Физические процессы в активных средах лазеров на самоограниченных переходах в парах металлов и их взаимосвязь с параметрами разрядного контура

Юдин, Николай Александрович

Физические процессы в активных средах лазеров на самоограниченных переходах в парах металлов и их взаимосвязь с параметрами разрядного контура тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

Юдин, Николай Александрович АВТОР

доктора физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ

Томск МЕСТО ЗАЩИТЫ

2010 ГОД ЗАЩИТЫ

01.04.21 КОД ВАК РФ

Диссертация по физике на тему «Физические процессы в активных средах лазеров на самоограниченных переходах в парах металлов и их взаимосвязь с параметрами разрядного контура»

Автореферат диссертации на тему "Физические процессы в активных средах лазеров на самоограниченных переходах в парах металлов и их взаимосвязь с параметрами разрядного контура"

На правах рукописи

ЮДИН НИКОЛАЙ АЛЕКСАНДРОВИЧ

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В АКТИВНЫХ СРЕДАХ ЛАЗЕРОВ НА САМООГРАНИЧЕННЫХ ПЕРЕХОДАХ В ПАРАХ МЕТАЛЛОВ И ИХ ВЗАИМОСВЯЗЬ С ПАРАМЕТРАМИ РАЗРЯДНОГО КОНТУРА

специальность: 01.04.21 ~ лазерная физика

003489523

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Томск-2009

003489523

Работа выполнена в Томском государственном университете,

Институте оптики атмосферы СО РАН (г. Томск), Институте физики полупроводников СО РАН (г. Новосибирск).

Научный консультант: доктор физико-математических наук,

Солдатов Анатолий Николаевич

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук, Соломонов Владимир Иванович

доктор физико-математических наук, Сорокин Александр Разумникович

доктор физико-математических наук, Тарасенко Виктор Федотович

Ведущая организация:

Институт теоретической и прикладной механики им. С.А. Христиановича СО РАН, г. Новосибирск

Защита состоится "8" апреля 2010 г. в 14 час. 30 мин. на заседании диссертационного Совета Д 212.267.04 при Томском государственном университете (634050, г. Томск, пр. Лёнина, 36)

С диссертацией можно ознакомиться в Научной библиотеке Томского государственного университета

Автореферат разослан "/? " декабря 2009 г.

Ученый секретарь диссертационного Совета

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Диссертация посвящена исследованию частотно-энергетических характеристик лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов, повышению надежности работы лазеров, их срока службы и определению оптимальных условий накачки активной среды при газоразрядном способе возбуждения.

Актуальность темы. Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов (ЛПМ) - лазеры, инверсная заселенность в которых возникает между резонансными и метастабильными уровнями атомов и ионов металлов в период ионизационной неравновесности плазмы, являются одним из наиболее эффективных источников излучения в видимой области спектра среди газовых лазеров. Существенный прогресс в развитии ЛПМ, наметился благодаря реализации саморазогревного способа получения паров за счет диссипации энергии импульсно - периодического разряда с высокой частотой следования импульсов (ЧСИ) возбуждения. Простота и надежность высокотемпературной техники, созданной на этом принципе, позволили реализовать практический КПД ЛПМ ~ 1% и существенно повысить как импульсную, так и среднюю мощности генерации. Однако потребности таких областей науки и техники, как зондирование атмосферы, локация и связь, лазерная обработка материалов, лазерная фотохимия, лазерное разделение изотопов и др., по-прежнему стимулируют работы по созданию эффективных лазеров видимого диапазона. Саморазогревной режим работы, в его классическом варианте, позволил улучшить выходные параметры ЛПМ, но не исчерпал их потенциала по повышению эффективности, которая составляет по оценкам ~ 10%, средней мощности - 1 Вт/см3 и ЧСИ генерации > 100 кГц [1-4]. Возможность достижения вышеперечисленных параметров в газоразрядных трубках (ГРТ) с малым рабочим объемом экспериментально была показана в работах А.Н. Солдатова и И.И. Климовского.

Для эффективной накачки ЛПМ, как хорошо известно, необходимо формировать импульс возбуждения с крутым фронтом и длительностью импульса соизмеримой со временем существования инверсии [1-5]. Реальные условия накачки существенно отличаются от идеальных условий возбуждения (прямоугольный импульс возбуждения), что накладывает определенные ограничения на частотно-энергетические характеристики (ЧЭХ) лазеров. Экспериментально наблюдаемые зависимости позволили П.А. Бохану и др. сделать заключение, что одной из основных причин ограничения ЧЭХ рассматриваемого класса лазеров при газоразрядном способе возбуждения является наличие индуктивной составляющей в разрядном контуре лазера. Это не позволяет быстро разогревать предымпульсные электроны (пе0), что приво-

дит к заселению метастабильных состояний на фронте импульса возбуждения и к перераспределению скоростей заселения лазерных уровней в пользу метастабильных с ростом пе0. В тоже время, исходя также из наблюдаемых экспериментальных зависимостей, Г.Г. Петраш и др. обуславливают ограничения ЧЭХ ЛПМ медленной релаксацией метастабильных состояний в межимпульсный период. Очевидно, что существующая неоднозначность интерпретации экспериментальных результатов не позволяет, с одной стороны, однозначно оценить энергетический потенциал активной среды ЛПМ и возможные практические пути его реализации, а с другой стороны, указывает на возможность неоднозначного проявления механизма ограничения ЧЭХ ЛПМ, в зависимости от условий накачки. Последнее предположение обусловлено следующим. Всегда полагалось, что развитие разряда в активных средах с высокой проводимостью плазмы осуществляется без стадии пробоя. Поэтому эквивалентную схему разрядного контура в модельных расчетах представляют в виде активной и индуктивной составляющих импеданса ГРТ, параллельно которым подключена обостряющая емкость. Однако данная эквивалентная схема применима только для анализа процессов в ГРТ с электродами расположенными в горячей зоне разрядного канала. Впервые о наличие пробоя в активных средах с высокой проводимостью плазмы указано в [6]. Проведенный в [7] анализ показал, что в типичных условиях работы ЛПМ сопротивление разряда в его начальной стадии определяется в основном не проводимостью нагретой активной части ГРТ, где пе0 может быть велико, а процессами на электродах и в холодных приэлектродных областях. Это дает основание предположить [7], что в концевых зонах к приходу следующего импульса возбуждения плотность электронов мала, сопротивление, соответственно, велико, и в этих зонах происходит пробой с образованием катодного слоя с большим падением напряжения и контрагированием разряда. В этом случае должны изменяться как эквивалентная схемы разрядного контура так и, соответственно, кинетика процессов в разрядном контуре и активной среде ЛПМ. Вышесказанное дает основание предположить наличие дуализма кинетики процессов ЛПМ в зависимости от расположения электродов в горячей зоне разрядного канала или холодных буферных зонах ГРТ.

В соответствии с вышесказанным, общей задачей диссертационной работы являлось выяснение закономерностей формирования инверсной населенности в активной среде лазеров на парах металлов и физических причин ограничения частотно-энергетических характеристик, а также разработка способов эффективной накачки активной среды лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов.

Ее конкретная реализация предполагала решение таких самостоятельных вопросов, как:

1. Экспериментальное исследование процесса ступенчатой ионизации с верхних лазерных уровней и его влияния на формирование инверсной населенности.

2. Изучение механизма влияния предымпульсных параметров плазмы на энергетические характеристики лазеров.

3. Исследование причин, приводящих к ограничению частоты следования импульсов генерации, и на их основе уточнение принципов управления характеристиками излучения лазеров.

4. Определение параметров накачки, оптимальных для эффективного возбуждения активной среды.

Методы исследований. В качестве методов исследований в работе принят физический эксперимент с использованием методов численного расчета изучаемых физических процессов в условиях идеальной накачки (прямоугольный импульс возбуждения), а процессов в контуре, исходя из анализа экспериментальных данных с привлечением теории нелинейных электрических цепей.

Научные положения, выносимые на защиту:

1. В импульсных лазерах на самоограниченных переходах атома меди из-за высокой скорости процесса ступенчатой ионизации с резонансных уровней и наличия вынужденных переходов наблюдается оптогальванический эффект, проявляющийся в уменьшении тока разряда и обратного напряжения на аноде тиратрона при возникновении светового поля в резонаторе. При этом обобщенная константа ступенчатой ионизации с резонансных уровней атома меди оценивается значением <сгу> ~ (1,9-КЗ,9)-10"7см3секВысокая скорость ступенчатой ионизации не только определяет насыщение населенности резонансных уровней в импульсе возбуждения, но и обуславливает снижение эффективности накачки активной среды с ростом предымпульсной концентрации электронов.

2. Накачка активной среды происходит после пробоя промежутка "плазма — анод" в случае расположения электродов в холодных буферных зонах газоразрядной трубки (ГРТ). Момент начала пробоя определяется прекращением токов смещения зарядов в процессе зарядки от накопительного конденсатора всех емкостных составляющих разрядного контура в условиях, когда импеданс активной среды до момента пробоя проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами. Скорость нарастания напряжения на плазме определяется временем развития пробоя промежутка "плазма - анод". Импе-

дане активной среды с момента пробоя проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами только в случае, когда время развития пробоя превышает время распространения электромагнитного поля в активной среде. В противоположном случае импеданс активной среды с момента пробоя проявляет себя как система с распределенными параметрами.

3. Величина инверсной населенности определяется энерговкладом от трех параллельных контуров возбуждения, образованных собственной емкостью ГРТ, обостряющим и накопительным конденсаторами, при условии, что время развития пробоя промежутка "плазма - анод" превышает время распространения электромагнитного поля в активной среде лазера. При этом:

- собственная емкость ГРТ определяет обострение тока на фронте импульса возбуждения и является источником подогрева электронов в межимпульсный период;

- к числу основных факторов, ограничивающих энергию импульса генерации, относятся также эмиссионная способность катода электронных ламп и допустимая скорость нарастания тока в тиратроне;

- энергозатраты на формирование инверсии в активной среде снижаются в режиме двухимпульсного возбуждения, когда первым импульсом формируется оптическое поле в резонаторе, а вторым - его усиление.

4. Время развития пробоя определяется временем прохождения промежутка "плазма - анод" электроном, стартовавшим из плазмы на анод с момента пробоя. В случае перехода электронов в режим убегания, когда граничное значение напряженности поля Есг для пробоя соответствует условию а,(Есп NHe)d = 1 (et,- — таунсендовский коэффициент размножения электронов, d -расстояние между разрядным каналом и анодом ГРТ, NHe - концентрация буферного газа в промежутке "плазма - анод"), величина инверсной населенности в лазере на парах стронция определяется энерговкладом собственной емкости ГРТ с эффективностью генерации ~ 6-8%. При этом формируется однородное распределение излучения лазера по сечению разрядного канала, энергосъем растет пропорционально объему активной среды и в парогазовой смеси (Sr + Не + Ne) наблюдается одновременная генерация на самоограниченных переходах Sri и Srll, атома гелия (2'Pi - 2'So) - \ = 2058 нм и переходах 2s - 2р атома неона. Средняя мощность генерации на "К = 2058 нм атома гелия ~ 15-20% от суммарной средней мощности генерации на всех линиях.

5. Критическая населенность метастабильных состояний Nmcr, при которой инверсия в активной среде не возникает, определяется как сумма предым-

пульсной плотности метастабильных состояний Nm0 и заселенности метаста-бильных состояний Nmf на фронте импульса возбуждения в течение времени разогрева электронов до критической температуры, при которой скорость заселения верхних лазерных уровней начинает превышать скорость заселения нижних уровней. Это определяет два предельных случая ограничения частотно-энергетических характеристик лазеров, а именно:

- Nmf является определяющим фактором ограничения в случае расположения электродов в горячей зоне разрядного канала ГРТ;

- Nm0 является определяющим фактором ограничения в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ.

В этих условиях изменение населенности метастабильных состояний через подогрев электронов определяет минимальные энергозатраты на управление характеристиками лазерного излучения. Данный метод управления не эффективен для лазерных переходов с квантовым КПД < 20%. Достоверность научных положений подтверждается:

1. Совпадением полученного значения константы скорости ступенчатой ионизации с резонансного уровня Cul с расчетными значениями [9].

2. Совпадением экспериментальных результатов с расчетными, а также с оценками и экспериментальными данными, полученными другими авторами [6-7,13].

3. Экспериментально наблюдаемыми зависимостями частотно-энергетических характеристик лазеров на самоограниченных переходах, полученными другими авторами fl-4], а также прямыми измерениями временного хода населенности рабочих уровней [II].

4. Экспериментально наблюдаемыми зависимостями энергетических характеристик лазера на парах стронция в условиях накачки, соответствующих критерию перевода электронов в режим убегания [12, 16] в промежутке "плазма

- анод".

5. Экспериментально наблюдаемыми зависимостями энергетических характеристик лазеров, полученными другими авторами: в случае расположения электродов в горячей зоне разрядного канала [8, 17]; в случае расположения электродов в холодных буферных зонах [1-4,11].

Новизна защищаемых положений:

1. Обнаружен (1999 г.) оптогальванический эффект в лазере на парах меди. Дано объяснение (2004 г.) снижению эффективности накачки с увеличением предымпульсной концентрации электронов.

2. Установлена зависимость (2007-2008 гг.) изменения эквивалентной схемы ГРТ от расположения электродов. Обнаружен момент начала накачки актив-

ной среды в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ. Предложена интерпретация импеданса активной среды как системы с сосредоточенными или распределенными параметрами в зависимости от времени развития пробоя.

3. Выявлена (2008-2009 г.) роль собственной емкости ГРТ в обострении фронта импульса возбуждения и подогреве электронов в межимпульсный период. Подтверждается полученными патентами РФ (№2242828; №2288536)

4. Обнаружены (2008-2009 гг.) факторы определяющие время развития пробоя, а также величину инверсной населенности.

5. Показаны (1997-2008 гг.) два предельных случая ограничения частотно-энергетических характеристик лазеров, которые возникают в зависимости от расположения электродов в ГРТ. Определен фактор, позволяющий управлять характеристиками лазерного излучения с минимальными энергозатратами. Оригинальность технических решений подтверждается полученными авторскими свидетельствами СССР (№1101130; №1253397; №1676410), патентами РФ (№2082263; №2230409; №2237955; №2254651).

Научная значимость защищаемых положений:

1. Дано объяснение снижению эффективности накачки с увеличением пре-дымпульсной концентрации электронов.

2. Исходя из физических представлений о процессах в разрядном контуре лазеров на парах металлов, найден путь преобразования эквивалентной схемы ГРТ в зависимости от расположения электродов. Определен момент начала накачки активной среды в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ. Предложена интерпретация импеданса активной среды как системы с сосредоточенными или распределенными параметрами в зависимости от времени развития пробоя.

3. Определен источник подогрева электронов в межимпульсный период, снижающий скорость релаксации метастабильных состояний. Определены условия его возникновения и причины, обуславливающие неоднозначность масштабирования энергетических характеристик лазерного излучения с изменением геометрических размеров и диэлектрических характеристик разрядного канала ГРТ.

4. Показан путь реализации сверхбыстрого пробоя промежутка "плазма -анод" ГРТ, в условиях которого реализуются высокие энергетические параметры активной среды лазеров на парах металлов, что значительно изменяет представления о перспективности газоразрядного способа возбуждения.

5. Определены два предельных случая ограничения частотно-энергетических характеристик лазеров, которые возникают в зависимости от расположения электродов в ГРТ.

Практическая значимость заключается в следующем:

1. Физически обоснована техническая возможность повышения эффективности накачки в условиях высокой скорости ступенчатой ионизации с резонансных уровней за счет снижения энергозатрат на формирование инверсии.

2. Обоснована необходимость учета в модельных расчетах условия того, что эквивалентная схема ГРТ зависит от расположения электродов, геометрических размеров и диэлектрических характеристик разрядного канала. При этом законы Ома и Кирхгофа применимы только в случае, когда импеданс активной среды проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами. Показано, что активную среду необходимо рассматривать как длинную линию в случае распределенных параметров ее импеданса.

3. Разработан ряд рекомендаций:

- при оптимизации параметров накачки необходимо учитывать, что собственная емкость ГРТ имеет пренебрежимо малую величину при малых диаметрах разрядного канала. В этих условиях отсутствует источник подогрева электронов в межимпульсный период, а формирование инверсии осуществляется внешними контурами — обостряющей емкостью и накопительным конденсатором. Это обуславливает неоднозначность масштабирования энергетических характеристик лазерного излучения с изменением геометрических размеров и диэлектрических характеристик разрядного канала ГРТ;

- в режиме двухимпульсного возбуждения реализуется возможность повышения до ~ 80% и более эффективности преобразования излучения лазера в лучок с дифракционной расходимостью и управления энергией импульса генерации без нарушения теплового режима работы лазера;

- срок службы тиратрона соответствует паспортным значениям при величине обратного напряжения < 3 кВ. Снизить величину обратного напряжения на аноде тиратрона в оптимальных условиях накачки можно за счет увеличения давления буферного газа и используя, в качестве контура накачки, систему связанных контуров.

4. Найдены условия, при которых величина инверсной населенности определяется энерговкладом собственной емкости ГРТ.

5. Предложена методика и определены условия реализации одновременной генерации на всех компонентах парогазовой смеси активной среды лазера, что определяет принципиальную возможность создания многоволновых лазерных источников излучения.

6. Найдены условия, определяющие принципиальную возможность оперативного управления параметрами генерации, и установлены границы их применимости.

7. Предложена методика синхронизации работы тиратронов типа ТГИ в системах "задающий генератор - усилитель" с нестабильностью ~ 1 не.

8. Уточнена методика измерения концентрации электронов в ближнем послесвечении разряда лазеров на парах металлов по штарковскому уширению линии водорода Нр.

Внедрение результатов диссертации и предложения по дальнейшему их использованию: Разработаны:

• Серия малогабаритных лазеров на парах меди со встроенным нагревателем в ГРТ "Милан-М", "Милан-М/2Е", работающих в широком диапазоне частот следования импульсов генерации со стабилизацией теплового режима работы и возможностью работы лазера в дежурном режиме. На базе этих лазеров разработаны лазерные створные маяки "Радуга 1" и "Радуга 2" для проводки судов в условиях ограниченной видимости, которые были приняты для экспериментальной эксплуатации в составе навигационного оборудования Вент-спялским (Латвия) и Клайпедским (Литва) торговыми портами в 1989-1991 гг. (A.c. СССР №1253397; №1676410)

• Лазер на парах меди "Милан - 5/01" со стабилизацией выходных характеристик лазерного излучения. Лазер передан по контракту на лицензионной основе в Болгарию для серийного производства в 1983-1986 гг. (A.c. СССР №1101130, получен знак "Изобретатель СССР").

• Лазеры на парах меди "Малахит" со 100% глубиной управления выходными характеристиками лазерного излучения (патент РФ №2082263, №2230409).

• Лазерный комплекс - система "задающий генератор - усилитель" на парах меди со средней мощностью в дифракционном пучке до 170-200 Вт для задач лазерного разделения изотопов.

Лазеры неоднократно демонстрировались на Российских и международных выставках. Лазер "Милан-М" награжден золотой медалыо ВДНХ СССР в 1982 г. Результаты работы могут быть использованы при разработке лазеров на парах металлов, например, ФГУП НПО "ИСТОК" (г. Фрязино); Институтами оптики атмосферы и физики полупроводников СО РАН; Томскими государственным и политехническим университетами, Южным федеральным университетом и др.

Апробация работы и публикации.

Основные результаты, приведенные в диссертации, обсуждались: на Всесоюзных симпозиумах по лазерному и акустическому зондированию атмосферы в 1982 г., 1984 г. (г. Томск); Всесоюзных и Российских семинарах "Лазеры на парах металлов и их применение" в 1982 г., 1991-2008 гг. (г. Ростов на Дону); Межотраслевой научно-технической конференции "Импульсные газоразрядные лазеры" в 1986 г. (г. Москва); рабочем совещании "Активные среды плазменных и газоразрядных лазеров" в 1987 г. (г. Гродно); Национальной конференции "Лазеры и их применение" в 1988 г. (г. Пловдив, Болгария); 5-70И Всероссийских (международных) научных конференциях "Физико-химические процессы при селекции атомов и молекул" в 1999-2002 гг. (г. Звенигород); Международной конференции "Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул" в 1992-2009 гг. (г. Томск); III Всероссийской конференции "Взаимодействие высококонцентрированных потоков энергии с материалами в перспективных технологиях и медицине" в 2009 г. (г. Новосибирск).

Основные результаты работы изложены в 66 печатных работах (из них 13 без соавторов), в том числе в изданиях, рекомендованных ВАК, 28 и 16 авторских свидетельствах СССР и патентах РФ.

Личный вклад автора. В исследованиях, представленных в диссертации, автору принадлежит инициатива проведения исследований, постановка задач, анализ и интерпретация полученных результатов. Результаты экспериментальных исследований и модельных расчетов получены лично автором либо при его определяющем участии. Подготовленные на их основе публикации сделаны по инициативе и при непосредственном участии автора. На различных этапах исследований в постановке некоторых конкретных задач и обсуждении результатов принимали участие А.Н. Солдатов, П.А. Бохан, Г.С. Евтушенко, Г.Г. Петраш и М.А. Казарян.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав, общих выводов, приложения и заключения, содержит 248 страниц текста, .133 рисунка, Д таблиц и список литературы из 366 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении обоснована актуальность темы диссертации, формулируется цель работы, постановка задачи, показана научная новизна, приведены наиболее важные практические результаты и основные положения, представленные к защите.

Глава I посвящена определению условий накачки активной среды, при которых реализуется высокое значение физического КПД ЛПМ и экспериментальному изучению роли ступенчатых процессов ионизации.

КПД импульсных лазеров определяется соотношением

г,„г = (Е,/Рш„ут%, (1)

где Eg - энергия импульса генерации; /- ЧСИ генерации; Egf- средняя мощность генерации; Ркы„ - мощность, потребляемая от выпрямителя. Поскольку P€hm определяет общие затраты энергии в лазере, в том числе и потери в коммутаторе, в зарядном контуре лазера и т.д., то реальный КПД лазера не может отражать энергетический потенциал активной среды. Энергетический потенциал активной среды определяется из соотношения

^{EffiE^fl* 100%, (2)

где Ej - энергия импульса возбуждения; Ej*f=P- const - мощность, вводимая в активную среду для поддержания режима саморазогрева. Известно, что с увеличением ЧСИ возбуждения уменьшается Eg и, соответственно, КПД лазера. В этом случае оптимизация условий возбуждения является многопараметрической задачей, из которой очень сложно вычленить параметр или параметры, определяющие энергетический потенциал активной среды. Методологически более правильным является подход к оценке энергетического потенциала, проводимый в три этапа. На первом этапе следует определить условия, при которых реализуется максимальное значение соотношения -E/Ej, т.е. определить физический КПД активной среды

Щш = (Eg/Ed)x 100%, (3)

который определяет максимально возможный уровень энергетических характеристик ЛПМ, на втором этапе выяснить причины, ограничивающие ЧСИ генерации, т.е. практический КПД (2) лазера. И наконец, на третьем этапе рассмотреть причины, определяющие реальный практический КПД лазера (потери в коммутаторе, зарядных цепях и т.д.).

Исследуя зависимости энергетических характеристик Cu-лазера от величины индуктивности разрядного контура в [8] был сделан вывод, что эффективность ЛПМ возрастает с уменьшением волнового сопротивления разрядного контура. Из этого следует, что эффективность ЛПМ должна возрастать относительно энерговклада до окончания импульса генерации с увеличением емкости накопительного конденсатора. Проведенные нами исследования подтверждают, что в этом случае действительно наблюдается рост эффективности Cu-лазера относительно энерговклада в активную среду до окончания импульса генерации. Осуществляя "отсечку" энерговклада после им-

пульса генерации можно реализовать высокий физический КПД. Наиболее важный результат, полученный нами, свидетельствует, что режим "отсечки" резко снижает энерговклад в разряд без потери мощности генерации. Физический КПД Cu-лазера в режиме полного обрыва энерговклада в ГРТ после импульса генерации достигает 9%, что является наглядным подтверждением прогнозируемого энергетического потенциала активной среды Си-лазера. Визуальное наблюдение разряда показало, что интегральное излучение в последнем случае ослаблено, и практически не наблюдается даже характерное свечение буферного газа в холодных зонах ГРТ. Детальный анализ спектра спонтанного излучения позволил определить, что 90% энергии вводимой в разряд обуславливают ступенчатые процессы возбуждения и ионизации рабочей среды после импульса генерации.

Особенностью лазерного перехода в Cul является энергетическая близость резонансного уровня к первой границе ионизации. Такое энергетическое положение резонансного уровня способствует его девозбуждению в состояние ионизации либо непосредственно, либо через промежуточные высоковозбужденные состояния. В результате с ростом разрядного тока населенность резонансного состояния насыщается, что ограничивает энергетические параметры лазерного перехода. В расчетных моделях лазеров ступенчатая ионизация резонансного уровня, как правило, учитывается, и в части проводимости плазмы и в части удельных энергетических параметров лазерного излучения, однако, прямых экспериментальных подтверждений не было. С этой целью нами было предпринято экспериментальное наблюдение ступенчатой ионизации Cul в активной среде Cu-лазера. Для этого исследовалось влияние возмущений населенностей резонансного уровня Cul собственным световым полем на проводимость плазмы разряда. Резонатор лазера модулировался введением экрана между зеркалами резонатора и трубкой. В результате обработки осциллограмм было установлено, что световое поле уменьшает амплитуду разрядного тока на величину ~ 2+3% (рис.1), а "быстрый" отклик плазмы более значителен и составлял ~ 4+5% для тока. Наиболее заметно оптогальванический эффект проявлялся в изменении обратного напряжения на тиратроне - с 2,8 кВ при наличии поля до 2,9 кВ при перекрытии резонатора. Анализ полученных результатов позволил оценить константу скорости ионизации резонансного уровня <ov> = (1,9+3,9)10'7 см3 сек"1. Эта величина, по крайней мере, па два порядка превышает константу скорости прямой ионизации из основного состояния Cul.

Рис.1. Осциллограммы импульсов тока с полем (1) и без поля (2) в резонаторе лазера.

—Л

Модуляция светового поля в резонаторе лазера, в условиях более высокой электронной температуры (коммутатор ГМИ-29А), приводила к бо-

лее существенной модуляции тока, причем модуляция тока была заметна и на осциллограммах импульсов тока, как в вышерассмотренном случае, и наблюдалась модуляция среднего тока, потребляемого от выпрямителя.

Это является подтверждением теоретических расчетов констант скоростей ступенчатых процессов в ЛПМ [9] и определяет единственно возможный путь повышения эффективности лазера за счет снижения предымлульс-ной концентрации электронов. Не менее важным, из вышесказанного, является вывод о том, что рост физического КПД лазера возможен не за счет увеличения энергии в импульсе генерации, а только за счет снижения энергозатрат на формирование инверсной населенности в активной среде. Это связывает, по сути, значения практического КПД и средней мощности генерации с ЧСИ генерации.

Глава II посвящена исследованию механизма влияния предымпульсных параметров плазмы на частотно-энергетические характеристики (ЧЭХ) лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов.

2.1. Критическая плотность метастабильных состояний.

Рассмотрим идеальный случай, когда осуществляется мгновенный разогрев электронов до температуры, определяемой напряженностью поля на ГРТ, а электронная температура (Те) не меняется в течение всего импульса возбуждения. Кинетику плотности населенностей лазерных уровней Си и плотности электронов во время импульса возбуждения рассмотрим исходя из модели, учитывающей заселение лазерных уровней из основного состояния Cul и ионизацию Cul за счет процессов прямой и ступенчатой ионизации с резонансных уровней:

где Nçu, Nm, Nn Nie» - плотности населенностей основного, метастабильного, резонансного уровней Cul и ионов Cull, соответственно; пе = iViCu - плот-

dNJdt = Nm0 + СNeu - NjCu)nek0m, dNJdt = (Neu - NjCv)nekor - N,nekri, dNicJdt = neo + (Neu - NiCu)nekoi + 2Njiek,

(4)

(5)

(6)

ность электронов; пе0 - предымпульсная концентрация электронов; N„0 -предымпульсная плотность метастабильных состоянии; кот, коп коь к^ — константы скоростей процессов возбуждения метастабильного, резонансного уровней, прямой ионизации из основного состояния, а также ступенчатой ионизации с резонансного уровня, соответственно. Соответствующие константы скоростей процессов возбуждения и ионизации взяты из [9], а к„ -обобщенная константа, учитывающая девозбуждение резонансного уровня.

Моделирование показало, что с увеличением пе0 и Те сокращается время достижения пороговых условий для генерации и время существования инверсии, возрастает скорость энерговклада, но величина инверсной населенности возрастает только с увеличением Те. С увеличением пе0 уменьшается не только величина инверсной населенности, но и время существования инверсии. Существует критическая плотность населенности нижних лазерных уровней Ыть ~ 3-5-1013 см"3, при которой инверсия не возникает. Наличие Мткг с учетом конечной скорости их релаксации в межимпульсный период означает, что с увеличением ЧСИ возбуждения будет возрастать N„0 и предельная ЧСИ генерации определяется условием

Яша = (7)

Вышеприведенное рассмотрение проведено без учета влияния реактивных составляющих импеданса. Наличие реактивных составляющих в контуре не позволяет мгновенно разогревать пе0 и, соответственно, в реальном лазере существует определенная скорость разогрева электронов. Поэтому в течение времени разогрева электронов до критической температуры, при которой скорость заселения верхних лазерных уровней начнет превышать скорость заселения нижних уровней, будет дополнительно осуществляться заселение метастабильных состояний на величину Л'т/. Поэтому предельно возможная ЧСИ генерации будет определяться суммой

ли + л^ = Л^ (8)

и соответственно какой из параметров Ыто или М,,/ более быстро достигает значения Л^, тот и является определяющим в ограничении ЧСИ генерации. Как известно, кинетика процессов в активной среде определяется константами скоростей этих процессов. Значение этих констант зависит от Те, которая, согласно [3], отслеживает изменение напряжения на активной составляющей импеданса ГРТ. Изменение напряжения на активной составляющей импеданса в контуре, как известно, определяется апериодическим или колебательным характером развития процесса. Анализ процессов в разрядном контуре и экспериментальные исследования показали, что нарастание напряжения на активной составляющей импеданса ГРТ определяется:

1) Постоянной времени L/R в случае апериодического процесса (для идеального коммутатора), где L - индуктивность ГРТ, a R - сопротивление плазмы. При этом Nmr ~ L(rieof, что обуславливает определяющую роль пе0 в ограничении ЧСИ генерации;

2) Частотой свободных колебаний в случае колебательного процесса в контуре, что обуславливает принципиальную возможность устранения эффекта преимущественного заселения метастабильных уровней на фронте импульса возбуждения. Работа на высокой частоте свободных колебаний характеризуется рассогласованием источника питания с нагрузкой. Это приводит к перезаряду накопительного конденсатора до обратного напряжения Uo6p, что накладывает определенные ограничения на работу тиратрона. При этом до U„sP заряжаются все емкостные составляющие разрядного контура и ГРТ. Диссипация этой энергии будет осуществляться в активной среде в межимпульсный период. Данный процесс может обуславливать наличие высокой плотности Nma, если процесс диссипации энергии и, соответственно, подогрев электронной компоненты плазмы осуществляется в течение всего межимпульсного периода, поскольку хорошо известно, что метастабильные состояния эффективно тушатся в столкновениях с остывающими электронами в отсутствии источника их подогрева.

Продемонстрировать вышесказанное можно следующим примером. Формируя перед каждым импульсом возбуждения дополнительный импульс, подогревающий электроны, можно осуществлять заселение метастабильных уровней > Nmir. Это приведет к срыву инверсии в импульсе возбуждения. Изменяя задержку между дополнительным и возбуждающим импульсами можно судить о скорости релаксации метастабильных состояний в межимпульсный период, исходя из процесса восстановления характеристик генерации в импульсе возбуждения. В то время как, энерговклад от дополнительного импульса демонстрирует уровень энергии, которая должна запасаться в реактивных составляющих импеданса разрядного контура, чтобы существенно ограничить процесс релаксации метастабильных уровней в межимпульсный период. Проведенные исследования в Cu-лазере (рис.2) показали, что ограничения энергетических характеристик, связанные с iVm<¡, необходимо учитывать при ЧСИ возбуждения > 100 кГц. Однако когда плазма характеризуется высокой степенью ионизации, необходим пренебрежимо малый вклад энергии в активную среду, чтобы поддерживать высокую населенность нижних лазерных уровней. В этом случае Nm0 в активной среде будет определяться не столько процессом релаксации, сколько "паразитными" вкладами энергии в межимпульсный период. Из сказанного следует, что является

абсолютным фактором ограничения ЧЭХ генерации лазеров на самоограниченных переходах. А оптимизация параметров накачки активной среды сводится к выяснению источника "паразитного" энерговклада в межимпульсный период, выяснению механизма диссипации этой энергии в активной среде и роли элементов разрядного контура (коммутатора, шунтирующей индуктивности и ГРТ) в ограничении скорости нарастания напряжения на активной составляющей импеданса ГРТ.

L, НС 80

Рис.2.Изменение суммарной средней 60 мощности (1), средней мощности генерации на X = 510,6 нм (2) и X = 40 578,2 нм (3), а также времени задержки генерации от начала им-20 пульса возбуждения (4) в зависимости от времени задержки td между импульсами.

4 6 8 кмхс 2.2. Критическая плотность электронов.

В [10] рассмотрен один из механизмов срыва инверсии в ЛПМ, обусловленный высокой Пео- При рассмотрении причин ограничения использовались простые кинетические модели, непосредственно опирающиеся на экспериментальные зависимости временного поведения плотности тока. Это позво-ияет, согласно [10], получить простую оценку критической плотности электронов. В качестве необходимого условия создания инверсии используется известное ограничение Те снизу. Оценка критической плотности электронов в [10] проведена для экспериментальных условий работы [11]. Модельные расчеты [10] показали, что именно критическая плотность электронов является причиной срыва инверсии в ЛПМ, а не высокая Nml), как полагалось в [11]. Одной из основополагающих ошибок, как показал анализ, в довольно логичном обосновании [10] существования Necr является предположение, что период квазистационарной ионизации реализуется с момента начала импульса возбуждения. В [10] записана система уравнений, для процесса прямой ионизации атомов меди и неона, а константы скорости прямой ионизации соответствуют константам скоростей возбуждения резонансных уровней, хотя хорошо известно, что эти константы различаются почти на два порядка. Для определения значение Ne'cr необходимо использовать систему уравнений типа (6), описывающих ионизационный процесс с учетом ступенчатой ионизации

с резонансных уровней. Следовательно можно утверждать, что затраты энергии на ионизацию в период формирования инверсии в ЛПМ завышены в [10] как минимум на порядок и, в условиях эксперимента [11] не реализуются значения Necr. Тем не менее, если в [10] использовать систему уравнений типа (6), не меняя всей последовательности анализа, то вполне очевидно, что с ростом пе0 в активной среде будут возрастать затраты энергии на разогрев электронов без изменения величины инверсии (если полагать, что по каким то причинам Nm0 пренебрежимо мала). Следовательно, с ростом пе0 должна снижаться эффективность накачки активной среды. Однако энергия импульса возбуждения всегда ограничена в реальных условиях работы ЛПМ режимом саморазогрева. В этих условиях возникает определенное ограничение. Оно определяется тем, что для реализации высокой средней мощности генерации необходимо увеличивать ЧСИ возбуждения. С ростом ЧСИ увеличивается предымпульсная концентрация электронов, а с ростом пе0 необходимо увеличивать энергию импульса возбуждения. Это определяет наличие оптимальной ЧСИ генерации, при которой реализуется максимальная средняя мощность генерации в саморазогревных ЛПМ, а пео, следовательно, имеет относительный характер ограничения ЧЭХ генерации лазеров.

Глава III посвящена изучению работы тиратрона в разрядном контуре лазеров. Проведен качественный анализ устойчивой работы тиратрона. Представлены результаты экспериментальных исследований, подтверждающие, что тиратроны имеют узкую область устойчивой работы, определяемую предельными значениями обратного напряжения на аноде тиратрона. Срок службы тиратрона возрастает с уменьшением обратного напряжения (U06P) на аноде тиратрона и соответствует паспортным значениям при Uo6p < 3 кВ. Рассматриваются причины: определяющие надежность работы тиратрона, ограничивающие коммутационные характеристики тиратрона, определяющие нестабильность срабатывания тиратронов относительно импульса запуска, запаздывания тока анода и разброса фронта импульса тока анода от импульса к импульсу. Приводятся технические решения, позволяющие устранить вышеперечисленные недостатки тиратронов. Показано, что низкая допустимая скорость нарастания тока в тиратроне является дополнительным фактором ограничения энергетических характеристик ЛПМ.

Глава IV посвящена изучению влияния шунтирующей индуктивности на энергетические характеристики ЛПМ, а также рассмотрены особенности формирования инверсии в активных средах с квантовым КПД < 20% на примере лазера на парах стронция.

Показано, что в реальных условиях работы ЛПМ всегда можно выбрать параметры шунтирующей индуктивности, устраняющие протекание тока заряда накопительного конденсатора через ГРТ. При этом в шунтирующей индуктивности запасается энергия во время импульса возбуждения, которая вкладывается в активную среду в ближнем послесвечении разряда ~ 3-5 мкс. Поскольку длительность энерговклада намного меньше межимпульсного периода, то он не должен оказывать существенного влияния на процесс релаксации метастабильных состояний в межимпульсный период, но обуславливает нарастание проводимости плазмы в ближнем послесвечении. Временной ход проводимости плазмы в ближнем послесвечении разряда соответствует временному ходу концентрации электронов в этот период времени, измеренному по штарковскому уширению линии водорода IIПроведенный анализ и представленные результаты в данной главе показали, что наблюдаемое нарастание проводимости плазмы в ближнем послесвечении разряда обусловлено изменением Те, а не пе. При этом наблюдаемое нарастание пе в измерениях по штарковскому уширению линии Нр не отражает реальный процесс, а связано с погрешностью измерений, точнее с тем, что при обработке результатов не учитывалось влияние возбуждения водорода в ближнем послесвечении разряда на интенсивность линии Иц, которое может осуществляться в процессе тройной рекомбинации.

Показано, что имеется существенное различие в формировании инверсии в лазерах на самоограниченных переходах видимого и ближнего ИК диапазонов (Си, Аи, РЬ, В1, БгП и т.д.) и лазерах на самоограниченных переходах щелочноземельных (8г, Са) металлов, излучающих на ИК линиях среднего и дальнего диапазона (> 5 мкм). Различие в формировании инверсии определяется тем, что в лазерах видимого и ближнего ИК диапазонов (с квантовой эффективностью рабочего перехода условно большей 20%) существует определенное значение Т€ при которой скорость заселения верхних лазерных уровней начинает превышать скорость заселения нижних лазерных уровней (например, для Си1 ~ 1,7 эВ). Следовательно, формирование населенности на рабочих переходах атомов осуществляется группами электронов с разной энергией. В то время как, в лазерах с квантовой эффективностью рабочего перехода (условно) меньше 20%, излучающих на ИК линиях среднего и дальнего диапазона, отсутствуют пороговые условия по накачке. В этом случае в формировании населенности на рабочих переходах участвуют все электроны, а величина инверсии определяется отношением сечений возбуждения рабочих лазерных уровней. Поэтому, не смотря на то, что управление харак-

теристиками излучения лазеров на самоограниченных переходах можно осуществлять через изменение плотности метастабильных состояний подогревая электронную компоненту плазмы, данный способ управления не эффективен для лазерных переходов с квантовым КПД < 20%. На рис. 3 представлены зависимости мощностей линий генерации Бг-лазера от напряжения дополнительного импульса для трех разных рабочих емкостей дополнительного канала. В этих экспериментах задержка дополнительного импульса выбиралась с точки зрения максимального влияния дополнительного импульса при его напряжении 1кВ на выходные параметры трубки. С увеличением энергии (Ср и и^оп) дополнительного импульса мощность генерации на А, ~ 3 мкм и X - 1 мкм постепенно уменьшается и исчезает. Это способствует увеличению скорости заселения нижних уровней для указанных линий генерации атомов и ионов стронция до исчезновения инверсии между лазерными уровнями. В свою очередь мощность генерации на X = 6.45 мкм уменьшается при увеличении энергии дополнительного импульса лишь на 30%. Дальнейшее увеличение энергии дополнительного импульса ведет к появлению генерации в дополнительном импульсе.

Р,тП' Р,т Ц'

0 11,5 1,5 2,5 *Г 0 (1,5 1,5 2,5 к!

Рис. 4. Зависимости мощности генерации на X = 6.45 мкм, к ~ 3 мкм, X ~ 1 мкм от напряжения дополнительного импульса при рабочей емкости дополнительного канала Ср= 500пФ - 1, Ср= 891 пФ - 2, Ср= 1650пФ - 3.

Глава V посвящена изучению влияния конструктивных особенностей ГРТ на ЧЭХ лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов. Показано, что существенное влияние на кинетику процессов в активной среде оказывает расположение электродов в ГРТ.

Активная среда импульсно-периодических лазеров на парах металлов характеризуется высокой проводимостью плазмы с пе0 ~ 1013 см"3. Поэтому полагалось, что развитие разряда в активной среде осуществляется без стадии пробоя разрядного промежутка. Эквивалентную схему разрядного контура

лазера всегда представляют в виде простого колебательного контура в модельных расчетах, а импеданс ГРТ в виде последовательно включенных активной и индуктивной составляющих, параллельно которым подключена обостряющая емкость. В действительности подобную эквивалентную схему разрядного контура можно использовать только при моделировании процессов в ГРТ с электродами, расположенными в горячей зоне разрядного канала. Апериодический процесс в разрядном контуре лазера может наблюдаться только в таких конструкциях ГРТ. Определяющим фактором ограничения ЧЭХ для таких конструкций ГРТ является преимущественное заселение ме-тастабильных состояний на фронте импульса возбуждения и быстрая релаксация этих состояний в межимпульсный период.

Впервые о наличие пробоя в активных средах с высокой проводимостью плазмы указано в [6]. Проведенный в [7] анализ показал, что в типичных условиях работы ЛПМ сопротивление разряда в его начальной стадии определяется в основном не проводимостью нагретой активной части разрядной трубки, где пео может быть велико, а процессами на электродах и в холодных приэлектродных областях. Можно предположить [7], что в концевых зонах к приходу следующего импульса возбуждения плотность электронов мала, сопротивление, соответственно, велико, и в этих зонах происходит пробой с образованием катодного слоя с большим падением напряжения и контраги-рованием разряда.

Проведенные нами исследования подтверждают наличие пробоя в концевых зонах разрядного канала в случае расположения электродов ГРТ в холодных буферных зонах. При этом эквивалентная схема ГРТ существенно отличается (рис.4) от используемой схемы в модельных расчетах. Формирование инверсии осуществляется после пробоя в промежутке "плазма - анод" ГРТ в процессе энерговклада от трех параллельных контуров, образованных собственной емкостью ГРТ, обостряющим и накопительным конденсаторами, которые определяют ЧЭХ лазера. Наиболее высокая частота свободных колебаний в разрядном контуре и, соответственно, скорость нарастания напряжения на активной составляющей импеданса ГРТ определяется первым контуром возбуждения, образованным собственной емкостью ГРТ. Поэтому экспериментально всегда наблюдается повышение КПД лазера с увеличением диаметра разрядного канала ГРТ, т.е. с увеличением собственной емкости и снижение оптимальной ЧСИ генерации. Последнее определяется тем, что после импульса возбуждения в собственной емкости ГРТ запасается энергия, которая диссипирует в активной среде в межимпульсный период. Согласно [7], рекомбинационный процесс в концевых зонах разрядного ка-

нала происходит намного быстрее, чем в активной среде. Поэтому диссипация энергии, запасаемой в собственной емкости ГРТ, происходит в межимпульсный период в результате высокочастотных колебаний в контуре с высокой добротностью, который образуется из-за наличия составляющих С] и С3. Моделирование показало, что диссипация этой энергии может наблюдаться (рис.5) в течение всего межимпульсного периода, что поддерживает высокий уровень N„0- Собственная емкость ГРТ возникает вследствие того, что плазму можно рассматривать как проводник с высокой проводимостью, которая в предымпульсных условиях намного больше проводимости промежутка "плазма - анод". Геометрические размеры плазмы определяются разрядным каналом, имеющим определенную диэлектрическую проницаемость. Поэтому плазма и разрядный канал относительно "земли" или обратного то-копровода лазера образуют конденсатор или длинную линию, в котором плазма является одной из обкладок конденсатора. Заряд обостряющей емкости и собственной емкости ГРТ осуществляется в процессе разряда накопительного конденсатора через тиратрон, который ограничивает скорость заряда этих емкостей. Поэтому импеданс ГРТ в процессе зарядки можно рас. сматривать как систему с сосредоточенными параметрами, а все точки плазмы будут находиться в течение этого времени под одним потенциалом. В этих условиях электроны в плазме не могут набирать энергию, необходимую для осуществления неупругих соударений.

Рис.4. Схема генератора накачки лазера; где пунктирной линией выделена эквивалентная схема ГРТ, H/V - высоковольтный выпрямитель, L - D - зарядные дроссель и диод, соответственно, С - накопительный конденсатор, С0 - обостряющая емкость, Т - тиратрон, Lsh - шунтирующая индуктивность, Rsh - измерительный шунт (пояс Роговского). Активная, емкостная и индуктивная составляющие импеданса ГРТ представлены в виде последовательно соединенных R-L-C цепочек, где L] и L3 - индуктивности токовводов ГРТ; R2, L2, С2 - активная, индуктивная и емкостная составляющие импеданса активной среды ГРТ, соответственно; Rb R3, Ci, С3 - активная и емкостная составляющие электродных узлов относительно активной среды, соответственно.

Устранить недостатки и объединить преимущества рассмотренных конструкций ГРТ можно, используя двухимпульсное возбуждение активной среды, когда первым импульсом возбуждения осуществляется формирование (рис.6) собственного поля в резонаторе лазера, а вторым - его усиление. Данный способ накачки позволяет осуществлять управление характеристиками лазерного излучения (рис.7), а так же реализовать систему "генератор-усилитель" в одном активном элементе с преобразованием ~ 80% энергии генерации в излучение с дифракционной расходимостью. к В

--1-1-г

0,5 1,0 10 30

Рис.5. Изменение амплитуды напряжения на ГРТ в межимпульсный период после импульса возбуждения.

Рис.6. Осциллограммы импульсов тока (1), напряжения (2) на ГРТ и импульса генерации (3), формируемого в слаботочном импульсе возбуждения. (4) - усиление импульса генерации (3) сильноточным импульсом возбуждения.

Рис.7. Изменение средней мощности генерации при изменении временного расположения сильноточного импульса возбуждения относительно импульса генерации.

Глава VI посвящена изучению влияния времени развития пробоя в концевых зонах ГРТ на кинетику процессов в активной среде.

В Главе 5 показано, что все точки плазмы находится под одним потенциалом во время зарядки собственной емкости ГРТ от накопительного конденсатора, а разность потенциалов возникает между обкладками собственной емкости ГРТ, т.е. между плазмой и "землей", имеющей нулевой потенциал. Поскольку анод ГРТ также заземлен, то разность потенциалов возникает между плазмой и анодом. Возникающее напряжение между плазмой и анодом в данном случае можно рассматривать как внешнее поле, которое, как известно, может проникать в плазму на глубину порядка дебаевского радиуса экранирования. Если принять, согласно [6-7], предымпульсные значения Те ~ 0,25 эВ и среднее предымпульсное значение пе ~ 2,5-1013 см"3, то глубина проникновения внешнего поля в плазму составляет - 1 мкм. Следовательно, только слой плазмы ~ 1 мкм является эмиттером электронов на анод во время зарядки емкостных составляющих ГРТ и разрядного контура лазера. Уход заряда из плазмы на анод должен компенсироваться поступающим зарядом из накопительного конденсатора в этот период времени. Возможность подобной компенсации обусловлена тем, что в начальный момент (до зарядки емкостных составляющих) разность потенциалов между плазмой и анодом равна нулю. Скорость зарядки емкостных составляющих составляет ~ 4 А/нс (для тиратрона ТГИ1-1000/25), что намного больше скорости нарастания тока в промежутке "плазма - анод" в этот период времени. Из вышесказанного следует, что пробой в промежутке "плазма - анод" может возникнуть только после зарядки емкостных составляющих ГРТ и разрядного контура, т.е. при достижении равенства напряжений на емкостных составляющих и накопи-

тельном конденсаторе, что подтверждается экспериментально. На рис. 8. в качестве иллюстрации приведены осциллограммы импульсов тока, протекающего через тиратрон, импульса напряжения на ГРТ и тока смещения заряда в газоразрядной трубке лазера на парах стронция. Представленные осциллограммы наиболее наглядно демонстрируют вышесказанное. Положительная часть осциллограммы (Рис. 8с) отражает скорость и время заряда емкостных составляющих. Начало процесса заряда совпадает по времени с началом протекания тока через тиратрон и ростом напряжения на ГРТ. Прекращение зарядки соответствует максимуму напряжения на ГР'Г. Отрицательная часть осциллограммы (Рис. 8с) отражает процесс разряда собственной емкости ГРТ. С момента начала разряда наблюдается спад напряжения на ГРТ. Это подтверждает, что пробой промежутка "плазма - анод" в им-пульсно-периодическом режиме работы лазера происходит после заряда емкостных составляющих ГРТ и разрядного контура, т.е. когда эти емкости заряжаются до напряжения сопоставимого с напряжением на накопительном конденсаторе. Поэтому, напряжение "пробоя" промежутка "плазма - анод" не является какой-то определенной величиной, а определяется величиной напряжения на накопительном конденсаторе. Следовательно, напряжение пробоя не зависит от расстояния а' между разрядным каналом ГРТ и электродами. Момент пробоя не означает возникновение разности потенциалов на плазме, а лишь отмечает точку отсчета начала формирования напряжения на плазме. Для возникновения разности потенциалов на плазме электрическая цепь должна быть замкнута, что будет определяться процессом образования электронной лавины, стартовавшей в момент пробоя с поверхности плазмы.

Рис.8. Осциллограммы импульсов тока-а, протекающего через тиратрон, Ь - напряжения на ГРТ и с - тока смещения зарядов. Временной масштаб - 200 нс/иа клетку.

В этом случае, время развития пробоя и, соответственно, время нарастания напряжения на плазме будет определяться временем прохождения электроном, стартовавшим с поверхности плазмы в момент пробоя, расстояния между плазмой и анодом. Поскольку в процессе ускорения электрона в электрическом поле его энергия на длине свободного пробега может ме-

няться от нуля до потенциала ионизации, то средняя скорость движения электрона с поверхности плазмы до анода определяется, как иср = (Е/2те)т, где Е - энергия электрона, те - масса электрона. Следовательно, время развития пробоя

¡фР = <1А>ср = с1/(Е/2те)т. (9)

Из теории электрических цепей хорошо известно, что главным условием выполнения квазистационарности тока, кроме замкнутости цепи является медленность изменения тока по сравнению со скоростью распространения электромагнитного возмущения по цепи. В этом случае для анализа цепи можно использовать законы Ома и Кирхгофа. Однако часто встречаются длинные цепи передач сигналов или линии не очень длинные, но служащие для передачи сигналов высокой частоты. В этих цепях мгновенные значения тока в различных точках цепи различны, и кроме того, здесь становится существенной распределенная емкость отдельных элементов цепи друг к другу. Из вышесказанного следует, что импеданс ГРТ с момента пробоя можно рассматривать как систему с сосредоточенными параметрами, если время развития пробоя превышает время распространения электромагнитного поля в активной среде лазера. В противоположном случае активную среду лазера необходимо рассматривать как длинную линию. Если расстояние с1 выбрать соизмеримое с длиной свободного пробега электрона, то имитируемый электрон из плазмы должен набирать энергию равную потенциалу на плазме. Время пробоя будет составлять -0,1 не при ¿«2мми напряжении на промежутке "плазма - анод" 10 кВ. В общем случае критерий, определяющий граничное значение напряженности поля Е„ для "быстрого пробоя" можно записать аналогично [12], в виде

а,(Ест, Л'№у= 1, (10)

где сц - коэффициент Таунсенда, Ыце - концентрация буферного газа (гелия) в промежутке "плазма - анод".

"Быстрый уход электронов" из пограничного слоя плазмы с момента пробоя на анод приводит к нарушению квазинейтральности плазмы на глубину дебаевского радиуса экранирования. Это приводит к поляризации плазмы между пограничными областями и возникновению электрического поля

е = 4 тку = 4леМеХ, (11)

стремящемуся восстановить квазинейтральность плазмы в возмущенном слое, где х - толщина разделения пространственного заряда, ст -поверхностная плотность заряда. Таким образом, поле, возникшее в пограничном с анодом слое плазмы, порождает волну поляризации, которая

движется от анода к катоду и достигая катода, восстанавливает квазинейтральность плазмы. При этом, возникающая волна поляризации не меняет потенциал на плазме, что обеспечивает запирание внешних контуров. На электроны со стороны поля (11) действует также возвращающая сила

^ = - ее = - (4пеК,е,'т1)х, (12)

которая должна привести к возникновению плазменных колебаний на лен-гмюровской частоте ш0. Однако поле заряженной собственной емкости ГРТ может являться фактором, устраняющим действие возвращающей силы. В этом случае вместо плазменных колебаний на ленгмюровской частоте может возникнуть направленное движение ионов к аноду ГРТ вслед за смещением электронов. В процессе резонансной перезарядки формируется пучок быстрых атомов направленный в сторону анода ГРТ, что должно приводить к осаждению металла в холодной части анода. В результате распространения волны поляризации предымпульсные электроны в плазме набирают энергию направленного движения с фронтом нарастания -0,1 не и их движение поддерживается полем собственной емкости ГРТ, что должно приводить к возникновению диффузного разряда. При этом волна поляризации плазмы должна распространяться от анода к катоду без затухания, что позволяет формировать моноэнергетические электроны в плазме.

Также хорошо известно, что в случае "быстрого замыкания" заряженной линии возникает обратная высокоскоростная волна ионизации [13]. Поэтому в рассматриваемом нами случае мгновенные значения тока в различных точках активной среды различны, здесь нельзя применять законы Ома и Кирхгофа, нельзя считать распределенные параметры сосредоточенными в одном месте, кроме того, здесь становится существенной и распределенная емкость отдельных элементов цепи друг к другу. В электротехнике быстрых токов прибегают к упрощению. Распределенную линию разбивают на участки йг, меньшие длины волны, и для таких участков применяют теорию квазистационарных токов, т.е. вводят сосредоточенные элементы - Я = Я„с1г; Ь = Ь,4г\ С = С „(¡г, где Ип, ¿№ С„ - распределенные параметры на единицу длины, и записывают для такого элемента законы Ома и Кирхгофа. Для моделирования процесса формирования высокоскоростной волны ионизации в активной среде мы воспользовались компьютерными программами, применяемыми для моделирования переходных процессов в электротехнических цепях, при этом импеданс активной среды был представлен в виде 10 последовательно включенных цепочек £„, С„, Кп - элементов.

Моделирование данного процесса показало, что в плазме протяженностью ~ 50 см реализуется бегущая волна с начальной напряженностью у ано-

да ГРТ ~ 1 kB/см при напряжении на емкостной составляющей активной среды ~ 10 кВ и предымпульсной концентрации электронов ~ 1012 - 10п см"3. Моделирование проводилось без учета распространения волны поляризации плазмы, что в совокупности представляет весьма сложную задачу. В случае справедливости представленной модели процессов, экспериментально должны реализоваться:

диффузный разряд, и соответственно, равномерное распределение излучения лазера по сечению разрядного канала ГРТ; энергосъем должен возрастать пропорционально объему активной среды; возможность получения генерации на всех компонентах парогазовой смеси активной среды; высокая предельная ЧСИ генерации; высокая эффективность накачки активной среды.

В качестве модельной среды в исследованиях использовался лазер на парах стронция, для которого характерно наличие генерации, как в случае ионизационной неравновесности плазмы [1-4], так и рекомбинационной [14].

Исследование Sr-лазера проводилось с ГРТ, разрядный канал которой выполнен из ВеО - керамической трубки внутренним диаметром 2 см и длиной 50 см. В спектре излучения наблюдались типичные линии генерации на самоограниченных переходах Sri и Srll при уровне суммарной средней мощности генерации на всех линиях ~ 4 Вт при ЧСИ генерации ~ 20 кГц. Добавка к буферному газу Не ~ 10% Ne, приводила к увеличению средней мощности генерации до ~ 5 Вт. При этом разряд имел диффузный характер, и не наблюдалось характерной для лазеров на парах металлов привязки разряда к электродам ГРТ в виде катодного и анодного пятен (рис.9с). Анодное и катодное пятна на поверхности электродов наблюдаются только в начальный момент разогрева разрядного канала ГРТ (рис.9а-Ь). Пленка стронция на аноде ГРТ, нарастающая в процессе работы лазера, отчетливо видна на рис.9.

Измерение вольтамперных характеристик разряда (рис.10) показало, что в начальный момент разрядки накопительного конденсатора параллельно заряжаются емкостные составляющие импеданса разрядного контура и ГРТ лазера. Поэтому наблюдается одновременное нарастание напряжения на ГРТ и тока, протекающего через тиратрон. При этом ток, протекающий через ГРТ пренебрежимо мал. После пробоя промежутка "плазма - анод" ГРТ, соответствующий максимуму напряжения на ГРТ, наблюдается нарастание тока через ГРТ и возникает генерация. Зная амплитуду напряжения на ГРТ - U, тока -/, протекающего через тиратрон и время заряда емкостных составляющих -/ можно оценить их емкость, поскольку С = q/U = It/2Uили С = С0 + С2 ~ 300 пФ. Прямые измерения показали, что обостряющая емкость С0 ~ 240-250 пФ, соответственно, собственная емкость ГРТ С2 ~ 50 - 60 пФ. Следовательно,

мощность, вводимая в ГРТ от первого контура возбуждения, образованного собственной емкостью ГРТ составляет 60 - 70 Вт при частоте следования импульсов возбуждения ~ 20 кГц. Первый контур должен определять формирование инверсии в активной среде лазера, а остальные, образованные обостряющей емкостью и накопительным конденсатором, обуславливают дополнительный энерговклад, приводящий к существенному снижению практического КПД лазера. В этом случае физический КПД лазера относительно энерговклада от первого контура должен составлять ~ 6-8%.

Рис.9. Изменение анодного пятна на поверхности электрода по мере разогрева разрядного канала ГРТ, а - разряд в гелии, Ь - расконтракция разряда, с - режим начала генерации.

Однако чтобы действительно оценить физический КПД лазера, необходимо знать - осуществляется в этот период времени или нет подпитка из внешних контуров. Для этого необходимо последовательно "исключить" из накачки третий и второй контура.

Рис.10. Импульсы тока, протекающего через тиратрон - 1 и через ГРТ - 2, импульс напряжения на ГРТ -3 и импульс генерации - 4 Только в случае, если не будет наблюдаться уменьшение средней мощности генерации, можно утверждать, что накачка активной среды осуществляется энергией, запасаемой в емкостной составляющей импеданса ГРТ. Для того

чтобы "исключить" из накачки третий и второй контур достаточно между обостряющей емкостью и ГРТ ввести индуктивность (использовали индуктивность ~ 20 мкГн). Введение индуктивности приводит к резкому снижению частоты свободных колебаний второго и третьего контуров, и исключает их из процесса формирования инверсии. Проведенные нами исследования подтвердили, что в формировании инверсии участвует только первый контур возбуждения, а энерговклады от второго и третьего контуров в активную среду не осуществляются в течение этого времени. При этом реализуется режим практически полного согласования источника питания с нагрузкой, что позволяет рассчитывать на существенное увеличение ЧСИ генерации. Накачка активной среды лазера на парах стронция цугом сдвоенных импульсов в условиях саморазогревного режима работы лазера показала, что генерация наблюдается во втором импульсе возбуждения при задержке между импульсами возбуждения вплоть до 1.35 мкс, а предельная ЧСИ генерации, соответственно, может достигать ~ 1 МГц. Экспериментальные исследования также подтвердили, что наблюдается линейный рост средней мощности генерации с увеличением объема активной среды лазера на парах стронция (рис.11). При - объеме активной среды лазера 650 см3 суммарная средняя мощность на всех линиях генерации составляла 13,6 Вт. Отклонение от линейного нарастания средней мощности генерации наблюдалось с уменьшением объема активной среды (< 150-200 см3), что связано с пренебрежимо малой величиной собственной емкости ГРТ. Исследование распределения мощности генерации по диаметру разрядного канала проводилось с ГРТ, диаметр разрядного канала

которой составлял 30 мм, а объем ак-р,Вя тивной среды 650 см3, соответственно.

Рис.11. Зависимость средней мощности генерации лазера на парах стронция от величины активного объема ГРТ [15].

Это распределение представлено на рис.12 при мощностях генерации ~ 4,6 Вт; 7,4 Вт; 9 Вт, которое показывает, что расо 150 зоо 450 боо т; с«3 пределение достаточно равномерное. Излучение занимает ~ 70 % от всей рабочей площади или 85% его диаметра по полувысоте амплитуды мощности генерации.

2д Отм. eö.

Рис.12. Распределение мощности излучения Эг-лазера по диаметру активного объема. Мощность генерации: 1 - 4,6 Вт; 2 - 7,4 Вт; 3-9 Вт, диаметр канала 30 мм [15].

П5

15 11 5 0 5 10 «и

Полученные в [16] результаты расчета условий для кривой убегания в парах меди соизмеримы с условиями накачки активной среды лазера на парах стронция в наших экспериментах, что указывает на принципиальную возможность перевода предымпульсных электронов в режим убегания. Доказательством осуществления такого режима может являться

реализация одновременной генерации не только на самоограниченных переходах атома и иона стронция, но и на переходах буферных газов, например, на самоограниченных переходах атома гелия. Поскольку возможности повышения напряжения на накопительном конденсаторе ограничены тиратроном, то исследовалась возможность перевода предымпульсных электронов в режим убегания за счет снижения концентрации атомов стронция в разряде. Полагалось, что необходимые условия для перевода электронов в режим убегания должны возникнуть в результате снижения концентрации атомов стронция за счет выноса металла в холодные буферные зоны в процессе длительной работы лазера. Именно в этих условиях нами была получена генерация на самоограниченных переходах Sri и Srll, атома гелия (2'Pi - 2%) - Х = 2058 нм и переходах 2s - 2р атома неона.

В ПРИЛОЖЕНИИ рассмотрены возможности увеличения средней мощности генерации ЛПМ за счет увеличения рабочего объема лазера при соответствующем увеличении коммутируемой энергии в условиях, когда коммутационные возможности используемых для накачки активной среды коммутаторов ограничены. Рассмотрены различные способы решения этой проблемы за счет параллельного и поочередного включения нескольких коммутаторов, разделения функций возбуждения и нагрева активной среды - за счет введения омических нагревателей в ГРТ, использования сдвоенных импульсов накачки. Приводятся примеры конкретной реализации полученных результатов в виде приборных образцов лазерной техники для различных применений.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

1. Определить - зависимость изменения эквивалентной схемы ГРТ от расположения электродов; момент начала накачки активной среды в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ; роль собственной ем- кости ГРТ в обострении фронта импульса возбуждения и подогреве электронов в межимпульсный период; факторы, определяющие время развития пробоя; два предельных случая ограничения частотно - энергетических характеристик лазеров.

При этом показано, что развитие пробоя в концевых зонах ГРТ и наличие трех параллельных контуров возбуждения (в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ) объясняет экспериментально наблюдаемые зависимости частотно-энергетических характеристик лазеров на самоограниченных переходах. Поскольку релаксация метастабильных состояний в межимпульсный период связана с процессом диссипации энергии собственной емкости ГРТ, то ограничение ЧСИ генерации, обусловленное процессом релаксации метастабильных состояний, следует рассматривать как техническую причину, устраняя которую можно повышать среднюю мощность генерации. Однако затруднительно повысить практический КПД лазера в условиях, когда импеданс активной среды является системой с сосредоточенными параметрами, что обусловлено неэффективностью использования энергии, запасаемой в накопительном конденсаторе. По этой причине КПД лазеров на самоограниченных переходах до настоящего времени на порядок ниже прогнозируемого.

2. Показать принципиальную возможность и продемонстрировать путь технической реализации (Патенты РФ №2082263; № 2230409; №2237955)

управления населенностью метастабильных состояний в рекомбинирующей плазме. Данный эффект можно применять для повышения эффективности лазерного разделения изотопов, поскольку позволяет использовать для селективного возбуждения изотопов непосредственно излучение лазеров на самоограниченных переходах. По крайней мере, для разделения изотопов тех элементов, на которых получена генерация на самоограниченных переходах. 3. Предсказать - условия "сверхбыстрого пробоя", когда электроны, имитируемые из плазмы на анод, с момента пробоя переходят в режим убегания в промежутке "плазма - анод".

При этом экспериментально показано для лазера на парах стронция, что в условиях "сверхбыстрого пробоя" реализуется равномерное распределение излучения по сечению разрядного канала ГРТ, энергосъем возрастает пропорционально объему активной среды, предельная частота следования импульсов генерации может достигать ~ 1 МГц, а эффективность ~ 6-8%. Это позволяет рассчитывать на увеличение оптимальной ЧСИ генерации до ~ 100 кГц в лазерах на парах металлов и оценить достижимый уровень средней мощности генерации в лазере на парах стронция ~ 100 - 200 Вт, а в лазере на парах меди ~ 1,0 — 1,5 кВт с литрового объема активной среды.

Очевидно, что необходимо детальное изучение механизма формирования разряда и инверсной населенности в условиях "сверхбыстрого пробоя" для выяснения энергетического потенциала активной среды, что обуславливает необходимость проведения дальнейших исследований. При этом независимо можно проводить параметрические исследования энергетических характеристик лазеров на парах металлов, поскольку технический путь реализации "сверхбыстрого пробоя" продемонстрирован, как и его преимущества относительно импульсно-периодического разряда, когда импеданс активной среды проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. Воронов В.И., Кирилов А.Е., Солдатов А.Н., Федоров В.Ф., Юдин H.A. Высокочастотная коммутация большой мощности // ПТЭ. - 1982. - №1. -С. 151-152.

2. Воронов В.И., Евтушенко Г.С., Егоров А.Л., Елаев В.Ф., Карманов Г.А., Мальцев А.Н., Мирза С.Ю., Суханов В.Б., Солдатов А.Н., Федоров В.Ф., Филонов А.Г., Юдин H.A. Лазер на красителях с распределенной обратной связью и накачкой лазером на парах меди со стабилизацией выходных характеристик // Оптика атмосферы. - 1988. - №1. - С.86-91.

3. Гарагатый С.Н., Пеленков В.П., Юдин Н.А. Лазер на парах меди с независимым подогревом "Милан - М/2Е" // Квантовая электроника. - 1988. - Т. 15.-С. 1974-1975.

4. Демкин В.П., Солдатов А.Н., Юдин Н.А. Эффективность лазера на парах меди И Оптика атмосферы и океана. - 1993. - Т. 16. - №6. - С. 659-665.

5. Солдатов А.Н., Федоров В.Ф., Юдин Н.А. Эффективность лазера на парах меди с частичным разрядом накопительной емкости // Квантовая электроника. - 1994. - Т. 21(8). - С. 733-734.

6. Soldatov A.N. and Yudin N.A. Excitation Efficiency of Working Transitions in Copper-Vapour Lasers // J. of Russian Laser Research. - 1995. - Vol. 16. -№2. -P. 128-133.

7. Skripnitenko A.S., Soldatov A.N., Yudin N.A. Method of Two-pulse Frequency Régulation of Copper-Vapour Laser Parameters // J. of Russian Laser Research. -1995. - Vol. 16. - №2. - P. 134-137.

8. Солдатов A.H., Суханов В.Б., Федоров В.Ф., Юдин Н.А. Исследование лазера на парах меди с повышенным КПД // Оптика атмосферы и океана. -1995.-Т. 8.-№11.-С. 1626-1636.

. 9. Елаев В.Ф., Солдатов А.Н., Юдин Н.А. Исследование поведения проводимости плазмы лазера на парах меди // Оптика атмосферы и океана. -1996. -Т. 9.-№2.-С. 169-173.

10. Воронов В.И., Полунин Ю.П., Солдатов А.Н., Кирилов А.Е., Шумейко А.С., Юдин Н.А. Лазер на парах бромида меди с воздушным охлаждением и средней мощностью генерации 10-15 Вт // Оптика атмосферы и океана,- 1998.-Т. 11.-№2-3.-С. 187-188.

11. Юдин Н.А. Устойчивость работы тиратрона в разрядном контуре лазеров на самоограниченных переходах // Оптика атмосферы и океана. - 1998. -Т. 11.- №2-3. - С. 213-215.

12. Воронов В.И., Солдатов А.Н., Суханов В.Б., Юдин Н.А. Медицинская установка на базе лазера на парах меди для дерматологии // Оптика атмосферы и океана.- 1998.-T.il.-№2-3.-С. 240-242.

13. Юдин Н.А. Энергетические характеристики лазера на парах меди в области устойчивой работы тиратрона // Квантовая электроника. - 1998. - Т. 25,-№9.-С. 795-798.

14. Юдин Н.А., Климкин В.М., Прокопьев В.Е. Оптогальванический эффект в лазере на самоограниченных переходах атома меди // Квантовая электроника. - 1999. - Т. 28. -№3. - С. 273-276.

15. Юдин H.А., Климкин В.М., Прокопьев В.Е., Калайда В.Т. Экспериментальные наблюдения ступенчатой ионизации атома Си в активной среде Cu-лазера// Известия вузов. Физика. - 1999. - №9. - С. 128-132.

16. Юдин Н.А. Влияние параметров разрядного контура на частотно - энергетические характеристики генерации лазера на самоограниченных переходах атома меди // Квантовая электроника. - 2000. - Т. 30. - №7. С. 583586.

17. Юдин Н.А. Погрешность измерения концентрации электронов в лазере на парах меди по штарковскому профилю линии водорода // Оптика атмосферы и океана. - 2001.-Т. 14.-№11.-С. 1022-1026.

18. Юдин Н.А. Оптимальные режимы работы лазера на парах меди в условиях эффективной накачки // Оптика атмосферы и океана. - 2002. - Т. 15. -№3. - С. 228-233.

19. Юдин Н.А. Влияние параметров коммутатора на эксплуатационные характеристики лазера на парах меди // Квантовая электроника. - 2002. - Т. 32. -№9. - С. 815-819.

20. Полунин Ю.П., Юдин Н.А. Управление характеристиками излучения лазера на парах меди // Квантовая электроника. - 2003. - Т. 33, - №9. - С. 833-835.

21. Юдин Н.А. Ограничение эффективности лазера на парах меди и пути его преодоления // Оптика атмосферы и океана. - 2004. — Т. 17. - №2-3. - С. 140-145.

22. Юдин Н.А. Влияние предымпульсных параметров активной среды на характеристики генерации лазера на парах меди // Оптика атмосферы и океана. - 2004. - Т. 17. - №8. - С. 689-691.

23. Kazaryan M.A., Lyabin N.A., Yudin N.A. Prospects for further development of self-heated lasers on the self-contained transitions of a copper atom // Journal of Russian laser Research. - 2004. - Vol. 25. -№3. - P. 267-297.

24. Kazaryan MA., Lyabin N.A., Soldatov A.N. and Yudin N.A. Rôle of the density of lower laser levels in the control of génération parameters of copper vapor laser // Journal of Russian laser Research. - 2005. - Vol. 26. - №5. - P. 373-379.

25. Юдин Н.А. Влияние предымпульсных параметров плазмы на частотно-энергетические характеристики лазера на парах меди. //Оптика атмосферы и океана.-2006. - Т.19. -№2-3. - С. 145-150.

26. Бохан П.А., Закревский Д.Э., Ким В.А., Фатеев Н.В., Юдин Н.А. Тушение атомов Pb(6p2 !D2) в столкновениях с молекулами // Химическая физика. -2007. - Т. 26. —№11.-С. 15-21.

27. Юдин H.A., Суханов В.Б., Губарев Ф.А., Евтушенко Г.С. О природе фантомных токов в активной среде лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов // Квантовая электроника. - 2008. - Т. 38. - №1. - С. 2329.

28. Солдатов А.Н., Юдин H.A., Полунин Ю.П., Реймер И.В., Хохряков И.В. Импульсно-периодический лазер на RM-переходах гелия и стронция // Известия вузов. Физика. - 2008. - №1. - С. 6-9.

29. Солдатов А.Н., Юдин H.A., Васильева A.B., Полунин Ю.П., Чеботарев Г.Д., Латуш Е.Л., Фесенко A.A. О предельной частоте следования импульсов генерации ионного самоограниченного лазера на парах стронция // Квантовая электроника. - 2008. - Т. 38. - №11. - С. 1009-1015.

30. Солдатов А.Н., Юдин H.A., Васильева A.B., Полунин Ю.П., Латуш ЕЛ.,Чеботарев Г.Д., Фесенко A.A. О предельной частоте следования импульсов генерации самоограниченного He-Sr+ лазера // Оптика атмосферы и океана. - 2008. - Т. 21. - №8. - С. 696-699.

31. Солдатов А.Н., Юдин H.A., Васильева A.B., Полунин Ю.П. Эффективность накачки лазера на парах стронция в условиях бегущей волны возбуждения // Известия вузов. Физика. - 2008. - №12. - С. 79-87.

32. Полунин Ю.П., Солдатов А.Н., Юдин H.A. Формирование инверсии в лазерах на самоограниченных переходах атомов металлов в условиях сверхбыстрого пробоя // Оптика атмосферы и океана. - 2009. - Т.22. -№11. С.1051-1056.

33. Солдатов А.Н., Юдин H.A. Способ возбуждения импульсных лазеров на самоограниченных переходах // A.c. СССР №1101130. - 1982.

34. Воронов В.И., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах веществ // A.c. СССР №1253397. -1984.

35. Пеленков В.П., Прокопьев В.Е., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах веществ //A.c. СССР №1445496. - 1986.

36. Воронов В.И., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах химических элементов // A.c. СССР №1676410. - 1989.

37. Скрипниченко A.C., Солдатов А.Н., Юдин H.A. Способ возбуждения импульсных лазеров на самоограниченных переходах // Патент РФ №2082263. -1997.

38. Воронов В.И., Кирилов А.Е., Солдатов А.Н., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах химических элементов // Патент РФ № 2230409. - 2004.

39. Юдин H.A. Импульсный лазер на парах химических элементов // Патент РФ №2175158.-2001.

40. Юдин H.A. Импульсно-периодический лазер на парах химических элементов с управляемыми параметрами генерации // Патент РФ №2237955. -2004.

41. Юдин H.A. Способ возбуждения импульсного лазера на самоограниченных переходах // Патент РФ №2242828. - 2004.

42. Юдин H.A. Импульсно-периодичсский лазер на парах химических элементов // Патент РФ №2254651. - 2005.

43. Воронов В.И., Юдин H.A. Генератор с умножением напряжения // Патент РФ №2288536.-2006.

Цитируемая литература.

1. Петраш Г.Г. Импульсные газовые лазеры//УФН. - 1971. - Т. 105.-С. 645676.

2. Солдатов А.Н., Соломонов В.И. Газоразрядные лазеры на самоограниченных переходах в парах металлов / - Новосибирск: Наука. - 1985. - 151 с.

3. Батенин В.М., Бучанов В.В., Казарян М.А., Климовский И.И., Молодых Э.И. Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов / - М.: Научная книга. - 1998. - 544 с.

4. С.Е. Litlle. Metal Vapour Lasers. Physics, Engineering and Application / -New York: John Wiley & Sons. - 1999. - 620 p.

5. Вохмин П.А., Климовский И.И. Предельные характеристики лазеров на самоограниченных переходах // Теплофизика высоких температур. - 1878. -Т. 16.-Вып. 5.-С. 1080-1085.

6. Hogan G.P., Webb С.Е. Pre-ionization and discharge breakdown in the copper vapour laser: the phantom current // Optics Communications. - 1995. -Vol. 117.-№5.-P. 570-579.

7. Земсков К.И., Исаев A.A., Петраш Г.Г. Развитие разряда в импульсных лазерах на парах металлов // Квантовая электроника. - 1999. - Т. 27. -№2.-С. 183-188.

8. Бохан П.А., Герасимов В.А., Соломонов В.И., Щеглов В.Б. О механизме генерации лазера на парах меди // Квантовая электроника. - 1978. - Т. 5. -№10.-С. 2162-2173.

9. Carman R.J., Brown D.J.W., Piper J.A. A self-consistent model for the discharge kinetics in a high-repetition-rate copper-vapor laser // IEEE J. Quantum Electronics. - 1994. - Vol. 30. - №8. - P. 1876-1895.

Ю.Яковленко С.И. Критическая плотность электронов при ограничении частоты следования импульсов в лазере на парах меди // Квантовая электроника. - 2000. - Т. 30. - №6. - С. 501-505.

П.Исаев A.A., Михкельсоо В.Т., Петраш Г.Г. и др. Кинетика возбуждения рабочих уровней лазера на парах меди в режиме сдвоенных импульсов // Квантовая электроника. -1988. - Т. 15. -№12. - С. 2510-2513.

12. Тарасенко В.Ф., Яковленко С.И. Механизм убегания электронов в плотных газах и формирование мощных субнаносекундных электронных пучков // УФН. - 2004. - Т. 174. - С. 953-971.

13. Василяк JI.M., Костюченко C.B., Кудрявцев H.H., Филюгин И.В. Высокоскоростные волны ионизации при электрическом пробое // УФН. -1994.-Т. 164.-С. 263-285.

14. Иванов И.Г., Латуш Е.Л., Сэм М.Ф. Ионные лазеры на парах металлов / - М.: Энергоатомиздат. - 1990. - 256 с.

15. Soldatov A.N., Filonov A.G., Polunin Yu.P., and Sidorov I.V. Sri- and Srll-Vapor Laser Active Volume Scaling // The 8-th International Symposium on Laser Physics and Laser Technologies. Tomsk. - 2006. - P.5-10.

16. Ткачев A.H., Феденев A.A., Яковленко С.И. Коэффициент Таунсенда и кривая ухода для паров меди // Письма ЖТФ. - 2007. - Т. 33. - вып.2. -С. 68-73.

' 17. Бохан П.А., Бучанов В.В., Закревский Д.Э., Казарян М.А., Калугин М.М., Прохоров A.M., Фатеев Н.В. Лазерное разделение изотопов в атомарных парах / - М.: Физматлит. - 2004. - 208 с.

Подписано к печати 08.12.09 Бумага офсетная. Печать RISO. Формат 60x84/16. Тираж 100 экз. Заказ № 38-0138 Центр ризографии и копирования. Ч/П Тисленко О.В. Св-во №14.263 от 21.01.2002 г., пр. Ленина, 41, оф. № 7а.

Содержание диссертации автор исследовательской работы: доктора физико-математических наук, Юдин, Николай Александрович

Введение

Глава I. Физический КПД лазера на парах меди. Роль ступенчатой ионизации в ограничении населенности верхних лазерных уровней.

1.1.Электрические характеристики разряда саморазогревных лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов.

1.2.Влияние волнового сопротивления разрядного контура на эффективность.

1.2.1. Зависимость энергетических характеристик лазера от величины электрической емкости накопительного конденсатора.

1.2.2. Механизм увеличения физического КПД.

1.3. Экспериментальное исследование слаботочного режима накачки лазера.

1.4. Роль ступенчатой ионизации в ограничении населенности верхних лазерных уровней.

1.4.1. Экспериментальные наблюдения ступенчатой ионизации аюма меди.

1.5.Насыщение населенности верхних лазерных уровней в импульсе возбуждения.

1.6.Кинетика возбуждения рабочих уровней лазера на парах меди.

Выводы.

Глава II. Механизм ограничения частоты следования импульсов генерации.

Критические значения населенности метастабильных состояний и предымпульсной концентрации электронов.

2.1. Критическая плотность метастабильных состояний.

2.2. Возбуждение нижних лазерных уровней.

2.3. Фронт нарастания напряжения на активной составляющей импеданса ГРТ.

2.3.1. Схема возбуждения с частичным разрядом накопительного конденсатора. Заселение метастабильных состояний на фронте импульса возбуждения.

2.3.2. Схема возбуждения с полным разрядом накопительного конденсатора. Обострение фронта напряжения на активной составляющей ГРТ.

2.3.3. Схемы с ударным и сложным контурами возбуждения.

2.3.4. Релаксация метастабильных состояний в условиях работы разрядного контура на высокой частоте свободных колебаний.

2.4. Критическая плотность электронов при ограничении частоты следования импульсов в Си-лазере.

2.4.1. Кинетические модели.

2.4.1.1. Ионизация плазмы в ходе накачки.

2.4.1.2. Послесвечение.

2.4.1.3. Выбор начальных данных.

2.4.1.4. Результаты расчетов.

2.4.1.5. Критическая плотность электронов.

2.5. Об ограничении частоты повторения импульсов в Си-лазере, связанном с предымпульсной плотностью электронов.

Выводы.

Глава III. Влияние коммутатора на энергетические характеристики и надежность работы лазера.

3.1. Особенности работы тиратронов в импульсно-периодических лазерах.

3.1.1. Качественный анализ области устойчивой работы тиратронов.

3.1.2. Устойчивость работы тиратрона при разогреве активной среды.

3.1.3. Пробой тиратрона в закрытом состоянии.

3.1.4. Восстановление электрической прочности тиратрона в послеразрядный период.

3.1.5. Нестабильность срабатывания тиратронов относительно импульса запуска.

3.1.5.1. Разброс фронта импульса тока анода от импульса к импульсу.

3.1.5.2. Запаздывание тока анода.

3.1.6. Отпирание тиратрона в импульсном режиме.

3.1.6.1. Формирование импульса запуска тиратрона в виде "сеточного пика".'.

3.1.6.2. Сокращение времени отпирания за счет увеличения крутизны тока сетки.

3.2. Влияние коммутатора на эффективность накачки.

3.2.1. Роль коммутатора. Анализ работы схем возбуждения ЛГ1М.

3.2.1.1. Анализ работы прямой схемы возбуждения с тиратроном.

3.2.1.2. Анализ работы схемы возбуждения с частичным разрядом накопительного конденсатора.

3.2.1.3. Анализ работы схемы Аркадьева - Маркса на тиратронах.

3.3. Расчет надежности работы лазеров на самоограниченных переходах.

3.4. Анализ надежности работы схемы с ударным контуром возбуждения.

Выводы.

Глава IV. Релаксация плотности электронов в послеслесвечении разряда.

Формирование инверсии населенности на ИК переходах атомов щелочноземельных металлов.

4.1. Роль шунтирующей индуктивности.

4.2. Увеличение проводимости в ближнем послесвечении разряда.

4.3. Влияние газовой температуры.

4.4. Возбуждения водорода в ближнем послесвечении разряда.

4.4.1. Прямое и диссоциативное возбуждение электронным ударом.

4.4.2. Тушение возбужденных состояний атома меди водородом.

4.4.3. Реакции обмена энергией между ионами меди и атомами активной среды.

4.5. Механизм влияния добавок Н2 на энергетические характеристики.

4.5.1. Охлаждение электронов в послесвечении за счет упругих и неупругих столкновений.

4.5.2. Обмен энергией между ионами меди и атомами водорода.

4.6. Моделирование работы Cu-лазера с добавками водорода.

4.7. Формирование инверсии населенности на ИК переходах атомов щелочноземельных металлов.

Выводы.

Глава V. "Пробой" в концевых зонах газоразрядной трубки и его влияние на кинетику процессов в активной среде.

5.1. Развитие разряда в импульсно-периодических лазерах на парах металлов.

5.2. О природе фантомных токов в активной среде лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов.

5.2.1. Моделирование процессов в разрядном контуре лазера.

5.2.2. Результаты экспериментальных исследований.

5.2.3. Обсуждение результатов.

5.2.4. Анализ процессов в разрядном контуре лазера.

5.2.5. Результаты экспериментальных исследований.

5.2.6. Обсуждение результатов.

5.3. Влияние контура накачки на кинетику процессов в активной среде.

5.3.1. ГРТ с электродами, расположенными в горячей зоне разрядного канала.

5.3.2. ГРТ с электродами, расположенными в холодных буферных зонах.

5.4. Усиление генерации вторым импульсом возбуждения.

5.5. Оптимизация параметров накачки активной среды в импульсно-периодиче-ском режиме возбуждения сдвоенными импульсами.

4.6. Управление энергетическими характеристиками генерации и дифракционной расходимостью лазерного излучения.

4.6.1. Режим формирования дифракционно - направленного пучка Cu-лазера с управляемой формой и длительностью генерации.

4.6.2. Эффективность накачки лазера на красителях Cu-лазером в режиме управления импульсом генерации.

Выводы.

Глава VI. Влияние времени развития "пробоя в концевых зонах газоразрядной трубки на кинетику процессов в активной среде.

6.1. Напряжение "пробоя" в промежутке "плазма - анод" ГРТ.

6.2. Время развития "пробоя" промежутка "плазма - анод" и условия формирования анодного пятна.

6.3. Условия формирования бегущей волны возбуждения.

6.4. Эффективность лазера на парах стронция при накачке бегущей волной.

6.5. Процесс "пробоя" промежутка "плазма - анод" ГРТ.

6.6. Ионизационно-рекомбинационный режим работы Sr-лазера.

6.7. Механизм формирования эффективной накачки активной среды лазера.

6.8. Энергетические и пространственные характеристики Sr-лазера при изменении объема активной среды и ЧСИ возбуждения.

6.9. Лазер на самоограниченных переходах гелия и стронция.

Выводы.

Введение диссертация по физике, на тему "Физические процессы в активных средах лазеров на самоограниченных переходах в парах металлов и их взаимосвязь с параметрами разрядного контура"

Диссертация посвящена исследованию частотно-энергетических характеристик (ЧЭХ) лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов (ЛПМ), повышению надежности работы лазеров, их срока службы и определению оптимальных условий накачки активной среды этих лазеров при газоразрядном способе возбуждения. Основные результаты, представленные в диссертации, изложены в публикациях [1-66].

С момента появления первых лазеров на рубине [67] и смеси Не-Ие [68] работы по поиску новых активных сред и методов их накачки, обеспечивающих высокую,эффективность, находятся на переднем крае исследований и разработок в квантовой электронике. Особенно важной задачей является получение мощной высокоэффективной генерации, что определяет конкурентоспособность лазеров во многих технических и технологических приложениях и, следовательно, определяет темпы развития лазерной физики и связанной с ней прикладной оптики. Между тем долгое время задача получения мощной высокоэффективной генерации в видимой области спектра оставалась нерешенной. Открытие лазеров на парах меди [69], Сс1Э [70] и других подобных средах частично сгладило остроту проблемы. Однако потребности таких областей науки и техники, как зондирование атмосферы, локация и связь, лазерная обработка материалов, лазерная фотохимия, лазерное разделение изотопов и др. по-прежнему выдвигают на передний план создание эффективных лазеров видимого диапазона.

Одними из наиболее эффективных среди газовых лазеров, работающих в видимом диапазоне оптического спектра, являются лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов. Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов - лазеры, инверсная заселенность в которых возникает между резонансными и метастабильными уровнями атомов и ионов металлов в период ионизационной неравновесности плазмы. Импульсная генерация на переходах с резонансного уровня на метастабильный атома марганца была впервые обнаружена при экспериментальном исследовании активной смеси Не, № + Мп [71]. Практически одновременно [72] аналогичный лазерный эффект наблюдался в атоме свинца. Впоследствии подобная генерация была получена на большом количестве атомов и ионов, что привело, по - существу, к созданию нового класса лазеров - на самоограниченных переходах. Инверсия населенностей в таких системах существует только в период ионизационной неравновесности плазмы на фронте импульса тока благодаря большей скорости накачки верхнего уровня по сравнению с нижним. Впервые такая генерация была получена в инфракрасной [73] и ультрафиолетовой [74] областях оптического спектра, соответственно, в первой и второй положительной системе полос молекулярного азота. В 1966 году, на основе анализа имеющихся к тому времени экспериментальных данных были сформулированы критерии выбора рабочих переходов данного класса лазеров [75]:

1. Верхним лазерным уровнем должен быть первый резонансный уровень атома, поскольку в большинстве случаев в атомарных системах основная доля энергии в разряде идет на возбуждение первого резонансного уровня.

2. В этом случае нижним лазерным уровнем может быть только метастабильный уровень.

3. Для осуществления высокой эффективности необходимо отсутствие конкурирующих переходов с верхнего лазерного уровня, а резонансное излучение должно быть пленено, что достигается определенной плотностью активной среды.

4. Вероятность спонтанного распада верхнего рабочего уровня по лазерному каналу должно быть меньше скорости заселения электронным ударом из основного состояния, но больше скорости его дезактивации неупругими электронными ударами.

5. Расположение метастабильного уровня должно быть таковым, чтобы его равновесная заселенность при рабочей температуре активной среды была не слишком высокой.

Использование в качестве верхнего - первого резонансного уровня атома предполагает не только высокий квантовый КПД, достигающий значения 0,5-0,7, но и КПД лазера в целом. Однако значительная доля энергии в импульсном разряде тратится на создание плазмы. Поэтому реальный КПД генерации таких лазеров оценивается в 10% [76-77]. Его достижение для лазера, работающего в видимом диапазоне оптического спектра, остается актуальной задачей. Инверсия в лазерах, которые удовлетворяют вышеперечисленным требованиям, образуется лишь на короткое время за счет разницы в скорости заселения этих уровней в начальный момент развития разряда. Как правило, скорость возбуждения в разряде наиболее велика для первого.резонансного уровня и значительно превышает скорости возбуждения всех других уровней. Поэтому в начальные моменты разряда, когда основную роль играет возбуждение с основного состояния, а другие, вторичные процессы еще не успевают развиться, на переходе с резонансного на метастабильный уровень образуется инверсная населенность, и может быть осуществлена генерация. Инверсия в этих лазерах может существовать не более чем [78]: г = 1/(Л2,' С1) где А21 — вероятность спонтанного распада верхнего лазерного уровня на нижний; /2 - скорость дезактивации верхнего лазерного уровня тушащими соударениями вверх и вниз. В импульсном режиме при реализации высокого КПД имеются и свои специфические трудности, которые пока преодолены далеко не полностью. Прежде всего, необходимо, чтобы длительность импульса возбуждения была близка к длительности существования инверсии. Поскольку длительность генерации для лазеров этого класса не велика, требуются импульсы возбуждения короткой длительности с крутым фронтом [76-78]. К настоящему времени практически уже завершен поиск новых линий генерации и получена импульсная генерация на самоограниченных переходах во многих атомах и ионах [79-80], а основной задачей исследования этого класса лазеров в настоящее время является повышение частотно-энергетических характеристик.

Прогресс развития этого класса лазеров начался с 1972 года, когда был предложен наиболее простой и эффективный способ получения паров рабочего вещества при одновременном их возбуждении [81], получивший название - саморазогрев ной способ возбуждения. С реализацией саморазогревного режима практический КПД лазера на парах меди, который считается наиболее эффективным среди лазеров на самоограниченных переходах, достиг 1% [81]. Позднее была проведена оптимизация условий возбуждения лазера с газоразрядной трубкой (ГРТ) диаметром разрядного канала 2 см и длиной 26,5 см. На частоте следования импульсов (ЧСИ) возбуждения /= 50 Гц удалось получить КПД ~ 3% для

ГРТ с внешним нагревателем при индуктивности разрядного контура ~ 100 нГн. Эксперименты со сдвоенными импульсами позволили выбрать режим регулярных импульсов возбуждения, когда при потребляемой мощности от выпрямителя 375 Вт средняя мощность генерации составляла 9,75 Вт, что соответствует КПД по потребляемой мощности от выпрямителя 2,6% или 2,9% от энергии, запасенной в накопительном конденсаторе [82]. В дальнейшем расчеты показали, что КПД возрастает практически линейно с увеличением диаметра разрядного канала ГРТ [83]. Так для ГРТ диаметром до 1 см, типичные значения КПД составляют 0,3-0,5% [84, 85], а для ГРТ диаметром 8 см достигает 2% [86]. В работах [87, 88] предсказаны условия, при которых КПД Cu-лазера может достигать 10%, однако экспериментального подтверждения такой эффективности в предсказанных условиях получено не было. Несмотря на значительные усилия по изучению физики лазеров на самоограниченных переходах, и в первую очередь лазера на парах меди, практический КПД лазеров этого класса остается на уровне 1% [89].

Относительно высокая скорость релаксации активной среды после импульса возбуждения позволяет достигать высоких значений частоты следования импульсов (ЧСИ) генерации. В [90] сообщалось о достижении ЧСИ генерации - 150 кГц на ГРТ диаметром разрядного канала 1,5 мм. Максимальная к настоящему времени ЧСИ генерации - 235 кГц реализована в Cu-лазере с удельной мощностью генерации 1.1 мВт/см3 в ГРТ диаметром разрядного канала 8 мм и длиной 360 мм [91]. При этом средняя мощность генерации составляла 2,5 Вт при КПД ~ 0,3% на частоте 150 кГц. На 65 кГц получена средняя мощность генерации 3,5 Вт при КПД от выпрямителя 0,45%. Следует отметить, что до настоящего времени нет единого мнения о причинах ограничивающих ЧСИ генерации лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов. Так Петраш Г.Г. и др. полагают, что основной причиной ограничения ЧСИ генерации является конечная скорость релаксации нижних лазерных уровней. Это обуславливает высокую предымпульсную населенность нижних лазерных уровней, которая и является причиной ограничения ЧСИ генерации [75, 92-97]. Хотя уже 1977 году было показано, что в лазере на парах меди девозбуждение нижних лазерных уровней осуществляется в межимпульсном интервале при столкновениях с остывающими электронами [98]. Активная среда лазера на парах меди характеризуется высокой плотностью электронов, как в импульсе возбуждения, так и в межимпульсный период [99 -107]. Это позволило Бохану П.А. и др. утверждать, что скорость релаксации нижних лазерных уровней в межимпульсный период очень высокая за счет столкновений с остывающими электронами. Поэтому влияние населенности нижних лаз-ных уровней не может быть определяющим фактором в ограничении ЧСИ генерации, а основной причиной ограничения является высокая предымпульсная концентрация электронов, которые мы не можем быстро разогреть из-за наличия индуктивности в разрядном контуре лазера. Это приводит к заселению нижних лазерных уровней на фронте импульса возбуждения и к перераспределению скоростей заселения лазерных уровней в пользу ме-тастабильного [104, 108-116]. Столь длительная дискуссия по данному вопросу обусловлена тем, что без выяснения причин ограничивающих ЧСИ генерации невозможно оценить перспективы и пути дальнейшего развития лазеров этого класса, поскольку невозможно оценить их энергетический потенциал.

Одной из важных характеристик активной среды ЛПМ является температура газа. Так как, во-первых, температура газа задает концентрацию атомов металла в плазме разряда, а ее пространственное распределение в большей степени определяет практически достижимые параметры генерации ЛПМ. Во-вторых, потенциально возможное повышение средней мощности генерации ограничивается перегревом активной среды, приводящей к увеличению теплового заселения нижнего лазерного уровня. Первые расчеты температуры газа на оси разрядного канала ГРТ в ЛПМ в приближении равновесного распределения источников тепла [117] показали, что предельная погонная мощность накачки для Си-лазера может достигать 200 Вт/см для буферного газа неона и 850 Вт/см для гелия. При КПД Си-лазера на уровне 1%, по мнению авторов, это позволяет надеяться на достижение мощности генерации более 1 кВт с 1 м длины активной зоны ГРТ. Однако ее максимальная, практически достигнутая, величина в Си-лазере с продольным разрядом не превышает 20-40 Вт/см [118, 119], поскольку дальнейшее повышение вводимой мощности приводило к перегреву активной среды. При средней энергии электронов во время импульса возбуждения Тс = 5 эВ, предельная температура газа составляет около 4500°К [117]. При этой температуре населенность 'О5/2 — состояния атома меди составляет 9% от концентрации атомов меди, а энергия генерации в импульсе становится равной нулю. Первые измерения температуры газа в Си-лазере по доплеровскому уширеншо линии неона в разряде [120] показали, что в ГРТ с диаметром разрядного канала 1,2 см и длиной 70 см при вводимой мощности на уровне 15 Вт/см на оси разрядного канала ГРТ реализуется температура газа - 3900-4500°К. Как видно, максимальные значения температуры газа реализуются при энерговкладах, на порядок меньше оцененных в [117]. Единственным механизмом, способным, по мнению авторов, привести к перегреву газа на оси разрядного канала ГРТ, является контракция разряда, которая при тех же условиях работы Си-лазера была обнаружена [121]. Вывод о контракции сделан на основе наблюдаемого явления -уменьшения области свечения в межимпульсный период. Подобный характер неоднородности наблюдался при измерении температуры газа в Си-лазере также по доплеровскому уширению линий неона [122]. Таким образом, одной из причин столь низкого предельного энерговклада является неоднородность параметров газового разряда, в первую очередь температуры газа. С увеличением радиуса ГРТ температура газа на оси трубки может быть значительно выше, чем стенок, в силу чего тепловое заселение метастабильных уровней на оси трубки более высокое. Это, в свою очередь, вызывает сильную радиальную неоднородность в распределении яркости свечения разряда в различные моменты времени от начала импульса возбуждения и в радиальном распределении интенсивности лазерной генерации [123-126]. В [127] указывалось, что в определенных условиях неоднородность разряда может быть вызвана особенностью работы схемы возбуждения, в частности, протеканием тока перезарядки накопительной емкости в межимпульсный период. Неоднородность разряда, в конечном итоге, определяет соответствующую неоднородность всех параметров активной среды - концентрации и температуры электронов [124, 128], концентрации атомов рабочего вещества в основном состоянии [129-131], населенности нижних лазерных уровней [92]. В целом, роль неоднородностей параметров плазмы в ограничении энергетических характеристик лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов в настоящее время понятна. Таким образом, несмотря на большие усилия, судя по количеству опубликованных статей и монографий [80, 89, 132], практический КПД Си-лазера остается на уровне 1%.

На начало систематических исследований автора по проблеме создания высокоэффективных лазеров на парах металлов был известен единственный путь повышения энергетических характеристик этих лазеров — за счет увеличения объема активной среды лазера при соответствующем увеличении мощности накачки. Прогресс в развитии данного направления во многом определяется возможностями коммутаторов, используемых для формирования импульсов возбуждения, о чем свидетельствует достигнутая к настоящему времени средняя мощность генерации Си-лазера с одного активного элемента 560 Вт и 1902 Вт в системе, состоящей из задающего генератора и трех усилителей [133-134]. Однако в России до настоящего времени не преодолей 100 Вт рубеж с одного активного элемента в Си-лазере с продольной накачкой активной среды, что можно объяснить ограниченными коммутационными возможностями производимых в России тиратронов и электронных ламп ~ типа ГМИ-29А, которые используются в качестве коммутатора. К этому следует отнести низкую надежность и устойчивость работы, а также незначительный 100-400 часов) срок службы коммутаторов [84, 127, 135-138], что существенно снижает привлекательность этого класса лазеров в практическом использовании.

Из вышесказанного следует, что основной причиной ограничения частотно - энергетических характеристик рассматриваемого класса лазеров при газоразрядном способе возбуждения является наличие индуктивной составляющей в разрядном контуре лазера. Это не позволяет, согласно исследованиям П.А. Бохана и др., быстро разогревать предым-пульсные электроны (пео), что приводит к заселению метастабильных состояний на фронте импульса возбуждения и к перераспределению скоростей заселения лазерных уровней в пользу метастабильных состояний с ростом пео- При этом должна наблюдаться быстрая релаксация ~ 1 мкс метастабильных состояний в столкновениях с остывающими электронами в межимпульсный период. Однако данная модель ограничения ЧЭХ ЛПМ, в случае ее достоверности, на что всегда указывал Г.Г. Петраш, должна объяснять все экспериментально наблюдаемые зависимости, в частности, медленную скорость релаксации метастабильных состояний в межимпульсный период. Очевидно, что неоднозначность в оценке механизма ограничения ЧЭХ ЛПМ не позволяет определить энергетический потенциал активной среды ЛПМ и возможные практические пути его реализации. Уже в середине 70-х гг. XX века возможности эмпирического подхода к проблеме достижения высоких прогнозируемых характеристик лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов были исчерпаны. Стало очевидным, что перспективы дальнейшего развития этого класса лазеров связаны с глубоким изучением свойств самой активной среды, выяснением причин ограничения выходных энергетических характеристик и поиском путей их устранения.

Ее конкретная реализация предполагала решение таких самостоятельных вопросов, как:

2. Изучение механизма влияния предымпульсных параметров плазмы на энергетические характеристики лазеров.

4. Определение параметров накачки, оптимальных для эффективного возбуждения активной среды.

Научные положения, выносимые на защиту:

1. В импульсных лазерах на самоограниченных переходах атома меди из-за высокой скорости процесса ступенчатой ионизации с резонансных уровней и наличия вынужденных переходов наблюдается оптогальванический эффект, проявляющийся в уменьшении тока разряда и обратного напряжения на аноде тиратрона при возникновении светового поля в резонаторе. При этом обобщенная константа ступенчатой ионизации с резонансных уровней атома меди оценивается значением <сту> ~ (1,9-нЗ,9)-10"7см3сек"1. Высокая скорость ступенчатой ионизации не только определяет насыщение населенности резонансных уровней в импульсе возбуждения, но и обуславливает снижение эффективности накачки активной среды с ростом предымпульсной концентрации электронов.

2. Накачка активной среды происходит после пробоя промежутка "плазма - анод" в случае расположения электродов в холодных буферных зонах газоразрядной трубки (ГРТ). Момент начала пробоя определяется прекращением токов смещения зарядов в процессе зарядки от накопительного конденсатора всех емкостных составляющих разрядного контура в условиях, когда импеданс активной среды до момента пробоя проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами. Скорость нарастания напряжения на плазме определяется временем развития пробоя промежутка "плазма — анод". Импеданс активной среды с момента пробоя проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами только в случае, когда время развития пробоя превышает время распространения электромагнитного поля в активной среде. В противоположном случае импеданс активной среды с момента пробоя проявляет себя как система с распределенными параметрами.

- энергозатраты на формирование инверсии в активной среде снижаются в режиме двух-импульсного возбуждения, когда первым импульсом формируется оптическое поле в резонаторе, а вторым - его усиление.

4. Время развития пробоя определяется временем прохождения промежутка "плазма -анод" электроном, стартовавшим из плазмы на анод с момента пробоя. В случае перехода электронов в режим убегания, когда граничное значение напряженности поля Есг для пробоя соответствует условию а,(Есп NHe)d = 1 (а, - таунсендовский коэффициент'размноже-ния электронов, d - расстояние между разрядным каналом и анодом ГРТ, Ыце - концентрация буферного газа в промежутке "плазма - анод"), величина инверсной населенности в лазере на парах стронция определяется энерговкладом собственной емкости ГРТ с эффективностью генерации ~ 6-8%. При этом формируется однородное распределение излучения лазера по сечению разрядного канала, энергосъем расте г пропорционально объему активной среды и в парогазовой смеси (Sr + Не + Ne) наблюдается одновременная генерация на самоограниченных переходах Sri и Srll, атома гелия (21Р i — 21 So) — А, = 2058 нм и переходах 2s - 2р атома неона. Средняя мощность генерации на X = 2058 нм атома гелия ~ 15-20% от суммарной средней мощности генерации на всех линиях.

5. Критическая населенность метастабильных состояний Nmcr, при которой инверсия в активной среде не возникает, определяется как сумма предымпульсной плотности метастабильных состояний N„,o и заселенности метастабильных состояний Nmj на фронте импульса возбуждения в течение времени разогрева электронов до критической температуры, при которой скорость заселения верхних лазерных уровней начинает превышать скорость заселения нижних уровней. Это определяет два предельных случая ограничения частотно-энергетических характеристик лазеров, а именно:

- N„,o является определяющим фактором ограничения в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ.

Достоверность научных положений подтверждается:

1. Совпадением полученного значения константы скорости ступенчатой ионизации с резонансного уровня Cul с расчетными значениями, полученными другими авторами.

2. Совпадением экспериментальных результатов с расчетными, а также с оценками и экспериментальными данными, полученными другими авторами.

3. Экспериментально наблюдаемыми зависимостями частотно - энергетических характеристик лазеров на самоограниченных переходах, полученными другими авторами, а также прямыми измерениями временного хода населенности рабочих уровней.

5. Экспериментально наблюдаемыми зависимостями энергетических характеристик лазеров, полученными другими авторами: в случае расположения электродов в горячей зоне разрядного канала; в случае расположения электродов в холодных буферных зонах. Новизна защищаемых положений:

2. Установлена зависимость (2007-2008 гг.) изменения эквивалентной схемы ГРТ от расположения электродов. Обнаружен момент начала накачки активной среды в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ. Предложена интерпретация импеданса активной среды как системы с сосредоточенными или распределенными параметрами в зависимости от времени развития пробоя.

4. Обнаружены (2008-2009 гг.) факторы определяющие время развития пробоя, а также величину инверсной населенности.

5. Показаны (1997-2008 гг.) два предельных случая ограничения частотно-энергетических характеристик лазеров, которые возникают в зависимости от расположения электродов в ГРТ. Определен фактор, позволяющий управлять характеристиками лазерного излучения с минимальными энергозатратами. Подтверждается полученными авторскими свидетельствами СССР (№1101130; №1253397; №1676410), патентами РФ (№2082263; №2230409; №2237955; №2254651).

Научная значимость защищаемых положений:

1. Дано объяснение снижению эффективности накачки с увеличением предымпульсной концентрации электронов.

4. Показан путь реализации сверхбыстрого пробоя промежутка "плазма - анод" ГРТ, в условиях которого реализуются высокие энергетические параметры активной среды лазеров на парах металлов, что значительно изменяет представления о перспективности газоразрядного способа возбуждения.

5. Определены два предельных случая ограничения частотно-энергетических характеристик лазеров, которые возникают в зависимости от расположения электродов в ГРТ. Практическая значимость заключается в следующем:

2. Обоснована необходимость учета в модельных расчетах условия того, что эквивалентная схема ГРТ зависит от расположения электродов, геомефических размеров и диэлектрических характеристик разрядного канала. При этом законы Ома и Кирхгофа применимы только в случае, когда импеданс активной среды проявляет себя как система с сосредоточенными параметрами. Показано, что активную среду необходимо рассматривать как длинную линию в случае распределенных параметров ее импеданса.

3. Разработан ряд рекомендаций:

- при оптимизации параметров накачки необходимо учитывать, что собственная емкость ГРТ имеет пренебрежимо малую величину при малых диаметрах разрядного канала. В этих условиях отсутствует источник подогрева электронов в межимпульсный период, а формирование инверсии осуществляется внешними контурами - обостряющей емкостью и накопительным конденсатором. Это обуславливает неоднозначность масштабирования энергетических характеристик лазерного излучения с изменением геометрических размеров и диэлектрических характеристик разрядного канала ГРТ;

- в режиме двухимпульсного возбуждения реализуется возможность повышения до ~ 80% и более эффективности преобразования излучения лазера в пучок с дифракционной расходимостью и управления энергией импульса генерации без нарушения теплового режима работы лазера;

7. Предложена методика синхронизации работы тиратронов типа ТГИ в системах "задающий генератор — усилитель" с нестабильностью ~ 1 не.

Внедрение результатов диссертации и предложения по дальнейшему их использованию:

Разработаны:

• Серия малогабаритных лазеров на парах меди со встроенным нагревателем в ГРТ "Ми-лан-М", "Милан-М/2Е", работающих в широком диапазоне частот следования импульсов генерации со стабилизацией теплового режима работы и возможностью работы лазера в дежурном режиме. На базе этих лазеров разработаны лазерные створные маяки "Радуга 1" и "Радуга 2" для проводки судов в условиях ограниченной видимости, которые были приняты для экспериментальной эксплуатации в составе навигационного оборудования Вент-спилским (Латвия) и Клайпедским (Литва) торговыми портами в 1989-1991 гг. (A.c. СССР №1253397; №1676410)

Лазеры неоднократно демонстрировались на Российских и международных выставках. Лазер "Милан-М" награжден золотой медалыо ВДНХ СССР в 1982 г. Результаты работы могут быть использованы при разработке лазеров на парах металлов, например. ФГУП НПО "ИСТОК" (г. Фрязино); Институтами оптики атмосферы и физики полупроводников СО РАН; Томскими государственным и политехническим университетами, Южным федеральным университетом и др.

Апробация работы и публикации. Основные результаты, приведенные в диссертации, обсуждались: на Всесоюзных симпозиумах по лазерному и акустическому зондированию атмосферы в 1982 г., 1984 г. (г. Томск); Всесоюзных и Российских семинарах "Лазеры на парах металлов и их применение" в 1982 г., 1991-2008 гг. (г. Ростов на Дону); Межотраслевой научно-технической конференции "Импульсные газоразрядные лазеры" в 1986 г. (г. Москва); рабочем совещании "Активные среды плазменных и газоразрядных лазеров" в 1987 г. (г. Гродно); Национальной конференции "Лазеры и их применение" в 1988 г. (г. Пловдив, Болгария); 5-7оП Всероссийских (международных) научных конференциях "Физико-химические процессы при селекции атомов и молекул" в 1999-2002 гг. (г. Звенигород); Международной конференции "Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул" в 1992-2009 гг. (г. Томск); III Всероссийской конференции "Взаимодействие высококонцентрированных потоков энергии с материалами в перспективных технологиях и медицине" в 2009 г. (г. Новосибирск).

Структура и объе;м диссертации. Диссертация состоит из введения, шести глав, общих выводов, приложения и заключения, содержит 248 страниц текста, 133 рисунка, Ц таблиц и список литературы из 366 наименований.

Заключение диссертации по теме "Лазерная физика"

Выводы.

1. Возможности увеличения энергетических характеристик ЛПМ, и в первую очередь средней мощности генерации, за счет увеличения рабочего объема активной среды при соответствующем увеличении коммутируемой энергии, напрямую связаны с дальнейшим развитием коммутирующих элементов. Ограниченные коммутационные возможности этих элементов ограничивают энергетику не только лазера на парах меди, но и всего класса лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов.

2. Энергетически с наименьшими затратами осуществляется управление характеристиками излучения ЛПМ только через изменение населенности метастабильных состояний атома меди за счет подогрева электронной компоненты плазмы: а) подогревая плазму в межимпульсный период; б) изменяя фронт нарастания напряжения на активной составляющей импеданса газоразрядной трубки; в) изменяя напряженность электрического поля на плазме при наличии собственного излучения лазера в резонаторе.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Параметрические исследования лазеров на самоограниченных переходах атомов и ионов металлов, проводимые в течение почти 40 лет многими исследователями, позволили установить основные закономерности изменения частотно-энергетических характеристик лазерного излучения от параметров накачки. За истекшее время неоднократно проводилось обобщение результатов исследований с целью объяснить наблюдаемые зависимости с позиций лазерной физики, физики газового разряда, физики низкотемпературной плазмы. В настоящей работе предпринята попытка объяснить наблюдаемые зависимости с позиций радиофизики, т.е. исходя из теории нелинейных электрических цепей; рассмотрены процессы в разрядном контуре лазеров на самоограниченных переходах и их влияние на кинетику процессов в активной среде. Совокупность радиофизического и традиционных методов анализа процессов в активной среде и разрядном контуре позволила: 1. Определить - зависимость изменения эквивалентной схемы ГРТ от расположения электродов; момент начала накачки активной среды в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ; роль собственной емкости ГРТ в обострении фронта импульса возбуждения и подогреве электронов в межимпульсный период; факторы, определяющие время развития пробоя; два предельных случая ограничения частотно - энергетических характеристик лазеров.

При этом показано, что развитие пробоя в концевых зонах ГРТ и наличие трех параллельных контуров возбуждения (в случае расположения электродов в холодных буферных зонах ГРТ) объясняет экспериментально наблюдаемые зависимости частотно - энергетических характеристик лазеров на самоограпиченных переходах. Поскольку релаксация метастабильных состояний в межимпульсный период связана с процессом диссипации энергии собственной емкости ГРТ, то ограничение ЧСИ генерации, обусловленное процессом релаксации метастабильных состояний, следует рассматривать как техническую причину, устраняя которую можно повышать среднюю мощность генерации. Однако затруднительно повысить практический КПД лазера в условиях, когда импеданс активной среды является системой с сосредоточенными параметрами, что обусловлено неэффективностью использования энергии, запасаемой в накопительном конденсаторе. По этой причине КПД лазеров на самоограниченных переходах до настоящего времени на порядок ниже прогнозируемого.

1. Показать принципиальную возможность и продемонстрировать путь технической реализации (Патенты РФ №2082263; № 2230409; №2237955) управления населенностью метастабильных состояний в рекомбинирующей плазме. Данный эффект можно применять для повышения эффективности лазерного разделения изотопов, поскольку позволяет использовать для селективного возбуждения изотопов непосредственно излучение лазеров на самоограниченных переходах. По крайней мере, для разделения изотопов тех элементов, на которых получена генерация на самоограниченных переходах.

2. Предсказать - условия "сверхбыстрого пробоя", когда электроны, имитируемые из плазмы на анод, с момента пробоя переходят в режим убегания в промежутке "плазма -анод".

При этом экспериментально показано для лазера на парах стронция, что в условиях "сверхбыстрого пробоя" реализуется равномерное распределение излучения по сечению разрядного канала ГРТ, энергосъем возрастает пропорционально объему активной среды, предельная частота следования импульсов генерации может достигать ~ 1 МГц, а эффективность ~ 6-8%. Это позволяет рассчитывать на увеличение оптимальной ЧСИ генерации до ~ 100 кГц в лазерах на парах металлов и оценить достижимый уровень средней мощности генерации в лазере на парах стронция ~ 100 — 200 Вт, а в лазере на парах меди ~ 1,0 -1,5 кВт с литрового объема активной среды.

Список источников диссертации и автореферата по физике, доктора физико-математических наук, Юдин, Николай Александрович, Томск

1. Воронов В.И., Солдатов А.Н., Юдин H.A. Лазер на парах меди со стабилизацией выходных параметров // Материалы 1.межотраслевой научно-технической конференции "Импульсные газовые лазеры". М.: ЦНИИ "Электроника". - 1980. - С. 25-26.

2. Воронов В.И., Кирилов А.Е., Солдатов А.Н., Федоров В.Ф., Юдин H.A. Высокочастотная коммутация большой мощности//ПТЭ. — 1982. — №1, — С. 151-152.

3. Воронов В.И., Евтушенко Г.С., Егоров А.Л., Елаев В.Ф., Карманов Г.А., Мальцев

4. Горохов A.M., Евтушенко Г.С., Егоров А.Л., Карманов Г.А., Мальцев А.Н., Федоров

5. Гарагатый С.Н., Пеленков В.П., Юдин H.A. Лазер на парах меди с независимым подогревом "Милан М/2Е" // Квантовая электроника. - 1988. - Т. 15. - С. 1974-1975.

6. Evtushenko G.S., Yudin N.A. Study of generation characteristics of copper and gold vapor lasers with independent heating // Third National Conf. "Laser-88". Plovdiv. Bolgaria. -1988.-P. 50-52.

7. Демкин В.П., Солдатов A.H., Юдин H.A. Эффективность лазера на парах меди // Оптика атмосферы и океана. 1993. - Т. 16. - №6. - С. 659-665.

8. Солдатов А.Н., Федоров В.Ф., Юдин H.A. Эффективность лазера на парах меди с частичным разрядом накопительной емкости // Квантовая электроника. 1994. - Т. 21(8). -С. 733-734.

9. Soldatov A.N. and Yudin N.A. Excitation Efficiency of Working Transitions in Copper-Vapour Lasers//J. of Russian Laser Research. 1995,-Vol. 16.-№2.-P. 128-133.

10. Skripnitenko A.S., Soldatov A.N., Yudin N.A. Method of Two-pulse Frequency Regulation of Copper-Vapour Laser Parameters // J. of Russian Laser Research. 1995. - Vol. 16. -№2.-P. 134-137.

11. Солдатов A.H., Суханов В.Б., Федоров В.Ф., Юдин H.A. Исследование лазера на парах меди с повышенным КПД // Оптика атмосферы и океана. 1995. - Т. 8. - №11. - С. 1626-1636.

12. Елаев В.Ф., Солдатов А.Н., Юдин H.A. Исследование поведения проводимости плазмы лазера на парах меди // Оптика атмосферы и океана. 1996. - Т. 9. - №2. - С. 169173.

13. Воронов В.И., Полунин Ю.П., Солдатов А.Н., Кирилов А.Е., Шумейко A.C., Юдин H.A. Лазер на парах бромида меди с воздушным охлаждением и средней мощностью генерации 10-15 Вт // Оптика атмосферы и океана. 1998. - Т. 11. — №2-3. - С. 187188.

14. Юдин H.A. Устойчивость работы тиратрона в разрядном контуре лазеров на самоограниченных переходах // Оптика атмосферы и океана. 1998. - Т. 11. - №2-3. - С. 213-215.

15. Воронов В.И., Солдатов А.Н., Суханов В.Б., Юдин H.A. Медицинская установка на базе лазера на парах меди для дерматологии // Оптика атмосферы и океана. 1998. -Т.Н.-№2-3.-С. 240-242.

16. Юдин H.A. Энергетические характеристики лазера на парах меди в области устойчивой работы тиратрона // Квантовая электроника. 1998. - Т. 25. - №9. - С. 795-798.

17. Юдин H.A., Климкин В.М., Прокопьев В.Е. Оптогальванический эффект в лазере на самоограниченных переходах атома меди // Квантовая электроника. 1999. - Т. 28. -№3. - С. 273-276.

18. Юдин H.A., Климкин В.М., Прокопьев В.Е., Калайда В.Т. Экспериментальные наблюдения ступенчатой ионизации атома Си в активной среде Cu-лазера // Известия вузов. Физика, 1999.-№9.-С. 128-132.

19. Юдин H.A. Влияние параметров разрядного контура на частотно энергетические характеристики генерации лазера на самоограниченных переходах атома меди // Квантовая электроника. - 2000. - Т. 30. - №7. С. 583-586.

20. Юдин H.A. Погрешность измерения концентрации электронов в лазере на парах меди по штарковскому профилю линии водорода // Оптика атмосферы и океана. 2001. - Т. 14.-№11.-С. 1022-1026.

21. Юдин H.A. Оптимальные режимы работы лазера на парах меди в условиях эффективной накачки // Оптика атмосферы и океана. 2002. - Т. 15. -№3. - С. 228-233.

22. Юдин H.A. Влияние параметров коммутатора на эксплуатационные характеристики лазера на парах меди // Квантовая электроника. 2002. - Т. 32. - №9. - С. 815-819.

23. Полунин Ю.П., Юдин H.A. Управление характеристиками излучения лазера на парах меди // Квантовая электроника. 2003. - Т. 33, - №9. - С. 833-835.

24. Юдин H.A. Ограничение эффективности лазера на парах меди и пути его преодоления // Оптика атмосферы и океана. 2004. - Т. 17. - №2-3. - С. 140-145.

25. Юдин H.A. Влияние предымпульсных параметров активной среды на характеристики генерации лазера на парах меди // Оптика атмосферы и океана. 2004. - Т. 17. - №8. -С. 689-691.

26. Kazaryan М.А., Lyabin N.A., Yudin N.A. Prospects for further development of self-heated lasers on the self-contained transitions of a copper atom // Journal of Russian laser Research. 2004. - Vol. 25. - №3. - P. 267-297.

27. Kazaryan M.A., Lyabin N.A., Soldatov A.N. and Yudin N.A. Role of the density of lower laser levels in the control of generation parameters of copper vapor laser // Journal of Russian laser Research. 2005. - Vol. 26. - №5. - P. 373-379.

28. Юдин H.A. Влияние предымпульсных параметров плазмы на частотно-энергетические характеристики лазера на парах меди. //Оптика атмосферы и океана. 2006. — Т. 19. — №2-3.-С. 145-150.

29. Бохан П.А., Закревский Д.Э., Ким В.А., Фатеев Н.В., Юдин H.A. Тушение атомов2 1

30. Pb(6p¿ 'D2) в столкновениях с молекулами // Химическая физика. 2007. - Т. 26. -№11.-С. 15-21.

31. Юдин Н.А., Суханов В.Б., Губарев Ф.А., Евтушенко Г.С. О природе фантомных токов в активной среде лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов // Квантовая электроника. 2008. - Т. 38. -№1. - С. 23-29.

32. Солдатов А.Н., Юдин Н.А., Полунин Ю.П., Реймер И.В., Хохряков И.В. Импульсно-периодический лазер на RM-переходах гелия и стронция // Известия вузов. Физика. -2008. -№1.- С. 6-9.

33. Солдатов А.Н., Юдин Н.А., Васильева А.В., Полунин Ю.П., Латуш Е.Л.,Чеботарев Г.Д., Фесенко А.А. О предельной частоте следования импульсов генерации самоограниченного He-Sr+ лазера // Оптика атмосферы и океана. 2008. - Т. 21. - №8. -С. 696-699.

34. Солдатов А.Н., Юдин Н.А., Васильева А.В., Полунин Ю.П. Эффективность накачки лазера на парах стронция в условиях бегущей волны возбуждения // Известия вузов. Физика.-2008.-№12.-С. 79-87.

35. Солдатов А.Н., Юдин Н.А. Перспективы коммерциализации лазеров на парах металлов // Менеджмент инноваций. 2008. - Т. 1. -№1. - С. 66-85.

36. Юдин Н.А. Пробой в активных средах с высокой проводимостью плазмы // III Всероссийская конференция "Взаимодействие высококонцентрированных потоков энергии с материалами в перспективных технологиях и медицине". Новосибирск. 2009. -С.185-186.

37. Полунин Ю.П., Солдатов А.Н., Юдин Н.А. Формирование инверсии в лазерах на самоограниченных переходах атомов металлов в условиях сверхбыстрого пробоя // Оптика атмосферы и океана. 2009. - Т.22. - №11. С. 1051-1056.

38. Бохан П.А., Закревский Д.Э., Лябин Н.А., Мошкунов А.И., Юдин Н.А. Влияние пре-дымпульсной концентрации Си D на характеристики генерации в мощных отпаянных лазерах на парах меди // Симпозиум «Лазеры на парах металлов». Ростов-на-Дону. -2000.-С.13.

39. Солдатов А.Н., Юдин H.A. Способ возбуждения импульсных лазеров на самоограниченных переходах // A.c. СССР №1101130. 1982.

40. Солдатов А.Н., Федоров В.Ф., Юдин H.A. Способ возбуждения лазеров на парах химических элементов // A.c. СССР №210427. 1983.

41. Воронов В.И., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах веществ // A.c. СССР №1253397.- 1984.

42. Равилов Г.Г., Шинкаренко В.Г., Юдин H.A. Способ выявления изображения следа // A.c. СССР №1381760. 1985.

43. Равилов Г.Г., Шинкаренко В.Г., Юдин H.A. Устройство для формирования дактилоскопических отпечатков // A.c. СССР №1398660. 1985.

44. Равилов Г.Г., Юдин H.A. Способ прочтения обесцвеченных текстов // Заявка на изобретение №4641872. 1989.

45. Пеленков В.П., Прокопьев В.Е., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах веществ // A.c. СССР №1445496. 1986.

46. Воронов В.И., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах химических элементов // A.c. СССР №1676410,- 1989.

47. Петракова B.C., Фильченко Э.И., Юдин H.A. Способ лечения больных эрозивно-яз-венными поражениями и ДПК // Заявка на изобретение №6032025/074631. 1993.

48. Скрипниченко A.C., Солдатов А.Н., Юдин H.A. Способ возбуждения импульсных лазеров на самоограниченных переходах // Патент РФ №2082263. 1997.

49. Воронов В.И., Кирилов А.Е., Солдатов А.Н., Юдин H.A. Импульсный лазер на парах химических элементов // Патент РФ № 2230409. 2004.

50. Юдин H.A. Импульсный лазер на парах химических элементов // Патент РФ № 2175158.-2001.

51. Юдин H.A. Импульсно-периодический лазер на парах химических элементов с управляемыми параметрами генерации // Патент РФ №2237955. 2004.

52. Юдин H.A. Способ возбуждения импульсного лазера на самоограниченных переходах // Патент РФ №2242828. 2004.

53. Юдин H.A. Импульсно-периодический лазер на парах химических элементов // Патент РФ №2254651. 2005.

54. Воронов В.И., Юдин H.A. Генератор с умножением напряжения // Патент РФ №2288536. 2006.

55. Maiman Т.М. Stimulated optical radiation in ruby // Nature. 1960. - Vol. 187. - №4736. -P. 493-494.

56. Javan A., Bennett W.R., Herriott D.R. Population inversion and continuous optical maser oscillation in a gas discharge containing a He-Ne mixture / /Phys. Rev. Lett. 1961. - Vol. 6. -№3.-P. 106-110.

57. Walter W.T., Piltch M., Solimene N., Gould G. Pulsed-laser action in atomic copper vapour //Bull. Amer. Phys. Soc. 1966. - Vol. 11.-№1.-P. 113.

58. Басов H.Г., Богданкевич О.В., Девятков А.Г. Оптический квантовый генератор на кристалле CdS с возбуждением быстрыми электронами // ДАН СССР. 1964. - Т. 155. -№4. - С. 783

59. Piltch M., Walter W.T., Solimene N„ Gould G., Bennett W.R. Pulsed laser transitions in manganese vapour // Appl. Phys. Lett. 1965. - Vol. 7. - №11. - P. 309-311.

60. Fowles G.R., Silvast W.J. High-gain laser transition in lead vapour // Appl. Phys. Lett. -1965.-Vol. 6.-№12. -P. 236-237.

61. Mathias L.E.S., Parker Y.T. Stimulated emission in the band spectrum of nitrogen // Appl. Phys. Lett. 1963. - Vol. 3. -№1. - P. 16-18.

62. Heard H.G. Ultra-violet gas laser at room temperature // Nature. 1963. - Vol. 200. -№4907. - P. 667.

63. Walter W.T., Solimene N., Piltch M., Gould G. Efficient pulsed gas discharge laser // IEEE J. Quant. Electron. 1966. - Vol. QE-2. - №9. - P. 474-479.

64. Петраш Г.Г. Импульсные газовые лазеры // УФН. 1971. - Т. 105. - С. 645-676.

65. Исаев А.А., Петраш Г.Г. Исследование импульсных газовых лазеров на атомарных переходах / Импульсные газоразрядные лазеры на переходах атомов и молекул. М.: Наука (Труды ФИАН, Т.81). 1975. - С. 3-87

66. АН A.W. A study of the nitrogen laser power density and some design consideration // Apll. Optics. 1969. - Vol. 2. - №5. - P. 993-996.

67. Петраш Г.Г. Лазеры на парах металлов / Справочник по лазерам, под редакцией A.M. Прохорова. М: Сов. Радио. 1978. - Т. 1.-С. 183-197.

68. Солдатов А.Н., Соломонов В.И. Газоразрядные лазеры на самоограниченных переходах в парах металлов / Новосибирск: Наука. 1985. - 151 С.

69. Исаев А.А., Казарян М.А., Петраш Г.Г. Эффективный импульсный лазер на парах меди с высокой средней мощностью генерации // Письма в ЖЭТФ. 1972. - Т. 16. - В.1. -С. 40-42

70. Бохан П.А., Герасимов В.А. Оптимизация условий возбуждения в лазерах на парах меди // Квантовая электроника. 1979. - Т. 6. -№3. - С. 451-455.

71. Kushner M.J., Werner V.E. Large bore copper vapor lasers: kinetics and scaling issues // J. Appl. Phys. - 1983. - Vol. 54. - №6. - P. 2970-2982.

72. Быканов A.H., Лесной M.A. Стабилизация мощности генерации лазера на парах меди ЛГИ-101//Квантовая электроника.- 1988.-Т. 15.-С. 1386-1389.

73. Воробьев В.Б., Калинин С.В., Климовский И.И., Костадинов И., Крестов В.А., Кубасов В.Н., Маразов О. Лазеры на парах меди со средней удельной мощностью генерации свыше 1 Вт/см3//Квантовая электроника.-1991.-Т. 18.-№11.-С. 1178-1180.

74. Robert Е. Grove. Copper vapor laser come of age // Laser Focus. 1982. - Vol. 18. - №7. -P. 45-50.

75. Климовский И.И. О возможности создания импульсно-периодических лазеров на парах меди с удельной средней мощностью генерации более 1 Вт/см3 и практическим КПД на уровне 8% // Теплофизика высоких температур. 1989. - Т. 27. - №6. - С. 1190-1198.

76. Батенин В.М., Бучанов В.В., Казарян М.А., Климовский И.И., Молодых Э.И. Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов / М.: Научная книга. 1998. - 544 С.

77. Fahlen T.S. High pulse rate, mode-locked copper vapor laser // IEEE. J. Quant. Elect. -1977. Vol. QE-13. - №7. - P. 546-547.

78. Солдатов A.H., Федоров В.Ф. Лазер на парах меди с частотой следования импульсов230 кГц // Известие ВУЗов. Физика. 1983. - Т. 26. - С. 80-84.

79. Исаев A.A., Петраш Г.Г., Пономарев И.В. Релаксация метастабильных атомов в послесвечении лазера на парах меди // Квантовая электроника. 1986. - Т. 13. — № 11.— С. 2295-2301.

80. Исаев A.A., Казаков В.В., Лесной М.А., Маркова C.B., Петраш Г.Г. Распад метастабильных состояний и его влияние на характеристики генерации лазера на парах меди // Квантовая электроника. 1986. - Т. 13. - №11. - С. 2302-2309.

81. Исаев A.A., Михкельсоо В.Т., Петраш Г.Г., Пеэт В.Э., Пономарев И.В., Трещалов А.Б.

82. Кинетика возбуждения рабочих уровней лазера на парах меди в режиме сдвоенных импульсов // Квантовая электроника. 1988. - Т. 15. - №12. - С. 2510-2513.

83. Петраш Г.Г. Процессы, определяющие достижимую частоту повторения импульсов вимпульсных лазерах на парах металлов и их соединений / Препринт ФИАН (Москва). 1999. -№28. - 36 С.

84. Петраш Г.Г. Об ограничении частоты повторения импульсов в лазере на парах меди,связанном с предымпульсной плотностью электронов // Квантовая электроника. -2001.-Т. 31.-№5.- С. 407-411.

85. Петраш Г.Г. Влияние предымпульсной плотности электронов и населенности нижнеголазерного уровня на достижимую частоту повторения импульсов в лазер на парах меди // Квантовая электроника. 2002. - Т. 32. - №2. - С. 179-182.

86. Бохан П.А., Герасимов В.А., Соломонов В.И., Щеглов В.Б. О механизме генерации лазера на парах меди // Квантовая электроника. 1978. - Т. 5. - №10. - С. 2162-2173.

87. Батенин В.М., Бурмакин В.А., Вохмин П.А., Евтюнин А.И., Климовский И.И., Лесной

88. М.А., Селезнева Л.А. Временной ход концентрации электронов в лазере на парах меди // Квантовая электроника. 1977. - Т. 4. -№7. - С. 1572-1575.

89. Батенин В.М., Климовский И.И., Лесной М.А., Селезнева Л.А. Параметры плазмы в послесвечении разряда в лазере на парах меди // Квантовая электроника. — 1980. Т. 7,-№5.-С. 988-992.

90. Le Guyadec E., Chamouard C., Gossens J.-P., and Lemaire P. Radial and time resolved measurements of electron density in a copper vapor laser // Optics Communications. -1993.-Vol. 100,-№5.-P. 461-466.

91. Carman R.J., Brown D.J.W., Piper J.A. A self-consistent model for the discharge kinetics in a high-repetition-rate copper-vapor laser // IEEE J. Quantum Electronics. 1994. - Vol. 30,-№8.-P. 1876-1895.

92. Webb C.E., Hogan G.P. Copper laser kinetics a comparative study / In. Pulsed Metal Vapour Lasers. C.E. Little, N.V. Sabotinov: Editors, Kluwer Academic Publishers, Dordrecht.- 1996.-P. 29-42.

93. Hogan G.P., Webb C.E., Whyte C.G., Little C.E. Experimental studies of CVL kinetics / In. Pulsed Metal Vapour Lasers. C.E. Little, N.V. Sabotinov: Editors, Kluwer Academic Publishers, Dordrechto 1996. - P. 67-72.

94. Hogan G.P., Webb C.E. Radially and time resolved measurements of electron density in an operating copper vapour laser// Meas. Sci. Techol. 1997. - Vol. 8. - P. 1095-1104.

95. Бохан П.А., Силантьев В.И., Соломонов В.И. О механизме ограничения частоты следования импульсов генерации в лазере на парах меди // Квантовая электроника. -1980.-Т. 7,-№7.-С. 1264-1269.

96. Бохан П.А. О механизме ограничения оптимальной частоты следования импульсов генерации в лазерах на самоограниченных переходах в парах металлов // Квантовая электроника. 1985. - Т. 12. - №5. - С. 945-952.

97. Бохан П.А. Механизм ограничения частоты следования импульсов генерации лазера на парах бария//Квантовая электроника. 1986.-Т. 13,-№8.-С. 1595-1602.

98. Бохан П.А. Процессы релаксации и влияние метастабильных состояний атомов и ионов металлов на механизм генерации и энергетические характеристики лазеров // Квантовая электроника. 1986. - Т. 13,- №9. -С. 1837-1846.

99. Бохан П.А., Закревский Д.Э. О предельных частотах следования импульсов генерации в лазерах на парах меди // Журнал технической физики. 1997. - Т. 67. - №5. -С. 54-60.

100. Carman R.J., Withford M.J., Brown D. J. W., Paiper J.A. Influence of the pre-pulse plasma electron density on the performance of elemental copper vapour lasers // Optic Communic.- 1998.-Vol. 157.-№1.-P. 99-104.

101. Яковленко С.И. Критическая плотность электронов при ограничении частоты следования импульсов в лазере на парах меди // Квантовая электроника. 2000. - Т. 30. -№6. - С. 501-505.

102. Бойченко A.M., Яковленко С.И. Критические предымпульсные плотности электронов и метастабилей в лазерах на парах меди // Квантовая электроника. 2002. - Т. 32,-№2.-С. 172-178.

103. Исаев A.A., Казарян М.А., Петраш Г.Г. О возможности получения большой средней мощности генерации в видимой области оптического спектра // Квантовая электроника. 1973.-№6(18).-С. 112-115.

104. Smilanski I., Kerman A., Levin L.A. and Erez. Scaling of the discharge heated copper vapor laser // Optics Communication. 1978. - Vol. 25. - №1. - P. 79-82.

105. Батенин B.M., Климовский И.И., Селезнева JT.A. К вопросу о предельных средних мощностях лазера на парах меди // Теплофизика высоких температур. 1980. - Т. 18. - №4. - С. 707-712.

106. Батенин В.М., Бурмакин В.А., Вохмин П.А., Климовский И.И., Лесной М.А., Селезнева Л.А. Температура газа в лазере на парах меди // Теплофизика высоких температур. 1979. - Т. 16. - №6. - С. 976-980.

107. Батенин В.М., Вохмин П.А., Живописцев B.C., Климовский И.И., Морозов A.B., Селезнева Л.А., Пятницкий Л.Н. Неоднородность в лазере на парах меди // Теплофизика высоких температур. 1979. - Т. 17. — №1. - С. 208-209.

108. Исаев A.A., Кнайп X., Ренч М. Спонтанное излучение и температура газа в импульсном лазере на парах меди // Квантовая электроника. 1983. - Т. 10. - №5. - С. 967-973.

109. Кирилов А.Е., Полунин Ю.П., Солдатов А.Н., Федоров В.Ф. Лазеры на парах металлов для исследования атмосферы / Измерительные приборы для исследования приземных слоев атмосферы. Томск: Изд-во ИОА СО АН СССР. 1977. - С. 59-79.

110. Солдатов А.Н., Шапарев Н.Я., Кирилов А.Е. и др. Радиальные характеристики генерационного излучения лазера на парах меди // Известия ВУЗов. Физика. 1980. -Т. 23.-С. 38-43.

111. Батенин В.М., Климовский И.И., Лесной М.А., Селезнева Л.А. Параметры'плазмы в послесвечении разряда в лазере на парах меди / Жвантовая электроника. 1980. - Т. 7. -№5. - С. 988-992.

112. Борович Б.Л., Васильев Л.А., Герц В.Е., Негашаев С.А., Регеда С.Н., Туницкий Л.Н. Измерение концентрации паров »меди и степени нагрева газа в лазере на парах меди с поперечным разрядом // Квантовая электроника. 1981. - Т. 8. -№9. - С. 1996-2000.

113. Бурлаков В.Д., Горбунова Т.М., Михайличенко Ю.П., Осипова Н.В., Солдатов А.Н., Соломонов В.И. Использование методов крюков Рождественского для исследования лазера на парах меди // Деп. Известия ВУЗов. Физика. 1984. - №2856-84. - 24 С.

114. Мальцев А.Н. Кинетика импульсно-периодической генерации лазера на парах меди / Томск: Препринт ИОА СО АН СССР. 1983. - №1. - 40 С.

115. С.Е. Litlle. Metal Vapour Lasers. Physics, Engineering and Application / New York: John Wiley & Sons. - 1999. - 620 p.

116. Hackel R.P., Werner B.E. The copper-pumped dye laser system at Lawrence Livermore National Laboratory // Laser Isotope Separation: CIS Selected Papers, J.A. Paisner, Editor. Proc. SPIE.- 1993.- Vol. 1859.-P. 2-13.

117. Kanagai C., Aoki N., Ohtani R., Kobayashi N., Kimura H. Copper Vapor Laser system development // Proc. 6th International Symposium on Advanced Nuclear Energy Research. -1989.-P. 637-642.

118. Бурмакин В.А., Евтюнин A.H., Лесной M.A., Былкин В.И. Отпаянный лазер на парах меди с большим ресурсом // Квантовая электроника. 1978. - Т. 5. - №5. - С. 10001004.

119. Мучник М.Л., Паршин Г.Д., Черняк Е.Я. Мощный генератор наносекундных импульсов для питания лазера на парах меди // ПТЭ. — 1983. №3. — С. 93-94.

120. Исаев A.A., Леммерман Г.Ю., Петраш Г.Г. Тепловой режим и характеристики генерации саморазогревного лазера на парах меди // Квантовая электроника. 1986. - Т. 13.-№5,-С. 1034-1037.

121. Исаев A.A., Леммерман Г.Ю. Система питания импульсных лазеров на парах меди / Лазеры на парах металлов и их галогенидов. М.: Наука, (Тр. ФИАН, Т. 181). 1987. -С. 164-179.

122. Кельман В.А., Климовский И.И., Фучко В.Ю., Запесочный И.П. Исследование особенности работы тиратрона в цепи возбуждения лазера на парах меди / Препринт КИЯИ-85, Киев, 1985.

123. Селезнева Л.А. Влияние параметров разряда на характеристики генерации саморазогревного лазера на парах меди / Дисс. на соискание ученой степени к.ф.-м.н., Москва.-1980.

124. Исаев A.A., Кнайпп X., Ренч М. О роли частоты следования импульсов в лазере на парах меди // Квантовая электроника. 1983. - Т. 10. - №6. - С. 1183-1189.

125. Гинкин Г.Г. Справочник по радиотехнике / М.-Л.: Госэнергоиздат. 1948. - 816 С.

126. Бохан П.А., Герасимов В.А., Соломонов В.И., Силантьев В.И., Щеглов В.Б. О механизме генерации ОКГ на парах меди / Эффективные газоразрядные лазеры на парах металлов. Томск: Изд-во ИОА СО АН СССР. 1978. - С. 133-159.

127. Соколов A.B., Свиридов A.B. Лазер на парах меди с поперечным разрядом // Квантовая электроника. 1979.-Т. 8.-№8.-С. 1686-1696.

128. Baille P., Chande J.-S., Clande A., Hobson R.M., Ogram G.L. and Jan A.W. Effective collision frequency of electrons in noble gases // J. Phys. B: At. Mol. Phys. 1981.— Vol. 14. -P. 1485-1495.

129. Гриднев А.Г., Горбунова T.M., Елаев В.Ф., Евтушенко Г.С., Осипова Н.В., Солдатов А.Н. Спектроскопическое исследование газоразрядной импульсной плазмы Си + Ne -лазера // Квантовая электроника. 1978. - Т. 5. - №5. - С. 1147-1151.

130. Прокопьев В.Е., Климкин В.М. К вопросу об оптимальной частоте следования импульсов возбуждения лазеров на самоограниченных переходах металлов // Известия вузов. Физика. 1978. - №5. - С. 152-153.

131. Елецкий A.B., Земцов Ю.К., Родин A.B., Старостин А.Н. Оптимальные характеристики лазера на парах металлов высокого давления // ДАН СССР. 1975. - Т. 220. -С. 318-321.

132. Walter W.T., Solimene N., Kuli G.M. Computer modeling to direct Copper Vapor Laser development. // Conf. on Laser'80. New Orlean. Louisiana. ETS Press. Mc. Lean. 1980. -P. 148-156.

133. Мнацаканян A.X., Найдис Г.В., Штернов Н.П. Распределение электронов по энергиям в смеси паров меди с неоном и гелием // Квантовая электроника. 1978. — Т. 5. — №3. - С. 597-602.

134. Елецкий A.B., Палкина Л.А., Смирнов Б.М. Явления переноса в плазме / Москва: Атомиздат. 1975. - 220 С.

135. Ванштейн Л.А., Собельман И.И., Юков Е.А. Сечение возбуждения атомов и ионов электронами / Москва: Наука. 1973. - 213 С.

136. Елаев В.Ф., Солдатов В.Ф., Суханова Г.Б. Определение температуры электронов в лазере на парах меди // Теплофизика высоких температур. 1980. - Т. 18. - №5. - С. 1090-1092.

137. Климкин В.М. Диагностика импульсных лазеров методами модуляционной лазерной спектроскопии // Теплофизика высоких температур. 1985. - Т. 23. - №3. - С. 568571.

138. Ali A.W., Kolb A.S., Andercon A.D. Theory of the pulsed molecular nitrogen laser // Appl. Optics. 1967. - Vol. 6. -№12. - P. 2115-2119.

139. Пиотровский Ю.А., Реутова H.M., Толмачев Ю.А. О роли ступенчатой ионизации в процессах формирования инверсной заселенности в лазерах на самоограниченных переходах // Оптика и спектроскопия. 1984. - Т. 7. - Вып. 1. - С. 99-104.

140. Арланцев C.B., Бучанов В.В., Васильев A.A., Молодых Э.И., Тыкоцкий В.В., Юр-ченко Н.И. Расчетное исследование импульсно-периодического лазера на парах меди // Квантовая электроника. 1980. - Т. 7. - №8. - С. 2319-2325.

141. Очкин В.Н., Преображенский Н.Г., Соболев H.H., Шапарев Н.Я. Оптогальваниче-ский эффект в плазме и газе // УФН. 1986. - Т. 148. - №3. - С. 473-507.

142. Isaev A.A., Petrash G.G. Kinetics of excitation and physical processes in active media of copper vapor and copper bromide vapor lasers // Proc. SPIE. 1993. - V. 2110. - P. 2-45.

143. Дятлов М.К., Куликов Ю.И., Остапченко Е.И., Степанов В.А. Исследование процессов возбуждения в протяженном диоде // Оптика и спектроскопия. 1970. - Т. 29. -Вып.4. - С. 632-636.

144. Вохмин П.А., Климовский И.И. Предельные характеристики лазеров на самоограниченных переходах // Теплофизика высоких температур. 1878. - Т. 16. - Вып. 5. - С. 1080-1085.

145. Батенин В.М., Калинин С.В., Климовский И.И. О возможности получения непрерывной генерации на самоограниченных переходах атомов в электрическом разряде // X Сибирское совещание по спектроскопии. Тезисы докладов. Томск: Изд-во ТГУ. 1981.-С. 5

146. Пастор А.А., Сердобинцев П.Ю. Измерение электронной плотности в импульсном поперечном разряде с наносекундным временным разрешением // X Сибирское совещание по спектроскопии. Тезисы докладов. Томск: Изд-во ТГУ. 1981. - С. 160 (1981)

147. Очкур В.И. Расчет ионизации атомов электронным ударом в бинарном приближении классической механики / В кн. Вопросы теории атомных столкновений. JL: Изд. ЛГУ. 1975. - Вып. 1. - С. 42-65.

148. Grizinsky М. Classical theory of atomic collisions. I. Theory of inelastic collisions // Phys. Rev. A. 1965,-V. 138. -№2. -P. 336-358.

149. Шипмен Дж. Возбуждение бегущей волной газовых лазеров большой мощности / В сб. Газовые лазеры. Москва: Мир. 1968. - С. 202-206.

150. Бохан П.А., Николаев В.Н., Соломонов В.И. Отпаянный лазер на парах меди // Квантовая электроника. 1975. - Т. 2. -№1. - С. 159-162.

151. Bienert Н., Schafer G., Theiss F.J. Koaxialer gaslaser zur erzengung kuzer intensive laser pulse // Z. Angev. Phys. 1970. - Bd. 29. -№3. - S. 157-159.

152. Miller J.L., Kan T.J. Metastable decay rates in a Cu metal-vapor laser // J. Appl. Phys. -1979.-Vol.50.-№6.-P. 3849-3851.

153. Smilanski I. Copper hooks-investigation of the copper vapor kinetics // Proc. Intern. Conf. Lasers'79. Orlando, Florida, Ed. V.J. Corcoran. 1979. - P. 327 - 334.

154. Smilanski I., Levin L.A., Erez G. Kinetics of population inversion in copper-vapour laser investigation by a modified hook-method // Optics Letters. 1980. - Vol. 5. - №1. - P. 9395.

155. Tenenbaum J., Smilanski I., Lavi S. et al. Kinetic investigation of the upper laser levels of the copper vapor laser// Optics Communications. 1981. - Vol. 36. -№5. P. 391-394.

156. Литвиненко А.Я., Кравченко В.И., Егоров А.Н. Измерение времени жизни нижних рабочих уровней лазера на парах меди // Квантовая электроника. 1983. - Т. 10. -№6.-С. 1212-1217.

157. Исаев А.А., Петраш Г.Г., Пономарев И.В. Релаксация метастабильных атомов в послесвечении лазера на парах меди / Препринт ФИАН. 1985. - №271.

158. Берик Е.Б., Исаев А.А., Михкельсоо В.Т. и др. Спектроскопия активной среды лазера на парах меди // Препринт ФИАН. 1986. - №251.

159. Исаев А.А., Михкельсоо В.Т., Петраш Г.Г. и др. Пространственно-временная кинетика возбуждения и релаксации атомных уровней в плазме импульсного лазера на парах меди // Препринт ФИАН. 1987. - №171.

160. Батенин В.М., Запесочный И.Л., Кельман В.А. и др. Радиальные неоднородности параметров плазмы в межимпульсный период саморазогревного лазера на парах меди // Препринт ИВТАН. 1987. - №5-210.

161. Isava Y., Shimotsu Т., Yamanaka Ch. et al. Density measurements of the lower level of a copper vapor laser // Proc. SP1E, Metal Vapor, Deep Blue, and Ultrafiolet Lasers, J.J. Kim, R. Kimball, P.J. Wisoff, Edrs. 1989. - Vol. 1041. - P. 19-24.

162. Brown D.J.W., Kunnemeyer H., Mclntoch A.I. Time-resolved measurements of excited state densities in a copper vapor lasers // IEEE J. Quant. Electronics. 1990. - Vol. 26. -№9.-P. 1609-1619.

163. Петраш Г.Г., Исаев А.А. Импульсные газоразрядные лазеры // Оптика и лазеры (Труды ФИАН). 1991. - Т. 212. - С. 93-108.

164. Казаков B.B., Маркова С.В., Петраш Г.Г. Кинетика распада нижнего рабочего уровня в импульсном лазере на парах свинца // Квантовая электроника. 1983. - Т. 10. - №4. - С. 787-792.

165. Казаков В.В., Маркова С.В., Петраш Г.Г. Исследование физических процессов в импульсном лазере на парах бария // Квантовая электроника. 1984. - Т. 11. - №5. - С. 949-956.

166. Прокопьев В.Е., Соломонов В.И. Исследование лазера на парах стронция // Квантовая электроника. 1985.-Т. 12.-№6.-С. 1261-1269.3 2 0

167. Казаков В.В., Маркова С.В., Петраш Г.Г. Распад метастабильных уровней 6р D зр атомов висмута в межимпульсный период в лазере на парах висмута // Квантовая электроника. 1982. - Т. 9. - №4. - С. 688-694.

168. Кельман В.А., Шпеник Ю.О., Запесочный И.П. Исследование релаксации метастабильных 6р3 2D°3/2 атомов Bi в лазере на парах висмута // Препринт КИЯИ АН УССР. Киев, 1991.-№91-3.

169. Taylor L.H., Feldman R.B. A technique for determinining gas temperature and atomic density such as in CuBr lasers // J. Apll. Phys. 1979. - Vol. 50 - P. 3212.

170. Казаков В.В., Маркова C.B., Молчанова JI.B., Петраш Г.Г. Исследование генерации на парах свинца методом сдвоенных импульсов // Квантовая электроника. 1983. — Т. 10,-№5. С. 954-961.

171. Энциклопедия низкотемпературной плазмы / М.: Физматлит. Газовые и плазменные лазеры. 2005. - T. XI-4. - С.406-422.

172. Смирнов Б.М. Возбужденные атомы / М.: Энергоиздат. 1982. - 231 С.

173. Гоноровский И.С. Радиотехнические цепи и сигналы / М.: Советское радио. 1964. -695 С.

174. Артым А.Д., Донской A.B. Генерирование затухающих колебаний высокой частоты с помощью управляемых ионных разрядников // Электричество. 1960. - №1. — С. 59-63.

175. Лябин H.A., Чурсин А.Д., Доманов М.С. Отпаянные промышленные активные элементы лазеров на парах металлов мощностью от 1 до 50 Вт // Изв. Вузов. Физика. — 1999. Т. 42. - №8. - С. 67-73.

176. Vuchkov N.K., Astadjov D.N., Sabotinov N.V. A new circuit for CuBr laser excitation // Opt. Quantum Electron. 1991. - Vol. 23. - P. 549-553.

177. Jones D.R., Maitland A., Little, C.E. A high-efficiency 200 W average power copper Hy-BrlD laser // IEEE J. of Quant. Electr. 1994. - Vol. 30. - №10. - P. 2385-2390.

178. Фогельсон Т.Б., Бреусова Л.H., Вагин Л.И. Импульсные водородные тиратроны / М.: Советское радио. 1974. - 211 С.

179. Брагинский С.И. В сб.: Вопросы теории плазмы / М.: Госатомиздат. 1963. - вып. 1. - С.183

180. Держиев В.И., Жидков А.Г., Яковленко С.И. Излучение ионов в неравновесной плотной плазме / М.: Энергоатомиздат. 1986. - 230 С.

181. Гудзенко Л.И., Яковленко С.И. Плазменные лазеры / М.: Атомиздат. 1978. - 320 С.

182. Carman R.J. Computer modeling of longitudinally excited elemental copper vapour lasers //In. Pulsed Metal Vapor Lasers. Dordrecht, Kluwer Academic Publishers. 1996. - P. 203-214.

183. Гуревич A.B., Питаевский Л.П. Коэффициент рекомбинации в плотной низкотемпературной плазме // ЖЭТФ. 1964. - Т. 46. - С. 1281-1284.

184. Ткачев А.Н., Яковленко С.И. Функция распределения квазинепрерывных состояний в рекомбинирующей полностью ионизованной плазме // Краткие сообщения по физике ФИАН. 1990. — №7. — С. 10-12.

185. Земсков К.И., Исаев A.A., Петраш Г.Г. Развитие разряда в импульсных лазерах на парах меди / М.: Препринт ФИАН. 1998.

186. Кацнельсон Б.В., Калугин A.M., Ларионов A.C. Электровакуумные электронные и газоразрядные приборы: Справочник. Под общей ред. Ларионова A.C. / М.: Радио и связь.- 1985.-864 С.

187. Воронов В.И., Полунин Ю.П., Солдатов А.Н., Шумейко A.C. Модифицированная физиотерапевтическая установка на базе лазера "Малахит" // Оптика атмосферы и океана. 1993. - Т. 6. - №6. - С. 737-739.

188. Goldberg S. And Rotstein I. Hydrogen thyratrone // Advances in electronic and electron physics. 1961. - Vol. 12. - P. 207-264.

189. Turnguist D. Thyratron development for high repetition rate gas laser // Proc. Intern. Conf. on Laser' 79. Orlando, Florida. 1979. - P. 378-387.

190. Афанасьева A.B., Капцов H.A. Влияние термоионной эмиссии на зажигание разряда //ЖТФ,- 1933.-Вып. З.-С. 1004-1006.

191. Coutts D.W., Brown D.J.W. Measurement of the spatio-temporal evolution of gain in CVL oscillators and amplifieds // CLEO'93, Tech. Dig., Opt. Soc. Am., Washington, DC. -1993.-P. 460-461.

192. Amit M., Lavi S., Erez G., Miron E. Temporal and spatial properties of an oscillator-amplifier copper vapor laser // Optics Comm. 1987. - Vol. 62. - №2. - P. 110-114.

193. Бохан П.А., Закревский Д.Э. Мощный самостабилизированный продольный разряд мультиатмосферного давления // Письма в ЖЭТФ. — 1995. Т. 62. - В. 1. - С. 26-30.

194. Климкин В.М. Проблемы неустойчивости продольных импульсно-периодических разрядов в лазерах на парах металлов / Препринт № 1. ИОА СО РАН. 1999.

195. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов / М.: Советское радио. 1974. - 208 С.

196. Кремнев В.В., Месяц Г.А. Методы умножения и трансформации импульсов в сильноточной электронике / Новосибирск: Наука. 1987. - 100 С.

197. Икрянов И.М., Хатункин В.В. Запираемый генератор импульсного напряжения по схеме Аркадьева-Маркса // Приборы и техника эксперимента. — 1992. — №2. С. 155157.

198. Воеводин C.B., Горохов В.В., Карелин В.И. Малогабаритный высоковольтный на-носекундный генератор Аркадьева-Маркса на воздушных разрядниках // Приборы и техника эксперимента. 2000. - №3. - С. 67-72.

199. Иванов С.Н., Шунайлов С.А. Генераторы высоковольтных импульсов с субнаносе-кундным фронтом и повышенной точностью срабатывания // Приборы и техника эксперимента. 2000. - №3. - С. 72-75.

200. Донской A.B., Смородинов В.В. Режим работы затухающих колебаний при индукционном нагреве // Электричество. 1965. -№1. — С. 62-65.

201. Серебренный В.Т., Мастяев В .Я. Совместная работа импульсных тиратронов на общий колебательный контур в схемах высокочастотных генераторов // Электровакуумная техника. 1966. - Вып. 39. - С. 3-10.

202. Дмитриев И.П. Исследование режимов работы водородных тиратронов в генераторах затухающих колебаний высокой частоты // Труды конференции по электронной технике. Газоразрядные приборы. Москва. 1967. - Вып. 3. - Т. 1. - С. 197-207.

203. Лябин H.A. Промышленные отпаянные лазеры на парах меди типа "Кристалл" с повышенным КПД и мощностью излучения // Оптика атмосферы и океана. 2000. - Т. 13.-№3,-С. 258-264.

204. Petrash G.G. Diagnostics of CVL plasma // Atomic and Molecular Pulsed Laser II. V.F. Tarasenko, G.V. Mayer, G.G. Petrash, Editors. Proc. SPIE. 1995. - V.2619. - P. 68-75.

205. Karras T.W. Variation of pulsed width in copper lasers // Proc. Intern. Conf. Lasers'80. VA: STS Press McLean. -1981. -P. 139-147.

206. Райзер Ю.П. Физика газового разряда / Москва: Наука. 1987. - 592 С.

207. Дьячков Л.Г., Кобзев Г.А. Баланс энергии электронов в послесвечении лазеров на парах металлов // Журнал технической физики. 1978. - Т.48. - С.2343-2346.

208. Собельман И.И. Введение в теорию атомных спектров / Москва: Физматгиз. 1963.- 640 С.

209. Лавров Б.П. О роли диссоциативного возбуждения в заселении атомных уровней в водородной плазме с малой степенью диссоциации // Оптика и спектроскопия. — 1977. Т. 42. - В. 3. - С. 446-451.

210. Аброян М.А., Демидов В.И., Каган Ю.М., Колоколов Н.Б., Лавров Б.П. Спектроскопическое исследование контрагированного дугового разряда в водороде при пониженном давлении // Оптика и спектроскопия. 1975. - Т. 39. - В. 1. - С. 21-26.

211. Лавров Б.П., Просихин В.П. Электронное возбуждение в водородной газоразрядной плазме низкого давления // Оптика и спектроскопия. 1988. - Т. 64. - В. 3. - С. 498502.

212. Лавров Б.П., Пипа А.В. Учет тонкой структуры уровней атома водорода в эффективных сечениях возбуждения линий серии Бальмера электронным ударом в газах и плазме // Оптика и спектроскопия. 2002. - Т. 92. - №5. - С. 709-719.

213. Смирнов Б.М. Возбужденные атомы / М.: Энергоиздат. 1982. - 231 С.

214. Michael J.V., Yen С. Absolute Cross Section for Hg(3P0 + and the imprisonment lifetimes for Hg(3Pi) at low opacity // J. Chem. Phys. 1970. - Vol.53. - №1. - P. 59-65.

215. Бохан П.А., Соломонов В.И. О механизме генерации ОКГ на парах меди // Квантовая электроника. 1973. - №6(18). - С. 53-57.

216. Бурштейн М.Л., Лавров Б.П., Яковлев В.Н. О тушении возбужденных атомов водорода молекулами Н2 // Оптика и спектроскопия. 1987. - Т. 62. - В. 6. - С. 12331236.

217. Withford M.J., Brown D.J.W. and Piper J. A. Investigation of the effects of hydrogen and deuterium on copper vapour laser performance // Opt. Commun. 1994. - Vol. 110. - №5.- P. 699-707.

218. Tabata Y., Нага K. and Ueguri S. basing characteristics of a large-bore copper vapor laser // Proc. SPIE. Intense Laser Beams (eds. W.C. Wade and P.B. Ulrich). 1992. - Vol. 1628.-P. 32-43.

219. Huang Z.G., Namba K. and Shimizu F. Influence of molecular gases on the output characteristics of a copper vapor laser // Jpn. J. Appl. Phys. 1986. - Vol. 25. - №11. - P. 1677-1679.

220. Hayashi K., Iseki Y., Suzuki S., Watanabe I., Noda E. and Morimiya O. Improvement in the output characteristics of a large-bore copper vapor laser by hydrogen // Jpn. J. Appl. Phys. 1992,-V. 31. - Part 2(12A). - P. 1689-1691.

221. Cheng C. and Sun W. Study on the kinetic mechanisms of copper vapor lasers with hydrogen-neon admixtures//Opt. Commun. 1997.-Vol. 144.-№1.-P. 109-117.

222. Withford M.J., Brown D.J.W. and Piper J.A. Optimization of H2-Ne buffer gas mixtures for copper vapor lasers // IEEE J. Quantum Electron. 1996. - QE-32. - №8. - P. 13101315.

223. Земсков К.И., Исаев А.А., Петраш Г.Г. Роль отрицательных ионов в плазме импульсных лазеров на парах металлов и их соединений // Квантовая электроника. 1997. -Т. 24. - №7. - С. 596-600.

224. Яценко Б.П., Юдин A.M., Мотовилов С.А. и др. // Сборник докладов. VI-я Всероссийская конф. Физико-химические процессы при селекции атомов и молекул. — 2001. -С. 125-131.

225. Лябин Н.А., Чурсин А.Д., Угольников С.А., Королева М.Е., Казарян М.А. Разработка, производство и применение отпаянных лазеров на парах меди и золота // Квантовая электроника. 2001. - Т. 31.-№3.-С. 191-202.

226. Soldatov A.N., Filonov A.G., Shumeiko A.S., Kirilov A.E., Ivanov В., Haglund R., Mendenhall M., Gabella B. and Kostadinov I. A Sealed-off Strontium-Vapor Laser // SPIE "Atomic and Molecular Pulsed Lasers". 2004. - Vol. 5483. - P. 252-261.

227. Горбунова T.M., Солдатов A.H., Филонов А.Г. О механизме формирования инверсии на инфракрасных переходах атома Sri и иона SrII // Оптика атмосферы и океана. -2004.-Т. 17.-№2-3.-С. 262-265.

228. Солдатов А.П., Филонов А.Г., Васильева А.В. Исследование работы Sr-лазера при высоких частотах повторения импульсов // Оптика атмосферы и океана. Т. 19. -№2-3. - С. 224-226. - 2006.

229. Soldatov A.N., Filonov A.G., Polunin Yu.P., and Sidorov I.V. Sii- and SrII-Vapor Laser Active Volume Scaling // The 8-th Sino-Russian Symp. on Laser Physics and Laser Tech-nlogies, Tomsk, Russia. 2006. - P. 5-10.

230. Батенин В.М., Калинин С.В., Климовский И.И. Квазинепрерывная генерация на переходе с резонансного1 Pi на метастабильный *D2 уровень кальция // Квантовая электроника. 1982. - Т. 9. - №10. - С. 2075 - 2077.

231. Батенин В.М., Калинин С.В., Климовский И.И. Квазинепрерывная генерация на переходе между резонансным б'Р. и метастабильным 5^ уровнями атома бария в электрическом разряде // ДАН СССР. 1983. - Т. 273. -№1. - С. 101-103.

232. Cahuzac Ph. Emission laser infrarouges dans les vapeurs de tyulium et d ytterbium // Phys. Lett. A. 1968. - Vol. 27. - №8. - P. 473-474.

233. Cahuzac Ph. Emission laser infrarouges dans les vapeurs de terres rares // Phys. Lett. A. -1970.-Vol. 31.-№10.-P. 541-542.

234. Cahuzac Ph. Nouvelles raies laser infrarougts dans les vapor de terres rares et d alcalinoterreux // J. Phys. 1971. - Vol. 32. - №7. - P. 499-505.

235. Солдатов A. H., Федоров В. Ф. Лазер на парах меди со стабилизированными выходными параметрами // Квантовая электроника. 1983. - Т. 10. - №5. - С. 974-980.

236. Soldatov A.N., Lugovskoy A.V., Polunin Yu. P., Fofanov A.A., Chausova L.N. Repetitively pulsed discharge plasma-controlled copper-vapor laser kinetics // SP1E. — 1999. V. 4071.-P. 113-118.

237. Hogan G.P. A study of the kinetics of copper vapour laser // PhD thesis (University of Oxford).- 1993.

238. Hogan G.P., Webb C.E. Pre-ionization and discharge breakdown in the copper vapour laser: the phantom current // Optics Communications. Vol. 117. - №5. - P. 570-579. -1995.

239. Cheng C. and Sun W. Study on the kinetic mechanisms of copper vapor lasers with hydrogen-neon admixtures // Opt. Commun. 1997. - Vol. 144. -№1. - P. 109-117.

240. Carman R.J., Mildren R.P., Withford M.J., Brown D.J.W., Piper J.A. Modeling the plasma kinetics in a kinetically enhanced copper vapor laser utilizing HC1 + H2 // IEEE J. Quantum Electron. 2000. - Vol. 36. - №4. - P. 438-449.

241. Бойченко A.M., Евтушенко Г.С., Жданеев О.В., Яковленко С.И. Теоретический анализ механизмов влияния добавок водорода на генерационные характеристики лазера на парах меди // Квантовая электроника. -2003. Т. 33. -№12. - С. 1047-1058.

242. Бойченко A.M., Евтушенко Г.С., Жданеев О.В., Яковленко С.И. Влияние добавок водорода на работу активного элемента лазера на парах меди "Кристалл LT-40" // Оптика атмосферы и океана.-2003.-Т. 16.-№11.-С. 1036-1040.

243. Boichenko A.M., Evtushenko G.S., Yakovlenko S.I., Zhdaneev O.V. Analysis of the effect of hydrogen on the work of the active element of a Kristall LT-40 copper vapor laser // Laser Phys. 2004. - Vol. 14,-№8.-P. 1031-1035.

244. Andrews A.J., Tobinand R.C., Webb C.E. Driving circuits for copper halide lasers a parametric stude Hi. of Phys. D. - 1980. - Vol. 13. -P. 1017.

245. Петраш Г.Г. О моделировании лазера на парах меди с добавками водорода // Квантовая электроника. 2005. - Т. 35. -№6. - С. 576-577.

246. Петраш Г.Г. О моделировании лазера на парах меди с добавками водорода / Препринт ФИАН. 2005. -№4.

247. Земсков К.И., Исаев А.А., Петраш Г.Г. Развитие разряда в импульсных лазерах на парах металлов//Квантовая электроника. 1999.-Т. 27.-№2.-С. 183-188.

248. Carman R.J. Modeling of the kinetics and parametric behaviour of a copper vapour laser: Output power limitation issuer // Appl. Phys. 1997. - Vol. 82. -№1. - P. 71-83.

249. McDaniel E.W. Atomic collisions: electron and photon projectiles / N.Y.: Wiley-Intersience. 1989. - 230 P.

250. Blau P., Achiam Y., Smilanski I., Hen I. Large bore copper HyBrlD laser excited by magnetically compressed pulses // Proc. IQEC'96. Sydney. 1996. - P. 188-197.

251. Brown D.J.W., Kunnemeyer R., Macintosh A.I. Time resolved measurements of excited state densities in a copper vapor laser // IEEE J. Quantum Electron. - 1990. - Vol. 26. -№9.-P. 1609-1619.

252. Григорьянц А.Г., Казарян М.А., Лябин H.A. Лазеры на парах меди. Конструкция, характеристики и применения / М.: Физматлит. 2005. - 312 С.

253. Шиянов Д.В., Евтушенко Г.С., Суханов В.Б., Федоров В.Ф. Влияние состава газовой смеси и условий накачки на характеристики CuBr-Ne-b(HBr)-Jia3epa // Квантовая электроника. 2007. - Т. 37. - №1. - С. 49-52.

254. Евтушенко Г.С., Костыря И.Д., Суханов В.Б., Тарасенко В.Ф., Шиянов Д.В. Особенности накачки лазера на парах меди и бромида меди // Квантовая электроника. — 2001.-Т. 31.-№8.-С. 704-708.

255. Coutts D.W., Brown D.J.W. Measurement of the spatio-temporal evolution of gain in CVL oscillators and amplifieds // CLEO"93. Tech. Dig., Opt. Soc. Am., Washington. DC. -1993.-P. 460-461.

256. Карлов H.B. Лекции по квантовой электронике / М.: Наука. 1988. - 335 С.

257. Исаев A.A., Казарян М.А., Петраш Г.Г., Раутиан С.Г. Сжимающиеся пучки в телескопических неустойчивых резонаторах // Квантовая электроника. 1974. - Т. 1. — №6.-С. 1379-1388.

258. Исаев A.A., Казарян М.А., Петраш Г.Г., Раутиан С.Г., Шалагин A.M. Эволюция гау-совых пучков и импульсная генерация в лазерах с неустойчивыми резонаторами // Квантовая электроника. 1975.-Т. 2.-№6. -С. 1125-1137.

259. Ананьев Ю.А. Об установлении колебаний в неустойчивых резонаторах //• Квантовая электроника.- 1975.-Т. 2,-№6.-С. 1138-1141.

260. Исаев A.A., Казарян М.А., Петраш Г.Г, Раутиан С.Г., Шалагин A.M. Процесс формирования выходного пучка в импульсном газовом лазере с неустойчивым резонатором//Квантовая электроника. 1977.-Т. 4. -№6.-С. 1325-1335.

261. Ананьев Ю.А. Оптические резонаторы и проблема расходимости лазерного излучения / М.: Наука. 1979. - 328 С.

262. Hargrove R.S., Grove R., Kan Т. Copper vapor laser unstable resonator oscillator and oscillator- amplifier characteristics // IEEE J. Quantum electron. 1979. - Vol. 15. -№11. -P. 1228-1233.

263. Беляев В.П., Зубов В.В., Исаев A.A., Лябин H.A., Соболев Ю.Ф., Чурсин А.Д. Пространственные, временные и энергетические характеристики излучения лазера на парах меди // Квантовая Электроника. 1985. -Т. 12. -№1. -С. 74-79.

264. Ананьев Ю.А., Аникичев С.Г. Проблема кинетики лазеров с неустойчивыми резонаторами на средах с малым временем существования инверсии // ЖТФ. —'1983. — Т. 53.-№10.-С. 1959-1962.

265. Абрамов А.Г., Асиновский Э.И., Василяк Л.М. Высокоэнергетичные электроны в высокоскоростных волнах пробоя // Физика плазмы. 1988. - Т. 14. - №8. - С.979-986.

266. Василяк Л.М., Дойников В.А., Нестеркин О.П. Высоковольтный емкостной делитель напряжения наносекундного диапазона // Приборы и техника эксперимента. 1988. -№6.-С. 104-105.

267. Месяц Г.А., Шпак В.Г. Генерирование мощных субнаносекундных импульсов (обзор) // Приборы и техника эксперимента. 1978. -№6. - С. 5-18.

268. Бессонов Л.А. Теоретические основы электротехники. Электрические цепи / М.: Гирдарики. 2006. - 701 С.

269. Soldatov A. N., Polunin Yu. P., Shumeiko A. S. and Sidorov I. V. Record output energy parameters of a Sri- and SrII- vapor laser // The 7-th Int. Symp. Laser Physics and Laser Technologies, Tomsk, Russia. 2004. - C. 201-206.

270. Абрамов А.Г., Асиновский Э.И., Василяк Л.М. Исследование пространственно -временной динамики волн накачки и волн излучения в азотном лазере // Квантовая электроника.- 1983.-Т. 10,-№9.-С. 1824-1828.

271. Василяк Л.М., Костюченко C.B., Кудрявцев H.H., Филюгин И.В. Высокоскоростные волны ионизации при электрическом пробое // УФН. 1994. - Т. 164. - С. 263-285.

272. Жуков В.В., Латуш Е.Л., Михалевский B.C., Сэм М.Ф. Рекомбинационные лазеры на парах химических элементов. 1. Принципы получения генерации в рекомбинацион-ном режиме // Квантовая электроника. 1977. - Т. 24. -№6. - С. 1249-1256.

273. Жуков В.В., Кучеров B.C., Латуш Е.Л., Сэм М.Ф. Рекомбинационные лазеры на парах химических элементов. 2. Генерация на ионных переходах металлов /ЛСвантовая электроника. 1977. - Т. 24. -№6. - С. 1257-1267.

274. Зайдель А.Н., Прокофьев В.К., Райский С.М., Славный В.А., Шрейдер Е.Я. Таблицы спектральных линий. Справочник / М.: Наука. 1977. - 800 С.

275. Климкин В.М. Повторная контракция энергонапряженных импульсно периодических разрядов // Письма в ЖТФ.-2003.-T. 29.-В. 18.-С. 16-21.

276. Winn W.P. Ionizing space-charge waves in gases // J. Appl. Phys. 1967. - Vol. 38. - P. 783-790.

277. Асиновский Э.И., Василяк Л.M., Марковец B.B. Волновой пробой газовых промежутков. I. Быстрые стадии пробоя // ТВТ. 1983. - Т. 21. - №2. - С. 371-381.

278. Асиновский Э.И., Василяк Л.М., Марковец В.В. Волновой пробой газовых промежутков. II. Волновой пробой в распределенных системах // ТВТ. 1983. - Т. 21. -№3. - С. 577-590.

279. Асиновский Э.И., Марковец В.В., Самойлов И.С. Синхронизованная диагностика волнового пробоя в длинных трубках//ТВТ. 1981. -Т.19. -№3. -С. 587-594.

280. Suzuki T. Propagation of ionizing waves in glow discharge // J. Appl. Phys. 1977. - Vol. 48.-P. 5001-5007.

281. Иванов И.Г., Латуш Е.Л., Сэм М.Ф. Ионные лазеры на парах металлов / М.: Энерго-атомиздат. 1990. - 256 С.

282. Тарасенко В.Ф., Орловский В.М., Шунайлов С.А. Формирование пучка электронов и объемного разряда в воздухе при атмосферном давлении // Известия вузов. Физика. -2003.-Т. 46. -№3. С. 94-95.322323324,325.326327.328329,330.331,332.333,334',335.336.337.338.

283. Тарасова JI.В., Худякова Л.Н., Лойко Т.В., Цукерман В.А. Быстрые электроны и рентгеновское излучение наносекундных импульсных разрядов в газах при давлениях 0,1-760 Торр // ЖТФ. 1974. - Т. 44. - Вып. 3. - С. 564-568.

284. Бабич Л.П., Лойко Т.В., Цукерман В.А. Высоковольтный наносекундный разряд в плотных газах при больших перенапряжениях, развивающийся в режиме убегания электронов // УФН. 1990. - Т. 160(7). - С. 49-82.

285. Королев Ю.Д., Месяц Г.А. Физика импульсного пробоя газов / М.: Наука. 1991. -222 С.

286. Бохан П.А., Колбычев Г.В. Генерация сильноточных электронных пучков в газе высокого давления // ЖТФ. 1981. - Т. 51.-№9.-С. 1823-1831.

287. Сорокин А.Р. Открытый разряд: структура, развитие, роль фотоэмиссии // ЖТФ. -1998.-Т. 68. -№3. С. 33-38.

288. Сорокин А.Р. Является ли открытый разряд фотоэлектронным? — 2 II Письма в ЖТФ. 2002. - Т. 28. - №9. - С. 14-21.

289. Бохан П.А., Закревский Д.Э. Механизм аномально высокой эффективности генерации электронного пучка в открытом разряде // Письма в ЖТФ. 2002. - Т. 28. -№11.-С. 21-27.

290. Ткачев А.Н., Яковленко С.И. О механизме убегания электронов в газе. Верхняя ветвь кривой зажигания самостоятельного разряда // Письма ЖЭТФ. 2003. - Т. 77. - С. 264-269.

291. Ткачев А.Н., Яковленко С.И. Коэффициент Таунсенда и характеристики, убегания электронов в азоте // Письма ЖТФ. 2004. - Т. 30(7). - С. 14-24.

292. Тарасенко В.Ф., Яковленко С.И. Механизм убегания электронов в плотных газах и формирование мощных субнаносекундных электронных пучков // УФН. 2004. - Т. 174,-№9.-С. 953-971.

293. Tkachev A.N., Yakovlenko S.I. Breakdown in a cylindrical gap of an effective excimer lamp with a small-curvature-radius cathode // Laser Phys. 2003. - Vol. 13. - P. 13451356.

294. Ткачев A.H., Феденев A.A., Яковленко С.И. Коэффициент Таунсенда и кривая ухода для паров меди / /Письма ЖТФ. 2007. - Т. 33. - Вып. 2. - С. 68-73.

295. Ткачев А.Н., Феденев A.A., Яковленко С.И. Расчет эффективности формирования пучка убегающих электронов в гелии и неоне // Краткие сообщения по физике ФИ-АН. 2004. - №6. - С. 19-24.

296. Ткачев А.Н., Феденев A.A., Яковленко С.И. Коэффициент Таунсенда и кривая ухода для неона // Краткие сообщения по физике ФИАН. 2004. - №5. - С. 8-20.

297. Ткачев А.Н., Феденев A.A., Яковленко С.И. Коэффициент Таунсенда, кривая ухода и эффективность формирования пучка убегающих электронов в аргоне // ЖТФ. — 2006. Т. 77. - Вып. 6. - С. 22-27.

298. Ткачев А.Н., Яковленко С.И. Моделирование распространения и размножения электронов в однородном стационарном электрическом поле /Труды ИОФАН. М.: Наука. -2007.-Т. 63.-С. 64-101.

299. Soldatov A.N., Filonov A.G., Polunin Yu.P., Sidorov I.V. Sri and SrII - vapor laser active volume scaling // The 8-th International symposium on laser physics and laser technologies. Tomsk. - 2006. - P.5-10.

300. Солдатов A.H. Физика и техника лазеров на парах меди с управляемыми параметрами // Оптика атмосферы и океана. 1993. - Т. 6. - № 6. - С. 650-658.

301. Исаев A.A., Ищенко П.И., Петраш Г.Г. Сверхсветимость на переходах, оканчивающихся на метастабильных уровнях гелия и таллия // Письма в ЖЭТФ. 1967. - Т. 6. -С. 619-622.

302. Бохан П.А., Сорокин А.Р. Возбуждение газовых лазеров пучками убегающих электронов // Письма в ЖТФ. 1982. - Т. 8. - С. 947-950.

303. Исаев A.A., Казарян М.А., Петраш Г.Г. Импульсные лазеры с высокой частотой повторения, использующие пары свинца, марганца, меди и золота // Журнал прикладной спектроскопии. 1973. - Т. 18. - Вып. 3. - С. 483-484.

304. Бохан П.А., Власов Г.Я., Горохов A.M., Кирилов А.Е., Ковалев М.Е., Николаев В.Н., Платонов A.B., Солдатов А.Н., Соломонов В.И. Лазер на парах меди "Милан-1" // Квантовая электроника. 1977. - Т. 4. - №6. - С. 1395.

305. Исаев A.A., Казарян М.А., Петраш Г.Г. О параметрах генерации, достижимых с лазером на парах меди // Краткие сообщения по физике. 1973. -№2. - С.27-29.

306. Бохан П.А. Лазер на парах меди с активным объемом 1,5 л // Журнал технической физики. -1981. Т. 51.- Вып. 1. - С. 206-209. - 1981.

307. Батенин В.М., Галкин А.Ф., Климовский И.И. ИК генерация в лазере на парах свинца//Квантовая электроника,-1981.-Т. 8,-№5.-С. 1098-1100.

308. Дьяконов В.П. Лавинные транзисторы и их применение в импульсных устройствах / М.: Советское радио. 1973. 209 С.

309. Солдатов А.Н., Федоров В.Ф. Способ возбуждения лазеров на парах химических элементов / /Авт. свидетельство СССР №931070. 1980.

310. Солдатов А.И., Федоров В.Ф. Лазер на парах меди со стабилизированными выходными параметрами // Квантовая электроника. 1983. - Т. 10. - №5. - С. 974-976.

311. Гордон Е.Б., Егоров В.Г., Павленко B.C. Возбуждение лазеров на парах металлов цугами импульсов // Квантовая электроника. 1978. - Т. 5. - №2. - С. 452-454.

312. Бохан П.А., Герасимов В.А. Импульсный лазер на парах химических элементов // Авт. свидетельство №755136. 1979.

313. Bokhan P.A., Gerasimov V.A. Laser impulsionnal a vapeurs de substantences et procede d'alimentatin dudit laser // Pat. Frans. №8211315. 1982. ■ •

314. Григорьев И.С. Разделение изотопов с помощью света // Препринт ИАЭ-6246/12. Российский научный центр "Курчатовский институт". 2002. - 66 С.

315. Бохан П.А., Бучанов В.В., Закревский Д.Э., Казарян М.А., Калугин М.М., Прохоров A.M., Фатеев Н.В. Лазерное разделение изотопов в атомарных парах / М.: физмат-лит.-2004.-208 С.