Активные среды столкновительных лазеров видимого и ультрафиолетового диапазонов спектра, возбуждаемых электронным пучком тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.04 ВАК РФ

¿г

0 .-г л п На правах рукописи

1 1 0 УДК 621.385

V п ГО.М

ДОЛГИХ Виктор Александрович

АКТИВНЫЕ СРЕДЫ СТОЛКНОВИТЕЛЬНЫХ ЛАЗЕРОВ ВИДИМОГО И УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО ДИАПАЗОНОВ СПЕКТРА, ВОЗБУЖДАЕМЫХ ЭЛЕКТРОННЫМ ПУЧКОМ

01.04.04 — физическая электроника

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва—1993

Работа выполнена в Научно-исследовательском центре по технологическим лазерам Российской Академии наук.

Официальные оппоненты: член-корреспондент РАН

В, Д. Баранов доктор физико-математических наук И.И.Юшшвский

доктор физико-математических нау^ В.А.Щеглов

Ведущая организация: НИИЭФА ш.Д.В.Ефремова

Заетта состоится:

7

года в "_"часов

"_" шв. на заседании Специализированного совета Д 034.04.01

в РНЦ "Курчатовский институт" по адресу: 123182, Москва; площадь Курчатова, д.1.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке РНЦ "Курчатовский институт".

Автореферат разослан

Ученый секретарь

Специализированного Совета Д 034.04.01

кандидат физико-математических наук

1.0Щ&Я ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность проблемы. Физика газовых лазеров - это одна из юиболее важных и перспективных областей квантовой электроники. 1аличие большого числа излучательных переходов в атомах и маяеку-iax, на которых может быть достигнута инверсная населенность, а также прозрачность газовых сред в широком диапазоне длин волн эбуславливает возможность работа таких лазеров от БУФ до далекой ОС области спектра. В настоящее время большим и, пожалуй, во многом самостоятельным разделом физики лазеров является физика газона лазеров высокого (Р г I атм) давления. Связано это как со зпецификой способов возбуждения, так и многообразием элементарных процессов, приводящих к образованию и разрушению инверсии при высоком давлении газов.

Интерес к таким лазерам в значительной степени обусловлен ;уществованием методов однородного возбуждения больших объемов ¡жатых газов, что позволяет получать высокие значения энергии и кяшости генерации при практически да|ракцнонной расходимости из-¡учения при апертурах лазерного пучка в десятки сантиметров. Кро-ie этого, при высоком давлении активной среды, в силу однородного ширения контура линии усиления, возможно осуществление одночас-отного режима генерации без значительного снижения КПД и мощности злучения.

Особый интерес представляет создание и исследование мощных вазинепрерыввых коротковолновых (Xsl мкм) лазеров, область воз-ожных применений которых при решении научных и прикладных задач остаточно широка. Реализация потенциальных возможностей коротко-элновых лазеров во многом определяется существованием эффектив-¿х методов возбуждения. Одним из наиболее перспективных способов

накачки больших объемов газов при высоком давлении является способ накачки электронным пучком.

К началу настоящей работы наиболее исследованными лазерами с пучковой накачкой в коротковолновой области спектра являлись эк-симерные лазер! на галогенидах инертных газов. Несмотря на большое научно-практическое значение и несомненные достоинства экси-мерных лазеров, их широкое применение соцряжено с определенными 4изико- техническими проблемами, вызванными в первую очередь необходимостью применения мощной (ью5 Вт/см3) накачки (соответствующая плотность тока электронного пучка составляет десятки ампер), а также агрессивность» и деградацией используешх газовых смесей. Кроме этого, для ряда приложений значительный интерес представляют лазер» с большой (10*100 мхо) длительность импулъ са излучения, обеспечение которой в случае ексимерных лазеров представляется практически неразрешимой задачей.

Значительно уменьшить необходимую для генерации мощность возбуждения и расширить диапазон генерируемых длин волн в коротковолновой области спектра принципиально возможно при использовании оптически разрешенных связанно-связанных переходов атомов и молекул, сечения вынужденного излучения на которых существенно, а для атомарных переходов на несколько порядков, превосходят экси-мерные. Однако в этом случае возникает отсутствующая в эксимерных лазерах проблема быстрого Сг 10® с-1) столкновительного расселения нижнего лазерного состояния.

Впервые на возможность получения стационарной инверсии при уменьшенш времени жизни нижнего энергетического уровня в результате столкновительных процессов указал В.А.Фабрикант. Позднее

различные схемы столкновительных лазеров рассматривались в известных работах В.Бэннета и Г.Гулда. Необходимо отметить, что при этом, главным образом, обсуждалась возможность расселения нижних лазерных уровней при столкновениях с атоыаш буферного газа, а поскольку константы соответствующих процессов относительно невелики, то основное внимание уделялось частично запрещенным переходам.

К настоящему времени создана целая группа квазинепрерывшх лазеров, в которых реализованы различные механизмы опустошения еяжних уровней. В среднем ИК диапазоне это V-? обман (СО-лазер, к л Б мкм), У-Т релаксация при столкновениях с буферным газом (С02-лазер, X & 10 мкм) и К-Т релаксация (ЙНд-лазер, Ла? 13 мкм). В ряда лазеров на электронных переходах в ближнем ИК, видимом и УФ диапазонах спектра, также удалось осуществить дезактивацию лазерных уровней в столкновениях о буферным газом высокого давления. В ПК-лазерах на й-р переходах тяжелых инертных атомов Ог.КгДе ,4*1,7+3,5 мкм) происходит мелмультиплетная р-з рел?кса-цая в столкновениях с более легкими газами или электронами при мощной накачке. В лазерах видимого и ближнего ИК даапазонов спек-гра на парах металлов (перехода в области к & 0,5+3 мкм) тушение шхннх рабочих состояний (при характерном времени жизни верхних I мке) осуществляется в результате внутрикультидлетвой релаксации атонами гелия. Наконец, в УФ лазерах на молекулах (\ а. 342 нм) з Хс? (А, а 350 на) атомы или молекулы буферного газа обеспечивает 7-Т релаксацию и диссоциацию нижнего слабосвязаняого состояния, а репульенвный характер нманмх уровней в большинстве эксимерных лазеров вообще снимает проблему ах расселения.

Столкновительная дезактивация нижних лазерных уровней была реализована и с шмощыо примесных газов. Так, в известном лазере с оптической накачкой на переходах ^ ае 547 нм, К * 436 ны) в качестве "тушителя" нижних лазерных уровней используется молекулярный азот. Отметим, что при атом скорость опустошения верхнего уровня в несколько раз больше, чем нижних. При разряда») возбуждении смеси Не/Е> была получена квазинзпрерывная генерация на атомарном неоне (X * 585 нм). Водород для опустошения нижнего лазерного уровня использовался и при генерации на переходах Не (X. и а.706 нм). Однако КЦЦ этих лазеров не превышал 0,01 - 0,1%. Надо сказать, что исследования в области столкновительных лазеров стимулировались не только возможностью увеличения объема и давления активной среды и, тем самым, мощности и энергии генерации. Существенно и то, что большие сечения вынужденного излучения на разрешенных переходах, при условии решения проблемы быстрого расселения нижних лазерных уровней, позволяют, как уже отмечалось выше, резко снизить мощность накачки и, соответственно, значительно увеличить длительность лазерных импульсов.

Для оптически сильных связанно-связанных переходов в коротковолновой области спектра частота тушения нижних лазерных уровней в результате столкновений с буферным газом оказывается, как правило, недостаточной. Необходимая скорость расселения может быть достигнута при использовании специальных примесей, обеспечи-ватщх тушение нижних лазерных уровней, прежде всего, в процессах с кулоновскими сечениями. Дело в том, что при увеличении концентрации "тушащих" частиц в абсолютном большинстве случаев быстро опустошаются и верхние лазерные уровни и снижается, часто очень

значительно, в (эффективность их возбуждения.

Таким образом, разработка я успешное развитие эффективных столюювитэлышх лазеров требуют подробного исследования кинетики многокомпонентных активных сред, выяснения основных элементарных процессов, определяют! величину инверсной населенности на раз-тачных электронных переходах, и измерения их констант скоростей. 3 случае столкновительных лазеров на разрешенных связанно-снязан-щх переходах в коротковолновой области спектра одной из наиболее ;ущественных и сложных проблей является проблема быстрого и сэ-юктивного расселения нижних лазерных уровней, и, наконец, КЩ газэров, возбуздаемкх электронным пучком, во многом определяется [ величиной поглощения, которое нарабатывается в активной среде I процессе накачки, следовательно, изучение физики нестацнонарно-о поглощения и поиск способов уменьшения его влияния на харах-еристики лазеров тага» является одной из основных задач.

Цальв настоящей работы являлось создание и исследование эф~ ективных квазинепрерывных лазеров с накачкой электронным пучком а оптически сильных связанно-связанных переходах атомов и молеМ в видимом и ультрафиолетовом диапазонах длин волн, работающих эи значении удельной мощности возбуждения, которая обеспечивайся источниками электронного пучка с достаточным для пракги->ских применений ресурсом.

НАУЧНАЯ НОВИЗНА И ПРАКТИЧЕСКАЯ ЗНАЧЗУОСТЬ РАБОТЫ

В диссертации исследованы различные физические механизмы основания стационарной инЕврсия на разрешенных связанно-связанных эктронвых переходах при возбуждении многокомпонентных газовых ед высокого давления электронным пучком. Разработаны эффектив-

ше квазинепрерывные лазеры в видимой и УФ областях спектра со столкновительным расселением нижних лазерных уровней примесными частицами:

1. Впервые предложен состав активной среда лазера на Эр-За перехода неона с накачкой ионизирующим излучением, позволявший | значительно повысить его эффективность и получить генерацию при мощности возбуждения г» 10 Вт/см3,

2. Обнаружено существенное влияние распределенного поглощения, нарабатывающегося в процессе накачки, на эффективность лазера ва Зр-Зе переходах неона. Предложен и экспериментально реализован способ его значительного уменьшения.

3. Впервые получена эффективная квазинепрерывная генерация на В-Х переходах молекулярного иона азота и предложена схема основных процессов, адекватно описывающая работу квазинепрерывного

- лазера в широком диапазоне изменения мощности накачки и концентрации компонентов смеси Не-'Н^^.

4. Впервые получен квазинепрерывный режим генерации на переходах второй положительной системы азота.

5. Впервые получена одновременная эффективная генерация в УФ области спектра 2+ системе ^яв ближнем ИК диапазоне длин волн на 3(1-4р переходах аргона.

Выполненные в диссертации исследования позволили создать квазинепрерывные лазера на оптически сильных связанно-связанных переходах атомов и молекул, работайте при удельной мощности накачки, технически реализуемой с помощью уже существующих имцульс-но-периодических источников ионизирующего излучения. Экспериментальные результаты работы имеют практическое значение при проек-

тировании, оптимизации и выборе режима работы мощных квззинепре-рывных лазеров УФ и видимого диапазона длин волн различного целевого назначения.

ОСНОВНЫЕ ПОЖИВШИ, ПРВДСТАВЛЯЕШВ К ЗАЩИТЕ

1. Удельная мощность ионизируюцей накачки 10+100 Вт/см3 обеспечивает эффективную квазинепрерывную генерацию на Зр-Зз перехода неона (X = 585,3 нм; 703,2 нм; 724,5 нм) в оптимальных смесях Не^Не-'АгсКг).

2. Значительное (более чем на порядок) уменьшение величины нестационарного поглощения в активной среде лазера на Зр-Зз переходах Не достигается при включении в состав активной среда небольшой (~0,5 Тор) примеси водорода.

3. Включение в состав активной среда Ы^ - лазера водорода обеспечивает квазинепрерывный режим генерации при удельной энергии накачки не более 2 Дж/л. Скорость расселения нижних лазерных уровней не менее чем в 30 раз превосходит скорость тушения верхнего лазерного уровня.

4. Включение в состав активной среда лазера на 2+ системе азота примеси НО (а I Тор) позволяет осуществить квазинепрерывный режим генерации.

5. Удельная мощность возбуждения 2 кВт/см3 смеси высокого (аД атм) давления Нв^Аг^ =« 1000/20/1 обеспечивает получение од-юврененной эффективной генерации на 2+ системе н2 (х= 357,7 нм) i в ближнем ИК диапазоне спектра на а-р переходах аг (х=1,79мкм).

Апробация работы. Основные результаты диссертационной рзбо-м докладавались на научных семинарах отделения Квантовой радио-¡изшш и лаборатории Газовых лазеров Физического института ран,

научных семинарах Научно-исследовательского центра по технологическим лазерам РАН, на сессии научного совета АН СССР по проблеме "Когерентная и нелинейная оптика" (Тбилиси, 1985г. 5, на ХП Всесоюзной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Москва, 1985г.), ХШ Международной конференции по когерентной и нелинейной оптике (Минск,1988г.), Ш Национальной конференции с международным участием "Лазеры и их применение" (Пловдив, Болгария, 1988г.), 1Т Всесоюзной конференции "Кинетические и газодинамические процессы в неравновесных средах" (Красновидово,1988г.), Ш Международной конференции "Тенденции в квантовой электронике" (Бухарест, Румыния, 1968г.), на Всесоюзном семинаре "Лазерная техника и технология" (Вильнюс, 1988г.), Всесоюзной конференции.. "Взаимодействие излучения, плазменных и электронных потоков с веществом (Сухуми, 1988г.), на.Международных конференциях "Лазеры-88" (Невада,США, 1988г. Ь "Лазеры-90" (Калифорния,США, 1990г.) и "Лазеры и электрооптика" (Мэриленд,США,1991г.),,йа Всесоюзных конференциях "Оптика лазеров" (Ленинград,1990г.,1993г.).

По материапам диссертации опубликовано 42 работы, получено 4 авторских свидетельства на изобретение, патент США и патент СССР.

Структура работы. Диссертация состоит из введения, пяти глав, заключения, списка литератур!. Объем диссертации 383 страницы, включая 110 рисунков, 19 таблиц, список литературы из 264 наименований.

П.СОДЕРЖАНИЕ РА60ТЫ.

I

Введение, Во введении обосновывается актуальность теш исследований, сформулирована цель диссертации, научная новизна и положения, выносимые на защиту. Представлена структура дис-

сертацна я приведена основные результаты работы.

ГЛАВА I . ПРИШЛИ ПОЛУЧЕНИЯ КВАЗИНЕПЕЕТЫВНОЯ ГЕНЕРАЦИИ НА РАЗРЕШЕННЫХ ЭЛЕКТРОННЫХ ПЕРЕХОДАХ В ГАЗОВЫХ ЛАЗЕРАХ.

В первш параграфе этой глава содержится анализ основных проблем, связанных с получением эффективно!! квазанепрерывной генерации на разрешенных (оптически сальных) переходах. Отмечаются принципиальные трудности эффективной накачка в условиях ионизационной шраЕновесности и преимущества рекомбанещснного механизма возбуядения. Рассматривается возмоэость суда странного ушньзання удельной мощности накачки пря генерация на разрезанных связанао-связанаых переходах я возникающая при этом проблема быстрого я селективного опустошения нижних лазерных уровней. Анализируются возможные мзхаяззш расселения нижних лазерных состояний. Фзви-ческая природа а влияние нерезонансных потерь на зсергггзческаэ характеристики и КПД лазеров с электронной накачкой, обсуздаютса во втором параграфе. В коротковолновых лазерах высокого давления, основной компонентой активной среды которых служа? благородные газы, нерезонансныэ потери определяются прежде всего фотопоглощением, которое нарабатывается год действием электронного пучка г наблвдается от УФ до ближней ИК области спектра. Величина поглощения является сложной функцией длины волн, состава а давления активной среды, иогаости накачка, температура электронов а т.д. Поэтому определение компонентов плазмы, ответственных за поглощение в каждом конкретном случае, представляет собой достаточно сложную задачу. В этом же параграфе приводятся сечения поглощения возбужденных атомов, дамеров и молекулярных ионов инертных газов в различных областях спектра г обсуждаются различные возможности

уменьшения влияния нерезонансных потерь.

В третьем параграфе первой главы рассмотрены процессы транс- | формации энергии электронного пучка при возбуждении плотных инертных газов. Приводятся данные по распределению энергии накачки между ионными и возбужденными состояниями атомов благородных газов, необходимые как для описания кинетических процессов в активных средах, так и для определения эффективности лазеров. В заключение этого параграфа рассмотрены принципиальные схемы ускорителей электронов, использующихся для накачки газовых лазеров.

ГЛАВА П. ТЕХНИКА.ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ ИССЛЕДОВАНИЯ.

В первом параграфе описана конструкция электронных ускорителей со взрывоэмиссионным (острийным) катодом и термокатодом, созданных в настоящей работе. Здесь же обсуждается влияние чистота используемых газов на характеристики исследованных в диссертации лазеров. В качестве примера проводится оценка максимально допустимого количества примесей в газах, составляицих активную среду лазера на Зр-3*переходах неона.

Схемы электропитания ускорителей с острийным катодом и термокатодом рассмотрены во втором параграфе.

В третьем параграфе этой главы изложена методика измерения величины плотности тока электронного пучка, средней энергии электронов и длительности импульса электронного пучка. Приводится также описание схемы спектральных измерений и методики исследования мощности спонтанного и лазерного излучения. В случае оптически сильных переходов на результаты спектральных измерений я результаты исследования мощности люминесценции в значительной степени может влиять перепоглощение излучения в активной среде. Поэ-

тому особое внимание при проведении оптических измерений уделялось контролю за отсутствием перепоглощения исследуемого излучения и в этом параграфе описаны способы такого контроля.

. В последнем, четвертом, параграфе этой главы обсуждается эксперимент, позволивший достаточно надежно оценить величину ионизационных потерь электронного пучка в условиях настоящей работы. При средней энергии электронов К * 110 кэВ значение (dB/dx)^ составляет и 730 В/см'атм. Поскольку dB/dx m z (z - атомный номер зещества) и <tS/<Jx ® I/B, то полученный результат дает возможность шре делить величину ионизационных потерь во всех инертных газах гри различных энергиях электронов.

ГЛАВА И. КВАЗИНЕПРЕШВНЫИ ЛАЗЕР ВЫСОКОГО ДАВЛЕНИЯ НА Зр-За ПЕРЕХОДАХ НЕОНА.

В первом параграфе этой главы представлены основные этапы сследования лазера на Зр-Зв переходах Hei при разрядном возбуж-энии и накачке ионизирующим излучением.

Физические процессы в активной среде лазера высокого давле-гя на Зр-зз переходах неона с ионизирующей накачкой детально сб-гждаются во втором параграфе. Здесь вначале подробно рассмотрена шетика образования Не** (Зр) при ионизирувдем возбуждении даой-[х смесей Не^Не. Отмечается что основным каналом образования омов неона в Зр-состоянии является дисссоциагивная рекомбинация лекулярных ионов Не* в анализируется кинетическая цепь реакций, вводящих к образованию молекулярных конов неона. Обсуждается лектаввость заселения различных энергетических уровней -состояния На в зависимости от температуры электронов и степени небательного возбуждения молекулярных ионов Hai. В связи с этим

п

приводятся подученные в настоящей работе спвктри люминесценции в условиях тлеющего разряда (Р^аЯБ Тор) и при возбуждении маломощным (5 * 10 ик/а?) электронным пучкои смэси I агм Тор На. Подчеркивается существенное различие в распределении возоуздзнянх атомов Не по уровням Зр-состояния в этих двух случаях. На основании экспериментальной зависимости эффективности дхмянесценцни на Х=703,2нм от давления неона сделан вывод о существенном влгяшш внутримультипяетной релаксация на заселенность различных уровней в Эр-состоянии и приводится оценка величины эффективной константы скорости внутрвмультиплетной релаксации и константы тушения уровня 2р10 неоном. Исследование завясииостн интенсивное™ лааянес-ценции на переходах - 1в2 = 585,3 км) и 2р10 - 1в5 (X = =703,2 нм) от давлэнзя гелня позволило оценить и величины соответствуют констант тушения излучающих уровней л показать, что в условиях работы лазера (Р^ 4 атм) тушэние этих уровней гелием несущественно.

Предельный КЦЦ лазеров на неоне достаточно высок. В частности, на к = 585,3 нм величина Цщ^д * 2$. Однако стационарная инверсия на Зр-Зз переходах Вз может быть обеспечена только при введении в состав активной среда кроме Не и Но еще одной компоненты, осуществляющей быстрое расселение & состояний. Наличие в составе активной среда "тушащей" компоненты может приводить к значительному уменьшению эффективности образования Не** (Зр) в результате передачи возбуждения пркмэсному газу на каждой из этапов, предшествующих заселению верхнего лазерного уровня. Анализ кинетической цепи образования инверсии на Зр-З* переходах неона в смеси Не^йе показал, что при умеренной мощности накачки самым

медленным процессом в этой цепи является диссоциативная рекомЗи-нэция молекулярных ионов Нво. Именно это обстоятельство позволило сделать вывод о том, что наиболее перспективными для дезактивация За состояний неона являются тяжелые инертные газы.

Полученные в настоящей работе зависимости КЛг.Кг) при мерностях накачки, отличающихся в десятки раз, показали, что при характерных для лазерных смесей концентрациях Ар и Кг их влияние на интенсивность лшинесценшш на Зр-З* переходах неона связана с тушением Зр-состояния. Эти исследования позволили определить константу тушения уровня 2рг аргоном и неоном. Отметим, что швол о несутцествегаоста влияния Аг и Кг на ташетаку образования Не*'(2р1), естественно, справедлив и для состояния Вв,1,(2р10). йэ столь же аккуратно, как в случав уровня 2рр определить константу тушения уровня 2р10 аргоном (криптоне«) сложно, так как на величину сигнала лшинесценции с этого уровня сказывает влияние тупеете уровней 2р£ - 2р9, внутримультиплетная релаксация которых зраволит, квк уха отмечаюсь выяе, к увеличению эффективности заиления уровня 2р10. Поэтому исследование зависимости иоаиости пминесценции на X = 703,2 нм от давления Аг(К*) дало возможность юлучить только оценку величинн этой константы.

Существенным является и вопрос о величине констант расселяя нижних лазерных уровней. Экспериментальное исследование зави-имости мощности генерации на X = 585,3 вм, А, = 703,2 нм и X. « 24,5 ям от концентрации "тушителя" позволило оценить величину энстантн расселения резонансных 1*2 и состояний и метастаби-ьного состояния В заключение обсуждения рассаэтренннх выве «ультатов в этом параграфе приводится схема образования инвер-

сия на перехода с X • Б8Б.З им при возбуждения электронным пучком смеси Нв/Нв/Аг, которая позволяет описать всю совокупность экспериментальных данных. В случае гненерашш на X = = 703,2 нм и X = 724,5 им изменяются только значения констант тушения соответствующих лазерных уровней.

В атом же параграфе приведены результаты исследования влияния небольших (~1 Тор) примесей водорода на кинетику образования инверсии на Зр-З» переходах Не и показано, что это влияние определяется конкуренцией процессов рекомбинации ионов Нв| и перезарядки Нв^ на

В третьем параграфе этой главы приведены результаты исследования лазера на Зр-З» переходах неона. Здесь обсуждается зависимость энергетических и спектральных характеристик лазера от давления в состава активной среда при различных мощностях накачки, а также определяются величины коэф{шщвнтов усиления слабого сигнала ад, нерезонансных потерь р и насыщающих штоков Хц при генерации X = 585,3 НИ, X « 703,2 нм В X « 724,5 НМ.

В результате подробного исследования энергетических характеристик лазера на различных Зр-Зв переходах неона от состава активной среда были определены оптимальные концентрации Не, Не г Ат(Кг) при различных мощностях накачки. Характерные соотновения компонент активной среды лазера в желтой и красной областях спектра заметно различаются. Если при генерации на X » 585,3 нм типичная смесь, в зависимости от мощности возбуждения, содержит л 3 атм На/30-200 Тор Нв/10-50 Тор Аг(Кг), то в случае генерации в красной области спектра характерная концентрация компонент активной среда составляет а!-2 атм атм Не/1-Затм Не/50-300 Тор Лг(Кг).

Рввлнчнв в аотжахьЕЫХ концентрациях Be,Не я Аг(Кг) при генерация на X » Б85,3 нм я К ■ 703,2 вм; х» 724,Б нм определяется, как показано в диссертации, главны« образом двумя обстоятельствами. Во-горшх, для эффективной генерации в красной области спектра необходимо обеспечить быструю внутримультиплетную релаксацию Зр-состояния. во-вторых, константа скорости процесса расселения резонансного состояния 1в2 аргоном я криптоном в несколько раз больше, чем соответствующие константы для "менеее резонансного" уровня я матастабильного 1вб уровня.

Анализ зависимости мощности генерации на х=585,3 нм от давления гелия позволил сделать вывод о том, что основной причиной падения моивости генерация При PHei 4 атм является уменьшение величины отношения Значительное влияние оказывает гелий на энергетические характеристики лазера при генерации на Х=703,2 нм а \=?24,5 ад я относительно мощной (J=<2,5 А/см2) накачке. В этом случае изменение давления гелия от нуля до 0,5 am приводит к увеличению мощности генерации примерно в сто раз, в то время как иощность накачки возрастает менее чем на 10$.В диссертации прозо-¡щтся сравнение зависимостей мощности генерации в красной области :пектра от давления гелия, полученных в случае возбуждения электронным пучком с j at 2,5 А'см2 и J »25 mVcm2, и отмечается не-¡ущественная роль гелия при маломощной накачке. Анализируются порученные результаты и отмечается существенная роль процесса трех-[астнчной перезарядки атомарных ионов Нв+ на расселитель при относительно высокой его концентрации в случае мощной накачки. Добавление s активную среду гелия значительно увеличивает скорость роцесса образования ионов Hei и скорость их рекомбинации.

В диссертации исследована и зависимость энергетических характеристик лазера на Я. « 585,3 нм, к - 703,2 нм в Я ■ 703,2 нм и X в 724,5 нм от давления неона и концентрации "тушителя" нижних лазерных уровней. Сравнительный анализ результатов, полученных в красной области спектра при мощностях накачки, отличающихся более чемн в сто раз, показал, что: |

1. При снижении мощности возбуждения уменьшается необходимая скорость внутринультиплетной релаксации на уровень 2р|0,поскольку менее существенным становится межмультиплетное тушение электронами . Это обстоятельство позволяет уменьшить концентрацию неона и, следовательно, снизить скорость тушения группы уровней Зр— состояния и тяжелыми частицами, что приводит к увеличению КПД лазера.

2. Уменьшение частоты дезактивации Зр-состояния дает возможность понизить концентрацию расселителя и, таким образом, уменьшить скорость тушения верхнего лазерного уровня в пеннияговских процессах. В результате КПД лазера также увеличивается.

Поскольку лазерные переходы на Я. - 703,2 нм и X = 724,5 вм имеют общий верхний уровень, то особый интерес представляло изучение условий, при которых генерация наблюдается только на одной длине волны или на обеих длинах волн одновременно. Условия возникновения генерации на К = 703,2 нм более благоприятны, так как отношение статистических весов верхнего и нижнего лазерных уровней на атом переходе равно 1:3(для перехода с К = 724,5 нм это отношение равно 3:5) и больше величина сечения индуцированного перехода. Однако, в случае генерации на \ = 724,5 нм нижний лазерный уровень 15. резонансый и поэтому расселяется в столкно-

звкгях о 4гсКг> эффективнее, чей мвтастабйлыша уровень 185 прв генерации на X - 703,2 ш. В результате оказалось, что при небо-львнх концентрациях расеедитедя генерация развивается ташю на Х=724,5 нм. Увеличение давления АгсКгэ приводит к томуг ,гто в некоторой диапазоне концентрации расселятелэй наблздавтсд генерация на X = 703,2 вы и на X ■ 724,5 о«. Щя этом, в случае относительно короткой (ха 0,5 мкс) и иощшй (3 а 2,5 А*-«2) накачня генерация на X - 724,5 нм начинается позже и заканчивается раньсэ, чем на X а 703,2 нм, а при возбуждении активной среда даоудьссм тока большой длительности (х а, 200 шо, 3 » 25 ш^тР) ивблпдаяяоь одновременная генерация на обеих длинах вола в течение всего времена накачки. Дальнейшее увеличение концентрации АгсЕгэ обеспечивает практически мгновенную скорость расселешя всех уроваей. Зв-состояная неона а генерация происходи? талькоза X = 703.2. ш.

В настоящей работе генерация получена и на переходах с лгйедг нижним уровнем. Щн использовании седэктЕНзого резонатора и в случгэ достаточно цсщноЗ накачки (3 а4-5 ¿✓сн2) генерация тааг>~ далась на переходе 2^-1 в^ (X = 659,9 ш). Поскольку в слу*ив генерации на X = 585,3 ш, X ® 703,2 и н X = 724,5 ш состав ек-тиееой средн менее критичен, чем при генерации на X в 659,9 нм, то оказалось возможным вайта такие условия, а которых яаДлвдядась одновременная генерация на всех четырех длинах еолз.

Для определения сечений индуцированного излучения на X = 585,3 нм и х =» 703,2 нм Шло измерено увнрениэ этих переходов ге- ■ лием и неоном. Соответствугиие значения составляет уВв» (0,62 ± 0,06)'Ю~9 а^/с, Тввж(2,1 ± 0,2)ТО-9 а£/с для пврехода ва X * 585,3 вм и 7^« (1,8 * 0,2)• Ю-9 аР/с для перехода ва А *

703,3 ш. Тогда, ввпрмвр, дм яхшчвов в случае отвосямльво мо-«нов яакачжж сиася при генерации на х - 685,Зам 3 атм Не/200 Тор ■в/30 Тор Аг получаем о * 1,0'Ю~13 см2, а в случае генерации на X « 703,2 вм щи возбуждения смеси 3 атм 8»/3 ам На/300 Тор Кг величина о = 1,4*Ю-14 см2. Здесь же приводятся выражения для не-ваатшого хоаффщиавта усилевня о^ в величины насыщающего потока 1д для Зр-За переходов неона и вычисляются значения 1д для нескольких составов активной среды при генерации на X » 585,3 ны в x * 703,2 вм.

Эксперимэнтальные зависимости мощности генерации ва различат Зр-Зи переходах неона от прозрачности резонатора позволили определить величины с^, 0 в Хд в случае различных мощностей накачка в составов активной среда. Получено хорошев совпадение рассчитанных в экспериментально определенных значений. В частности, для снеси 3 атм Не/200 Тор Не/30 тор Аг (X » 585,3 вм) расчетное ввачеваа Х^» 790 Вт/см2, а экспериментально определенная величина Х^а, 760 Вт/см2; вычисленное значение насыщающего штока для смеси 3 втм Не/3 атм Ве/300 Тор Кг (Х=703,2 вм) составляет 8,8 кВт/см2, а экспериментальная величина 9,1 кВт/см2. Таким образом, независимое определение основных параметров лазера на Зр-Зв переходах неона позволило подтвердить правильность предложенной в диссертации кинетической модели основных процессов образования инверсии.

Еще одним вопросом, который подробно обсуждается в атом параграфе диссертации, является вопрос о физической природа верезо-наксинт потерь. Сопоставление формы импульсов накачка (3*1 А/см2, х л 2,5 мкс) в лазерного излучения при возбуждении трех

компонентных смесей Яв/Яв/ir я анализ возможных причин, обуслав-лпавдкх существенно различную форму этих импульсов, показали, что в процессе накачки возрастает величина распределенных потерь. Например, в случае генерации на X » 585,3 нм отношение р/с^ ухе через tal мкс после начала лазерного импульса составляет а« 0,4 что делает невозможным эффективную работу лазера при увеличении длительности возбуждения. Показано, что наиболее вероятной компонентной активной среды лазера на Зр-Зв переходах неона, определяющей экспериментальное значение нерезонансных потерь, являются возбужденные атомы кг* (или Кг*, когда в качестве расселителя нижних уровней используется криптон). При атом отмечается, что значение сечения поглощения о г» 2 Ю-17 см2, достаточное для объяснения зарегистрированного значения р, в случае оптически сильных переходов возможно и при существенной отстройке от резонансной частоты. Поскольку атомарные ионы благородных газов быстро перезаряжаются на водород я таким образом может быть значительно снижена и концентрация возбужденных атомов Аг*(Кг*), то в настоящей работе было предложено использовать в качестве активной среды лазера на Зр-За переходах неона четырехкомпонентные смеси Be/üe/ir/Hg с небольшей (=* I Тор) примесью водорода. Это позволило более чем в 10 рвз уменьшить величину нерезонанешх потерь и, следовательно, повысить эффективность генерации. Значение КЦД лазера, полученное в настоящей работе, в жэлтой областиспектра (х=585,3 ем) составляет q * 0,8*, а в красной области спектра (Х=724,5 вм) величина tj аД.ЗХ. Максимальная длительность лазерных шшульсов достигала г» 200 мкс н определялась длительностью электронного пучка.

Тяш 1У. ЛАЗЕР НА ПЕРВОЙ ОТРИЦАТЕШШ СИСТЕМЕ АЗОТА 00 СТОЛКНОВИШЫШ РАССЕЛЕНИЕМ НИЖНЕГО УРОВНЯ

Самоограниченная генерация на 1~ системе езота была получена в 1974г. при возбуждении смеси Не/Не высокого давления в быстром разряде я практически одновременно пра накачке мощным электронным пучком. В первом параграфе четвертой главы обсуждаются достоинства и недостатки самоограначенвого лазера на В-Х переходах Отмечается, что интерес к атому лазеру определяется несколькими причинами. Во- первых, длины волны генерации принадлежат видимой (\=427,8 нм) и ближней ультрафиолетовой (\=ЗЭ1,4 нм) области спектра. Во-вторых, достаточно высока (а/75*) эффективность образования (В) в результате перезарядка Нэ| на Существенным является и то обстоятельство, что при возбуждении электронным пучком смесей На/Е, не наблюдалось поглощение на длинах волн генерации в, наконец, к достоинствам лазера на I" системэ Я^, необходимо отвести отсутствие деградации и химическую инертность активной среды. Однако самоограничений. характер генерации (длительность лазерных импульсов * 15 вс) и, как следствие, высокая пороговая мощность накачки значительно ограничивали возможности практического применения этого лазера. Использование предаоженных в настоящей работе трехкомпонентных смесей Ве/Е^/К^ позволило решить проблему быстрого в селективного расселения нижи»! лазеренх уровней, значительно уменьшить пороговую мощность накачки к осуществить квазинепрерывный режим генерации ва В-Х переходах молекулярного юна азота.

Во втором параграфе четвертой главы ва основании эксперимен тальных результатов, полученных в диссертации.и литературных дан-

ных обсуздается кинетическая схема лазера на I" системе азота в случае треххомпонентных смесей Не^/Я?. При этом особое внимание уделяется процессам, константы скорости которых измерены недостаточно надежно или вообще не измерялись до настоящей работы. К таким процессам, в первую очередь, относятся процессы перезарядки В»2 на Н2 и Йд.а также процессы тутвения верхнего лазерного уровня компонентами активной среда. Значительное внимание уделяется и реакциям с участием основного состояния молекулярного кона азота.

Эксперименты по исследованию зависимости интенсивности излучения на В-Х переходе от концентрации азота показали, что существенное влияние на мощность люминесценции оказывает процесс трехчастичной рекомбинации Не|, стабилизированной столкновениями с гелием. Известная величина (<ЗЕ/<1х)Неи измеренное значение удельной проводимости активной среда при различных концентрациях На и Н, позволили определить г»е и Тд, а затем и величину константы скорости процесса рекомбинации ионов Не^. После этого константы двухчастичного процессов перезарядки Не| на И2 и ки> определялись с использованием экспериментальных зависимостей мощности люминесценции на В-Х переходе от концентрации азота, водорода и гелия Здесь же описаны эксперименты, позволившие определить константы тушения верхнего лазерного состояния атомами гелм и

молекулами Н, и Н^.Верхняя оценка скорости процесса дезактивации

состояния к^(Ек'=0) водородом, впервые полученная в диссертации, -тт ч

цает значение 5 6"Ю см /с. Отметим, что эта величина по край-гей мере в 30 раз меньше, чем величина » 2*10*9см3/с константы жорости тушения водородом состояния Но(Х). Это обстоятельство и юзволило осуществить быстрое и селективное расселение нижнего

доервого уровня с помочью небольвих (*1 Тор) добовок водорода.

В заключение этого параграфа анализируются зависимости ин-тенатвоств лшинесценции ва В-Х переходе в случае различных соотношения компонент смеси He/^/Hg, полученные при изменении мощности накачкя от > 40 Вт/см^атм до аЗОО Вт/см3атм. Показано, что предлагаемая в диссертации схема освоввых кинетических процессов ^-лазера позволяет с xoposet точностью моделировать вЭДектвв-ность образования l£(B) в вироком диапазоне давлений в соотношения компонент активной среда про различных мощностях накачка.

В третьем параграфе этой главы приведены результаты исследования генерационных характеристик Н^-лазера ва 0-0 (Х*>391,4 вм) в 0-1 (\=427,8 нм) переходах полоса В-Х. Вначале обсуждаются вопроса, связанные с определением величавы сечения индуцированного излучения ва различных В-Х переходах Hg. Отмечается, что поскольку генерация наблюдается в области {фасного канта, то форма линии излучения в значительной степени зависит от перекрытия Отдельных вращательных полос. При етом для характерных давлений компонентов активной 'среда н|-лазера ушнрение линии усиления определяется столкновениями с атомами гелия. Измеренное значение уширения отдельного вра)цательного перехода гелием и хорошо известные спектроскопические константы для В-Х состояний Hg позволили определить зависимость сечения вынужденных переходов от давления гелия. Например, величина сечения при давлении гелия 6 ати на Х=391,4 вм составляет » 2,2'1СГ1Б см2, а на Х=427,8 вм сечение индуцированного перехода равно а 1,1 ЧО-15.

Коэффициент усиления а^, нерезонансзых потерь р и величина насишахщего потока lg определялись с помощью зависимостей мощнос-

тя излучения лазера от прозрачности резонатора. Сравнение экспериментально полученных значений этих параметров о вычисленными позволяет "замкнуть" кинетическую модель лазера. Однако, дня еычяс- . левая Oq и хя кроме значений констант основных процессов к величин сечений индуцированного излучения на соответствующих переходах необходимо в значение скорости заселения уровней с '»0,1 основного состояния я| а результате тувения H^(Bv-O). Анализ зависимостей моцвостк генерации на Х=ЗЭ1,4 вм я х=427,8 вм от давления водорода при различных концентрациях эзота я гелия позволял установить,. что процесс тушения н£(ВгМ» атомами гелия приводят, главным образом, к появлению я£ в состояния хи*0. на освоваяп полученных результатов вычсляются значения cyi Ig. Расчетные значения оказались достаточно близки к полученным экспериментально. Например, для смеси I атм На/6 Top Hg/IQ Тор В^ при генерация ва V=39I,4 вм экспериментальная величина а^аД'ИГ3 см-1, в рассчитанное значение а^З'НГ3 см-1. Дяя этой хе смеси значении нася-цаюцаго потока, полученное экотвретюнтально, прахтнчесхя совпадает с расчетным я составляет I^aJB кВт/см2. Отметай, что величина зестацаонарного поглощения на Х=391,4 нм и на Х*427,а вм составила ssB'IOсм'1. Здесь яе проводится сравнение энеперимвятаяь-2ых я модельных зависимостей мощности генерации от концентрация Ig пря различных давлениях гелия я азота ва Х=391,4 вм я Х*427,8 si. Показано, что расчетные зависимости находятся в хорояэм оог-гасяя с экспериментальными.

Поскольку рекомбинацяонные процессы играют значительную роль I кинетической схеме ^-лазера, а константы соответствуй»! реак-В£й судаствевно зависят от температура электронов, то в диссерта-

ции исследовано влияние электрического поля на энергетические характеристики лазера. При этом установлено, что в присутствие поля (ЕЛЫЗ, 1+0,3 кВт/см атм) мощность генерации возрастает к связано

это с уменьшением скорости процесса рекомбинации ионов Не^ при увеличении температуры электронов.

Максимальный КЩ лазера на системе азота получен в настоящей работе на \=427,8 нм и равен »1,3$ при удельном энергосъеме ас 0,8 Дж/л. Отметим, что длительность генерации на В-Х переходах 1?2 во всех исследованных смесях На/Н^/Н« практически совпадала с длительностью импульса накачки (,5+2 мко).

Глава V. ЛАЗЕР НА ВТОРОЙ ПОЛОЖИТЕЛЬНОЙ СИСТЕМЕ АЗОТА В первом параграфе рассмотрены принципы образования инверсии на сА^-В3^ переходах Н-, при разрядном и пучковом возбуждении. Здесь же обсуждаются результаты исследования лазера на 2+ системе азота при разрядном возбуждении и основные результаты, полученные до настоящей работы, при накачке этого лазера электронным пучком. Анализ результатов изучения пучкового Е,-лазера позволял определить две основные задачи, с решением которых могло быть связано улучшение его эффективности. Во-первых, это исследование возможности уменьшения нестационарного поглощения в активной среде лазера и, во-вторых, решение проблемы быстрого "тушения" нижнего метастабильного лазерного уровня.

Второй параграф пятой главы посвящен исследованию кинетики образования состояния С3П11 азота при возбуждении многокомпонентных смесей инертных газов с Н2. Как показано в настоящей работе, при оптимальном соотношении компонент смеси Не/Не/Аг/Н2 релаксация энергии электронного пучка вложенной в Не и Не, в конечном

тоге приводит к образованию Ar*(4а). Следовательно, основным каналом образования Я2(С3ПЦ) в шогокомпошнтных смесях, также как и в традиционных смесях Аг/Н2, является передача возбуждения от Ar* к й2. Поэтому в начале параграфа рассмотрена схема образования инверсии в двухкомпонентных сносях, а затем на основании экспериментальных результатов, полученных в диссертации, обсуждается кинетика многокомпонентных активных сред.

Анализ зависимости мощности люминесценции на \=357,7 ем от дйвлбкия аргона а азота при возбуждении смеси Аг/1«2 позволил определить константу реак15И перезарядки ионов Агь на V3, конкурирующей с процессом образования зонов Аг2. При этом показано, что при характерных составе и давлений активной среды Н2-лазера процесс трехчастичной перезарядки Аг+ на Я2 не играет существенной роли.

3 результате исследования зависимости мощности' люминесценции на 2+ системе азота о? давления гелия при накачке смесей Hs/Ar/Ej установлено, что основным каналом исчезновения ионов Haf является трехчастичная реакция перезарядки Не1" на Ar. Эти же эксперименты позволили оценить константу тушения верхнего лазерного уровня С3Пии,г0 гелием. На основании исследования зависимости интенсивности излучения на Я=357,7 км от давления Аг при возбуждения смесей йа/Аг/Н2 аолучена оценка константы скорости процесса эксике-рчзации аргона, когда третьим телом в реакции образования Аг2 является гелий. Именно небольшая (эЯ.гчсР53 cms/c) величина этой константы позволила реализовать новые возможности лазера на 2+ системе Н2.

В этом ае параграфе изучается и роль неона в кинетической

цепи образования инверсии на С-В переходах взота. Обсуждаются процессы передачи энерлш от Не* и Нв+, образующихся под действием электронного пучка, аргону. Высокая эффективность использования энергии возбужденных состояний неона в кинетической цепи образования определяется тем, что константы скорости пешшговской ионизации Аг и Н- близки, но концентрация аргона в активной среде Н2-лазера обычно в 20+40 раз превышает концентрацию азота. Что касается реакций с участием Не+, то как показано в диссертации, наиболее вероятным процессом передачи заряда от Не+ аргону является трехчастичный процесс. Экспериментальные результаты настоящей работы позволили оценить и величину константы скорости процесса тушения верхнего лазерного уровня неоном.

Таким образом, в диссертации выяснены основные процессы с участием легких инертных газов, определяющие заселение и разрушение состояния С3Пиг),:10 азота. В частности, были обнаружены быстрые трехчастичные процессы перезарядки ионов Не+ и Не+ на Аг и показано, что в характерном для Н2-лазера интервале давлений компонентов активной среда тушение верхнего лазерного уровня гелюм и неоном незначительно. Существенным результатом, во многом определившим направленность генерационных экспериментов, является то, что константа скорости процессе эксимеризации аргона с участием геляя оказалась н&больаой.

В третьем параграфе приведены результаты исследования Н2-лазера при возбуждении смесей инертных газов с Е, и НО. Вначале рассмотрен вопрос о предельной длительности генерации на 2+ системе Н2. Связано это с тем, что в трехкомпонентных смесях Не/Аг/Н2 и четырегкогаонентннх смесях Ве/На/Дг/!^ длительность

генерации, например, яа Л*357»7 им достигает » 0,8 «etc. Однако, поскольку время жизни состояния С3!!^,^ относительно этого перехода составляет * 100 не, то время существования инверсии при одинаковых статичтических весах верхнего и нижнего лазерных уровней s 100 не. В случае пучкового лазера высокого давления на второй положительной сисеме азота значительно большая длительность генерации обеспечивается быстрым столкновительяым перемешиванием состояния B^gun», с энергетически близкими состояниями irV.,^ а 4,3Цй>а* Это привода* к увеличении эффективного статического веса ааснего лазерного уровня и, как следствие, к увеличению времени существования инверсии на переходах 2* система Hj. Оценка величи-ш отношения статичтических весов верхнего а нижнего лазерных ровней для перехода с Х=357,7 нм, выполненная в настоящей рабо-'&, дает значение g^/g^*I5+20, что позволило получить генерации ри существенно меньшем, ш сравнению со всеми предыдущими рабо-ами по пучковому »¿-лазеру, значении удельной мощности накачка, ак, при соотношении компонент смеси He/Ar/Hg близком к оптималь-эму и прозрачности резолнатора 2* пороговая плотность тока элек-эоиного пучка в случае генерации на Х=357,7 нм не превышала ,5 А/см2.

Значительное увеличение энергии генерации я длительности ла-рных импульсов наблюдалось при включении в состав активной сре-Я2-лазера гелия. Например, при давлении пяти атмосфер гелия к еси 400 Тор Аг/10 Тор Rg энергия генерации на Х=357,7 нм воз-стала в » 7 раз, длительность генерации при этом изменялась от 50 не до at750 нс, что соответсвует увеличению мгновенной эффектности лазера от эД,4% до э1*. Роль гелия в кинетике азотного

лазера определяется несколькими факторами. Во-первых, как било показано при исследовании лшинесцанции на переходах 2+ системы Н2, энергия электронного пучка, вложенная в гелий, с высокой эффективностью доводится до верхнего лазерного уровня. Во-вторых, наличие в активной среде гелия приводит к пониканию электронной температуры и, следовательно, к увеличению скорости рекомбинации ионов Аг^ и К|, концентрация которых определяет величину нестационарного поглощения в активной среде лазера. При этом увеличивается эффективность вывода излучения из резонатора и уменьшается время развития генерации. Кроме этого, увеличение скорости рекомбинации молекулярных ионов приводит к снижению концентрации электронов. В результате уменьшается частота тушения верхнего лазерного уровня и увеличивается время существования инверсии. И, наконец, включение в состав активной среды гелия приводит к увеличению скорости перемешивания нижнего лазерного уровня B3ügir=1 с состояниями В3^ и А3!^.

Возбужденные атомы Ar*(4s), передача энергии с которых на Н2 приводит к заселению состояния (Äl^,^, могут образовываться не только в результате рекомбинации ионов Аг|. В смесях Не/Ar с небольшой концентрацией аргона атомы Ar* (4s) образуются при рекомбинации ионов НеАг+, величина сечения поглощения которых на длинах волн генерации ^-лазера меньше, чем ионов Аг|. Таким образом, при уменьшении концентрации аргона в смеси He/Ar/Kg должна уменьшаться величина нерезонансных потерь. При этом для сохранения высокой эффективности накачки верхнего лазерного уровня необходимо понижать и концентрацию 11%, что, в свою очередь, приводит к уменьшению концентрации ионов Ht. Следовательно, можно было

ожидать, что эффективность лазера при возбуждении смесей Не/Аг/Н2 с небольшим содержанием Аг и Н2 возрастет.

Исследование зависимости энергии генерации на Х=357,7 ем от концентрация аргона и азота при возбуждении смесей Нв/Аг/Н2 показало, что уменьшение концентрации Аг и Н2 в смеси действительно приводит к увеличению КПД лазера. Например, при накачке смесей 3 атм Не/400 Тор Аг/Ю Тор Н2 и 3 атм Не/80 Тор Аг/2 Тор Н2 А/см2, прозрачность резонатора 735) энергия лазерного излучения в обоих случаях составляла а 6 мДж, что соответствует увеличению эффективности генерации о? г* 1,2% до 2,3%. Отметим, что решенцям обстоятельством, позволившим резко уменьшить концентрацию азота в активной среде Н2~лазера, является то, что константа скорости процесса Ат*+А1нНв —Аг2+Ее, конкурирующего с основным каналом накачки верхнего лазерного уровня, оказалось небольшой.

как показали эксперимента, выполненные в настоящей работе, при соотношении концентрация гелия и аргона *(50*100)/1 и концентрации азота а? 1+3 Тор удается не только достаточно эффективно "довести" анергию возбуждения до молекул К2, но и получить генерацию в ближнем ИК диапазоне спектра на 3<1-4р переходах аргона. Гак, при возбуждении электронным пучком А/см2) смеси 3 атм

!о/40 Тор Аг/2 Тор Ир йыла получена одновременная генерация в ИК !Х=1,79 мкм) а УФ (Х=357,7 им) областях спектра с КПД * 2% я и '.а, соответственно. При атом значение мгновенного КЦЦ генерации т Х=357,7 нм составляло Включение в состав активной среда тзера 200 Тор Не позволило одновременно получить генерацию и на 1Томарном неоне (4=585,3 нм).

Исследование зависптстя длительности генерации на различных

переходах 2+ система азота от состава и давления активной среда в случае возбуждения смесей инертных газов с Ко показало, что генерация имеет самоограниченный характер и максимальная длительность лазерных импульсов не превышает * 0,8 мкс при длительности импульса накачки ас 1,5+2 мкс. Таким образом, столкновительное перемешивание состояний В-1-А обеспечивает только "резервуар" для нижнего лазерного уровня. Однако большой эффективный статистический вес нижнего лазерного уровня позволил с помощью малых (*1Тор) примесей ВО реализовать квазинепрерывный режим генерации на второй положительной системе азота. В этом случае даже относительно медленное опустошение всего "резервуара" молекулами НО эквивалентно быстрому расселению состояния В3!! . Влияние окиси азота на

о

энергетические и временные характеристики лазера резко проявляется как в двухкомпонентных Аг/К2, так и в многокомпонентных активных средах. В частности, при возбуждении близкой к оптимальной в случае относительно мощной накачки двойной смеси 2 атм Аг/60 Тор Н2 электронным пучком длительностью а 1,5 мкс (3=»3,5 А/см2) энергия генерации не превышала 0,3 мДж при длительности лазерного импульса г* 150 не. Включение в состав активной среда 2 Тор ГО привело к существенному увеличению энергии и длительности генерации (до а 30 мДж и а 1,5 мкс, соответственно). При возбуждении многокомпонентных смесей с примесями Ю длительность генерации также определалась длительностью импульса накачки и составляла и 1,5 мкс.

В заключение диссертации сформулированы основные результаты работы:

I. Впервые получена квазинепрерывная генерация не Зр-Зз пе-

реходах неона ( 585,3 нм; 703,2 нм; 724,5 нм) при удельное мощности возбуждения lOflOO Вт/см3, что позволило реализовать длительность генерации до 200 мкс, ограниченную только длительностью импульса накачки. Установлено существенное влияние "горячего" поглощения на энергетические характеристики лазера и показано, что ¡поглощение может Сыть уменьшено более чем на порядок при включении в состав активной среди малой примеси водорода.

2. Впервые получена эффективная квазинепрернввая (т * 2 мкс) генерация на I" системе азота (\= 391,4 нм; 427,8 нм) и предложена кинетическая схема лазера, адекватно описывающая всю совокупность экспериментальных результатов. Быстрое и селективное рассеве низ нижних лазерных уровней осуществляется водородом.

3. Впервые получен квазинепрерывный (t. 1,5 мкс) режим генерации на 2+ системе азота (Х= 357,7 нм), который реализуется при включении в состав активной среды лазера * I Тор НО.

4. Впервые получена одновременная эффективная генерация на системе Н2 (X = 357,7 нм) и на d-p переходах Аг(Х = 1,79 мкм).

ключение в состав смеси He/Ar/Hg неона позволяет дополнительно олучить генерацию и на 2pj-Is2 переходе He (X = 585,3 нм).

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих аботах:

Басов Н.Г., Александров A.D., Даяилычев В.А., Долгих В.А., Керимов О.М..Мызников Ю.Ф., Рудой И.Г., Сорока А.И. "Мощная квазинепрерывная генерация в видимой области спектра на смеси инертных газов высокого давления". Письма в ЮТФ, 1985, t.4I.b.4, с.156-158.

Басов Н.Г., Александров A.D., Данилычев В.А., Долгих В.А.,

Керимов О.М.,Мызников Ю.Ф., Рудой И.Г., Сорока A.M. "Мощный газовый лазер высокого давления в видимой области спектра на Зр-Зв переходах атома неона".Письма в ЯТФ, 1905, т.II,в.7 с. 435*438.

3. Александров A.D., Долгих В.А., Керимов о.Ы., Мызников О.Ф. "Генерация длительностью до 200 мкс в красной области спектра на переходах неона 3p-3s".-Квантовая электроника,1987, т. 14, JS3, с.630*632.

4. Александров A.D., Ананьев B.D., Басов К.Г., Данилычев В.А., Долгих В.А., Ионин A.A., Керимов О.М., Мызников Ю.Ф., Рудой И.Г., Сорока A.M. "Эффективный лазер видимого диапазона на Зр-Зв переходах неона",-ДАН, 1985, т.284, A4, с.851+854.

5. Александров A.D., Долгих В.А., Керимов О.М..Мызников D.®., Рудой И.Г., Сорока A.M. "Усиление и поглощение в лазерах на 3p-3s переходах неона в красной области спектра". - Квантовая электроника, 1988, т.15, JS6, c.I54L*I544.

6. Александров A.D., Долгих В.А., Рудой И.Г., Самарин A.D., Сорока A.M. "Повышение эффективности генерации лазера на 3p-3s переходах неона".- Письма в 8ТФ,1988, т.14, в.15,с.1395+1398

7. Александров A.D., Долгих В.А., Рудой И.Г., Сорока A.M. "Кинетика возбуждаемого электронным пучком лазера высокого давления на "желтой" линии неона".- Квантовая электроника, 1991 т.18, *9, с.1029+1033.

8. Алесандров A.D., Долгих В.А., Керимов О.М., Мызников D.S., Рудой И.Г., Сорока A.M. "Основные механизмы образования инверсии на Зр-Зз переходах неона" - Квантовая электроника, 1987, Т. 14, J6I2, С.2389-2395.

9. Александров A.D., Долгих В.А., Рудой И.Г., Сорока A.M. "Динамика поглощения в лазере на Зр-За переходах неона" -Квантовая электроника, 1991, т.18, *9, с.673+675.

10. Александров A.D., Долгих В.А., Керимов О.М., Рудой И.Г., Самарин A.D., Сорока A.M. "Эффективные столкновительные лазеры в видимой и УФ областях спектра".-Известия АН СССР, серия физическая, 1989, т.53, *8, с.1474+1483.

11. Басов Н.Г., Александров A.D., Данилычев В.А., Долгих В.А., Керимов О.Ы., Мызников D-Ф., Рудой Й.Г., Самарин А.Ю., Сорока A.M. "ЭФЗ&ктивяыА квазинепрврнвный лазер высокого давления на первой отрицательной системе азота".- Письма в ЖЭТФ, 1965, Т.42, В.1, С.39+42.

12. Долгих В.А., Рудой И.Г., Самарин A.D., Сорока A.M. "Кинетика разушния инверсии в лазере на первой отрицательной системе азота".- Квантовая электроника, 1988, т. 15, J37, с.1358+1362.

13. Александров A.D., Долгих В.А., Рудой И.Г., Самарин A.D., Сорока A.M. "Энергетические характеристики лазеров видимого и УФ диапазонов на первой отрицательной системе азота".- Письма в ЯГФ, 1987, т.13, В.22, с.1370+1374.

14. Долгих В.А., Рудой И.Г., Самарин A.D., Сорока A.M. "Влияние поля на энергетические характеристики лазеров на I-1 системе молекулы азота".- Квантовая электроника, 1989, т.16, #11, с. 2225+2227.

15. Беркелиев Б.М., Долгих В.А., Рудой И.Г., Севастьянов А.Е., Сорока A.M. "Лазер на 2+-системе азота при мощности возбуждения до 20 кВт/см3".- Квантовая электроника, 1990, т.17, *е, c.II35+II39.

16. Веркелиев Б.И., Долгих Е.А., Рудой И.Г., Самарин A.D., Copo ка A.M. "Столкновительннй лазер на 2+ системе азота".- Кван товая электроника, 1988, т.15, Ш, с.21694-2170.

17. Беркелиев Б.И., Долгих В.А., Рудой И.Г., Самарин A.D., Copo xa A.U., Суховерхов В.Ф. "Квазшепреравный лазер на переход

(Г^ПцуВ3!! ^молекулярного азота".- Письма в ЖГФ, 1989, т. 15, в.З. с.65+67.

18. Беркелиев Б.Ы., Долгих В.А., Рудой И.Г., Сорока А.Ы. "Эффек-

тивная генерация УФ и ЙК излучения в смесн азота с легкими инертными газами".- Квантовая электроника, 19Э1, т.18, ХЗ, с.230-281.