3). Так как С₁ перезаряжается на С₀ через коммутатор, который обладает активным сопротивлением, сравнимым с сопроти. При С₀=15 нФ на импульсе тока от С₁ видна колебательная структура, а при С₀=37 нФ наблюдается явный колебательный разряд (см. рис.12,б и в). Колебательный характер энерговклада отрицательно сказывается на однородности и длительности объемной стадии разряда. Для описания данного нестационарного разряда могут быть использованы формулы, но только до момента времени, когда ток достигает максимальной величины, влением плазмы в межэлектродном промежутке, то на нем теряется значительная часть энергии, запасенной в С₁. Следовательно, одним из путей увеличения эффективности и выходной энергии генерации является уменьшение потерь на коммутаторе. С целью выяснения влияния сопротивления коммутатора на энергию генерации лазера исследовалась ее зависимость от числа параллельно включенных разрядников РУ-65. Исследования проводились на смеси НСl:Хе:Ne-1:15:1960, при общем давлении 2,6 атм. и зарядном напряжении до 40кВ. Величины накопительной и обострительной емкостей были равны 70 нФ. Индуктивность L₁ в этой серии экспериментов была постоянной и равнялась ~35нГн, что достигается сменой токоведущих шин. Проанализируя полученные учёными результаты, делаем выводы, что существующие способы предыонизации активной среды эксимерных лазеров позволяют получать начальную концентрацию электронов до 10¹⁰см^-3, при их плотности в момент начала генерации ~10¹⁵-10¹⁶см^-3. Это значит, в разряде существует стадия его формирования, в течение которой концентрация электронов возрастает на несколько порядков. В течение этой стадии, преимущественно за счет прямой ионизации, в условиях высокой напряженности электрического поля в межэлектродном промежутке, происходит экспоненциальный рост концентрации электронов. При этом, время поддержания высокой напряженности электрического поля должно быть ограничено 10-20 наносекундами. Его затягивание приводит к "взрывному" росту концентрации электронов за счет ступенчатой ионизации и быстрому контрагированию разряда. По этой причине у большинства эксимерных лазеров длительность фазы объемного однородного разряда, а, следовательно, и импульса генерации составляет 30-60 нс. Для того, чтобы продлить существование однородного объемного разряда необходимо разделить его возбуждение на две стадии: стадию формирования и стадию энерговклада в разряд, на которой необходимо принять меры, препятствующие развитию ступенчатой ионизации и росту концентрации электронов. Это можно сделать, путем значительного уменьшения напряженности электрического поля на стадии энерговклада, т.е. уменьшения E/N до значения (E/N)^*.

Уменьшение напряженности электрического поля можно достичь путем последовательного включения стабилизирующих элементов (балластных резисторов, нелинейных индуктивностей), а также созданием систем возбуждения с изменяющимся во времени по определенному закону импульсом напряжения. При малых величинах обострительной емкости С₀ основная её функция состоит в формировании объемного разряда. За короткое время она заряжается от накопительной емкости С₁ до напряжения порядка двойного зарядного, а затем разряжается на межэлектродный промежуток за вдвое меньшее время. При столь высоком перенапряжении (>70 кВ /3,5 см·4 атм.) и крутом фронте импульса возбуждения формируется однородный объемный разряд. Сама обострительная емкость С₀ разряжается на стадии пробоя, когда сопротивление разрядной плазмы достаточно высоко. Основной энерговклад в разряд в этом случае осуществляется от накопительной емкости С₁

Уменьшение С₀ до нескольких нанофарад позволило разделить во времени формирование разряда и его возбуждение. Этот эффект достигнут благодаря тому, что разрядка С₀ осуществляется при напряжении в ~2 раза большем, чем напряжение на С₁ и длится ~20нс, а разрядка С₁ фактически начинается после того, как С₀ разрядилась. С увеличением обострительной емкости С₀ ее роль изменяется. Наряду с формированием разряда она осуществляет и энерговклад в разряд. Мощность которого сравнима с мощностью энерговклада от С₁. Кроме того, так как волновое сопротивление контура L₀С₀ превышает активное сопротивление плазмы в межэлектродном промежутке, то разряд С₀ имеет колебательный характер. Так как L₀С₀<(L₁+L₀)С₁, то наложение токов разряда обострительной и накопительной емкостей приводит к колебательному суммарному энерговкладу. При колебательном характере импульса тока напряжение возрастает от нуля до некоторого максимального значения. В этом случае

и при быстрое падение разрядного напряжения связано с влиянием собственной индуктивности разряда, приводящей к неустойчивости и его контрагированию. Рассмотренные выше процессы объясняют падение энергии генерации ХеСl- лазера с ростом величины обострительной емкости до ~30 нФ. Максимальная энергия генерации достигается при минимальных С₀ и L₁. При С ₀>15 нФ колебательный энерговклад отражается на импульсах генерации. При С₀>30 нФ изменяется режим возбуждения разряда. Мощность энерговклада в течение первого импульса разрядного тока значительно возрастает. Этот рост обусловлен разрядом обострительной емкости, в которую, за время задержки разряда в межэлектродном промежутке, переходит значительная доля энергии, запасенной в С₁. Генерация или срывается после первого импульса тока разряда или на втором импульсе возбуждения интенсивность ее значительно ниже. Таким образом, рост энергии генерации с увеличением С₀ при L₁=23 и 33 нГн происходит благодаря росту мощности энерговклада в течение первого импульса тока разряда. Отсутствие роста энергии генерации с увеличением С₀ при L₁=11нГн можно объяснить следующим образом. При L₁=11 нГн время зарядки С₀ от С₁ сравнимо с временем разряда С₀ на межэлектродный промежуток. После пробоя межэлектродного промежутка при напряжении на С₀, близком к максимальному, С_о разряжается как на него, так и обратно на С₁ . Этот процесс приводит к уменьшению энерговклада во время первого импульса разрядного тока и отсутствию роста энергии генерации. При С₁=300 и 225 нФ выходная энергия при одной и той же величине обострительной емкости все же больше при L₁=11 нГн, чем при L₁=23 и 33 нГн, вследствие большей мощности энерговклада от накопительной емкости. При С₁ =75 нФ и L₁=23 и 33 нГн энергия генерации значительно больше, чем при L₁=11 нГн вследствие уменьшения энерговклада от С₁ и обратной переразрядки на нее С₀ .

Исследовалась также зависимость работы лазера от величины зарядного напряжения при L₁=11 нГн, С₁=300 нФ и С₀=3,6 нФ , 25 нФ , 37 нФ , 70 нФ, без С₀. Во всех случаях наблюдается рост энергии генерации ХеС1-лазера с возрастанием U₀. Причем максимальная энергия генерации - 1,7 Дж достигается при минимальном значении обострительной емкости С₀=3,6 нФ. Без обострительной ёмкости эффективность генерации значительно меньше . Таким образом, в результате проведенных исследований показано, что уменьшение обострительной емкости С₀ до значений (0,01-0,02) С₁, при одновременном уменьшении индуктивности L₁ в цепи зарядки С₀ от С₁ до минимально возможной величины, позволяет сформировать для возбуждения активной среды лазера сдвоенный импульс: короткий высоковольтный (~2U₀) для формирования разряда и длинный (~U₀) для энерговклада в него, получать с применением емкостной предыонизации однородный объемный разряд длительностью ~200 нс и увеличить энергию генерации лазера в 1,5-2 раза. Анализ публикаций последнего времени показывает, что полученные результаты имеют практическую реализацию в мощных электроразрядных эксимерных лазерах, где энергия генерации ?10 Дж и КПД ~ 4% достигается при возбуждении лазера сдвоенным разрядом.



2.7 Описание схемы LC-инвертора

Известно, что для эксимерных лазеров требуется относительно высокий уровень интенсивности накачки. В электроразрядных эксимерных лазерах интенсивность накачки составляет от нескольких десятых до нескольких единиц МВт/см³ причем, для различных типов эксимерных лазеров оптимальные значения этого параметра, определяемые с точки зрения максимальной эффективности накачки существенно различны. При прочих равных условиях возбуждения эксимерных лазеров оптимальная мощность энерговклада может зависеть от типа используемой электрической схемы возбуждения (LC-инвертор, емкостная перезарядка, системы с высоковольтным предимпульсом и т. д.).