Исследование систем возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров

Содержание Введение 1. Механизмы возбуждения эксимерных лазеров 1.1. Возбуждение эксимерного лазера элекронным пучком 1.2. Возбуждение зксимерного лазера разрядом
1.3. Общая характеристика систем предыонизации 2.Основные схемы возбуждения ЭЭЛ 2.1. Использование LC-контура для возбужденияэлектроразрядных эксимерных лазеров 2.2 Описание схемы LC-инвертора Заключение Список используемой литературы

Введение В настоящее время эксимерные лазеры являются лучшими источниками когерентного излучения в ультрафиолетовой области спектра. Хотя класс эксимерных лазеров весьма широк, наиболее перспективной является группа импульсных газоразрядных лазеров высокого давления на галогенидах инертных газов, излучающих на длинах волн, расположенных в ультрафиолетовой (УФ) области спектра, в частности электроразрядный эксимерный ХеСl лазер (длина волны генерации 308 нм). Данный класс лазеров отличают сравнительная простота конструкции, возможность достижения высоких энергий генерации и пиковой мощности, малой угловой расходимости и возможности получения узкой спектральной полосы генерации. Для многих практических применений эксимерных лазеров важнейшее значение имеют такие характеристики как энергия, мощность, длительность и форма импульса генерации, расходимость и однородность пространственного распределения энергии. Они зависят от целого ряда факторов, однако определяющую роль играет система возбуждения активной среды, обеспечивающая однородность энерговклада и формирование его квазистационарной стадии. Поэтому на сегодняшний день не вызывает сомнений актуальность проблемы повышения эффективности электроразрядных эксимерных лазеров, улучшение их энергетических и временных характеристик. Существенную помощь в решении данной задачи может оказать моделирование процесса возбуждения эксимерных электроразрядных лазеров, а также схем их накачки, сочетающее в себе теоретические расчеты и экспериментальные данные. Развитие вычислительной техники и создание новых расчетных программ позволяет моделировать процесс возбуждения активной среды, есть возможность теоретически, без проведения эксперимента исследовать зависимости вложенной в активную среду энергии от широкого набора параметров цепи возбуждения, выявлять оптимальные режимы возбуждения и набор параметров цепи возбуждения, по заданным выходным характеристикам генерации. Для повышения энергетических характеристик эксимерных лазеров необходимо уменьшение потерь энергии в процессе его возбуждения. Для этого, в первую очередь, необходимо уменьшить потери при коммутации высокого напряжения. Одним из вариантов решения этой задачи является использование многоканальной коммутации или использование параллельного включения коммутаторов при их наносекундной синхронизации. Системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров, использующие сосредоточенные емкости, можно классифицировать на выполненные по типу LC-контура или LC-инвертора. Актуальность проблемы: повышение эффективности электроразрядных эксимерных лазеров, улучшение их энергетических и временных характеристик. Задачи: изучить процессы возбуждения эксимерных электроразрядных лазеров, а также схемы их накачки. Целью данной работы является теоретическое установление оптимальных условий возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров.
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: , (1) 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 усиленияk~10-2см-1,получим оценку порогового значения плотности возбуждённых молекул: (2) Длясоздания подобной плотности возбуждённых молекул необходимо обеспечить весьма высокое значение плотности энергии накачки Eн~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. 1.1. 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 элелтронов, то величина удельной энергии Ен, вводимой в газ, даётся выражением: (3) где Nп – плотность электронов в пучке, Z – атомный номер элементов, ε – энергия электронов в пучке, I – энергия связи электронов в атоме, сп – скорость электронов в пучке, τ – 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/см3 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 поджавляющая 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:
ê + R → ê + R+ + e, (4) R+ +2 R →R+2 + R, (5) R+2 +e →R + R*, (6) R+ +2e →R + e, (7) R+ +X2 →RX* +X, (8)
R* +X2 →R +2X, (9) RX* → R +X +ћω, (9') R* +2 R →R*2 + R, (10) ћω + RX* → R +X +2ћω, (11) где R, X – атом инертного газа и галогена соответственно, звездочка отвечает электронно-возбужденному состоянию, ê – 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 (5) и диссоциативной рекомбинации (6). 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 овысоки. При малых давлениях, с одной стороны, процесс конверсии (5) весьма медленный, так что на процесс диссоциативной рекомбинации (6) накладываются процессы рекомбинации через другие механизмы, при которых образуются атомы не в одном, а во многих электронно-возбужденных состояниях. Такой режим не благопричтен 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. Для восстановления полной картины элементарных процессов, протекающих в активной среде эксимерных лазеров, необходимо иметь детальную информацию о процессах преобразования энергии возбужденных атомов, образующихся в результате диссоциативной рекомбинации, в энергию возбужденных эксимерных молекул. Между тем, информация такого рода не настольеко полна и надежна, чтобы делать уверенные выводы о каналах преобразования энергии и, следовательно, оптимальных условиях ее использования. Несмотря на неполный характер имеющейся в моем распоряжении информации, я могу оценить оптимальные парамертры эксимерных лазеров, возбуждаемых электронным пучком. Рассмотрю лазеры на димерных молекулах Ar2, Kr2, Xe2, которые имеют сходные механизмы создания инверсной заселенности, а также близкие значения констант процессов, определяющих кинетику возбуждения. В лазерах этого типа эксимерные молекулы образуются в результате протекания реакции: R* +2 R →R*2 + R. (12) С учетом пленения излучения радиационное время жизни резонансно возбужденных атомов инертных газов R* достаточно велико (“10-6сек), поэтому реакция (12)является практически единственным каналом преобразования энергии возбужденных атомов уже при плотности энертного газа N > 1019см-3. 1.2. 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:X210:1:0,1,однако доля буферного газа может быть значительно выше. Сумарное давление смеси состовляет 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+RR*(,1P1)+e (13) Столкновение таких атомов с электронами, сопровождающиеся спиновым обменом между налетающим и валентным электроном, приводят к образованию метастобильных атомов: R*(,1P1)+еR*(3P2,3P0)+е (14) Концентрация которых оказывается, таким образам, близкой к конценрации резонансно-возбужденных атомов. Характерное значение константы спинового обмена составляет 10-6см3/сек. Поэтому указанный процесс(14) может происходить за времена, меньшие или порядка характерной деятельности лазерного излучения~10-9-10-8сек в случае,если плотность элелтронов Ne удовлетворяет соотношению: Ne“1014-1015см-3. Формирование однородного наносекундного разряда в газе атмосферного даления 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 состовляют десятки атмосфер, указанная проблема не нашла сиоего 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 електронный пучок небольшой мощности, разряд бегущей волны или линия Блюмляйна. Основным параметром, определяющим эффективность эксимерного лазера с электроразрядным возбуждением, является отношение напряженности електрического поля к плотности буферного газа . При малых E/N мала константа скорости возбуждения атома инертного газа электронным ударом. При больших E/N имеет место эффекивное возбуждение одновременно большого состояницй атома инертного газа а также его ионизация, что ведет к резкому снижению коэфициента преобразования вводимой энергии в энергию метастабильных атомов инертного газа. Оптимальные значения E/N оказываются порядка 10-15всм3. При давлении порядка атмосферного это соответствует значениям напряженностей электрического поля, лежащим вобласти 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 дополнительрого 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 оптимальрого возбуждения лазера. В качестве дополнительного источника ионизации эффективно используется как фотоионизируещее ультро фиолетовое излучение, так и маломощрый пучок быстрых электронов. Указанные источники дополнительной ионизации обеспечивают значение плотности электронов в активной среде~109-1013см-3. Поэтому для достижения порогового значения плотности электронов Ne~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 еозволяет обеспечить достаточно быстрое решение обьемной 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, припревышении 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%. 1.3. 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. ne > (4De Xкр/uдр)-3/2, (15) где De и uдр – коэффициент диффузии и дрейфовая скорость электронов, а Xкр– критическое расстояние. Оценка минимальной концентрации начальных электронов дает значение ~106-108см-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 ne > 108см-3. При ne~107см-3 она уменьшается на 10%, а при ne ~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 , (16) где ne - концентрация электронов предыонизации; nHCl - концентрация молекул НCl; b – эффективная скорость диссоциативного прилипания электронов к НС1; S0 - скорость образования электронов под действием внешнего ионизатора. Тогда . (17) Из (3) видно, что концентрация электронов выходит на насыщение при ne = S0/bnHCl c постоянной времени t0 = 1/bnHCl. Оценим порядок величин определяющих величину выражения (15). Рассмотрим два случая. 1. Осутствует внешнее электрическое поле Е/N=0. В этом случае величина β ~ 10-10 -10-11 см-3/с . Концентрация молекул HCl в основном колебательном состоянии ~ 1016 см-3. Тогда t0 = 1/bnHCl ~ 10-6 c. Если S0 = 1015 см-3/с, то концентрация электронов возрастает до ne ~ 109 см-3 за время порядка t0.
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 Те начинает расти и отрываться от температуры нейтральных частиц. Электронная температура Те ~ 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
, (18) γne - 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 τ 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.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 ³1 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. 2а), схема с перезарядкой емкостей (рис.2б) и генератор Маркса(рис. 2в). 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. 2б) 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. 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. 3) 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. 4), 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 (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 : 2.1. 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/С1. 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 L1Как 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 10-20наносекундами. 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 L0С0и 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 С0>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, Со 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. 2.2 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.). В настоящей работе рассмотрена схема возбуждения элекроразрядного эксимерного лазера, выполненная по типу LC-инвертора. Данная схема (рис.5) 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. Расчет производился для эксимерного электроразряного лазера. На рис.5 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 С1 и С2, которые от источника постоянного высокого напряжения через резистор R заряжались до напряжения Uo. 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) Со до напряжения, близкого к двойному зарядному. ОЕ Со подключена к электродам лазера с минимально возможной для данной конструкции индуктивностью Lо. Разряд предыонизации возбуждаетя от отдельного LC-контура включающего Спр – накопительную емкость, Lпр – индуктивность в контуре предыонизации, РУ1 коммутатор Спр заряжается от источника постоянного высокого напряжения через резисторы R3 и R4 до напряжения Uo. Энергия генерации измерялась калориметром ИМО-2Н, а напряжение на Со, 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.5. LC-инвертор. Рис.6. Упрощенная схема LC-инвертора. Рис.7.Упрощенная схема LC-инвертора для холостого хода.

Заключение Выполняя свою курсовую работу, которая посвящена теоретическому исследованию систем возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров, используя богатые научные статьи преподавателей кафедры лазерной физики и спектроскопии, а также другие источники, изучил процессы возбуждения эксимерных электроразрядных лазеров.Рассмотрел Возбуждение эксимерного лазера элекронным пучком и импульсным разрядом.
Изучил актуальность такой проблемы, какповышение эффективности электроразрядных эксимерных лазеров и улучшение их энергетических и временных характеристик. Теоретически установил оптимальные условия возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров. Ознокомился с предыонизацией активной среды и с использованием на практике таких схем возбуждения как LC-контур и LC-инвертор.
Список используемой литературы 1. Ануфрик С.С., Володенков А.П., Зноско К.Ф.,.Курганский. А.Д Влияние параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. "Лазерная и оптико–электронная техника". – Минск: Университетское, 1992. – С.91–96. 2. Ануфрик С.С. , Володенков А.П. ,. Зноско К.Ф, Курганский А.Д. . Влияние параметров LC-инвертора на выходноую энергию XeCl-лазера. // Лазерная физика и спектроскопия: Труды конференции под ред. А.А. Афанасьева.–Минск: Институт физики НАНБ, 1997.–т.1,–С.200-203. 3. Ануфрик С.С., Володенков А.П., Зноско К.Ф. Энергетические характеристики XeCl-лазера с возбуждением LC-инвертором // ЖПС.–1999.–т.66,№5.– С.702–707. 4. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Оптимизация двухконтурной схемы возбуждения ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1989. – С.87–91. 5. Ануфрик С.С.,. Зноско, К.Ф. Володенков А.П. Влияние системы предыонизации на энергию генерации XeCl-лазера.// Оптический журнал. 2000, т. 67, № 11, с. 38-45. 6. Вилл А.А. Принципы и технология эксимерных лазеров // Труды ИФ АН ЭССР. – 1984. – Т.56. – С.18–37. 6. 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. 7. Влияние параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера / С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.91–96. 8. 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). 9. Газовые лазеры: Пер. с англ. / Под ред. И.Мак–Даниеля и У.Нитэна. – М.: Мир, 1986. – 548 с.