Системы возбуждения эксимерных лазеров

СОДЕРЖАНИЕ ВВЕДЕНИЕ 1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней мощностью излучения 1 кВт 2. Эффективная предыонизация в ХеС1-лазерах 3.Возбуждение эсимерного KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК лазерного излучения
Заключение Список использованных источников 1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней мощностью излучения 1 кВт. Для ряда перспективных применений эксимерных лазеров требуются как высокая средняя мощность, так и значительная энергия в импульсе. В частности, созда­ние ХеС1-лазера мощностью 1 кВт является одной из задач Европейской программы EUREKA. В рамках этой программы немецкой фирмой Лямбда Физик был создан XeCl-лазер со средней мощ­ностью излучения ~750 Вт при энергии в импульсе ~ 1.5 Дж. Система питания лазера включала в себя LC-инвертор и звено магнитного сжатия. Недавно был сделан XeCl-лазер, в котором средняя мощность 1 кВт была достигнута при энергии в импульсе 10 Дж. Позже такой же уровень средней мощности был получен в ХеС1-лазере, созданном французской компанией Сопра при практически аналогичных параметрах лазерного излу­чения (энергия в импульсе 10 Дж при частоте повторения ~ 100 Гц). Ранее накачка лазера осуществлялась с по­мощью LC-инвертора, но без цепи магнитного сжатия. В коммутатором LC-инвертора служили 6 тиратронов, работающих параллельно. Высокие (свыше 10 Дж) энергии в схеме с классическим LC-инвертором можно получить лишь при увеличении как давления, так и зарядных напряжений LC-инвертора. Однако повышать давление в газодинамическом контуре лазера крайне невыгодно из-за резко возрастающих требований к прочностным характеристикам лазера и системе прокачки газа. Ис­пользовать слишком высокие напряжения (свыше 30 кВ) также невыгодно, поскольку в этом случае необходимо применять дорогие и не отличающиеся высокой надеж­ностью высоковольтные коммутаторы. В этом пункте определены условия накачки мощного XeCl-лазера, при которых высокая энергия (~ 10 Дж) при частоте следования ~ 100 Гц, может быть достигнута при умеренных давлениях (до 5 атм.) и за­рядных напряжениях (~ 30 кВ). Модернизированная система накачки лазера содер­жала два параллельно соединенных генератора импульс­ных напряжений, состоящих из двух последовательно соединенных LC-инверторов. Такая система накачки позволяет получать импульсное напряжение с амплиту­дой 100 кВ при зарядных напряжениях лишь 25 кВ и использовать для коммутации импульсов с частотой повторения ~ 100 Гц недорогие, надежно работающие тиратроны. Система также включает в себя звено сжатия импульса на основе магнитного ключа и импульсно заряжаемые конденсаторы, подключенные к электро­дам лазера с минимальной индуктивностью L к 25 нГн. Суммарная емкость конденсаторов равна суммарной емкости генератора импульсных напряжений «в ударе» и составляет 100 нФ. Магнитный ключ выполнен в виде насыщаемого малоиндуктивного цилиндрического одновиткового дросселя с сечением сердечника ПО см2, изготовленного на основе ленты шириной 20 мкм из металлоаморфного сплава 2НСР с индукцией насыщения Bs= 1.4Тл. Поскольку при длительной работе эксимерного ла­зера в импульсно-периодическом режиме энергия гене­рации снижается из-за выработки НС1, неизменная сред­няя мощность эксимерного лазера обычно поддержи­вается за счет повышения зарядного напряжения U схе­мы накачки. Затем, при достижении максимально допу­стимого значения uq, производится регенерация газовой смеси и долговременный цикл работы повторяется. Таким образом, для поддержания средней мощности излучения лазера неизменной необходимо иметь запас по энергии генерации лазера при максимально допусти­мом £0. В связи с этим был предпринят поиск условий, обеспечивающих получение энергии генерации свыше 10 Дж в широком диапазоне зарядных напряжений, не пре­вышающих 30 кВ и соответствующих надежному долго­временному режиму работы тиратронов. На рис.1 представлены зависимости разрядного напряжения С/2 (кривые 1, 2) и амплитуды напряжения С/1 (кривая 3) на выходе генераторов импульсного напря­жения от С/о. Прямая 6 показывает величину 4 С/о, которая соответствует максимально возможным значениям C/i и С/2. Кривыми 4 и 5 обозначены зависимости коэффи­циента k передачи запасенной в генераторах импульс­ного напряжения энергии в импульсно заряжаемую емкость С. На рис.1 видно, что с ростом С/о амплитуда генератора U сохраняет максимально возможное значе­ние 4С/о вплоть до С/о ~ 23.5 кВ. Однако при этом ампли­туды С/2 напряжения на разряде существенно отличаются от максимально возможного значения 4С/о (кривые 1, 2). Для d = 8 см это обуславливает достаточно малый коэф­фициент передачи энергии k = 0.56 (кривая 4), которому соответствует энергия генерации Е = 5.3 Дж и КПД ц = 1.3% (рис.4, кривые 2). Увеличение d до 9 см приводит к возрастанию амплитуды разрядного напряжения (кривые 1, 2) и повышению коэффициента передачи энергии до k = 0.7 (кривая 5), что влечет за собой рост энергии генерации до 7.5 Дж и КПД до 1.65% (рис.4, кривые 3). Экстраполяция полученных результатов показывает, что если дальше увеличивать межэлектродное расстоя­ние лазера d до 10.6 см, то энергия генерации Е « 10 Дж может быть получена с ц = 2.2% и k = 0.9 при зарядном напряжении всего лишь 23.5 кВ, что существенно расши­ряет возможности поддержания киловаттного уровня мощности излучения при длительной работе лазера. k Рис.1. Зависимости амплитуд напряжения на разрядном промежутке лазера (1, 2) и генератора импульсных напряжений (3), а также коэффициента передачи энергии генератора в импульсно заряжае­мую емкость С (4, 5) от зарядного напряжения для d = 8 (1, 4) и 9 см (2,5);б-4£/0. сокращается с 240 до 190 не. Таким образом, энергия генерации существенно повышается при увеличении ско­рости перекачки энергии в импульсно заряжаемую ем­кость С. Однако поскольку время полной перекачки энергии из генераторов импульсного напряжения в ем­кость С фиксировано и равно 300 не, это сопровождается уменьшением k (кривая 5, рис.5) и соответственно ц (кривая 3, рис.4,6). Требуемого для увеличения энергии генерации значи­тельного повышения С/о, сопровождаемого снижением КПД, можно избежать при дополнительном сжатии импульса накачки. Анализ полученных результатов по­казывает, что введение дополнительного звена сжатия на основе магнитного ключа позволит получить при d = 10.6 см энергию генерации Е = 14 Дж с ц « 2.3% при С/о = 27.5 кВ. Это является одной из задач про­граммы реализации долговременной устойчивой работы XeCl-лазера со средней мощностью излучения 1 кВт. Таким образом, нами исследованы характеристики широкоапертурного XeCl-лазера киловаттного уровня средней мощности (10 Дж, 100 Гц) с модернизированной системой питания в виде последовательно соединенных LC-инверторов и магнитного звена сжатия импульса, отличающейся пониженными зарядными напряжениями (С/о
2. Эффективная предионизация в ХеС1-лазерах. Предыонизация в ТЕА-лазерах является ключевым фактором, определяющим такие характеристики, как энергия генерации, ее стабильность от импульса к им­пульсу, время жизни газовой смеси. Использованная еще в первых моделях TEA CO-лазеров и эксимерных лазе­ров предыонизация газа УФ излучением от рядов искр, расположенных по обеим сторонам разрядного объема, остается в настоящее время широко распространенной для лазеров с малой апертурой. Так, в коммерческих эк­симерных лазерах, выпускаемых фирмой «Лямбда-Фи­зик», для апертур разряда порядка 1 см2 при оптимально малом энерговкладе искровая УФ предыонизация обес­печивает относительную нестабильность энергии им­пульсов генерации менее 1 % при времени жизни газовой смеси 20 млн. импульсов [1]. Однако при увеличении апертуры разряда искровая предыонизация становится неэффективной [2], т.к. не обеспечивает однородности предыонизации газового объема и, как следствие, тре­буемой однородности объемного разряда.
Активный объем можно увеличить, осуществляя предионизацию через полупрозрачный электрод. В работе [3] в качестве источника УФ предионизации в ХеС1-ла­зере использовался коронный (барьерный) разряд, од­нако малая интенсивность его УФ излучения не позво­лила увеличить сечение разряда свыше 4 х 2.5 см даже при сравнительно низком удельном энергосъеме ~0.8 Дж/л. Импульсно-периодический XeCl-лазер, обладаю­щий энергией генерации 2.6 Дж и рекордной на сегодняш­ний день средней мощностью 2.1 кВт [3], состоял из трех модулей с суммарной длиной основного разряда поряд­ка 3 м, так что один из габаритных размеров лазера равнялся 5.2 м. Для ХеС1-лазеров с большим объемом активной сре­ды одним из эффективных способов предыонизации яв­ляется применение рентгеновского излучения. Однако сложность устройства рентгеновского источника преи­онизации и необходимость биологической защиты огра­ничивают возможности широкого внедрения лазеров с предыонизацией данного вида. Кроме того, нам неиз­вестны данные о ресурсе газовой смеси в лазерах с рент­геновской предыонизацией при высокой частоте повто­рения импульсов. Этот ресурс может быть невысок, т. к. рентгеновское излучение может способствовать эффек­тивному образованию в рабочей газовой смеси лазера химических соединений, отрицательно сказывающихся на лазерных параметрах. В [4] был развит альтернативный способ предвари­тельной ионизации широкоапертурных газовых лазеров - ионизация УФ излучением скользящего разряда (СР) по поверхности диэлектрика. В [5] было показано, что такая предионизация, осуществляемая через полупрозрачный электрод, обеспечивает получение объемного разряда с апертурой d х Ъ и 12 х 10 см (d — межэлектродное рас­стояние, Ъ — ширина разряда) и энергию генерации до 20 Дж в импульсном ХеС1-лазере. В [6] мы, используя пред-ыонизацию СР, впервые получили среднюю мощность электроразрядных эксимерных лазеров 1 кВт (10 Дж, 100 Гц) в импульсно-периодическом режиме. В настоящей работе при помощи УФ излучения вспо­могательного СР исследуются наиболее эффективные режимы предионизации в XeCl-лазерах. Определены ха­рактеристики излучения компактного XeCl-лазера в им­пульсно-периодическом режиме при различных комби­нациях энергии и длительности импульса генерации. Электродная система широкоапертурных лазеров с УФ предыонизацией излучением СР Поиск эффективных условий предыонизации прово­дился для ряда импульсно-периодических XeCl-лазеров с предыонизацией УФ излучением СР. На рис.1 показана Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах 205 Рис.1. Электродная система лазера с УФ предыонизацией излуче­нием СР: 1 — высоковольтный электрод; 2—заземленный щелевой электрод; 3 — ножевой электрод; 4 — сапфировая пластина; 5 — охлаждаемая ме­таллическая подложка. Компактная электродная система широкоапертурного ХеС1-лазера. Основной объемный разряд формировался между двумя электродами, профилированными по моди­фицированному профилю Чанга. Позади полупрозрач­ного электрода располагался источник УФ предионизации в виде вспомогательного СР по поверхности ди­электрика. В качестве диэлектрика использовалась сап­фировая пластина, расположенная на охлаждаемой ме­таллической подложке, служившей электродом, на кото­рый подавалось импульсное отрицательное напряжение. Ножевой электрод системы формирования СР соединял­ся с заземленным полупрозрачным электродом дискрет­ными параллельными проводниками. СР развивался с ножевого электрода в обе стороны и замыкался на грани металлической подложки. УФ излучение слоя плазмы СР, который однородно покрывал поверхность диэлек­трика, обеспечивало предионизацию активного объема лазера, распространяясь через полупрозрачный элект­род. Сравнительное исследование показало, что для ХеС1-лазеров с объемом активной среды ~ 1 л эффектив­ность использования энергии, затрачиваемой на предио­низацию, в случае применения СР в 5 раз выше, чем при боковой предионизации искровыми разрядами. При этом преимущества УФ предионизации излучением СР наиболее полно проявляются с увеличением поперечного сечения активной среды лазера. На начальном этапе развития широкоапертурных ла­зеров с УФ предыонизацией излучением СР полупро­зрачный электрод изготавливался перфорированным с диаметром отверстий 1 мм и прозрачностью 50 %. Пер­форация выполнялась в рабочей части электрода толщи­ной 1.0-1.2 мм [6,7]. Использование перфорированных электродов приводило к коллимации потока УФ излуче­ния от СР, поступающего в активный объем лазера через туннелеобразные отверстия перфорированного электро­да, и, соответственно, к неоднородности основного раз­ряда, проявляющейся в его протекании в виде диффуз­ных каналов, привязанных к отверстиям перфорации [7]. Для устранения этого эффекта был разработан новый тип полупрозрачного профилированного электрода, в котором УФ излучение от СР проходит в разрядный объем не через отверстия, а через щели, ориентирован­ные перпендикулярно продольной оси электрода (рис.1). Ширины щелей и перегородок были равны 1 мм, так что прозрачность рабочей части электрода составляла 50 %. С использованием таких щелевых полупрозрачных элек­тродов повышается КПД лазера и достигаются высокие однородность разряда и качество лазерного пучка [8]. Экспериментальное исследование оптимальных условий предыонизации Первый эксперимент, показавший нам важность пра­вильного выбора условий предыонизации [9], прово­дился на ХеС1-лазере с апертурой d х Ъ = 7.8 х 4.4 см. Для возбуждения основного объемного разряда и вспо­могательного СР использовались две отдельные С-С-схемы питания, коммутируемые одновременно. При варьировании времени зарядки импульсного конденса­тора, подсоединенного к электродам основного объем­ного разряда, было замечено, что при близких времен­ных режимах ввода электрической энергии в разряд и неизменном импульсе УФ излучения СР энергия генера­ции значительно увеличивалась при уменьшении скоро­сти роста разрядного напряжения.
На рис.2 показаны рост приведенной напряженности электрического поля E(f)/N (N- плотность частиц газа) на разрядном промежутке лазера и осциллограмма им­пульса /рг(г) УФ излучения предыонизатора. При усло­виях предыонизации, представленных на рис. 2,6, энергия генерации оказалась в 3 раза выше, чем в случае рис.2,а, характеризующегося большей скоростью нарастания E/N.
В вышеописанном эксперименте положение импульса разрядного напряжения было фиксировано по отноше­нию к импульсу предыонизации, и для лучшего понима­ния столь резкого увеличения энергии генерации был проведен второй эксперимент на XeCl-лазере с аперту­рой d х Ъ = 5 х 3 см. В этом лазере ввод энергии в ос­новной разряд осуществлялся электрической схемой с LC-инвертором и двумя ступенями магнитного сжатия импульса накачки, подобной описанной в [10]. Энерго­вклад в СР проводился с помощью независимой схемы импульсного питания, позволявшей варьировать как энергию, вводимую в СР, так и момент его включения. На рис.3,а представлено взаимное положение им­пульсов напряжения £/(?), подаваемого на электроды ла­зера, и интенсивности УФ излучения СР /pr(?)- Этому со­ответствует временная задержка между ними, равная нулю. Нулевая задержка (та = 0) выбрана так, что на­чало импульса излучения предыонизатора Ipr(t) соответ- 10 8 6 4 В-см2); /рг (отн. ед.) О tc ts 100 200 \Л (не) О 100 200 t (не) Рис.2. Положение импульса УФ излучения предыонизатора /рг(1/(кВ); /рг (отн. ед.) 30 20 10 О -10 -400 -200 0 200 2.5 2.0 1.5 1.0 0.5 -100 0 100 200 300 400 та(нс) Рис.3. Оптимальное положение импульса разрядного напряжения U(t) относительно импульса предыонизации Ipr(t) (а) и зависимости энергии генерации E\3S от времени задержки tj между импульсами U(t) и /рг(соответствует моменту достижения на разрядном промежутке лазера приведенной напряженности электрического поля (E/N)C, при которой реализуется ионизационно-прилипательное равновесие в газе на предпробойной стадии развития объемного разряда: Vi(E/N) = va(E/N), где v;, va - частоты ионизации и прилипания электронов. В эксперименте импульс разрядного напряжения U(t) неизменной формы можно было сдвигать по времени относительно его положения, показанного на рис.3,а, из­меняя таким образом время та задержки импульса на­пряжения на разряде относительно импульса предиони­зации. При минимизированном энерговкладе в СР предионизатора (кривая 7 на рис.3,6) зависимость £1ias(td) име­ет четко выраженный максимум при та и 0. Это озна­чает, что предыонизация наиболее эффективно осуще­ствляется именно с момента достижения ионизационно-прилипательного равновесия в разрядном промежутке лазера. Рассмотрение зависимостей на рис.3,6 показы­вает, что увеличение энергии, затрачиваемой на предионизацию, значительно расширяет диапазон временной задержки (—15 ^ та ^ 200 не), при которой предыониза­ция максимально эффективна. При этом для лазера с магнитной компрессией импульса накачки и характерной скоростью нарастания разрядного напряжения dU/dt ~ 2- 10П В/с увеличение энерговклада во вспомогательный СР свыше Ерг и 0.42 Дж нецелесообразно, т. к. не приво­дит к повышению энергии генерации лазера или к замет­ному изменению зависимости £ias от та (кривые 2,3 на рис.3,6). Третий эксперимент был проведен на XeCl-лазере с размерами разряда 5 х 3 х 70 см. Отличительной особен­ностью этого лазера является использование для накачки основного разряда схемы с предимпульсом [2], обеспечи­вающей энергию импульса генерации E\as ^ 3 Дж при КПД ц к 3.6 % и длительность импульса генерации ~ 120 не. На рис.4,а показано оптимальное положение им­пульса УФ предионизации /рг(?) относительно импульса напряжения на электродах основного разряда U(t), а так­же осциллограммы тока через разряд I(f) и импульса генерации /ias(?). По сравнению со схемой с магнитной компрессией импульса накачки (рис.3,а) здесь начальный участок импульса напряжения на разряде U(t) отлича­ется большей длительностью (свыше 0.5 мкс) и, следова­тельно, малой скоростью нарастания dU/dt Как видно из зависимостей U(t), Ipi(t), приведенных на рис.4,а, особенностью рассматриваемой техники на­качки является реализуемое непосредственно перед до­стижением максимума напряжения на разрядном проме­жутке лазера резкое увеличение скорости нарастания это­го напряжения (до ~5'10П В/с), что облегчает условия зажигания однородного объемного разряда за счет боль­шого перенапряжения. При этом в соответствии с зави­симостями 7,2 на рис.4,6 максимальные энергия генера­ции и КПД лазера достигаются при значительно мень­ших (примерно на порядок величины) энерговкладах в СР (Ерг и 25 мДж), чем для схемы с не столь высокой скоростью нарастания напряжения (рис.3,6). В результате оптимизации режимов предыонизации и возбуждения активной среды энерговклад во вспомога­тельный СР составил лишь 0.025 % от энерговклада в ос­новной объемный разряд компактного высокоэффектив­ного 0/ > 3 %) импульсно-периодического ХеС1-лазера. 1/(кВ); Ipr, I, lias (отн. ед.) 20 -20 -40 -600 -300 300 '(не) *(Дж) 3 -300 о 300 та (не) Рис.4. Экспериментальные осциллограммы импульса предыониза­ции Ipr(t), разрядного напряжения U(t), тока /((), импульса генерации las(') (и) и зависимости энергии генерации XeCl-лазера от tj при энерговкладах во вспомогательный СР 10 (1) и 25 мДж (2) (б) для схемы накачки с высоковольтным предымпульсом. Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах 207 Р(Вт) 600 400 200 О О 100 200 /(Гц) Рис.5. Зависимости средней мощности XeCl-лазера Р (1 — 3) и от­носительной нестабильности энергии генерации а (4—6) от частоты следования импульсов при длительности импульсов генерации 120 (1,4), 70 (2,5) и 45 не (5), 6). Характеристики режима с высокой частотой следования импульсов Простой и надежный предыонизатор на базе СР хо­рошо вписывается в конструкцию импульсно-периоди-ческого эксимерного лазера. Используя предыонизатор этого типа, мы создали компактный универсальный ХеС1-лазер со средней мощностью излучения 500 Вт. Электроразрядная система лазера, показанная на рис.1, и обеспечивающая скорость газа ~ 25 м/с при межэлект­родном расстоянии d = 5 — 1 см система прокачки, по­добная использованной в [10] для создания KrF-лазера мощностью 600 Вт, размещались в алюминиевой трубе длиной 1.2 м с внутренним диаметром 42 см.
Некоторые зависимости, характеризующие универ­сальный XeCl-лазер, приведены на рис.5. Зависимость средней мощности лазерного излучения Р от частоты следования импульсов/при длительности генерации 120 не (кривая 1 на рис.5) была получена при использовании схемы накачки с высоковольтным предымпульсом, ха­рактеристики которой приведены на рис.4. Зависимости P(f) при длительности импульса генерации 70 и 45 не (кривые 2,3 на рис.5) были получены для схем возбужде­ния, использующих LC-инвертор и две ступени магнит­ного сжатия.
На рис.5 показано также поведение относительной нестабильности энергии генерации а в зависимости от частоты следования импульсов (кривые 4—6). Из рас­смотрения этих кривых видно, что относительная неста­бильность энергии генерации не превышает 1 %, что сви­детельствует о высокой эффективности используемого режима предыонизации. Анализ результатов Для характеристики и сравнения режимов предыони­зации на временном интервале роста напряжения на раз­ряде введем параметр nf0 [9]: f's Г Г - 4(0 ехр- 0; J /с I J tc ос /Рг(?) - скорость производства фотоэлектронов в единице разрядного объема, пропорциональная интен­сивности УФ излучения предыонизатора; tc - момент времени достижения ионизационно-прилипательного равновесия: Vi(tc) = va(?c); ts - момент времени, к которо­му произошел существенный (в 3 —10 раз) рост числа эле­ктронов в лавинах, при этом J,s(v; — va)dt ~ 1 — 2. Пара­метр nf0 эквивалентен обычной начальной плотности электронов иео, т. к. при t ^ ts Л* (О ft л^ехр vidt'. Jtc Из расчетов с привлечением количественных данных по константам скоростей ионизации и прилипания [5] следует, что для газовой смеси HCl:Xe:Ne = 0.35:2.5:400 кПа отношение (£/-/V)c«2.3-10~17 В-см2 (рис.2). При этом, если в случае рис.2,а к моменту времени tc и 20 не фото­электроны еще не производились предионизатором, то в случае рис.2,6 к моменту времени tc их наработано до­статочно большое число (~ (1/3)и^), причем они почти не гибли, т. к. уагс На осциллограммах рис.2 видна общая качественная особенность временного режима предионизации: сохра­нение значительной интенсивности фотоионизации до момента существенного роста числа электронов в лави­не ts. Из этого можно заключить, что в обоих случаях нет условий для образования обедненной электронами зоны вблизи катода из-за их дрейфа до момента ts. Из приведенного рассмотрения следует, что эффек­тивной является предыонизация на определенном опти­мальном временном интервале роста напряжения на разрядном промежутке. Данный интервал находится в окрестности момента достижения ионизационно-прили­пательного равновесия tc, и его верхняя граница соответ­ствует моменту существенного роста электронов в лави­нах ts. При этом качество разряда и, соответственно, интенсивность генерации будут высокими, если к момен­ту ts будет достигаться некая пороговая для данных ус­ловий возбуждения разряда концентрация электронов nf0. Эффективность предионизации, понимаемая как минимальность энергетических затрат на предионизацию при максимальной энергии генерации лазера, опре­деляется оптимальностью способа достижения требуе­мой пороговой концентрации nf0 к моменту времени t$. Кривая 7 рис.3,6 подтверждает сказанное выше, т. к. при минимизированном энерговкладе в СР предыониза­тора максимум энергии генерации получен именно тогда, когда импульс УФ излучения СР реализовался на вре­менном интервале tc При использовании схем накачки с предимпульсом высокая скорость нарастания напряжения на предпробойной стадии разряда снижает требования к пороговой концентрации фотоэлектронов, обеспечивающей высо­кое качество основного разряда и максимальную энер­гию генерации XeCl-лазера (рис.4). В то же время, по­скольку предыонизация осуществляется на начальном участке фронта импульса напряжения с малой скоро­стью нарастания, то интервал времени от tc до ts (Т = tc — ts) увеличивается. Соответственно увеличивается и диапазон задержек та, при которых высокая энергия ге­нерации сохраняется (рис.4,6). Заключение Обоснован режим эффективной предыонизации в эк-симерных XeCl-лазерах, заключающийся в ее осуществ­лении на оптимальном временном интервале роста раз­рядного напряжения с оптимально сформированным фронтом. Показано, что длительность временного ин­тервала, соответствующего максимальной эффективно­сти предионизации, возрастает при снижении скорости роста разрядного напряжения dU/dt, когда отношение E/N находится в определенной окрестности значения, соответствующего ионизационно-прилипательному рав­новесию (v; = va) в разрядном объеме. В то же время уве­личение dU/dt на этапе лавинного размножения фото­электронов резко снижает уровень предионизации, необ­ходимый для достижения максимального КПД лазера, существенно повышая ее эффективность. Показано, что предыонизация УФ излучением СР, осуществляемая в оптимальном режиме, позволяет при очень малом энерговкладе в СР (~ 100 мДж) добиваться высоких энергий генерации ХеС1-лазеров с различными условиями ввода энергии в основной разряд. Этот факт имеет важное значение для импульсно-периодического режима работы лазеров, поскольку при таком малом энерговкладе в источник предионизации, во-первых, не вносится существенных возмущений в газовую среду лазера и, во-вторых, обеспечивается приемлемо малое рас­пыление электродов системы формирования вспомога­тельного разряда. Таким образом, предионизатор не яв­ляется препятствием для повышения ресурса исполь­зования как газовой смеси, так и оптических окон лазера при его долговременной работе, что является необходи­мым условием использования лазеров в технологии. Кроме того, при снижении энерговклада в СР ресурс са­мого предыонизатора также увеличивается. При исполь­зовании предыонизатора на базе СР в компактных импульсно-периодических ХеС1-лазерах со средней мощно­стью излучения 500 Вт не отмечено случаев разрушения диэлектрика предыонизатора при наработке, превышаю­щей 108 импульсов.
3. Возбуждение эксимернго KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК лазерного излучения. В настоящее время экеимерные лазеры (ЭЛ) являются мощными и эффективными источниками когерентного излучения в УФ области спектра. Для их возбуждения широко применяются пучки элект­ронов высокой энергии и электрический разряд. При этом КПД по вложенной энергии многих ЭЛ достигает 10 %. Известны эксперименты по эффек­тивному возбуждению ЭЛ СВЧ разрядом в поле импульсного СВЧ излучения в сходящихся конусо­образных волноводах [1]. В связи с этим представля­ет несомненный интерес возможность возбуждения лазеров на эксимерах (например, KrF, ArF и др.) мощным ИК лазерным излучением, когда в средах этих лазеров развивается оптический разряд.
Эффективными источниками ИК лазерного из­лучения являются импульсные химические лазеры на цепной реакции водорода со фтором. В результа­те ранее проведенных нами исследований была показана возможность создания чисто химических HF- и DF - СО2-лазеров на так называемой фотонно-разветвленной реакции. На их основе возможно создание многокаскадных систем химических лазе­ров, где импульс выходного излучения каждого предыдущего лазера инициирует работу после­дующего, излучающего импульс с энергией, бол­ьшей в 10-20 раз [2]. Таким образом, для трехкаскадной системы выходная энергия ИК лазерного излучения будет превышать энергию входного им­пульса в 103 - 104 раз. Если конечным каскадом служит ЭЛ, возбуждаемый оптическим разрядом в поле ИК излучения импульсного химического лазе­ра с КПД ~ 10 %, то возможно получение импульса УФ лазерного излучения с энергией, в 102 - 103 раз превышающей затраченную на инициирование хи­мического трехкаскадного лазера. В настоящей работе исследуется среда KrF-лазера, в которой оптический разряд возникает под действием ИК лазерного излучения. Рассматри­вается возможность эффективного возбуждения ла­зера на смеси F2-Kr-He импульсами излучения с длиной волны 10,6 и ~3 мкм длительностью 20-150 не и исследуется прохождение возбуждающего ИК лазерного излучения через среду ЭЛ. Рассмотрим среду KrF-лазера (смесь F2-Kr-Не), на которую действует импульс ИК лазерного излучения с интенсивностью в максимуме /тах, при которой возможно развитие в данной среде оптиче­ского разряда и обеспечивается наработка достаточ­ной концентрации электронов (Ne ~ 1016 см~3). Первичные "затравочные" электроны в среде ЭЛ могут возникать при испарении в поле ИК излуче­ния ультрадисперсных частиц, почти всегда наход­ящихся в газах, из которых приготовляют лазерную смесь. Эти частицы веществ, не реагирующих со фтором, имеют размеры 0,01-0,1 мкм и концентра­цию и~ 106 см~3. Если такие частицы отсутствуют в смеси ЭЛ, их туда следует инжектировать с кон­центрацией, не меньшей 105 см~3. Итак, частицы с размерами менее 0,1 мкм будут испаряться под действием ИК лазерного излучения с соответствующей интенсивностью за времена, мно­го меньшие длительности возбуждающего импуль­са. При этом образуются свободные термоэлектро­ны, переходящие в газовую среду вместе с нейт­ральными атомами и ионами. "Микропробои" в парах вещества частиц также сопровождаются об­разованием свободных электронов в лазерной сме­си. Возникающие свободные электроны будут бы­стро набирать энергию в поле ИК излучения, вызывая в ходе их диффузии в лазерную среду ионизацию атомов и молекул с образованием новых электронов. При этом вследствие быстрого набора энергии электронами сравнительно малое их ко­личество будет захватываться молекулами фтора в реакции F2 + e-»F~ + F [3]. Сечение этого процесса падает при энергиях электронов свыше 0,3 эВ [4], электроны же в ходе развития электронной лавины в среде ЭЛ будут иметь среднюю энергию е^З эВ, если скорость их диссоциативного прилипания к молекулам фтора меньше скорости ионизации ком­понентов смеси. Таким образом, в поле ИК лазер­ного излучения соответствующей интенсивности электроны диффундируют в лазерную среду, не уменьшаясь в количестве. При этом коэффициент диффузии электронов с е^З эВ составляет Z)Таким образом, импульс ИК лазерного излуче­ния с соответствующей максимальной интенсив­ностью /тах может обеспечивать в среде ЭЛ как предионизацию за счет испарения ультрадисперс­ных частиц, так и наработку необходимой для возбуждения ЭЛ концентрации свободных электро­нов. В рассматриваемом случае будет происходить возбуждение ЭЛ оптическим разрядом в поле ИК лазерного излучения. При этом оптимальная для возбуждения ЭЛ концентрация электронов (1015-1016 см~3) будет нарабатываться при соответст­вующей оптимальной интенсивности возбуждающе­го излучения в максимуме. Вследствие ослабления ИК лазерного излучения электронами с указанной концентрацией необходима фокусировка возбуж­дающего импульса оптической системой с подход­ящим фокусным расстоянием . Как показывают дальнейшие расчеты, это может обеспечить нара­ботку практически постоянной максимальной кон­центрации электронов на достаточно большой дли­не в среде KrF-лазера. При действии возбуждающего ИК излучения с максимальной интенсивностью, превышающей оп­тимальную, на входе в среду ЭЛ может развиваться оптический пробой, при котором концентрация электронов достигает значений Ne ~ 1018 см~3. Но при таких больших Ne ИК лазерное излучение будет заметно ослабевать по мере его дальнейшего про-хрождения в среду ЭЛ. При этом вследствие очень сильной зависимости порога пробоя от интенсивно­сти излучения пробой не возникает уже на сравни­тельно небольшом (~ 1 см) расстоянии от входа возбуждающего импульса в лазерную среду. Соот­ветственно и концентрация электронов будет резко падать с расстоянием до значений, при которых воз­можно прохождение возбуждающего ИК лазерного излучения в среду ЭЛ. При фокусировке пучка ИК излучения в лазерной среде будет обеспечиваться наработка практически постоянной концентрации электронов, зависящей от фокусного расстояния при котором ослабление ИК излучения будет ком­пенсироваться соответствующим сжиманием пучка из-за его фокусировки. Например, как показывают расчеты, для импульса излучения длительностью ~ 10 не с длиной волны 10,6 мкм, действующего на среду KrF-лазера (р к, 2 атм), практически постоян­ная максимальная концентрация образующихся электронов Ne ж 1016 см~3 обеспечивается на доста­точно большой длине (~1 м) при /«3,5 м. Для наработки же электронов с Ne ж 1015 см~3 требуется фокусировка возбуждающего импульса оптической системой с фокусным расстоянием/» 20 м. Таким образом, для обеспечения наработки в среде ЭЛ необходимой концентрации электронов Ne на бол­ьшой длине достаточно сфокусировать входное ИК лазерное излучение оптической системой с соот­ветствующим фокусным расстоянием однозначно определяющим значение Ne, которое практически не зависит от интенсивности /тах на входе в лазерную среду.
Нами было проведено численное моделирова­ние процессов в среде KrF-лазера при действии на нее ИК лазерного излучения с длинами волн 2,8 и 10,6 мкм. С этой целью совместно решались урав­нения для температуры и концентрации свободных электронов в поле ИК излучения, уравнения химиче­ской кинетики для концентраций F2, Кг , Не , Кг + , Kr+2, F~, KrF и скоростное уравнение генератора где /г - интенсивность излучения KrF-лазера внутри резонатора; g - коэффициент усиления; а - коэффи­циент фотопоглощения в лазерной среде; g, - порог резонатора; Vs - член, учитывающий спонтанное излучение молекул KrF. При исследовании распро­странения возбуждающего импульса ИК излучения в среде ЭЛ численно решалось также уравнение переноса излучения
c~ W/8r + 8//8х = 21/(f - х) - ц/, ЦВт/см2 где / - интенсивность ИК излучения; х - расстояние от фокусирующей системы вдоль направления рас­пространения ИК излучения; ц - коэффициент ослабления возбуждающего излучения свободными электронами в среде KrF-лазера. В расчетах учитывались следующие процессы -[5]: диссоциативное прилипание электронов к молеку­лам фтора - F2 + e^ f-+ F; диссоциация молекул F2 электронным ударом - F2 + е ->• 2F + е ; возбуждение атомов электронным ударом - Не + е -» Не* + е, Кг + е -» Кг* + е; ионизация из основного и возбужденного состояний Кг + е -> Кг+ + 2е, Кг* + е -> Кг+ + 2е, Не + е -> Не+ + 2е, Не* + е -> Не+ + 2е; образование ионов Кг2 - Кг+ + Кг + Не -> Кг2+ + Не; диссоциативная рекомбинация - Кг2+ + е -» Кг* + Кг; пеннинговская ионизация - Не* + Кг -> Не + Кг+ + е, Не* + Кг + Не -> -> Кг+ + 2Не + е, Кг* + Кг* -> Кг+ + Кг + е; тушение возбужденных атомов Кг -Кг* + е -> Кг + е; образование возбужденных молекул KrF -Кг* + F2 -> KrF* + F, Kr+ + F~ + He -> KrF* + He, а также гибель молекул KrF в реакциях KrF*+ F2 -> Кг + 3F, KrF*+ Кг + He ^ 2Kr + F + He, KrF + 2He -> Kr 2He, Зависимость от времени интенсивности возбуждающего лазерного излучения с длиной волны 10,6 мкм на входе в среду р2 - Кг - Не (1) и после прохождения в этой среде 50 см (2) при фокусировке ИК излучения оптической системой с фокусным расстоянием 3,5 м. сам с максимумом при (рисунок): tm = tf/5 = 4 30 не при Ш = [/maxW«/0/ - Поскольку в исследуемых смесях KrF-лазера концентрация гелия намного превышает концентра­цию других компонентов, коэффициент поглощения ц(е) ИК излучения свободными электронами в лазерной среде при е Конкретные численные расчеты были проведе­ны нами для смесей KrF-лазера, типичных для Таблица 1 KrF -> Кг + F + hv, KrF + е -> Кг + F + е. Константы скоростей указанных процессов, за­висящие от электронной температуры, брались из [5,6]. Константа скорости диссоциативного прили­пания электронов к F2 (в см3/с) апроксимирова-лась на основе данных [4] выражением 2,6-1 (Г9 х хехр(-0,08/Ге)/Те, где Те - температура электронов в электронвольтах. Для диссоциации молекул фтора электронным ударом константа скорости полага­лась равной 2-1 (Г9 см3/с. Возбуждающий импульс ИК лазерного излучения длительностью г,- = 20 150 не брался в расчетах близким по форме к экспериментально наблюдаемым лазерным импуль- Примечание: tp - время достижения максимума импульса генерации KrF-лазера; Р/ - удельная мощность генерируемого излучения; е/ - удельный лазерный эне­ргосьем KrF-лазера, возбуждаемого оптическим раз­рядом. Экспериментальных условий [5]: F2:Kr:He = = 3:75:1500 (смесь 1) и 4:200:1500 мм рт.ст. (смесь 2). Полагалось, что к моменту t = 1 не после начала действия возбуждающего импульса ИК излучения концентрация электронов, возникающих при испа­рении ультрадисперсных частиц в среде KrF-лазера, достигает Ne = 109 см~3. При этом расчеты, выпол­ненные при Ne (t = 1 не) = 107 - 1010 см~3, приводят практически к тем же результатам. Вначале нами были исследованы характеристи­ки плазмы оптического разряда в указанных средах на входе ИК излучения в смесь KrF-лазера (х = 0) при различных /тах и ?,-. Результаты расчетов для импульса ИК лазерного излучения длительностью tj = 20 не представлены в табл. 1. Видно, что необ­ходимая для образования требуемой концентрации электронов Ne х 1015 - 1016 см~3 интенсивность ИК излучения в максимуме (t = 4 не) должна со­ставлять ~ 1,7 ГВт/см2 для СО2-лазера и ~ 24 ГВт/см2 для HF-лазера. При этом электрон­ная температура достигает наибольших значений T'max = Te(t = 4 не) х 3 — 3,5 эВ, а максимальная концентрация электронов JVmax нарабатывается к моменту гтах «15- 17 не, когда Те снижается до 1,4 - 1,6 эВ. В дальнейшем концентрация электро­нов убывает, в основном из-за их диссоциативного захвата молекулами фтора. Нами также были проведены модельные расч­еты генерационных характеристик KrF-лазера, воз­буждаемого при развитии оптического разряда под действием импульса ИК лазерного излучения. При этом предполагалось, что возбуждение происходит однородно по всей длине активной среды, что возможно при фокусировке ИК излучения цилин­дрической линзой, расположенной вдоль лазерной кюветы с небольшими поперечными размерами. В расчетах коэффициент усиления g для про­стоты полагался равным При дальнейшем увеличении максимальной интенсивности возбуждающего ИК излучения про­исходит резкое снижение г/. Это объясняется возни­кновением очень большой (свыше 1017 см~3) кон­центрации электронов, при которой происходит почти полное исчезновение F2, так что становится невозможным дальнейшее возрастание концентра­ции KrF . Из-за отсутствия F2 концентрация элект­ронов после окончания действия возбуждающего импульса практически не падает, вызывая быстрое тушение возбужденных молекул KrF , что ведет к существенному снижению энергии генерации KrF-лазера. Как следует из табл.2, использование смеси 2 позволяет достигать удельных лазерных энергосъе-мов, более чем вдвое превышающих е/ для смеси 1. В табл.3 приведены результаты численного исследования KrF-лазера, возбуждаемого оптиче­ским разрядом (смесь 2) при различных длитель­ностях импульса ИК лазерного излучения в усло­виях, когда концентрация электронов достигает приблизительно одинакового значения JVmax х 1016 см~3. Видно, что при увеличении г, в 3 - 7 раз необходимая для наработки данной концентрации электронов интенсивность возбуждающего импуль­са в максимуме снижается соответственно в 2 - 3 раза. При этом удельный энергосъём KrF-лазера увеличивается с 5 до 15-25 Дж/л, что в первую очередь обусловлено ростом энергии возбуждающе­го импульса с t/.
Нами было исследовано распространение им­пульса ИК лазерного излучения в среде F2 - Кг - Не путем численного решения уравнения переноса ИК излучения с учетом поглощения электронами плазмы оптического разряда. Учитывалась также фоку­сировка ИК излучения оптической системой с фокусным расстоянием / (уравнение (1)). Это необ­ходимо прежде всего для изучения возможности возбуждения KrF-лазера оптическим разрядом в достаточно больших объемах и определения удель­ной энергии ИК излучения, затраченной на возбуж­дение. В табл.4 представлены результаты расчетов для импульса СС>2-лазера с длительностью t/ = 20 не и Лпах = U7 ГВт/см2 при различных значениях / (смесь 2). Полагалось, что фокусирующая система расположена у входа в среду KrF-лазера (х в уравнении (1) равно расстоянию, пройденному ИК излучением в лазерной смеси). Расчеты показывают, что для каждого / начиная с расстояния х^ x //20, в среде ЭЛ будет возникать определенная максималь­ная концентрация электронов, практически не из­меняющаяся далее с расстоянием х. Это хорошо видно из табл.4, где приведены значения JVmax и rmax для Xi и X2xf/I0. При этом временная форма возбуждающего импульса по мере прохождения среды KrF-лазера претерпевает изменения - интен­сивность в максимуме растет, а длительность на полувысоте уменьшается (см. рисунок).
Таким образом, задавая определенное значение / можно обеспечить в лазерной среде на большой длине наработку почти неизменной концентрации электронов, соответствующей выбранному /. На­пример, наработка электронов с JVmax х 1016 см~3 на длине / х 1 -2м обеспечивается при фокусировке рассматриваемого импульса ИК излучения с Х = 10,6 мкм оптической системой с фокусным расстоя­нием/» 3,5 м. При этом /тах на входе в лазерную смесь может изменяться в некоторых пределах - всё равно нарабатываемая концентрация электронов, начиная с некоторого расстояния х, при заданном / будет одинаковой. Это подтверждают, в частности, расчеты, проведенные при неизменных /=3,5 м и ЛпахС* = 0) = 1,4 - 1,8 ГВт/см2, которые показы­вают, что в этом случае, начиная соответственно с расстояний х х 40 - 10 см, в среде KrF-лазера будет нарабатываться концентрация электронов с одним и тем же значением JVmax х 1016 см~3. Эффективность возбуждения KrF-лазера оп­тическим разрядом г| = 8//е/, где е, - энергия ИК лазерного излучения, вложенная в единицу объема активной среды. Если длина / генерирующей среды ЭЛ существенно меньше / то е, х Р//1, где Р/ = I(i(t)dt, /о - интенсивность ИК излучения на входе в лазерную смесь. Как показывают проведенные выше расчеты, для импульса излучения СО2-лазера длительностью 20 не при fx 3,5 м и /тах(0) х 1,7 ГВт/см2 обеспечивается наработка практи­чески постоянной концентрации электронов с Л^тах ~ Ю16 см~3 в среде KrF-лазера (смесь 2) на длине /~1 м. В этом случае Р,Итак, в настоящей работе показана возмож­ность эффективного возбуждения KrF-ЭЛ оптиче­ским разрядом, возникающим в лазерной среде под действием импульса ИК излучения с А, х 3 и 10,6 мкм. Для рассмотренных смесей F2 - Кг - Не с давлением 2 атм пиковая интенсивность возбуж­дающего импульса длительностью 150 - 20 не на входе в лазерную среду, как показывают расчеты, должна составлять соответственно 8-25 ГВт/см2 для Х= 2,8 мкм и 0,5 - 1,7 ГВт/см2 для А, = 10,6 мкм. При этом необходима фокусировка возбуждающего ИК лазерного излучения оптической системой с фокусным расстоянием f~\ - 30 м. Это обеспе­чивает, начиная с некоторого расстояния в среде F2 -Кг - Не, наработку практически постоянной требуе­мой концентрации электронов, определяемой знач­ением / и возможность однородного возбуждения KrF-лазера оптическим разрядом на длине / х 0,3 - 10 м. Список использованных источников 1. Верховский В.С., Мельченко С.В., Тарасенко В.Ф. Генерация на молекулах XeCl при возбуждении быстрым разрядом // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №2. – С.417–419. 2. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Низкоимпендансный генератор высоковольтных импульсов. // ПТЭ. – 1990. – №3. – С.99–101. 3. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский. Влияние параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.91–96. 4. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров контура возбуждения на длительность и форму импульса генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико-электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.86–90. 5. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Володенков А.П., Исследование энергети­ческих и временных характеристик генерации XeCl-лазера // Программа и тезисы докладов XIV Литовско-Белорусского семинара.– Прейла: Литва.–1999.–с.16. 6. Елецкий А.В. Эксимерные лазеры // УФН. – 1978. – Т.125. – Вып.2. – С.279–314. 7. В.М.Багинский, П.М.Головинский, В.А.Данилычев и др. Динамика развития разряда и предельные характеристики лазеров на смеси Не-Хе-НС1 // Квант. электрон. – 1986. – Т.13, №4. – С.751–758.