Эффективные импульсно-периодические эксимерные лазеры

Рассмотрена схема возбуждения элекроразрядного эксимерного лазера, выполненная по типу LC-инвертора. Данная схема имеет ряд преимуществ. К ним относят возможность увеличение напряжения на разрядном промежутке, способствующего улучшению однородности разряда и повышения эффективности энерговклада в активную среду при небольших зарядных напряжениях, снижение нагрузки на коммутатор и повышение его срока службы, так как он не включается в цепь последовательно и через него не проходит вся запасаемая энергия.

Выше представлена его принципиальная электрическая схема. Излучатель представляет собой диэлектрическую разрядную камеру, внутри которой располагается профилированный цельнометаллический анод (А), сетчатый катод (К) и электрод предыонизации (Э). Предыонизация активной среды в межэлектродном промежутке (МП) осуществлялась излучением емкостного разряда из-под сетчатого катода при подаче импульса высокого напряжения на электрод предыонизации. Такое расположение системы предыонизации позволяет максимально приблизить источник ионизирующего излучения к зоне основного разряда и достичь однородного распределения начальных электронов в МП. Основной разрядный объем составляет 90х3,5х2 см³ (ширина разряда 2 см). На торцах разрядной камеры располагается резонатор лазера, который образован плоским зеркалом с Al-покрытием и плоскопараллельной кварцевой пластиной. Возбуждение поперечного разряда осуществляется системой, выполненной по типу LC-инвертора, принципиальная схема которой также представлена на рис.5. Она включает НЕ С ₁ и С₂, которые от источника постоянного высокого напряжения через резистор R заряжались до напряжения U_o. После срабатывания коммутатора РУ, в качестве которого используется управляемые разрядники РУ-65, через L₂ происходит инверсия напряжения на С₂, и через индуктитвность L₁ осуществляется зарядка обострительной емкости (ОЕ) С_о до напряжения, близкого к двойному зарядному. ОЕ С_о подключена к электродам лазера с минимально возможной для данной конструкции индуктивностью L_о. Разряд предыонизации возбуждаетя от отдельного LC-контура включающего С_пр - накопительную емкость, L_пр - индуктивность в контуре предыонизации, РУ1 коммутатор С_пр заряжается от источника постоянного высокого напряжения через резисторы R₃ и R₄ до напряжения U_o. Энергия генерации измерялась калориметром ИМО-2Н, а напряжение на С_о, ток разряда, форма и длительность импульса генерации - осциллографом 6ЛОР-04 с помощью резистивного делителя Д (R₁-R₂), поясов Роговского ПР1 и ПР2 и вакуумного фотодиода ФЭК-22СПУ.



Рис.8. Упрощенная схема LC-инвертора.

Рис.9.Упрощенная схема LC-инвертора для холостого хода.



3. Системы прокачки рабочей смеси

В отличие от режима одиночных импульсов, импульсно периодический режим работы (ИПР) имеет свои особенности обусловленные влиянием возмущений, вызванные предыдущими разрядными импульсами на последующие. Согласно [11] данное влияние вызывается следующими явлениями:

1. Адиабатического расширения пробки нагретого газа

2. Влияния пограничных слоев на электродах

3. Ударных волн

4. Акустических колебаний

5. Изменение состава рабочей смеси

Наличие возмущений плотности газа при ИПР, приводит к неоднородному распределению плотности газа в разрядном объеме, и как следствие происходит контрагирование разряда, приводящее к неоднородности распределения выходного излучения по сечению пучка, уменьшения выходной мощности излучения, к механическим повреждениям электродов и т.д. Для избежания выше перечисленных последствий, необходимо осуществлять смену газа в разрядном промежутке.

В работе [11] проводится теоретическая оценка скорости прокачки газа в разрядном промежутке. Расчет показывает что, скорость прокачки должна быть таковой, чтобы к моменту начала следующего импульса успевала происходить смена газа в промежутке в полтора раза больше чем размер электродов в направлении прокачки. В этом случае влияние адиабатического расширения пробки нагретого газа от предыдущих разрядных импульсов на последующие, будет незначительно.

В работе [19] исследовались различные конструкции камер прокачки изображенных на Рис.10. Газовый поток, в обеих камерах создавался диаметральным вентилятором, который приводился в движение электродвигателем через магнитную муфту. Скорость потока в камере ,а у заземленного электрода составляла 3 м/с ,а у высоковольтного электрода 4-5 м/с (при 1500 об/мин). Рост мощности лазера при увеличении частоты прекращался при достижении частоты повторения импульсов 175 Гц. Авторы связывают это с тем, что пробка нагретого газа не успевает выйти из разрядного промежутка. В камере изображенной на рис 3б граничная частота составила порядка 400 Гц (скорость прокачки 24 м/с), а уменьшение мощности объяснялось влиянием акустических колебаний, для подавления которых необходимо устанавливать глушители.

Кроме скорости прокачки важным параметром является профиль газового потока в разрядном промежутке. В лазере, работающем в ИПР скорость прокачки в центре разрядного промежутка составляла 30 м/с и плавно спадала к краям [11]. При этом мощность генерации, линейно возрастающая при увеличении частоты следования импульсов, спадала до нуля уже при частоте 20 Гц. При применении сглаживающей решетки (с прозрачностью 0.6) скорость потока составляла 6 м/с, а неоднородность не превышала 10%. При таких условиях частота следования импульсов без уменьшения мощности составляла 100 Гц. Кроме наличия сглаживающей сетки на однородность газового потока влияет также форма конструкции камеры прокачки и плавность сопряжения электродов со стенками газового канала. В работе [20], была разработана камера прокачки изображенная на Рис 11. В отличие от обычной системы прокачки, эта схема содержит вихреобразователь, в выходном патрубке. Аэродинамическая характеристика такого вентилятора имеет примерно в 3 раза большее относительное давление в области малых производительностей. Следует отметить что при, скорости прокачки газа 24 м/с (частота вращения вентилятора 5800 об/мин) при частоте повторения импульсов 6.1 кГц наблюдалось резкое падение мощности. Уменьшение мощности авторы связывают с образованием высокоионизированной плазмы (вследствие меньшей скорости прокачки у электродов), в приэлектродных слоях, которая искажает поле, формируемое электродами.

Рис. 11 - Схема прокачки газа азотного лазера:1- катод, 2- анод, 3- обостряющая емкость, 4- ножевой предыонизатор, 5- диффузор, 6- вихреобразователь, 7- направляющие потока, 8- диаметральный вентилятор, 9- радиаторы охлаждения, 10- электростатический фильтр, 11- вход газа в электростатический фильтр.



Камера подвергалась усовершенствованию, был введен дополнительный канал шириной 1.5 мм через который осуществлялась дополнительная продувка газовой смеси проходящей через электростатический фильтр. Что позволило повысить частоту до 11 кГц.



4. Резонатор лазера

4.1 Формирование лазерного излучения

Как в случае с другими резонаторами, оптический резонатор должен иметь определенные резонансные частоты с максимальной амплитудой колебаний. Другая важная функция лазерного резонатора заключается в обеспечении обратной связи фотонов с лазерной средой. Чем больше положительность жизни фотона в лазерной среде, тем больше вероятность вынужденного испускания. На практике лазерный резонатор состоит в большинстве случаев из двух зеркал, расположенных параллельно. Эти зеркала могут быть с плоскими или изогнутыми поверхностями. Соответственно радиусу кривизны и расстоянию различают разные типы резонаторов. Наиболее частый применяемый тип резонатора - конфокальный резонатор. Конфокальный резонатор отличается от всех других конфигураций резонаторов минимальными дифракционными потерями. В этом резонаторе применяется два вогнутых зеркала с одинаковыми радиусами кривизны b. Длина резонатора L соответствует радиусу кривизны (L=b). Так как у вогнутых зеркал фокусное расстояние f соответствует половинному значению радиуса кривизны (f=b/2), то фокусы обоих зеркал резонатора совпадают (конфокальный резонатор).

Для описания лазерного излучения в резонаторе требуются данные, относящиеся к следующим параметрам:

1) распределение интенсивности в зависимости от длины волны;

2) геометрическом распределении интенсивности излучения в резонаторе.

Обе эти характеристики относятся к понятию ''мод''. Лазерные моды - это собственные частоты лазерного резонатора. В первом случае говорят о продольных модах, во втором - о поперечных модах.

Продольные моды.

В оптическом резонаторе, как и во всяком другом резонаторе, могут быть возбуждены только собственные колебания, у которых целое число полуволн точно совпадает с геометрической длиной резонатора.

Таким образом, для лазерного резонатора должно выполняться соотношение:

n*l/2=L,

где n=1,2,3…l - длина волны,L - длина резонатора.

В лазерных резонаторах n очень велико, а разность по частоте между двумя соседними продольными модами составляет:

= c

Размещено на http://www.allbest.ru/

/2L

так, при длине резонатора 0,5 м расстояние между соседними модами составляет

Размещено на http://www.allbest.ru/

=300 МГц. Из большого количества возможных собственных частот оптиче6ского резонатора возбуждаются только те, которые лежат в пределах контура усиления и полосы пропускания резонатора. Только для этих частот усиление превышает потери, и достигается генерация лазерного излучения там, где усиление внутри доплеровской полосы больше, чем потери, осевая мода дает лазерное излучение.

Количество генерируемых осевых собственных частот в основном определяется отношением доплеровской полосы к межмодовому интервалу с/2 L _. Чтобы быть уверенным в том, что самовозбуждается лишь одна единственная частота, следует выбрать L < c/2_D. Для активной среды газового лазера с типичней доплеровской полосой уширения _D = 1,6*10⁹ Гц нужно, следовательно, выбрать длину резонатора L менее 15 см.

Поперечные электромагнитные моды.

Кроме продольных, мод существуют еще поперечные электромагнитные моды (TEM_ln)эти моды описывают пространственное распределение интенсивности излучения в резонаторе. Низшая мода - основная мода TEM₀₀. Для более высоких мод, значение l и/или n отличается от нуля. При генерации произвольной поперечной моды лазерный пучок расщепляется на l+1или n+1 луча.

Обсуждение лучевой диаграммы в конфокальных резонаторах целесообразнее всего провести в отношении основной поперечной моды TEМ00, так как ее полевое распределение описывается простой гауссовой функцией.

В области z'=0 имеется характерное сужение, так называемая "перетяжка пучка". Ее радиус в случае основной моды имеет простое наглядное значение: он представляет собой расстояние от оси пучка, на котором интенсивность излучения уменьшается в е раз и может рассматриваться как "радиус моды".

С увеличением расстояния от перетяжки диаметр пучка увеличивается согласно соотношению:

W(z) = W₀ (1+ z'²)^1/2; z' = 2z/b

В плоскости зеркал диаметр моды увеличивается в раз. Угол расходимости и может быть интерпретирован, как угол дифракции на аппаратуре с диаметром d₀, соответствующим перетяжке пучка. Угол и рассчитывается по следующей формуле:

и =2л/р d₀

При неконфокальных резонаторах данные соотношения сохраняются, но математическое описание усложняется.

В частности излучение, генерируемое эксимерными лазерами, при применении плоскопараллельных резонаторов согласно [21], обладает расходимостью порядка ~ 10^-2 - 10^-3 рад и шириной спектра порядка ~ 0,1- 0,5 нм.

Для улучшения качества лазерного пучка (пространственной и временной когерентности) используют различные дисперсионные резонаторы и неустойчивые резонаторы.

4.2 Формирование расходимости выходного излучения при использовании различных типов резонаторов

Для улучшения пространственной когерентности лазерного излучения используются различные методы формирования качественного пучка.

Для малоапертурных лазеров с целью уменьшения расходимости выходного излучения используется метод уменьшения числа Френеля.

Число Френеля дается следующим выражением [22]:

, (47)

где а₁, а₂ - диаметры зеркал;

л - длина волны излучения;

L - длина резонатора;

Уменьшение числа Френеля можно достичь изменением геометрических размеров резонатора или диафрагмированием излучения рисунок 11 а). При таком способе селекции можно достичь расходимости выходного излучения близкой к дифракционному пределу при малом уровне паразитного шума. Кроме того, в данной схеме просто осуществляется сужение ширины спектральной линии с использованием селекторов работающих на основе угловой селекции мод (дифракционные решетки, призмы)[23,24]. Поэтому она нашла широкое применение в схемах задающих генераторах (ЗГ) [25,26]. К недостаткам этого способа селекции следует отнести малую энергию выходного излучения.

Для широкоапертурных лазеров используют неустойчивые резонаторы, которые позволяют сохранить энергетические характеристики излучения на высоком уровне и при этом добиться уменьшения расходимости лазерного излучения. Недостатком неустойчивых резонаторов является присутствие в выходном излучении существенной доли усиленного спонтанного шума, что ограничивает их применение как задающих генераторов. Неустойчивый резонатор можно охарактеризовать следующими величинами: коэффициентом увеличения резонатора М, эквивалентным числом Френеля N_экв, радиусом кривизны зеркал R и длинной резонатора L.

Коэффициент увеличения неустойчивого резонатора показывает, во сколько раз увеличится сечение пучка после полного обхода резонатора. Он отвечает за селектирующую способность неустойчивого резонатора, с ростом М, которая увеличивается. Но при увеличении М также увеличиваются потери на излучение (потери для сферического зеркала 1-1/М²) вследствие чего уменьшается мощность генерации, а при достаточно больших М возможно также увеличение расходимости излучения связанное с преобладанием УСИ при недостаточной обратной связи.

В [27] приводятся условия, которым должен удовлетворять неустойчивый резонатор для получения эффективного уменьшения угловой расходимости до дифракционного предела:

а) С точки зрения сохранения энергии излучения лазера рекомендуется выбирать значения М такими, чтобы значение выражения 1-1/М² соответствовало бы оптимальным потерям плоскопараллельного резонатора.

б) Число проходов должно быть достаточным, чтобы до насыщения усиления нулевая мода стала преобладающей.

В этом случае, необходимое число проходов задается выражением:



, (48)

где N_f - число Френеля;

M - увеличение резонатора;

В работе [22] получено выражение для оптимального коэффициента увеличения в зависимости от свойств среды и параметров резонатора:

, (49)

где у₀ - коэффициент неселективных потерь;

L - длина резонатора;

k_ус - коэффициент усиления активной среды;

Также в [22] приводится выражение для оценки расходимости выходного излучения в зависимости от параметров резонатора:

, (50)

где и - угол расходимости выходного излучения;

а - размер активной среды;

n - число обходов резонатора;

М - коэффициент увеличения;

f - фокусное расстояние выпуклого зеркала;

Параметр N_экв характеризует потери для мод, формирующихся в резонаторе.



, (51)

где N_f - число Френеля, определяемое по формуле (47).

Также для эффективной работы неустойчивого резонатора необходимо чтобы излучение генерации хорошо заполняло сечение активной среды по всей ее длине. Если это не так, то выходная мощность лазера падает, причем более резко, чем в соответствии с долей используемого объема. В той области, где генерация отсутствует, может развиваться УСИ, которая может уменьшить инверсию в основном объеме. С другой стороны необходимо, чтобы излучение не попало на элементы конструкции лазера. Помимо уменьшения эффективности системы, это может привести к увеличению расходимости за счет переотражения от элементов конструкции лазера и последующего усиления отраженного пучка [22].

Таким образом, необходимо чтобы конфигурация пучка распространяющегося к выходному зеркалу в точности повторяла конфигурацию активной среды.

Наибольшее распространение в эксимерных лазерах получили телескопические резонаторы, и резонаторы образованные плоским и выпуклым зеркалом, изображены на рисунке 11 б) и в) соответственно.

В работе [21] измерялась пространственная когерентность излучения. Уменьшение расходимости лазерного излучения осуществлялось неустойчивыми резонаторами с высокими коэффициентами увеличения М=20-120. Использования таких высоких коэффициентов увеличения стало возможным, благодаря высокому коэффициенту усиления активной среды при коротком импульсе (20 нс). Полученные значения области когерентности составили 10 мм при использовании плосковыпуклого резонатора с коэффициентом увеличения 120.

В [28] исследовался резонатор образованный выпуклыми зеркалами (радиус кривизны 5,44 и 3,6 м) рисунок 12 а). Расходимость излучения составила 0,09 мрад. И в 1,5 раза превышает дифракционный предел (1,5_диф).

Следует отметить что, в работах [21, 28] используются резонаторы с не симметричным выводом излучения. В данных резонаторах удается избежать провала интенсивности по центру пучка, который появляется за счет перекрытия части излучения, выходным зеркалом резонатора. Конструкции таких резонаторов приведены на рисунке 12 а),б),в). Кроме того, резонаторы представленные в работе [21] в одной из плоскостей являются устойчивыми. Благодаря этому, в них осуществлено сужение спектральной линии за счет установки дополнительных селекторов (дифракционных решеток, призм).



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

Для улучшения спектральных характеристик лазерного излучения используют различные типы дисперсионных резонаторов. Действие резонаторов можно свести к двум механизмам селекции мод амплитудному и угловому [31].

В резонаторах с угловым механизмом селекции мод пучки излучения различных продольных мод распространяются под разными углами к оси резонатора, вследствие этого моды обладают различными потерями. К таким резонаторам можно отнести резонаторы с призмами и дифракционными решетками.

При амплитудном механизме селекции мод резонатор съюстирован для всех продольных мод, а различие их потерь обеспечивается пропусканием селекторов. Например, для эталонов Фабри-Перо (ЭФП) функция пропускания периодически зависит от частоты. И при освещении эталона пучком он будет пропускать только те моды, на которые настроен.

Предложена оптическая схема дисперсионного резонатора рисунок 13а, в котором дифракционная решетка установлена в автоколлимационном режиме, при этом параллельно поверхности которой, расположено зеркало 2. Данная схема обладает большей селектирующей способностью, так как сочетает в себе селектирующую способность решетки и эталона, образованного зеркалом и решеткой. Отмечается что, коэффициент отражения такой системы выше, чем схемы с дифракционной решеткой, работающей на скользящее падение в каком-либо порядке дифракции и вторым концевым зеркалом.

Повысить селектирующую способность резонатора с угловым механизмом селекции мод можно путем увеличения угловой дисперсии резонатора или уменьшения расходимости излучения. Уменьшить расходимость излучения можно путем установки телескопа.

В работе [32] производилось уменьшение ширины линии генерации XeCl-лазера, с помощью дифракционной решетки установленной в режиме автоколлимации с предварительным расширением пучка 4х призменным телескопом рисунок 13 б) (с коэффициентом увеличения 25) и дифракционной решеткой в скользящем падении. В качестве диафрагм использовались щелевые диафрагмы расстоянием 2 мм, решетка была периодом 2400 шт/мм. В первой схеме ширина линии составила 5 пм. Во втором случае ширина линии составила 8 пм при установке решетки в скользящем падении под углом 86 в первом порядке дифракции. В данном случае за счет использования щелевых диафрагм энергия выходного излучения была выше, (2 мДж) чем при использовании круглых диафрагм, однако расходимость в выходном пучке в направлении разряда значительно превышала дифракционный предел. Еще одной попыткой увеличить выходную энергию излучения является работа [33].

В [33] предложена схема дисперсионного резонатора, оптическая схема которого приведена на рисунке 13 в). Решетка установлена в автоколлимационном режиме зеркало съюстировано параллельно решетке, образуя интерферометр. После линзы устанавливался эталон Ф-П базой 5мм и резкостью 10. Ширина линии, полученная в экспериментах, составила 0,015 см^-1 при длительности импульса 100 нс. Такая конструкция резонатора позволила увеличить объем занимаемой основной модой, что привело к увеличению энергии выходного излучения.



5. Экспериментальные приборы и методики измерений

5.1 Приборы и методы измерения

Для измерения временных характеристик и регистрации формы импульса лазерного излучения использовался фотоэлемент коаксиальный ФЭК-22СПУ. Измерение электрических импульсов в экспериментах осуществлялось при помощи осциллографов Tektronix TDS3014 и TDS3032. Чтобы отсечь шумовую компоненту в сигнале, осциллографы размещались в экранированной комнате.

Ширина спектра узкополосного импульса определялась с помощью воздушного интерферометра ИТ 28-30 с базой 2 мм. Оптическая схема установки изображена на Рис.14. Излучение лазера с выходного зеркала, отражаясь от кварцевого клина, попадало на линзу (f = 30 см) расширяющую пучок. Далее расширенный пучок падал на эталон Фабри-Перо базой 2 мм. При определении формы спектра излучения использовалась фотографическая регистрация спектрограмм на пленку микрат-300П с последующим прописыванием профиля почернения фотослоя на микрофотометре ИФО-451. Предварительно был определен линейный диапазон почернения пленки для рабочей длины волны.

Энергия и мощность излучения измерялась калориметром Gentec-E. Для более точного измерения малых значений энергии использовался ФЭК-22СПУ (с предварительной калибровкой),на Рис.15а. Длина волны лазерного излучения определялась с помощью спектрографа HR-4000 (Ocean Optics Inc.).

Исследование расходимости лазерного излучения проводилось методом Фуко [29]. Схема экспериментальной установки приведена на Рис 15б.



Рис.15 - Оптическая схема экспериментальной установки а) для измерения энергии и временной формы импульса б) для измерения расходимости; 1- выходная диафрагма; 2- кварцевый клин; 3- линза для расширения пучка на ФЭК; 4- длиннофокусная линза; 5- глухое зеркало; 6- диафрагма расположенная в фокусе линзы; Gentec-E-измеритель мощности и энергии; ФЭК- фотоэлемент коаксиальный.



5.2 Погрешности измерений

Все экспериментальные графики, приведенные в работе, построены по среднему значению из 36 измерений. Ошибка измерений большинства регистрируемых параметров определялась погрешностью используемых приборов. Систематическая ошибка измерений, вносимая приборами, не превышала 10 %. При анализе спектральных линий или измерении расходимости, сначала определялась среднеквадратичная ошибка по фомуле:

(52)

где, x- среднее значение измеряемых величин, х_i- измеряемая величина, n- число измерений.

А затем, задавая доверительную вероятность по Стьюденту [30] (=0.95), вычислялась величина доверительного интервала:

(53)

В нашем случае суммарный интервал погрешностей измерений не превышал величину 1520 % , что позволяет говорить о достоверности полученных в работе результатов и выводов.

5.3 Экспериментальные установки и их характеристики

Эксперименты проводились на лазере внешний вид которого представлен на Рис.16. Принципиальная электрическая схема накачки представлена на Рис.18

Для накачки лазера использована типичная двухконтурная схема С-С. Конденсатор С₁ = 66нФ (состоял из конденсаторов TDK UHV-6A, 2700 pF & 30 kV) заряжался от источника постоянного напряжения до U₀ = 22кВ. В качестве коммутатора использован тиратрон ТГИ-1000/25 . Оптимальное значение индуктивности первого контура L₁ = 100 нГ позволило обеспечить эффективную перезарядку первого конденсатора на второй за сравнительно большое время ~150 нс. Конденсатор во втором контуре С₂ = 51.7нФ (состоял из конденсаторов TDK UHV-6A, 2700 pF & 30 kV) разряжался через плазму и обеспечивал накачку активной среды. Компоновка лазерной камеры и конденсаторов С₂ позволила достигнуть малой индуктивности L₂= 4нГ, что обеспечило малую длительность импульса накачки и большой ток в плазме до 45 кА.

Расстояние между электродами было равно 2,24 см. Электроды, длина которых составляла 60 см, выполнены с радиусом закругления 3,2 см. Эффективная ширина разряда была 0,5 см. Использовалась газовая смесь Ne/Xe/HCl = 875/15/1, при полном давлении 3,6 атм. Длина резонатора 100 см, зеркало отражающее R₁ = 0,99, выходное зеркало R₂ = 0,08. Экспериментальные временные зависимости напряжений на конденсаторах, токов текущих через конденсаторы и мощность лазерного излучения представлены на Рис.17.

В плазму поступает электрическая мощность от схемы питания, которая распределяется по частицам. Концентрации частиц увеличиваются, происходит накопление энергии на возбужденных уровнях. Одновременно, частицы обмениваются энергией в процессах взаимодействия. За время нарастания мощности, поступающей из схемы питания, до максимального значения, в плазме можно выделить три характерные стадии ее развития.

На первой стадии происходит прямая ионизация и прямое возбуждение атомов ксенона. Большая часть мощности, поступающей в плазму, расходуется на рост концентрации возбужденных атомов. Происходит накопление энергии на возбужденных атомах ксенона. С ростом концентрации возбужденных атомов увеличиваются скорости их прямого тушения, с переходом в основное состояние, а также сильно увеличиваются частоты и скорости ступенчатых процессов возбуждения и тушения. В отдельном акте ступенчатых процессов передается сравнительно малая энергия, однако их скорости значительно больше, чем скорости прямых процессов. Ступенчатые процессы возбуждения и тушения устанавливают, а также отслеживают определенное соотношение концентраций частиц на возбужденных уровнях.

На второй стадии происходит переход от прямой ионизации к ступенчатой. Возбужденный атом получает дополнительную порцию энергии от электрона и переходит в ионизованное состояние. Ионизация происходит под действием двух потоков мощности, а именно, мощности, поступающей на возбуждение и дополнительной мощности, поступающей от электронов. В этой стадии замедляется рост концентрации возбужденных атомов, а концентрация электронов увеличивается ускоренно.

Третья стадия развития разряда соответствует области максимальной мощности накачки. В этой стадии концентрации частиц выходят на максимальные значения. Мощность накачки не расходуется на рост концентрации частиц. Баланс мощности накачки включает: возбуждение, ступенчатую ионизацию, потери мощности в упругих столкновениях электронов и прочие потери, основную часть которых составляет возбуждение молекул HCl. В конечном итоге, после рекомбинации мощность накачки расходуется на нагрев газа и сравнительно малая ее часть уходит на излучение.

Расчеты показали, что максимальная мощность накачки (Рис. 19) равна 270 МВт а удельная мощность накачки равна 3,1 МВт/см³. Время нарастания мощности накачки от начала разряда до максимума равно 30 нс. Запаздывание начала развития генерации относительно начала разряда равно 27 нс. Т.о. генерация начинает развиваться в области максимальной мощности накачки. При этом максимальная мощность генерации, равная 10 МВт, запаздывает относительно максимума накачки на ~10 нс. Из сравнения временных зависимостей мощности накачки и излучения следует, что порог генерации достигается к моменту времени максимума накачки, а генерация излучения происходит на спаде мощности накачки.

На стадии нарастания мощности накачки происходит создание плазмы. Энергия накапливается на возбужденных и ионизованных состояниях атомов ксенона, также происходит рост концентрации возбужденных молекул XeCl(B,C). Рост концентрации молекул в состоянии XeCl(B, v = 0) ведет к увеличению коэффициента усиления активной среды. Одновременно с накоплением энергии в плазме происходит потеря энергии в процессах тушения возбужденных состояний, упругих соударениях, спонтанного излучения и других процессах. Из общих физических представлений следует, что для увеличения эффективности лазера, особенно при малой длительности накачки, необходимо уменьшать время запаздывания генерации относительно начала накачки.

Рис. 16 - Внешний вид лазера серии EL (EL-300-05) разработанного в ЛГЛ ИСЭ СО РАН; максимальная энергия излучения - 350 мДж; длительность импульса - 30 нс; частота работы в импульсно периодическом режиме - 5 Гц; апертура выходного пучка 23х6 мм²



Рис.17. Экспериментальные зависимости тока, напряжениея на конденсаторах С₂ и лазерная генерация.

Рис.18 - Принципиальная электрическая схема накачки эксимерого лазера

ТГИ- водородный тиратрон; R_з- зарядное сопротивление; L_внеш- индуктивность внешнего контура; L_внутр- индуктивность внутреннего контура; L_разв- развязывающие индуктивности; С_н- накопительная емкость; С_р- разрядная емкость; РП- разрядный промежуток



Эффективность лазера, определяемая как отношение максимальных мощностей генерации и накачки, составляет 3,7%. Также отметим, что энергия, запасенная в первом конденсаторе равна 15,9 Дж, энергия, поступающая в разряд 10,5 Дж, энергия излучения 0,35 Дж. Эффективность лазера относительно энергии накачки составляет 3,3% и 2,2% относительно энергии первого конденсатора. Если при заданной длительности импульса энергия излучения будут резко уменьшаться. Можно ожидать, что увеличение удельной мощности накачки при неизменной длительности импульса позволит увеличить и эффективность, и энергию излучения. При этом возникают проблемы связанные с увеличением скорости нарастания удельной мощности накачки и эти проблемы не имеют простых решений.

На Рис.20 показаны временные зависимости концентраций: электронов, суммарная зависимость возбужденных атомов ксенона Xe*, Xe** и Xe***, суммарная зависимость молекул HCl в основном и в трех колебательно возбужденных состояниях, а также концентрация фотонов лазерного излучения. За время ~20 нс от начала развития разряда концентрация электронов достигает 2·10¹⁵ см³. В этом же интервале времени напряжение на плазме снижается с 20 кВ до 7 кВ. В этом же интервале времени концентрация возбужденных атомов ксенона значительно больше, чем концентрация электронов. Затем происходит замедление роста возбужденных атомов и продолжается рост концентрации электронов. Происходит переход от прямой ионизации к ступенчатой. При сильном снижении напряжения на электродах дальнейший рост концентрации электронов полностью обеспечивает ступенчатая ионизация. Ступенчатая ионизация качественно изменяет характер разряда. Зависимость скорости ступенчатой ионизации от концентрации электронов, примерно квадратичная. Поэтому в локальных областях с повышенной концентрацией электронов сильно увеличивается скорость ступенчатой ионизации. Это является основной причиной развития пространственной неоднородности в плазме. Снижение скорости прилипания из-за разрушения молекул HCl усиливает неустойчивость плазмы.

Начальная концентрация (Рис. 20) молекул HCl составляла 1,26·10¹⁷ см³. В плазме происходит рост концентрации молекул HCl(v) в состояниях колебательного возбуждения. Соответственно, происходит увеличение скорости прилипания электронов к молекулам HCl(v). В плазме создается ситуация, при которой с ростом концентрации электронов происходит увеличение скоростей, как ступенчатой ионизации, так и диссоциативного прилипания. Взаимодействие этих процессов определяет характеристики плазмы, которые очень сильно зависят от начальной концентрации HCl. За время первого полупериода колебания разрядного тока суммарная концентрация HCl снизилась до 0,8·10¹⁷ см³, расход молекул HCl составил 0,46·10¹⁷ см³. При более полном использовании молекул HCl, что может быть достигнуто увеличением длительности импульса накачки, энергия излучения будет увеличиваться. При этом может быть ухудшение однородности разряда. На этом же рисунке показана временная зависимость концентрации фотонов лазерного излучения, максимальная концентрация которых составила ~4·10¹⁴ см³.

На Рис. 21 показаны скорости процессов: создания молекул XeCl^**, тушения эксимерных молекул электронами и тяжелыми частицами, а также скорости индуцированного и спонтанного излучений. Представленные зависимости убедительно показывают, что сильное тушение эксимерных молекул, прежде всего электронами, затрудняет развитие генерации и снижает эффективность лазера. В момент времени 170 нс, соответствующий началу развития генерации, скорость создания молекул XeCl^** равна 6·10²³ см³ с¹. В этот же момент времени скорости тушения электронами, остальными частицами и скорость спонтанного излучения, соответственно, равны: 3,5·10²³ см³ с¹, 1,0·10²³ см³ с¹ и 0,5·10²³ см³ с¹. Более 80% от созданных эксимерных молекул гибнут в реакциях тушения. Столь сильное тушение замедляет рост концентрации молекул XeCl(B₀), соответственно, увеличивается время запаздывания генерации относительно начала накачки. В области максимальной генерации ситуация улучшается, скорость создания молекул XeCl^** составляет 7,5·10²³ см³ с¹, а скорость создания квантов лазерного излучения увеличивается до 5 · 10²³ см³ с¹. К этому моменту времени скорость тушения электронами снижается до 2 ·10²³ см³ с¹. При максимальной мощности лазерного потока в резонаторе тушение эксимерных молекул электронами остается слишком большим и это снижает эффективность лазера.

Рис. 22 - Временные зависимости коэффициентов усиления и поглощения фотонов лазерного излучения.

На Рис. 22 показаны временные зависимости коэффициентов усиления и поглощения. Максимальный коэффициент усиления равен 0,15 см¹. При максимальной мощности излучения коэффициент усиления снижается до 0,03 см¹. В это же время коэффициент поглощения равен 0,0225 см¹. Эти зависимости показывают, что имеется возможность перейти к более насыщенному режиму усиления. Эффективность лазера можно значительно повысить, если работать в режиме усилителя при сильном насыщении коэффициента усиления.



6. Исследования формирования качественного излучения

Экспериментальное исследование угловой направленности проводилось для плоско параллельного резонатора, плоскопараллельного резонатора с пространственными фильтрами.

Рис.23 - плоскопараллельный резонатор

6.1 Расходимость выходного излучения сформированного в плоско-параллельном резонаторе

При использовании в XeCl лазере плоскопараллельного резонатора на выходе формируется прямоугольный в поперечном сечении пучок, соответствующий размерам активной области 23?5 мм. При фокусировке такого пучка в фокальной плоскости образуется пятно в виде сильно вытянутого эллипса. При этом оси эллипса соответствовали плоскостям разрядного промежутка. Поэтому измерение угловой направленности излучения такого резонатора проходило по двум направлениям: поперек разряда, и в направлении протекания тока разряда.

Экспериментально измеренное угловое распределение энергии выходного пучка в направлении поперек и в направлении разряда показано на Рис 24. Из кривой 1 (Рис.24) видно что, в излучении присутствует слабо расходящийся керн в котором сосредоточено 90 % энергии и имеющий расходимость в 7 раз превышающую дифракционный предел 7_д (0.58 мрад), и крыло с расходимостью до 25_д (2.3 мрад), в котором содержится примерно 10% всей энергии. По-видимому, данный участок углового распределения энергии задается одно и 2х проходовым усиленным спонтанным излучением (УСИ). В направлении разряда (кривая 2) энергия в керне уменьшилась до 45 %, из-за того что, вдоль протекания тока разряда геометрический размер активной области больше, чем в направлении поперек разряда и доля УСИ оказывает значительно большее влияние.

Так как оно не только увеличивает угловую диаграмму направленности, но и существенно снижает инверсную населенность в активной среде.

Для формирования малой расходимости и уменьшения доли шумовой компоненты в излучении, мы установили в плоско параллельный резонатор пространственные фильтры.

Оптическая схема резонатора приведена на рис 25 а. Резонатор состоял из плоского диэлектрического зеркала с коэффициентом отражения 99% и кварцевой пластины с коэффициентом отражения 8%. С обеих сторон от активной среды располагались сменные диафрагмы диаметром 1.4 или 3 мм.

Для данного резонатора были проведены измерения угловой расходимости, энергии и временного профиля выходного излучения.

Энергетические диаграммы направленности приведены на Рис 26. Из рисунков видно, что, при использовании в резонаторе двух диафрагм диаметром 1.4 мм, выходное излучение имеет расходимость 0.5 мрад, данное значение близко к дифракционному пределу. Полная энергия пучка составила 0.23 мДж. С увеличением диаметра диафрагм до 3 мм, энергия выходного пучка выросла до 1.8 мДж, однако расходимость ухудшилась до 4_д и составила 0.9 мрад.

Расчет числа Френеля N для резонатора с диафрагмами диаметрами 1.4 и 3 мм дает величины равные 5 и 22, соответственно. При внесении диафрагм в резонатор длительность импульса генерации уменьшилась в 2 раза по сравнению с резонатором без диафрагм и составила 15 нс Рис 20 Уменьшение длительности импульса объясняется увеличением потерь с внесением диафрагм, которые повышают уровень порога генерации и тем самым увеличивают время на установление генерации. Расстояние между двумя пиками в импульсе Рис 27, соответствует времени полного обхода излучения по резонатору.

Рис.24 - Угловое распределение по энергии в лазерном пучке при использовании плоско параллельного резонатора. 1- поперек разряда, 2- в направлении разряда, /_диф- отношение гула расходимости к углу дифракционной расходимости.



Рис. 26 - Угловое распределение энергии в плоско параллельном резонаторе с диафрагмами в резонаторе; для диафрагмы диаметром 1.4 мм; для диафрагмы диаметром 3 мм; /_d - угол расходимости излучения отнесенный к углу дифракционной расходимости.

Рис.27 - Временная форма лазерного импульса в плоско параллельном резонаторе с диафрагмами 1.4 мм

6.2 Формирование излучения с узкой спектральной линии в селективном резонаторе

Для формирования излучения с узкой спектральной линией генерации использовалась оптическая схема изображенная на Рис.28. Дифракционная решетка 2400 штрих/мм устанавливалась под углом автоколлимации и?17⁰27 для отражения в первом порядке. Для расширения падающего на решетку пучка до размера 10 мм и увеличения таким образом разрешающей способности перед ней размещался призменный телескоп с 5-кратным линейным увеличением по одной координате.

Сделаем оценочный расчет данной оптической схемы:

Для резонатора с призменным телескопом и дифракционной решеткой:

Где, -ширина линии пропускания резонатора

-длина волны излучения

-радиус гауссовой диафрагмы(₀=1мм)

X-увеличение телескопа

-угол падения

A-угол, при вершине призмы

Для призмы с малой дисперсией:

Приведем табличные значения n и для нахождения dn и d:

=308 nm;

n=1,488;

dn/d=24.6*10^-5 nm^-1

=24,6*10^-5*10⁹tg30=24,6*10^-5*10⁹*0,577=1.4*10⁵

==0,00210⁹ = 1,810⁶



Отсюда:

(54)

Для нахождения tg используем соотношения для дифракционной решетки:

Запишем уравнения для дифракционной решетки, учитывая то, что при автоколлимационной установке решетки ( ) :

2sin= (55)

m- номер спектрального порядка.

d- период решетки

Угловая дисперсия решетки:

D_реш= (56)

Для автоколлимационной схемы:

D_реш=

2tg=D_реш (57)

Подставляя численные значения в формулу (55) найдем sin:

m=2

=30810^-9 м

d=10^-3/2400 м

sin==369600*10^-6=0,7392

=arcsin=21⁰69(47⁰66)

Для нахождения угловой дисперсии решетки, вычислим cos:

cos== =0,67

Подставляя значение косинуса, найдем угловую дисперсию решетки из (56):

D_реш==3,5610⁶

Найдем tg из (4):

=D_реш*=3,56*10⁶*308*10^-9=1,096

=0,548

=28⁰72

Найдем увеличение призменного телескопа X:

Увеличение одной призмы

X₁====1,491.5

Увеличения четырех призм (телескопа):



X= X₁⁴=1,5⁴5

Подставляя найденные значения в исходную формулу (54), получим:

=(м)

Итак, в настоящей работе получена генерация XeCl-лазера с шириной спектра 5 пм (энергия в импульсе ~0.1мДж) в схеме со щелевымн диафрагмами размером 2мм, решеткой 2400 штрих/мм в автокоялнмационном режиме и четырехпрнзменным телесколом.

Фотография Интерференционная картина и распределение интенсивности интерференционных колец показана на Рис 29. Известно, что расстояние между интерференционными кольцами составляет ?л = л²/2T, где Т - база эталона, в нашем случае использовался воздушный эталон с базой 2 мм. Расстояние между двумя соседними максимумами интенсивности составляет 3 мм. Измеренная ширина полосы на полувысоте интенсивности составляет 1 мм. Таким образом, расстояние в длинах волн между соседними кольцами составлет: ?л = л²/2T = (3.08?10^-7)²/2?2?10^-3 = 23.7 пм. Искомое значение ширины спектральной линии составляет дл = 8 пм.

Спектр генерации контролировался с помощью воздушного интерферометра Фабри --Перо (расстояние между зеркалами 2 мм, коэффициент отражения зеркал 80%) на Рис.30. Экспериментально измеренная ширина спектральной линии на полувысоте составила 5+/-0.2 пм. Неизменность положения колец на интерферограммах в течение длительного времени свидетельствовала о достаточно высокой стабильности частоты генерации лазера. Энергия в импульсе составляла --0.1 мДж, что примерно в 4 раза меньше энергии генерации в таком же резонаторе, без дисперсионных элементов. Это объясняется потерями энергии на дисперсионных элементах.

Отличие экспериментально полученной ширины спектральной линии от теоретической оценки можно предположительно объяснить увеличением селективности резонатора за счет нескольких обходов резонатора формирующимся излучением.

Временная форма данного лазерного импульса показана на рис 31.

Рис.28 - Полная оптическая схема: 1-АЗ излучателя; 2-диаграфмы предназначенных для сужения углового спектра излучения; 3-глухое зеркало; 4-призменный телескоп; 5-Дифракционная решетка;6-кварцевая пластина; 7-8-полупроводниковый активный элемент; 9-ФЭК; 10-спектрография; 11-положительная линза; 12-эталон Фабри - Перо; 13-фотоаппарат.

Рис.29 - Фотография интерференционной картины полученной после эталона ИТ-28-30.



Рис.30. Распределение интенсивности интерференционных полос.

Рис.31 - Временная форма лазерного импульса получен в дисп. Р-ре



Заключение

В настоящей работе рассмотрен ряд вопросов, посвященных процессов происходящих в рабочей смеси, обзору кинетики возбуждения и способов ввода энергии, возбуждение эксимерного лазера импульсным разрядом, формированию качественного излучения в электроразрядном XeCl лазере работающего в импульсно-периодическом режиме.

Основные результаты и выводы работы можно сформулировать следующим образом:

1. Показано что, при удельной мощности накачки 3.1 МВт/см³ реализуется однородный объемный разряд, при этом генерация XeCl лазера продолжается на трех полупериодах колебаний разрядного тока в течении 150 нс.

2. В электроразрядном XeCl лазере реализована рекордная плотность мощности выходного излучения 10 МВт/см² при полном КПД лазера 2.3 % и КПД от энергии запасенной в разрядной емкости 3.7 %.

3. В электроразрядном XeCl лазере с длительностью импульса накачки 30 нс сформировано излучение с расходимостью близкой к дифракционному пределу и шириной спектральной линии 0.08 A.



Литература

1. Борисов В.М., Брагин И.Е., Виноходов А.Ю., Водчиц В.А. Квантовая электроника, 22(6), 533-536, 1995.

2. Lacour B. et al., SPIE Vol. 2206, pp. 41-45, 1994.

3. Riva R., Legentil M., Pasquiers S. and Puech J. Phys. D.: Appl. Phys. 28, 856-872, 1995.

4. Macarov M., Bonnet J., Pigach D. Appl. Phys. B 66, 417, 2008.

5. Lo D., Xie J. A megawatt excimer laser of small discharge volume (3.8cm³). Optical and Quantum Electronics, 21, 147-150, 1989.

6. Miyazaki K, Toda Y., Hasama T., Sato T. Efficient and compact discharge XeCl laser with automatic UV preionization . Rev. Sci. Instrum., 56, 201-204, 1985.

7. Панченко Ю.Н., Иванов Н.Г., Лосев В.Ф. "Особенности формирования активной среды в короткоимпульсном электроразрядном XeCl лазере", Квантовая электроника, 35(9), 618-620, 2008.

8. Yu. I. Bychkov, V.F.Losev, Yu. N. Panchenko, A.G.Yastremsky, and S.A. Yampolskaya. - Research of short pulse discharge XeCl laser // SPIE Vol. 5777, 558-561, 2011.

9. Yu.I. Bychkov, V.F. Losev, Yu.N. Panchenko, A.G.Yastremsky. Efficiency of discharge XeCl laser with 30 ns radiation pulse duration // SPIE Vol. 6053, 266-269, 2006.

10. Yu. I. Bychkov, E. F. Balbonenko, N. G. Ivanov, V. F. Losev, Yu. N. Panchenko, and A.G.Yastremsky Discharge pulse-repetition XeCl laser with high efficiency and intensity of radiation.- XII Conferrence on Laser Optics.- St.Petersburg, Russia, 2012, June 26-30.

11. Боранов В.Ю., Борисова В. М., Степанова Ю.Ю. Электроразрядные эксимерные лазеры на галогенидах инертных газов. - М.: Энергоатомиздат, 1988. - 216 с.

12. Роудз Ч. Эксимерные лазеры. - изд. "Мир", 1981, - 241 с.

13. А.В. Елецкий. Эксимерные лазеры. - Успехи физических наук, Июнь, 2008, - Том 125, вып. 2, 279 - 313 с.

14. A.A. Filippo and M.R. Perrone Experimentol Study of Situlated Brillouin Scattering byBroad Band Pamping// IEEE journal of quantum electronics. vol. 28, no 9. september 1992.

15. C.B. Dane, W.A Neuman, and L.A. Hackel High Energy SBS Pulse Compression// IEEE journal of quantum electronics. vol. 30, no 8. Avgust 1994.

16. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д.. Влияние параметров LC-контура на энергию генерации XeCl-лазера.// Квантовая электроника, Т.16, №11, с.2228-2231 (1989).

17. Газовые лазеры: Пер. с англ. / Под ред. И.Мак-Даниеля и У.Нитэна. - М.: Мир, 2010. - 548 с.

18. 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.

19. Борисов В.М., Борисов А.В., Брагин И.Е., Виноходов А.Ю. Эффекты ограничения мощности в компактных импульсно-переодических KrF-лазерах // Квантовая электроника - 1995.-Т.22., № 5.- С.446-450.

20. Азотный лазер с частотой повторения импульсов 11 кГц и расходимостью излучения 0.5 мрад / Аттежев В.В., Вартапетов С.К., Жигалкин А.К., Лапшин К.Э., Обидин А.З. // Квантовая электроника - 2010.-Т.34., № 9.- С.790-794.

21. Атежев В.В., Вартапетов С.К., Жуков А.Н., Курзанов М.А., Обидин А.З. Эксимерный лазер с высокой когерентностью // Квантовая электроника - 2009.-Т.33., № 8.- С.689-692.

22. Ананьев Ю.А. Оптические резонаторы и проблема расходимости лазерного излучения.- М.: Наука. 1979.-328 с.

23. Partanen J.P., Shaw M.J. A Single-mode KrF laser // Appl. Phys. B.- 1987.- Vol.43, PP.231-237.

24. Thomas J. Pacala, I. Stuart McDerid, James B. Laudenslager Ultranarrow linewidth, magnetically switched, long pulse, xenon chloride laser // Appl. Phys. Lett.-2010.- Vol. 44, No.7., PP.658-660.

25. Goldhar J., Rapoport W.R., Murray J.R. An injection-locked unstable resonator rare-gas halide discharge laser of narrow linewigth and high spatial quality // IEEE J. of Quant Elect.-1980.- Vol.QE-16, No.2., PP.235-241.

26. Бычков Ю.И., Лосев В.Ф., Панченко Ю.Н. Экспериментальное исследование эффективности ОВФ пучка XeCl-лазера при ВРМБ // Квантовая электроника - 1992.-Т.19., № 7.- С.688-690.

27. Terrence J. McKee Optical cavity design for long pulse eximer lasers // Appl. Opt.-1991.- Vol.30, No.6., PP.635-644.

28. Осипов В.В., Орлов А.Н., Каширин В.И., Соломонов В.И, Коротаев А.В. Характеристики излучения XeCl-лазера с неустойчивым резонатором и несимметричным выводом излучения// Квантовая электроника - 2009.-Т.28., № 2- С.157-161.

29. Анохов С.П., Марусий Т.Я., Соскин М.С. Перестраиваемые лазеры / Под ред. проф. М.С. Соскина.- М.: Радио и связь, 1982.- 360 с.

30. Кудинов И.А., Платоненко В.Т., Слободчиков Е.В. Узкополосный перестраиваемый эксимерный лазер на XeCl // Квантовая электроника - 2008.-Т.17., № 5- С.543-547.

31. Иващенко П.А., Калинин Ю.А., Морозов Б.Н. Измерение параметров лазеров.-М.: Издательство стандартов, 1982.-168с.

32. Неймет Ю.Ю., Шуаибов А.К., Шевера В.С. и др. Малогабаритный электроразрядный лазер на хлоридах ксенона и криптона // ЖПС.-2009.-Т.53, №2.-С.337-339.

33. Зайдель А.Н. Ошибки измерений физических величин.- Л.: Наука. 2008.-108 с.

Размещено на Allbest.ru