Лазеры на самоограниченных переходах атомов металлов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.08 ВАК РФ

I Я л О /Ш Р - - ' /

/ АКАДУМИЯ НАУК СССР

/ , /' ИНСТИТУТ ВЫСОКИХ ТЕМПЕРАТУР

Ас

)ДК 537.523.5. +621.373.826 На правах рукописи

КЛИМОВСКИЙ ИВАН ИВАНОВИЧ

ЛАЗЕРЫ НА САМООГРАНИЧЕННЫХ ПЕРЕХОДАХ АТОМОВ МЕТАЛЛОВ

специальность 01.04.08 - физика и химия плазмы

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва - 1991

Работа выполнена в Институте лыооккх температур АН СССР

Официальные оппоненты:

доктор физико-математических наук,

профессор Гордон Е.Б.,

доктор физико-иатематичоскиа наук,

профессор ■ Елецкий А. В, ,

доктор фотко-математнчеоких наук,

профессор ' Синкевич 0. А.

Ведущая организация:

ИСЭ СО АН СССР

Защита состоится "3 "'efa^^pG'^ß J ' & часов

иа заседании Специализированного coserá Д 002.53.01 при Институте высоких температур All СССР но адресу; 3274Д1 Москва, ул. Икорская, 13/19.

С диссертацией можно ознакомиться ь библиотеке Института высоких температур АН СССР.

Автореферат разослан 'у^?" Qciccs'-fiy Í991 года.

Ученый секретарь

Специализированного совета Д 002.53.01

к.ш. -м. н.

Л^гЫЛМ*'' Хоыкин А. Л. i Институт высоких темпзратур АН СССР, 1991 г.

! ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

»

Диссертация посвящена исследованию различных типов лазеров на само6д>^ниченных переходах атомов металлов: импульсных лазеров на парах"металлов и на парах галогенидов металлов и нескольких типов непрерывных лазеров, отличающихся друг от друга способом создания инверсии населенностей лазерных уровней. Кроме того, в диссертации большое внимание уделено изучению высоковольтного им-пульсно-периодического разряда, нашедшего в настоящее время наибольшее применение для возбуждения импульсно-периодических лазеров ча самоограниченных переходах.

Основная часть диссертации является экспериментальной и включает в себя результаты как физических, так и численных экспериментов. Результаты первых из них использовались для выявления основных процессов, протекающих в активной среде импульсно-периодических лазеров и определяющих характеристики их генерации, и для проверки корректности математических моделей, используемых в расчетах характеристик импульсно-периодических и непрерывных лазеров. Основная цель численных экспериментов заключалась в решении задач, практически неразрешимых с помощью физического эксперемента, а именно - в анализе влияния большого числа параметров, изменяемых в широких диапазонах, на мощность генерации и коэффициент полезного действия СКПДЭ импульсно-периодических лазеров и в поиске оптимальных режимов их работы.

Кроме того, в диссертации приводятся результаты аналитических решений задач о энергетических характеристиках моноимпульсных и. некоторых типов непрерывных лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов. Эти рес/льтаггы не только дают наглядное представление о роли тех 'или иных факторов или элементарных процессов в кинетике генерации, но и позволяют с достаточной для практики точностью рассчитывать энергетические характеристики вышеназван- • ньгх лазеров.

Актуальность работы обусловлена необходимостью решения как научных, так и практических проблем.

Во-первых, необходимостью изучения физики широкого класса лазеров, объединенных названием "лазеры на самсюграниченных переходах. "

Во-вторых, необходимостью исследования мало изученного высоковольтного импульсно-периодическогосно разряда, на-

шедшего в настоящее время широкое применение для возбуждения лазеров на самоограниченных переходах.

В-третьих, необходимостью разработки высокоэффективных импульсно-периодических лазерсь на самоограньченных переходах атомов металла с практическим КПД на уровне предельно возмоаных значений и со средними мощностями генерации от нескольких ватт до нескольких сотен ватт. Область апробированных применений таких лазеров чрезвычайно широка: скоростная фотография, проекционное телевидение и микроскопия, криминалистика, подводные исследования, микрообрабатка материалов, измерения скорости частиц, морская навигация, лазерная батиметрия, зондирование атмосферы, накачка лазеров на красителях, лечение ряда онкологических и сосудистых заболеваний, контроль области взаимодействия различных энергетических потоков с веществом, разделение изотопов и т,д.

В-четвертых, необходимость» создания эффективных непрерывных лазеров на самоогракиченных переходах атомов металлов, область применения которых будет, по-видимому, не менее широкой, чем очерченая выше область применения импульсно-периодических лазеров.

Цель работы заключалась:

- в исследовании высоковольтного импульсно-периодического разряда в смесях инертных газов с. парами металлов и гаяогенидов металлов и в изучении основных процессов, определяющих кинетику генерации в импульсно-пер"одических лазерах на самоограниченных переходах атомов металлов;

- в определении предельных значений КПД и мощностей генерации импульсно-периодических лазеров на парах металлов й на парах их галогенидов и в анализе условий создания лазеров с генерационными характеристиками близкими к предельным;

- в поиске новых способов получения непрерывной генерации на самоограниченных переходах атомов металлов, в создании соответствующих лазеров и в их исследовании.

Научная новизна работы определяется тем, что в ней впервые:

- проведено комплексное экспериментальное исследование характеристик разряда, параметров плазмы и временной эволюции спектра генерации в импульсно-периодических лазерах на самоограниченных переходах атомов металлов к аналитически решена задача о характеристиках импульса генерации моноимпульсных лазеров на самоограни-

зенных переходах атомов металлов;

- численными методами изучено "влияние радиальной неолнород-яостя предымпульснкх параметров плазмы на характеристики генера-Ига ямпукьсио-ттериодическах лазеров на парах меди; найдены диапазона диаттетров ГРТ, давящий неона и частот следования импульсов возбуждения, сттитлыш для получения максимальных средних и удельных средних шщяостей генерации с одной ГРТ;

- в результате экспериментального и численного исследований выявлены ©стжше -процессы, определяющие релаксации параметров плазмы в лазерах на парах галогенидов меди, возбуждаемых ¡удвоенными «пульсами; численно проанализирована временная эволюция радиальных распределений концентраций атомов меди и молекул гшсгашда «еяи в импульсно-периодических лазерах;

- предложены схемы столкновительного лазера на самоограничен-г?нх переходах атомов металла с оптической накачкой и электрон-ио-столкновитель"яого лазера, в котором расселение нижнего лазерного уровня осуществляется в континуум электронным ударом; расчитав ы генерационные характеристики таких лазеров на парах различных металлов; по схеме электоонно-столкновительного лазера получена генерация в парах бария и кальция и измерены ее характеристики.

Совокупность результатов исследований импульсно-периодичес-кого разряда можно квалифицировать как крупное достижение в области физики и химии плазмы. Совокупность результатов исследований непрерывных лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов позволяет говорить о новом направлении в области лазерных исследований и разработок - эдектронно-столкновительных лазерах.

Практическая значимость работы

1. Впервые. определены условия работы< импульсно-периодических лазеров на парах меди, обеспечивающие либо максимальную среднюю мощность .генерации с одной ГРТ, либо максимумальную удельную среднюю. мощность генерации и суммарный физический КПД на уровне 8-10*. Установлено, что переход к модульным конструкциям лазеров на парах меди с ГРТ диаметром около и менее 4 мм позволит создать лазеры со средней мощностью генерации на уровне сотен ватт и с практическим КПД на уровне 5-8%.

2. Результаты измерений эволюции спектра индуцированного излучения лазеров на' самоограничвнных переходах атомов металлов

имеют значение при практическом использовании излучения этих лазеров для оптического возбуждения атомных и молекулярных газовых сред, лазерном разделении изотопов, в голография, при разработке моашых лазерных систем, работаювдх по схеме генератор-усилитель.

3. Разработка конструкций непрерывных лазеров, получение квазинепрерывной генерации в парах бария и кальция, определение условий получения непрерывной генерации в парах других металлов создаст практические предпосылки для разработки коммерческих образцов электрокно-стслкновительных лазеров.

На защиту выносятся:

- результаты измерений электрических характеристик Синдуктивность и изменяющееся во времени сопротивление) разряда в лазере на самоограниченных переходах атомов металлов (лазеры на парах меди и парах галогенидов меди) и положение об отрицательном влиянии ка характеристики генерации импульско-периодических лазеров на парах металлов тока перезарядки накопительного конденсатора;

- результаты' измерений температуры газа в ГРТ импульско-периодических лазеров на парах меди и положение о том, что распределение среднего по времени знерговклада в разряд является неоднородным по его сечению;

- результата измерений температуры и концентрации электронов в импульсно-периодических лазерах на парах металлов Ссаморазог-ревные лазеры на парах чеди и свинца, ишульсно-периодический разряд в смесях паров рчсмута с гелием или неоном) и положение о том, что в ишульсно-периодических лазерах на парах металлов за время импульса возбукдения имеет место существенно неоднородная по сечению ГРГ ионизация атомов металла и что в типичных условиях работы лазеров на парах металлов практически вся энергия, вводимая в разряд за.время импульса возбуждения, расходуется на ионизацию атомов металла;

- результаты измерений концентрации атомов кеда в прйосевой зоне ГРТ в условиях преобладания восстановления этой концентрации в результате объемной рекомбинации иинов меди по сравнению о ее восстановление« аа счет диффузии атомов меди со стенки ГРТ и положение о том, что в указанных условиях неоднородность предым-пульсного распределения Концентрации атомов Меди в основном состоянии может существенно превышать неоднородность, обусловленную нагревом газа;

- результаты исследований временной эволюции индуцированного

излучения лазеров на самоограничениях переходах атомов металлов С медь и марганец} и положение о том, что указанная эволюция, сопровождающаяся формированием пичкоьой структуры импульсов индуцированного излучения, связана со сверхтонким расцеплением лазерных уровней;

- результаты анализа устойчивости работы тиратронов в схемах возбуждения лазеров на парах металлов и положение о том, что в существующих лазерах на парах меди в области оптимальных по средней мощности генерации давлений неона преобладающими потерями энергий в тиратронах являются послеимпульсньте потери;

- аналитическое решение задачи о характеристиках импульса генерации лазеров на самоограниченкнх переходах-атомов металлов и результаты расчета энергетических характеристик лазеров на парах м»ди;

- результаты численного анализа влияния радиальной неоднородности предымпульсных параметров ппазмы на характеристики генерации импульсно-периодических лазеров на парах меди и положение о том, что указанная неоднородность может приводить к уменьшению физического КПД и удельной энергии генерации таких лазеров в 2 -3 раза по сравнению с лазерами, работающими в моноимпульсном режиме;

- результаты численного анализа характеристик генерации импульсно-периодических лазеров на парах меди, проведенного как в приближении однородного, так и неоднородного радиальных распределений .предымпульсных параметров плазмы и положение о том, что оптимальными для получения максимальных средних мощностей генера1 ции с одной ГРТ являются ГРТ диаметром dj.pi« > 5 см и частоты следования импульсов Г на уровне нескольких килогерц, а для получения максимальных удельных средних мощностей генерации и физического КПД около '8 - 10% необходимо использовать ГРТ диаметром бррТ < 4 мм и частоту Г > 100 кГц;

- результаты анализа механизма гибели атомов меди в межимпульсный интервал времени в лазерах на парах галогенидов меди, возбуждаемых сдвоенными импульсами, и положение о том, что в названных лазерах объемная рекомбинация атомов меди в основном протекает через образование промежуточного нестабильного комплекса атом меди - молекула галогенида с- последующей стабилизацией этого комплекса в соударениях с атомами буферного газа;

- результаты измерений концентрации электронов в лазерах на парах галогенидов меди, возбуждаемых сдвоенными импульсами;

- результаты численного анализа релаксации параметров плазмы в межимпульсный интервал времени в лазерах на парах галогенидов меди, возбуждаемых сдвоенными импульсами, и положение о том, что в лазерах такого типа процесс диссоциативниго прилипания электронов к молекулам иодида и бромида меди не оказывает существенного влияния на кинетику релаксации концентрации электронов, а в балансе энергии электронов существенную роль играет их подогрев в процессе рекомбинации атомов меди и молекул галогенида, приводящий при высоких концентрациях молекул к росту температуры электронов в конце межимпульсного интерваяа времени;

- результаты численного анализа эволюции радиальных распределений концентраций атомов меди и молекул галогенида тди & Ш-пульсно-периодических яазерах на парах галогенидов цеди;

- схемы столкновительного лазера на самоограниченных перекодах с оптической накачкой и электронно-столкновктельного п&зера, в котором расселение нижнего лазерного уровня ооуцеотвлзгато« электронным ударом в вышележащие состояния и в континуум, и результаты расчета характеристик генерации таких лазеров;

- результаты экспериментального исследования апектрон-но-столкновителышх лазеров на самоограниченных переходах атомюа Ва и Са.

Апробация работы и публикации

Основные результаты работы былс представлены на IV Всесовэ-ноы семинаре "Газовые лазеры да парах химических алоиентов" (Роо-тов-на-Дону, 1977 г.3; на II Всесоозном семинаре "Физические процессы в ОКГ" (Ужгород, 1978 г.D; на IX Всесоюзной конференции ш когерентной и нелинейной оптике (Ленинград, 1979 г,); на V Bosco-паном симпозиуме по распространен»:.! лазерного излучения в атмосфере (Томск, 1979 г.}; на X Сибирском совещании по спектроскопа (Томск, 1981 г.З; на Всесоюзном пеминаре "Лазеры на парах метай' лов и их применение" (Новороссийск, 1981, 1982, 1983 гг. 5; н< XIII и XV Международных конференциях "Явления в ионизованных г&' эах" (Берлин,1977 г., Минск, 1981 г.); на международных конферен циях "Лазеры-82" (Новый Орлеан, 1982 г. ) и "Лазеры-83" (Сан-Фран циско, 1983 г.); на V Всесоюзной конференции "Оптика лазеров (Ленинград, 1984 г.); на Всесоюзном совещании "Инверсная ааовлен ность и генерация на переходах в атомах и молекулах" (Томск, 190 г.); на III Всесоюзной конференции по физике газового разряд (Киев, 1986 г.); на рабочем совещании "Активные среды плазменны

и газоразрядных лазеров" (Гродно, 1987 г.); на семинаре "Лазеры на парах металлов и их применение" (Новороссийск, 1989 г.).

Основное содержание работы изложено в 49 публикациях, перечень которых приведен в конце автореферата.

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из предисловия, введения, девяти глав, заключения и Приложения. Объем основной части составляет 467 страниц, в том числе 157 рисунков и 29 таблиц. Приложение содержит 66 страниц, в том числе 13 рисунков и 3 таблицы. Списки литературы к основной части и приложению состоят соответственно из 311 и 43 наименований.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

В предисловии показана актуальность диссертационной работы, сформулированы ее основные цели. Кратко охарактеризованы научная новизна и практическая значимость полученных результатов, перечислены основные положения, выносимые на защиту.

Во введении дан краткий обзор результатов и исследований различных типов лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов, выполненных к концу 1975 года.

1. Первые успехи в реализации импульсной генерации на самоограниченных переходах атомов металлов (13 были значительно развиты и в первую очередь за счет реализаций саморазогревного режима работы лазера на парах меди С 21, наиболее перспективного из лазеров рассматриваемого хласса. В 1?Л при частоте следования импульсов возбуждения Г = 18 - 20 кГц достигнуты- значения суммарной (для обеих линий генерации} средней Мощности генерации Рл^= 15 Вт' и суммарного коэффициента преобразования мощности, потребляемой от выпрямителя, в среднюю мощность генерации (практический ШШ

Пути дальнейиего повышения энергетических характеристик лазеров на самоограниченкых переходах были сформулированы в 13,4] и сводились к повышению давления паров металлов, к увеличению крутизны переднего фронта импульса разрядного тока и, как следствие, к переходу от продольного разряда к поперечному. В противоречии с рекомендациями [3,4] находились результаты работы С5], в которой

с учетом расселения верхних лазерных уровней атома меди в вышележащие состояния и континуум, было показано, что в электроразрядных лазерах увеличение концентрации атомов меди целесообразно только до значений nQu= Ю^см"^, которым соответствует суммарная удельная энергия генерации (удельный энергооъем) Qj = = 3-10~2Дж/см"3, существенно меньшая удельной энергии генерации ИЗвсСТКиТС В ТС Б5ёмя импульсных молекулярных лазеров, достигающей значений 1Д.к/см .

Согласно оценке, выполненной в ¡61, погонная средняя мощность генерации шпульсно-периодических лазеров на парах меди с буферным газом гелием могла достигать значения 8,5 кВг/м, т.е. превосходить реализованное на практике Е2] более,- чем на два порядка. Однако экспериментальные исследования, выполненные к концу 1975 года и направленные, в основном, на изучение зависимостей характеристик генерации имлульсно-периодических лазеров на парах металлов от рода и давления буферного газа, диаметра ГРТ и т. д., не подтверждали выводов (63.

2. Генерация на парах галогенидов меди впервые была получена в парах CuCl С7] благодаря использований двух последовательных во времени (сдвоенных) импульсных разрядов, первый из которых (импульс диссоциации) осуществлял диссоциацию хлорида меди, а второй (импульс возбуждения) - возбуждение атомов меди, образовавшихся в результате первого импульса. Генерация наблюдалась только во время второго импульса ь диапазоне температур ГРГ от 200 до 600

Саморазогревный, режим работы лазеров на парах галогенидов меди впервые осуществлен в [8] с параш CuCl и CuBr. Результаты [81, как и других, исследований импульсно-периодических лазеров на парах галогенидов меди, выполненных к концу 1975 года, однозначно свидетельствовали о том, что такие лазеры обеспечивали КПД и средние мощности генерации, сопоставимые с КПД и средними мощностями генерации лазеров на парах меди. Однако при этом оставались открытыми, например, вопросы как о характере влияния молекул, находящихся в активной среде таких лазеров, на их энергетические характеристики, так и о предельных значениях удельной эрергии генерации и КЛД, достижимых с лазерами на парах галогенидов металлов.

3. Условия получения стационарной инверсии населенностей двух атомарных уровней впервые сформулированы в [93. Идеи, аналогичные высказанным в [93, были применены к простым трехуровневым схемам, включающим основное и метастабильное состояния [10,11], и

послужили основой для поиска и исследования активных сред так называемых "столкновигельных лазеров", в которых расселение нижнего лазерного уровня осуществляется за счет столкновений с тяжелыми частицами. В 1113 сообщалось, например, что в поисках лучших атомных систем столкновигельных лазеров были изучены почти все элементы периодической таблицы (за исключением редкоземельных), однако ничего не говорилось о"реализации столкновительных режимов генерации. Единственным столкновительным лазером, созданным до конца 1975 года, был квазинепрерывный лазер на самоограниченных переходах иона европия С121. Причины, препятствующие осуществлению непрерывного столкновительного режима генерации на самоограниченных переходах атомов металлов, были не ясны и, более того, сам вопрос о возможности создания столкновительных лазеров на названных переходах оставался открытым.

В первой главе представлены результаты измерений электрических характеристик разряда в саморазогревных лазерах на парах меди с ГРТ диаметрами 1.2 см и длинами 70 и 100 см и результаты исследования особенностей работы схемы возбуждения названных лазеров с разрядом через тиратрон и резонансной перезарядкой накопительного конденсатора.

Расчет индуктивности разряда Ьр по осциллограммам импульсов разрядного тока 1р и напряжения Цр на электродах ГРТ показал, что при заданных размерах ГРТ величина не зависит от рода и давления .буферного.газа, напряжения на выходе выпрямителя и т.п. и превосходит индуктивность прямого проводника, размеры которого' совпадают с размерами разрядного промежутка. Наличие индуктивности разряда приводит к существенному снижению напряжения и^ на активном сопротивлении разряда по сравнению с напряжением на электродах газоразрядной трубки. Сопротивление разряда 5?р, рассчитанное по тем же осциллограммам 1р и Чр с учетом Ьр, уменьшается в течение импульса возбуждения от нескольких сотен Ом до нескольких Ом. Величина Нр в конце импульса возбуждения слабо зависит от давления буферного газа, что является следствием уменьшения сопротивления разряда до значений, существенно меньших значения волнового сопротивления разрядного контура.

Измерения распределения мощности, потребляемой от выпрямителя, между разрядом, тиратроном и элементами зарядного контура показали, что в тиратроне и элементах зарядного контура рассеивается соответственно около 30 и 2054 этой мощности. Кроме того, уста- 1

ноьлено следующее; в схеме возбуждения, в которой ГРТ включается между одной из обкладок накопительного конденсатора и катодом тиратрона, а разрядный промежуток шунтируется небольшой индуктивностью, во время зарядки конденсатора часть зарядного тока протекает через разряд. Это отрицательным образом сказывается на энергетических характеристиках лазера, приводя не только к снижению среднейНощности генерации, но и к уменьшению ее предельно достижимых значений.

Исследования, предпринятые с целью изучения влияния крутизны переднего фронта импульса тока на характеристики генерации, показали, что этот параметр не является определяющим для энергии генерации лазеров на парах меди.

Для выявления факторов, приводяида к росту потерь энергии в тиратронах, и выработки критериев применимости конкретных типов тиратронов в схемах возбуждения яазгров с резонансной перезарядкой накопительного конденсатора были выведены оценочные формулы для расчета крутизны переднего фронта импульса тока СсН/сЮк, предымпульсного Сначального) и послеимпульсного (обратного) ио£}р напряжений на накопительном конденсаторе. Анализ этих формул показал, что при заданном напряжении на выходе выпрямителя сникение давления буферного газа, уменьшение длины ГРТ и увеличение ее диаметра приводит к росту (<31лЮк, и0 и которые в конечном счете превосходят предельно допустимые для тиратрона - значения. Из полученных в заботе критериев применимости тиратронов, следует, например, чтг для тиратронов ТШ - 1000/23 и ТГИ1-- 500/16 условие на величину Ц^ является более жестким, чем на величину Сопоставление результатов расчета давлений неона, при которых режим работы тиратрона ТГИ1 - 1000/25 в схеме возбуждения самораэогревного лазера на парах меди выходит за рамки паспортного, с результатами' соответствующего эксперимента, выполненного в Ужгородском отделении ИЯИ АН УССР, показало их удовлетворительное соответствие.

Во второй главе, во-первых, приведены результаты измерений параметров плазмы в саморазогреьных лазерах на ларах меди и свинца и в импульсно-периодическок разряде в смесях В1 с Не или Ие, Во-вторых, представлены результаты анализа основных процессов, определяющих релаксацию параметров плазмы в межимпульсный интервал времени. В-третьих, проведено обоснование корректности математических моделей для расчета параметров плазмы в межимпульсный

интервал времени.

В экспериментах по измерению температуры газа использовались два саморазогревнвх лазера на парах меди с ГРТ диаметром 1,2 и длиной 70 см и с ГРТ диаметром 2 и длиной 50 см. Измерения температуры газа ТдСО) в приосевой зоне первой ГРТ проводились по доплеровскому уширени» 8 спектральных линий неона в тех же условиях, что и измерения электрических характеристик разряда. В диапазонах давлений неона р^е от 3 до 13 кПа и значений усредненной по времени погонной мощности , вводимой в разряд, от 15 до 25 Вт/см величины Тд(0) лежат в пределах от 3200 до 3700 К. Сопоставление результатов измерений и расчета ТаС0), выполненного для различных распределений энерго:жлада р(г) пб радиусу ГРТ, показало, что это распределение является близким к параболическому.

Усредненная по объему второй ГРТ температура газа <Тд> определялась По абсолютной величине уменьшения давления газа в этой ГРТ. происходящего после выключения импульсно-периодического разряда. Согласно результатам измерений, проведенных для давлений от 5 до 50 кПа и погонных мощностей от 10 до 25 Вт/см, температура газа при меньших из указанных давлениях неона была несколько ниже ожидаемой при параболическом распределении энерговклада по.сечени» ГРТ, Анализ различных механизмов выноса энергии иэ разряда показал, что в ГРТ длиной 50 и диаметром 2 см вследствие вынужденной конвекции газа через торцы ГРТ выделяется не мене 18'/, мощности, вводимой в разряд. Кроме того, при значениях Рце и Уп, соответствующих нижним границам их диапазонов, около 10% этой мощности выносится на стенку ГРТ заряженными частицами.

Расчет средней по сечению ГРТ концентрации электронов <пе>'.проведенный ло результатам измерений сопротивления разряда в -ГРТ диаметром 1,"2 и длиной 70 см, показал, что в диапазоне давлений неона от 2 до 13кПа величина <пе> увеличивается за время импульса возбуждения от нескольких единиц на 10^ см-"^ до нескольких единиц на 10^ см-3 и выше. Для этой же ГРТ, заполняемой различными инертными газами, были измерены временные зависимости концентрации электронов пеС0Д) в приосевой зоне ГРТ в межимпульсный интервал времени. Измерения проводились с помощью двухлучевого интерферометра на длине волны С0£-лазера 10,6 мкм. Между значениями <пе> и пеСО), соответствую®« окончанию импульса возбуждения, наблюдается хорошее соответствие. Сопоставление послеимпульсных величин п„(0) с концентрацией

атомов меди показало, что в условиях рассматриваемого рксперимента в приосевой зоне ГРТ за время импульса возбуждения происходит практически полная ионизация атомов меди.

Временные зависимости температуры электронов ТеС0Д) в приосевой зоне ГРТ в межимпульсный интервал времени были восстановлены по измеренным зависимостям пеС0,1) из уравнения баланса концентрации электронов. Температура электронов ТеС0), реализующаяся в начале мекимпульсного интервала времени, увеличивается с ростом давления буферных газов и лежит в диапазоне примерно от 4000 до 6000 К. К. концу межимпульсного интервала времени величина ТеС0Э уменьшается до значений 2500 - 3000 К, причем скорость уменьшения Те(0) определяется давлением и родом буферного газа . и растет в ряду Аг, Кэ, Не. Измерения усредненных по времени распределений температуры электронов ТеСг) по спаду интенсивности рекомбинационного континуума показали, что в межимпульсный интервал времени для всех использованных е» эксперименте буферных газов в диапазоне давлений от 3 до 13 кПа температура Те постоянна по сечению ГРТ диаметром 1,2 см. В то же время, усредненные по времени радиальные распределения концентрации электронов пеСг), рассчитанное по радиальным распределениям интенсивности рекомбинационного континуума, являются существенно неоднородными.

Измерения радиально-временных зависимостей концентраций электронов пе(г,0 в межимпульсный интервал времени в импуль-сно-периодических разрядах в смесях паров висмута или свинца с гелием или неоном, возбуждаемых в ГРТ диаметром 5 й длиной 100 см, были предприняты с целью выяснения особенностей релаксации параметров плазмы в импульсно-периодичесних лазерах на парах металлов с ГРТ больших диаметров, Анализ результатов измере ний показал следующее. Во-первых, послеиыпульсные распределения концентрации электронов являются существенно неоднородными, а значения пе в приосевой зоне ГРГ достигают 10** сы и выше. Во-вторых, в иыпульсно-периодических лазерах на парах металлов в типичных условиях их работы практически вся анергия, вводимая в разряд за импульс возбуждения, расходуется на ионизацию атомов металла. В-третьих, в отличие от ГРТ.диаметром около 1 см в ГРТ диаметром 5 см в межимпульсный интервал времени реализуютоя существенно неоднородные радиальные распределения температуры электронов. В-четвертых, в балансе энергии электронов в указанный интервал времени вынос энергии на стенку ГРТ за счет электронной теплопроводности не играет существенной роли.

Сопоставление между собой измеренных и рассчитанных временных зависимостей- концентрации г>е(0,0 к температуры ТЙС0,1) злектронов в приосезой зоне ГРТ диаметром 1,2 см показало, что удовлетворительное согласие между ними наблюдается в том случае, эслп использовать систему уравнений, записанную аналогично С133, з учетом неоднородного распределения концентрации электронов по радиусу ГРТ:

Г§-<пе> -«<"?>.+ %<"е> ' о и ГРТ

40, Р-пт

—|-кТ-(1п -Ш-

к<Т_>

-а. + 1п

м,

ЁГ)

ш<Т„>

2т

? <пр>

* С 4-1, + кТ0Ка --/Зп„3 , С2)

4 1и 9 <п^> М

где, кроме известных обозначений, скобки < > означают усреднение по сечению ГРТ; а и /3 - коэффициенты тройной рекомбинации электронов и ступенчатой ионизации атомов металла; 0а -- коэффициент амбиполярной диффузии.

Анализ результатов измерений временных зависимостей концентраций метастабильных атомов меди пт(1Э, выполненных различными 1втораш, показал, что в типичных условиях работы саморазогревных 1азеров на парах меди в мекимпульсный интервал времени для сбнцентрации пи выполняется условна кваэисгационарностч. При этом этклонение населенности нижних лазерных уровней от значаний, равновесных с теслературой электронов и населенностью основного :остояния, не превыиает нескольких процентов и практически ,южет не учитываться.

С цель» ответа на вопрос о том, в какой мере высокая степень юн"зация атомов металла и равновесная заселенность нижних лазер-1ых уровней в меяимлульсный интервал времени являются типичными 1ля импульсно-периодических лазеров на парах металлов, было пройдено сопоставление результатов измерений концентрации атомов шсмута в состоянии бр^ $3,2 Ся результатов расчета, вы-юлненного в данной работе при следующих допущениях; за время им-гульса возбувдения происходит полная ионизация атомов металла;

значения температуры электронов и концентраций атомов висмута в основном и метастабильном состояниях связаны между собой соотношением Больцмана. Xopoia.ee согласие между результатами расчета и эксперимента подтверждает корректность сделанных допущений и, следовательно, общность процессов, протекающих в активных средах лазеров на парах различных металлов.

С учетом того, что в межимпульсный интервал времени населенности нижних лазерных уровней близки к равновесным, в данной работе по зависимостям пгаСО, измеренным ь Ужгородском отделении ИЯИ АН УССР ь ГРТ диаметром 2 и длиной 50 см саморазогревного лазера на парах меди, были восстановлены времен; ые зависимости концентраций атомов меди в основном состоянии пмСО, При этом оказалось, что при давлении неона 50 кПа предымпульсная концентрация атомов меди в приосеьой зоне ГРТ примерно в четыре раза меньше концентрации пМр, соответствующей давлению насыщенного пара. Результаты эксперимента подтверждены численным расчетом, показавшим, что в условиях преимущественного восстановления атомов меди в результате объемной рекомбинации ионов, возможно существенное уменьшение предымпульсной концентрации этих атомов в приосевой зоне ГРТ по сравнений с п^. Сформулированы условия на.частоту следования импульсов возбуждения, при которых восстановление предымпульсной концентрации атомов меди происходит до уровня пМр.

Третья глава содержит результаты экспериментального исследования спектрально-временных характеристик индуцированного излучения саморазогреьных лазеров на парах меди с ГРТ диаметрами 1,2 см и длиной 70 и 100-см и на парах марганца с ГРТ диаметром 1,2 и длиной 70 см. Эксперименты с первым из лазеров на парах меди проводились в тех же условиях, в которых измерялись температура газа ТдСОЗ. Измерения усредненного за большое число импульсов спектра индуцированного излучения на длинэ волны Хя = 510,6 нм из приосевой зоны ГРТ (1грт = 70 см) саморазогревного лазера на парах меди показали, что при гладком контуре спектральной линии спонтанного излучения контур линии индуцированного излучения характеризуется наличием нескольких максимумов.

В результате исследований спектрально-временных характеристик индуцированного излучения лазеров на парах меди и марганца установлено, что это излучение развивается независимо и различным образом на разных участках контуров линий усиления, с чем и связана пичковая структура импульсов генерации лазеров на парах ме-

I таллов. В том случае, когда в контуре линии усиления имеются чет; ко выраженные спектральные компоненты, обусловленные сверхтонким расцеплением лазерных уровней, индуиированое излучение возникает прежде всего на тех из них, которые характеризуются наибольшими коэффициентами усиления. В случае, когда контур линии усиления имеет один максимум (лазер на парах меди, = 310,6 нм), контур линии индуцированного излучения эволюционирует во времени таким образом, что в нем на разных длинах волн появляются и исчезают несколько максимумов. Этим обстоятельством и обусловлено наличие нескольких максимумов в усредненном за большое число импульсов спектре индуцированного излучения.

Явление, аналогичное описанному, имеет место и в пределах отдельных компонент желтой линии генерации лазера на парах мэди. Например, в ряде экспериментов наблюдался сдвиг по частоте спектрального максимума а-коштоненты в сторону больших частот через несколько наносекунд после достижения максимальной мощности излучения па этой компоненте. Особенности временной эволюции зеленой линий и а-комлоненты желтой линии индуцированного излучения лазера на парах меди объясняются тем, что для усиливающих сред с неоднородным уширеняем спектральных линий развитие индуцированного излучения на различных участках контуров этих линий происходит независимо друг от друга.

В работе экспериментально, изучено влияние на спектрально-временные характеристики индуцированного излучения саморазог-ревных лазеров на парах меди таких факторов, как длина ГРТ, давление буферного газа, уровень погонной мощности, вводимой в разряд, наличие и отсутствие зеркал резонатора, магнитное поле, ориентированнее вдоль оси ГРТ. Например, влияние магнитного поля с напряженностью 400 Э на спектрально-временные характеристики индуцированного излучения на длине волны 578,2 нм проявляется в несимметричном у'хиренни а-комлоненты этпй линии.

В четвертой главе содержатся результаты анализа моноишуль-сного режима работы лазеров на самоогранич&нных переходах атомов металлов, предпринятого с целью нахождения предельно достижимых значений удельной энергии генерации 0 и КПД таких лазеров и выявления факторов, определяющих эти значения на практике. Для получения наглядных представлений о характере взаимосвязи характеристик импульса генерации с процессами заселения и расселения резонансного и метастабильного уровней, задача о<3 удельной энергии

генерации и КПД лазеров на самоограниченных переходах решалась аналитически в приближении насыщенной мощности. В простейшем из рассмотренных в работе случаев система скоростных уравнений, описывающих кинетику заселения и расселения лазерных уровней в открытой трехуровневой системе, записываыся в виде:

¿пГ/Л = Ч0гпепм - Чгпепг - N , СЗ)

с^/Л = И С 4)

с!пм/сЛ = - ч0пепм , С 5)

Чг = ^ + ' = Ч0г + ^ + Ч01 -где пм, пт, пр. - концентрации атомов в основном, метастабнль-ном и резонансном состояниях; д0г, - соответственно

константы скоростей расселения основного состояния на резонансный уровень, на уровни, лежащие выше резонансного и в континуум;

~ соответственно константы скоростей расселения резонансного уровня в вышележащие состояния и в континуум; дт и дг - статвеса ыетастабильного и резонансного уровней; N - удельная мощность генерации в числе переходов.

Система уравнений СЗ) - (53 решалась для двух интервалов времени: от начала импульса возбуждения (I = 10) до начала импульса генерации (I = Ц) и от I = Ц до окончания импульса генерации (I = Для < I < N = 0. Начальные условия при I = 10 : пм = пы0 , пл = пт0 , пр = 0. Для интервала Ц< I < 1г пг = дггт/дт, N = 0. Начальные условия для этого интервала времени определяются из решения системы СЗ) - (5) для интервала 10< I < при I = В случае нулевой лредымлульсной заселенности метастабильного уровня соотношения для расчета длителг -ности импульса генерации тг, м чсиыального удельного энергосъема и соответствующего ему физического КПД г)й имеют следующий зид:

т №ч

е Чо

и а 1 + * =

% = ЧЛю Ф

Оо

"О = ^П„п - Питли -_Ц„ - - - Ап,к • С8)

тг

пгт = Эр^т^ш = 9г°0/9,пЬул • А = ^а^ • Г = > пе'

где, кроме известных обозначений, (1 - постоянная Планка; ип - частота лазерного излучения; па - концентрация атомов буферного газа; Е^ , - энергия и константа скорости ,]-го неупругого взаимодействия электрона с атомом буферного газа.

Соотношения, аналогичные (6) - С8), получены для ненулевой предымпульсной концентрации метастабильных атсмов, что, в свою очередь, позволило вывести формулу для расчета предельно допустимого значения этой концентрации, выше которого генерация невозможна. Выражения, подобные (6),(7), получены также с учетом таких процессов, как перемешивание лазерных уровней электронным ударом, заселение метастабильного уровня из основного состояния и расселение его на уровни, лежащие выше резонансного и в континуум.

Оценка степени влияния различных элементарных процессов' на •характеристики генерации моноимпульсного лазера на парах меди показала, что в диапазоне температур электронов, оптимальных для эффективного преобразования энергии накачки в энергию генерации, для каждой пары лазерных уровней кинетика их заселения и расселения хорошо описывается системой С 33 - (5). То есть система уровней лазера ка парах меди может быть сведена к открытой пятиуровневой системе, состоящей из двух трехуровневых с оищим основным состоянием, а характеристики генерации ка каждой из линий могут быть paccчиíaны с помощью соотношений. (6) - С 8).

Основные результаты расчета характеристик генерации лазера на парах меди сводятся к следующему. Для буфер1 ото газа неона при температурах электронов 3 Эв и выше в генерации на зеленой линии участвуют 7 - 8 Я, а на желтой - 4 - 5 '/, от предышульсной концентрации атомов в основном состоянии. Зависимость физического КПД, соответствующего предельной удельной энергии генерации, от Ге имеет максимум. Причем максимальное значение суммарного физи-

ческого КПД составляет около 8 я. Рост давления неона приводит к падение КПД. При Т& = 5 Зв предельно допустимая предымпульсная концентрация атомов меди пр на уровне составляет около

8,8 от предымпульсной концентрации атомоь в основном состоянии, а предельно допустимая предымпульсная температура заселения Т3 Пр этого уровня равна примерно 4500 К. При снижении температуры электронов в разряде значения пи Пр и Т3 Пр уменьшаются.

Из результатов расчета удельной энергии генерации 0 и физического КПД 7} , выполненного для случая принудительного обрыва импульса возбуждения (0 < 0о ) следует, что при удельных энергиях генерации, которые меньше предельных пример; ^ на порядок, могут быть достигнуты значения суммарного физического КПД т)^ на уровне 15-20 Такое увеличение которое сопровождает

снижение доли атомоь, участвующих в генерации, обусловлено уменьшением потерь энергии электронами на возбуждение и ионизацию резонансно возбужденных атомов меди.

Б проведенном аналитическом анализе характеристик лазера на парах меди концентрация электронов являлась произвольной функцией времени. В реальном лазере скорость ионизации активной среды, определяющая длительность генерации и ее ииковую мощность,, зависит от целого ряда факторов, в том числе от предымпульсных концентраций атомоь металла п^ и электронов пед и температуры электронов Те , реализующейся в течение импульса возбуждения. С целью выбора математических моделей, адекватно описывающих кинетику ионизации в активных средах лазеров на парах меди, и изучения влияния названных параметров на скорость ионизации этих сред были проведены соответствующие численные исследования, в результате которых установлено следующее. Во-первых, в типичных условиях работы лазеров на парах меди ионизация атомов буферного газа не играет существенной роли и ею можно пренебречь. Во-вторых, скорость ионизации активной среды резко растет с ростом предымпульсной концентрации атомов меди и температуры электронов, что. приводит к уменьшению длительности импульса^генерации тг . Например, при пе 0 = 1о13 см"3, пСц о ~ 1о1° сы и Те = 5 Эв значение тг уменьшается примерно до 12 не, в то время как в реальных источниках питания лазеров длительность импульсов возбуждения составляет десятки наноезкукд и болеь. Сопоставление измеренных и рассчитанных импульсов тока для саморазогревного лазера на парах меди с ГРТ диаметром 1,2 и длиной 70 см показало их удовлетворительное соответствие между собой.

С целыз анализа возможности улучшения генерационных храктъ--ристик лазера на парах меди за счет увеличения предымпульсного напряжения на накопительном конденсаторе был проведен расчет генерационных характеристик конкретного лазера [151 Сорр^ - 7 мм, *ГРТ = см> ?Не = 2.7 кПа). Согласно результатам расчета, увеличение предымпульсного напряжения ка накопительном конденсаторе приводит не только к ионизации атомов буферного газа и росту скорости ионизации активной среды, но и к снижению физического и практического КПД лазера.

Для выяснения характера влияния индуктивности разрядного контура 1К на генерационные характеристики лазеров на самоограниченных переходах в работе предпринята попытка аналитического решения задачи о генерационных характеристиках названных лазеров с учетом Ц. Для упрощения задачи предполагалось, что окончание импульса генерации происходит в то время, когда напряжение на активном сопротивлении разряда близко к амплитудному значению. Исходная система уравнений включала в себя уравнение электрической цепи для разрядного контура и два алгебраических уравнения баланса энергии в разрядном контуре С с учетом энергии, запасенной ь плазме разряда) и концентрации атомов меди. Уравнения записывались для момента времени, соответствующего окончанию генерации. Соотношения, полученные в результате решения исходной системы уравнений, в сочетании с выражением С б) позволяют рассчитать-эа-• висимости удельной энергии и энергии генерации конкретного моноимпульсного лазера от любого из параметров: емкости накопительного конденсатора; предымпульсного напряжения на конденсаторе; длины и радиуса ГРТ; давления буферного газа; предымпульсных концентраций электронов и атомов металла в основном и метастабилькои состояниях. Расчет, проведенный по перечисленным соотношениям, показыывает, например,. что для достижения предельных энергий генерации, соответствующих Те = 4. Эв, в лазерах с ГРТ-диаметром 1 см и более при lj.pi> = 1 и, 0= 10 см~^, ,р^е = 3 кПа и

' Сн = 2 нФ требуются предымпульсные напряжения на накопительном конденсаторе более 100 кВ.

Анализ причин, приводящих к уменьшению энергии индуцированного излучения в условиях его реабсорбции, показал, что при длине активной среды, значительно превышающей длину свободного пробега индуцированного фотона, лазерное излучение, распространяясь вдоль активной среды, поглощается атомами металла и переводит их иг ме-тастабильного в резонансное состояние, компенсируя тем самым ги-

бель резонансно возбужденных атомов в результате их ионизации, возбуждения и спонтанного распада, что и приводит к уменьшению энергии индуцированного излучения. Получено условие на длину активной среды лазеров на самоограниченных переходах, при выполнении которого реабсорбция лазерного излучения Не приводит к уменьшению его энергии. Согласно этому условие в лазерах на парах меди о газоразрядными трубками длиной около метра не имеет смысла увеличивать концентрацию атомов металла выше 2x10^ см-^, что хорошо согласуется результатами численного анализа С16].

В пятой главе изложены результаты численного исследования импульсно-перюдических лазеров на парах меди, предпринятого с целью выявления степени влияния неоднородности разряда на характеристики генерации названных лазеров и поиска таких условий а к рабогы, которые были ди отталькы для получения максимальных средних мощностей генерации или КПД.

Анализ особенностей радиальных распределений преды'лпульсных параметров плазмы в импульсно-периодических лазерах на парах мэди с буферным газом неоном показал, что в зависимости от радиуса ГРТ, давления буферного газа н частоты следования импульсов можно условно выделить три характерных сочетания этих распределений, названных для конкретности однородным, частично однородным и неоднородным распределениями предыыпульсных параметров плазмы. Первое из них реализуется при малых частотах следования импульсов, второе - при условии, которое можно приближенно записать, как Рйе^ГРТ * кПа-см. В случае частично однородного распределения предымпульсных параметров плазмы все параметры, кроме температуры электронов распределены по радиусу ГРТ неоднородно. При РЫе^ГРТ * Ю кПа-см распределение концентрации электронов уплощается в приосевой зоне ГРТ за счет преобладания объемной р-г комбинации электронов над их ди'Ъузионным выносом на стенку ГРТ, а распределение Те(г) становится неоднородным.

Система нестационарных уравнений баланса для расчета локальных значений концентрации электронов п£Сх = г/й^р^) и атомов меди в основном п.,(х), метастабильном п„.Сх), и резонансном

м П1

гр(х) состояниях во время импульса возбуждения записывалась для зеленой линии генерации 6 приближении насыщенной мощности в виде: <1пе(х)/<]1 = ч01(х)пеСх)пмСх) + 1,5дг(х)пеС>.)г1гСх) , (9)

ап, <.ч>лИ ^ я0г(х)пе(х)пм(хГ - яг.Ск)пеСх1пг(х-) - Жх) , СЮ)

J dnmCxVdt = q0m(x)ne(x)nM(x) - ^(хЗПрСхЗп^х) - №:<) • \ :

dnM(xV'iL = - qQ(x)neCx)nMCx) , 12"

где, кроме известных обозначений, qQra и ■ <i - коногантн скоростей возбуждения метастабильного уровня из основного состояния и расселения его в состояния, лежащие выше резонансного и в континуум. С помощью множителя 1,5, стоящего перед вторым членом в правой части уравнения С93, приближенно учитывается ионизация атомов меди через уровень ^Р^»- Система С 9) - (12) решалась так же, как и система (3) - (5).

В большинстве расчетов напряженность поля Ер в разряде (напряжение и^ на активном сопротивлении разряда) полагалась постоянной во времени. Локальные значения температуры электронов Те(х) определялись по результатам расчета средней энергии электронов в смесях паров меди с неоном [17]. Распределение температуры газа ТдСг) рассчитывалось в предположении параболического распределения энерговклада по радиусу ГРТ. В качесстве начальных условий для системы (9) - (12) использовались три ранее перечисленных варианта предымпульсных распределений параметров плазмы. Для всех вариантов усредненные по сечению ГРТ значения температуры газа <Тд> и концентраций электронов <ng>Q и атомов <nM>Q полагались одинаковыми и равными соответственно 2530 К Зх1013см~3 и 1,4х1015см~3 . Предполагалось, что преыдмпульсное распределение температуры заселения метастабильного уровня Т3 0СгЗ совпадает, с распределением Те 0Сг). Значения усредненной по сечению ГРТ лредымлульсной температуры заселения <Т3>0 варьировались в пределах от 0 до .3500 К. Усредненные по сечению ГРТ удельные энергосьем <Q> и энерговклад <G> рассчитывались путем интегрирования, по времени локальных значений мощности генерации и мощности, вводимой в разряд, с последующим усреднением по сечению ГРТ.

Согласно результатам расчета, . неоднородное распределение предымпульсных параметров плазмы приводит к существенной неоднородности в распределении параметров плазмы во ремя импульса возбуждения и, как следствие, к неоднородному распределению мощности генерации по сечению ГРТ и снижению физического КПД лазера. Для увеличения физического КИЯ лазеров на парах металлов необходимо реализовывать такие условия их работы, при которых предьмдульсноэ распределение температуры электронов является однородным, то есть

необходимо работать при малых значениях параметра Р^Кррт- Расчет показывает, что при типичных для имлульсно-периодических лазеров на парах мечи предымпульсных температурах заселения <Тэ>о= 32С0 К переход от значений этого параметра на уровне 20 кПа-ом к значениям около 1 кПа-см сопровождаемся ростом физического КПД примерно в три раза. Этот рост связан как с уменьшением потерь энергии электронами в соударениях с атомами Не, так и с выравниванием предымдульсного распределения Г3 рСг). При этом максимальный физический КПД реализуется при удельных

О

энерговкладах «3>, лежащих в интервале от 0,1 до 0,2 мДж/см .

Влияние отличия формы импульса напряжения от прямоугольного на физичес/.иЛ КПД г? и удельный энергосьем <0> был проанализировано путем сопоставления значений т> и <<2> для прямоугольного и треугольного импульсов напряжения иг, при одинаковых предыы-пульсных условиях и равных эне ^гоькладах <0. Оказалось, что максимально достижимые значения физического КПД и удельного энергосъема близки для'разных форм ипульсов и^, но реализуется при различных усредненных за время импульса возбуждения и по сечению ГРТ температурах электронов <Те>и. Это означает, что предположение о прямоугольной форме импульса Цр вполне применимо, во-первых при анализе факторов, влияющих на КПД и энергосъем импульсно-периоди-ческих лазеров на парах меди и, во-вторых, для расчета их энергетических характеристик.

Численный акализ характеристик имлульсно-периодических лазеров на парах меди проводился с учетом того, что характерные времена процессов, протекающих в разряде во время импульсов возбуждения и между ними, существенно отличаются между собой. Поэтому в первом и во втором случае параметры плазмы рассчитывались независимо с помощь» систем уравнений (9) - (12) и (1), С2) для двух интервалов времени: от 0 до I '= ти, где ти - длительность импульса возбуждения, и от I = ти до I = Т, где Т - период следования импульсов возбуждения. В межимпульсный интервал времени концентрация п и температура Т0 электронов полагались постоянными по сечению ГРТ. Кроме того, уравнение С2) решалось в квазистационарном приближении. (сГГе/с11 = 0). Период следования Т определялся путем сшивки решений систем уравнений для начала и конца импульса возбуждении: пеСТ> = <пе>0, Ге(Т) = <Те>0 и

<пе>т = пеСтн3-

С помощью систем уравнений С 15,(2)'к (9) - (12) для веленой

линии генерации были рассчитаны зависимости удельной энергии <0>

и погонной мощности Рп генерации, физического КПД и частоты следования импульсов fm, погонной мощности, вводимой в разряд, Wn от удельного энерго&клада <G>. Расчеты проводились для разных значений радиуса ГРТ Rppj, давления неока р^ предымпульс-иых температур заселения > и трех перечисленных ранее предым-пульсных распределений параметров плазмы.

Анализ результатов расчета- погонной мощности генерации показал, что величина Рд увеличивается с роотом радиуса ГРТ и достигает своих предельных значений при R^p^ > 3 см. Например, при давлениях неона около 13 кПа предельно достижимая погонняя мощность генерации для ГРТ диаметром 2 см составляет примерно 17 Вт, а для ГРТ диаметром 4 см - примерно 30 Вт. Однако предельно достижимые удельные средние мощности генерации Р растут с уменьшением радиуса ГРТ. Снижение давления Не также приводит к росту Р. Так, при переходе от R^ - 1см и pj{e = 13 кПа к Rpp-j. = 0,2 см и Pjje = 2 кПа средняя удельная мощность генерации увеличивается примерно от 0,1 до 2 Вт/см^.

Зависимости Wn и Г|а от <G>, рассчитанные для конкретных значений радиусов ГРТ и давлений неона, были использованы для расчета погонных мощностей, вводимых в разряд, Wn и частот следования импульсов волзбуждения f реальных лазеров, отличающихся наибольшими из экспериментально достигнутых средними мощностями генерации и КПД. Результаты измерений и расчетов и f удовлетворительно согласуются друг с другом, что подтверждает корректность математической модели, использованной в данной работе. Кроме того, наблюдается хорошее .-совпадение значений предельно достижимой средней удельной мощности генерации, даваемых расчетом и достигнутых в лучших экспериментах. .

Согласно результатам .численного анализа, проведенного в предположении прямоугольного, импульса напряжения на активном соп -ротивлении разряда, физический КПД п импульсно-периодических Ссаморазогревных) лазеров на парах, меди для зеленой линии генерации может быть увеличен примерно до 7 % за счет перехода к низким давлениям неона и малым радиусам ГРТ Однако в реальных условиях должно иметь место снижение г/ ю сравнению с приведенным значением из-за наличия индуктивности разрядного контура ьк. Анализ влияния на КПД лазера на парах меди с разрядным контуром, изготовленным в виде коаксиальной ячейки показал, что этим влиянием можно пренебречь при радиусах Rpp^ < 0,2 см. Таким образом, при наличии коммутаторов, рассеивающих не более 20 Ч эн>. тип. запаеа-

емой в накопительном конденсаторе, возможно создание лазеров Сдиаметр ГРТ - 4 мм и меньше) с суммарными практическим КПД и погонной мощностью генерации около 8 'Л и 20 Вт соответственно. Объединение таких лазеров в модульные конструкции позволит создать лазеры со средней мощностью генерации в сотни ватт и приведенным значением практического КПД.

В шестой главе приведены результаты исследования лазеров ка парах галогенидов меди, возбуждаемых сдвоенными импульсам. Главная цель этих исследований - анализ процессов, влияющих на кинетику генерации названных лазеров и обусловленных наличием в их активных средах молекул типа CuRXn, где X обозначает атом галогена, an- число атомов в молекуле. В анализе, кроме собственных, использовались и экспериментальные результаты других авторов. Собственный эксперимент проводился с лазером с ГРТ диаметром 1,1 и длиной 23 см. В качестве буферных газов использовались Ne и Аг. Импульсы диссоциации и возбуждения формировались путем разряда конденсаторов емкостью 7-20 нФ через тиратрон. Оба конденсатора заряжались до напряжения 5 - 10 кВ. Частота следования сдвоенных импульсов равнялась 50 Гц. В качестве галогенидов применялись йодид и бромид меди.

Как показали измерения электрических характеристик разряда, этот разряд во врекя импульсов диссоциации и возбуждения имеет индуктивный характер. По результатам этих измерений я измерений концентрации электронов в межимпульсный интервал времени Ссмотри ниже) была определена энергия, идущая на ионизацию активной среды за время названных импульсов. В типичных условиях работы лазера для первого импульса эта энергия составляла примерно 10 К а для второго - около 60 % от энерги, вводимой в разряд. То есть, в импульсе диссоциации энергия в основном расходуется ка диссоциацию молекул галогенида меди.

В процессе экспериментов с лазером на парах Cul обнаругено, что при температуре стенки ГРТ Тст = 570 °С энергия генерации на зеленой линии меньше, чем на желтой не только при малых временных гадаржках между импульсами, что является типичным для лазеров рассматриваемого типа, но и при задержках, близких к максимальным. С учетом того, что заселенность метастабильных уровней ^3/2 и ^5/2 находится в равновесии с температурой электронов, смена цвета генерации при больших временных задержках свидетельствует, во-первых, о росте температуры электронов при этих

¡задержках и, во-вторых, о протекании в активных средах лазеров ¡а парах галогенидов меди процессов, не имеющих аналогов актирных средах лазеров на парах .чеди.

В основу анализа кинетики рекомбинации агомсв меди в лазерах на парах галогенидов меди, возбуждаемых сдвоенными импульсами, положены результаты выполненных различными авторами измерений временных зависимостей концентраций атомов меди прц в мел-импульсный интервал времени. В результате этого анализа выявлена преобладающая роль в гибели атомов меди их объемной рекомбинации с молекулами СцпХт Сп < 3, ш < 35 через образование нестабильного комплекса типа Си^Х^*. Согласно результатам соответствующего анализа скорость такой реакции следует первому порядку по концентрации атомов меди и пропорциональна концентрации атомов буферного газа, что хорошо согласуется с результатами эксперимента.

Экспериментальные зависимости концентрации атомов меди в у— новном состоянии от времени были использованы для расчета коэффициента рекомбинации атомов меди с молекулами Си X . Согласно результатам этого расчета, выполненного в предположении, что концентрация этих молекул соответствует давлению насыщенного пара при температуре в диапазонах рабочих температур ГРТ

значение лежит в пределах от 10 до 10 и резко уменьшается с ростом Тст-

Температурные зависимости коэффициента рекомбинации ■были использованы для оценки характерного времени жизни тж нестабильных возбужденных комплексов Сип+|Хт* относительно их распада. Результаты этих оценок свидетельствуют о том, что гж быстро уменьшается с ростом температуры рекомбинирующих частиц, чем и объясняется сильная температурная зависимость коэффициента рекомбинации.

При аемпературах стенки ГРТ, существенно превышающих рабочие, скорость рекомбинации атомов меди следует закону второго порядка. Однако и в этом случае коэффициент рекомбинации атомов меди на порядок и более превосходит известные коэффициенты рекомбинации различных атомов с участием атомов инертных газов в качестве третьего тела. Возможно, что в рассматриваемом случав соответствие скорости рекомбинации второму порядку по концентрации атомов меди, объясняется тем, что в стабилизации комплексов А* принимают участие атомы галогена, концентрация которых близка к концентрации атомов меди.

Экспериментальное исследование релаксации концентрации ме-

тастабильных атомов мели в межимлульсный интервал времени проводилось в данной работе с лазером на парах Cul методом поглощения излучения на лазерном переходе. В условиях, когда увеличение времени задержки т3 сопровождается типичной сменой цвета генерации

с желтого нр. зеленый, никаких качественных особенностей во вре-

р

мекных зависимостях концентраций атомов на уровнях D^/g и ^5/2 по сРаЕнению с измеренными другими авторами не обнаружено. В случае, когда преобладание желтого ц'эта в генерации наблюдается не только при малых значениях т3, но и при близких к максимальным, установлено, что в интервале времен т3 от 100 до 160 мкс концентрация атомов на уровне ос'гается постоян-

. ной. С учетом уменьшения со временем концентрации атомов ngu это обстоятельство свидетельствует о росте температуры электронов в указанном выше интервале задержек. Рост Те может быть связан, например, с подогревом электронов ъ результате тушения ими возбужденных молекул галогенидов меди, образующихся при рекомбинации атомов меди.

Концентрация электронов пеС0; в аежимпульсный интервал времени и после импульса возбуждения измерялась в приосевой зоне ГРТ лазеров на парах Cul и CuBr таким же способом, как я в лазере на парах меди. Анализ результатов измерений пеС0) свидетельствует о зависимости скорости релаксации концентрации электронов даже от * небольшого протока газа, что указывает на существенное влияние диссоциативного прилипания электронов к молекулам галогенов в отсутствие протока буферного газа. ■

В лазере на парах Cul с протсчом буферного газа, во-первых, скорость релаксации концентрагии электронов уменьшается с ростом концентрации молекул галогенида. Во-вторых, как и в лазерах на v парах меди, скорость релаксации пеС0) сильно зависит от рода бу-

ферного. газа. Сделанные выводы свидетельствуют о том, что в этом лазере прилипание электронов к молекулам йодида меди не играет сколько-нибудь существенной роли в гибели электронов в межимпульсный интервал времени. Согласно оценке констант скорости диссоциативного прилипания электронов к молекулам CunBrm и ' CunIm их

значения не превышают соответственно 7x10"^ см^/с и 3x10"*^ суР/о. Соответствующий анализ показал также, что диссоциативная рекомбинация, электронов и молекулярных ионов типа CunX* не влияет заметным образом на скорость гибели электронов. Таким образом, в лазерах на парах галогенидов меди с протоком буферного га-

; за релаксация концентрации электронов обусловлена объемной рекомбинацией с атомарными ионами и диффузией на стенку ГРТ.

Сопоставление скоростей релаксации концентрации электронов в межимпульсный интервал времени в лазерах на парах меди и на парах Cul показал, что для второго лазера эта скорость меньше, что служит дополнительным подтверждением подогрева электронов в процессе тушения ими возбужденных молекул йодида меди, образующихся в результате объемной рекомбинации атомов меди.

Вышеизложенные результаты анализа основных процессов, определяющих кинетику релаксаиии плазмы в лазерах на парах галогени-дов меди, возбуждаемых сдвоенными импульсами, позволили перейти к построению математической модели релаксирующей плазмы и исследованию ее особенностей численными методами. Названная модель включает в себя уравнения баланса концентрации электронов, концентрации атомов меди в основном состоянии, энергии электронов и колебательной энергии молекул СипХщ. При записи уравнений в дополнение к процессам, определяющим релаксацию дшазмы в лазерах на парах меди, учитывались следующие: подогрев электронов при рекомбинации атомов меди и галогена, энергообмен колебательных степеней свободы молекул CunXj!( о атомами буферного газа и электронами, объемная рекомбинация и диффузия атомов меди на стенку ГРТ.

Наилучшее совпадение результатов измерений и расчета временных зависимостей n^CO, f) для мелшмпульсного интервала времени наблюдается в случае, когда расчет выполнен в предположении, что на подогрев электронов расходуется около половины энергии, выделяющейся в процессе рекомбинации атомов меди и галогена с молекулами CufiX . При концентрациях молекул галогенида на уровне ■10"15 .см ^ обмен энергией между электронами и колебательными степенями свободы молекул . CunÀ'm следует учитывать при сечениях возбуждения колебательных состояний электронами, превышающих 1<Г16 см2.

И наконец, расчет параметров релаксирующей плазмы для условий эксперимента, в котором наблюдалась смена цвета генерации с зеленого на желтый, показал, что в этих условиях при больших временах задержки тэ происходит подогрев электронов в процессе рекомбинации атомов меди и галогена с молекулами CunXm, следствием чего и является смена цвета генерации.

В седьмой главе основное внимание уделено изложению результатов чиссленного исследования пространственно-временной эволюции

! концентраций атомов меди и молекул галогенида меди в

.межимпульсный интервал в импульсно-периодических лазерах на парах галогенидов меди.

Сопоставление характерных времен объемной и диффузионной гибели атомов меди, проведенное с учетом данных, изложенных в предыдущей главе, показало, что во всей области давлений неона и радиусов ГРТ, представляющих практический интерес, диффузия атомов меди на стенку ГРТ является основным механизмом их гибели. Данный вывод хорощо согласуется с результатами экспериментального исследования [18] импульсно-периодического лазера на парах СиС1 с ГРТ диаметром 8 мм.

С учетом ряда допущений, упрощающих решение задачи, для описания релаксации концентраций пСц и пСи3Х3 "^пользовалась система уравнений диффузии

^ = ^"Сц + 1 ¡^Си > (13)

0Сц с1Ъ бг* г ±

2

^Си^Хд """Си^Хд

бг^ + г аг

с граничными

пСиСЕГРТ'и = гСи3Х3С1?ГРТ'13 = ^ и начальными Спосла 1-го импульса) условиями

п^Сг.О) - и-^п^г.Т) + зкг)п^рз ,

4и3Х3Сг.0) = псй3ХзСг'Т) - ^Сг)пВи3Х3 при уСг)»^ < пА^Сг.Т).

пси3х3(г'0? = 0 "Ри > псй3х3Сг-тз-

»

Здесь БСи и « - коэффициенты диффузии атомов и молекул галогенида меди в инертном газе, ¿»Сг) и уСг) - радиальные распределения доли концентрации атомов меди и равновесной концентрации молекул галогенида соответственно ионизуемых и диссоциируемых за

| импуЛьс

возбуждения; г.^Сг.Т) и - предымпульсные .

(перед 1-тш импульсом) радиальные распределения концентраций пСц и пСи3Х3'

При расчетах пространственно-временной эволюции концентраций

пСи и пСи X предполагалось, что величина <5 постоянна по радиу-3 3

су ГРТ. В качестве модельных распределений у(г) использовались два распределения: г) = - (г/8грт)^] и Кг) = у.

Такие параметры, как отношение у0, у и 6 варьиро-

вались,а отношение полагалось постоянным и равным 10.

Анализ результатов расчета показал, что за время следования

первых 10 - 100 импульсов возбуждения распределения п^гД) и

пСи X изменяются в каждый из межимпульсных интервалов сво-

3 3

им, соответствующим только этому интервалу образом. Посла прохождения указанного числа импульсов лазер переходит в стационарный режим работы, так что характер временной эволюции радиальных распределений относительных концентраций атомов меди МСцСхЛ) = пСиСх.О/п$рз и молекул ГЦ^СхЛ) =

= пСи х . где х = г/К^ , воспроизводится от одного

3 3 3 3

меаимпульсного интервала к другому и при прочих равных условиях расчета определяется параметром к = ^кГРТ/0Си' назь®аемом в дальнейшем частотным фактором.

Из анализа временной эволюции распределений И^СкЛ) и НСЦзХз(х,1) следует, что в начале межимпульсного интервала времени распределение К^ц(х,0) имеет провал на оси ГРТ, обусловленный совместным действием ионизации атомов меди и их образованием в результате диссоциации молекул Си3Хз в основном в пристеночных областях ГРТ. Затем зтог провал выравнивается за счет диффузия атомов меди и максимум в распределении 1^ц(х,0 смещается к оси ГРТ. Стационарная Своспроизводящаяся от одного импульса к другому) предымпульсная концентрация молекул Си^Х^ минимальна на оси ГРТ и величина этого минимума уменьшается о ростом частотного фактора * и степени диссоциации молекул за время импульса возбуждения. Например, г:ри * = 30, параболическом рс.спределенш у(х), у0 = 0,5 стационарная относительная предымпульсная концентрация N0^x^(0, Т) «еньше 10~5. Эти данные не только согласуются

с результатами экспериментов, в которых не наблюдалось свечения молекул галогенида меди из приосевой зона ГРТ импульсно-периоди-

ческих лазеров, но и объяснят-, почему в таких лазерах на парах .' галогенидов меди реализуются значения физических КПД Т), близкие : ' к значениям г? лазеров на парах меди.

Согласно результатам соответствующего анализа в ГРТ с диафрагмой наблюдается снижение стационарной предьмпульсной концентрации молекул Си3Хд в приосевой зоне ГРТ по сравнению с ГРТ, диаметр которой равен диаметру диафрагмы. Одновременно с этим происходит уменьшение как предымпульсного значения НСц(0,ТЭ, так и' уменьшения неоднородности ь распределении ЫСцС х,ТЗ. Действием перечисленных факторов легко объясняется лучшая однородность и стабильность разряда в импульсно-яериодических лазерах с ГРТ, снабженных диафрагмами, по сравнению с аналогичными лазерами с ГРТ без диафрагм.

В условиях преимущественной гибели ионов меди на стенке ГРТ при степенях ионизации 6 =0,2 отличительной особенностью им-пульсно-периодических лазеров является то, что повышение частотного фактора Счастоты следования импульсов) приводит к увеличению полной по сечению ГРТ предымпульсной концентрации атомов.. меди стремящейся с ростом х к некоторому предельному значению. В то же время при значениях б >0,5, более соответствующих условиям реальных экспериментов, возрастание концентрации М^, сопровождающее увеличение н, сменяется ее уменьшением. Это означает, что при 6 > 0,5 для каждого конкретного лазера существует некоторая оптимальная величина * и соответствующая ей оптимальная частота следования иыпульсв Г, при которой полная предымпульсная концентрация атомов меди а, следовательно, и энергия импульса генерации будут максимальны.

В восьмой главе приведены результаты теоретического анализа условий получения столкновительной генерации на самоограниченных переходах атомов металлов и результаты расчета энергетических характеристик столкновительных лазеров с оптической накачкой.

Теоретический анализ проводился при следующих упрощающих предположениях. Основными процесс? -и, приводящими к инверсии на-селенностей лазерных уровней, являются возбуждение верхнего из них электронным ударом из основного состояния и тушение нижнего в соударениях с атомами буферного газа либо с атомами металла в основном состоянии. Температура тяжелых частиц постоянна во времени, а их анергия много меньше энергии возбуждения метастабиль-ного уровня. Затраты энергии электронами на возбуждение и иокиза-

ци» атомов инертного газа, а также на пряную ионизацию атомов ме-! талла из основного состояния малы. Вероятности тушения резонансно возбужденных атомов тяжелыми частицами и их спонтанного распада в основное состояние пренебрежимо малы по сравнению с ве-> роятностью индуцированного распада таких атомов по лазерному переходу. В гибели заряженных частиц существенно преобладает либо объемная рекомбинация, либо их диффузия на стенку ГРТ.

• В первом случае система уравнений для расчета удельной мощности генерации включала в себя записанные в приближении насыщенной мощности стационарные уравнения баланса концентраций атомов на верхнем и нижнем лазерных уровнях и соотношение Саха-Больцмат на, связывающее между собой концентрации электронов и атомов металла на резонансном уровне. В результате решения этой системы найдены соотношения, определяющие значения: стационарных концентраций атомов на резонансном и шзтастабильном уровнях, концентрации электронов и удельной мощности генерации. Кроме того, получен критерий на концентрацию тушащих атомов, при превышении которой может быть реализована столкновительная генерация.

Анализ условий получения столкковительной генерации на самоограниченных переходах атомов металлов в условиях существенного преобладания объемной рекомбинации заряженных частиц показал, что из-за достаточно высокой температуры электронов, обеспечивающей преимущественное рлзбувдение резонансных уровней по сравнению с метасгабильными, происходит практически полная ионизация атомов металла и, как следствие, образование большого количества электронов, интенсивно перемешивающих лазерные уровни между собой и с основным состоянием. Поэтому для реализации стоякновительного режима генераций необходимы значительные, практически нереализуемые концентрации тушаиик частиц. Например, для получения столкнови-телъной генерации на переходе бр ^Р^- ЕУ ^ атома бария при Т0 = 1 Э<в необходимо обеспечение следующих условий: концентрация атомов бария в основном состоянии пВа = 101" см-3, пв = 1014 см", концентрация тушащих атомов гелия пНа ) 1021 см"3.

При достижимых на практике величинах £ 3-10 см" отол" кнобитёльная генерация может быть реализована только при концентрациях электронов пв < Ю1^ см"3, которые при концентрация*. пВа * ^^ си"3 могут быть обеспечены исключительно в условиях диффузионной гибели заряженных частиц. Однако при эгом для поддержания непрерывной генерации необходимо, чтобы концентрация Пда на оси ГРТ была близка к их концентрации в пристеночной области

ГРТ, то есть должно выполнятся условие примерного равенства скоростей ионизации атомов металла и их поступления в приосевую зону ГРТ. Оценки показывают, например, что столкновительная генерация на переходе 6р - 5с1 атома бария в случае тушении нижнего уровня этими же атомами в основном состоянии при Т = 1 Эв, 1 в -*з 1 ч * е

пВа = 10 см ' пе = 10 ск ' "Гд а 1000 к иожет йьггь по" лучена в ГРТ диаметром менее 2 мм. При использовании в качестве

тушащих частиц атомов гелия диаметр ГРТ должен быть уменьшен до

^ГРТ < 5х10_3 см-

Таким образом, проведенный анализ, во-первых, свидетельствует, что реализация непрерывной столкновительной генерации на са-моограничеиных переходах атомов металлов представляет собой, по крайней мере, трудноразрешимую задачу (исключение, по-видимому, составляют самоограниченные переходы иона европия, некоторые ме-тастабильные уровни которого характеризуются аномально высокими значениями констант скоростей их тушения атомами гелия). Во-вторых, указывает на необходимость поиска других способов получения непрерывной генерации на рассматриваемых переходах.

Одним из новых типов непрерывных лазеров на самоограиичеикых переходах, предложенных в данной работе, являются столкновитель-ныз лазеры с оптической накачкой, в которых цилиндрическая полость с прозрачной для излучения накачки стенкой коаксиальнс сопряжена с внешним цилиндрическим устройством накачки, заполненным парами того же ыеталла, что и активная среда. Излучением накачки служит резонансное излучение атомов металла, возбуждаемое посредством электрического разряда.

Система стационарных скоростных уравнений для расчета концентраций атомов на верхнем и нижней лазерных уровнях в активной среде записывалась с учетом следующих процессов:идуцированных излучением накачки переходов мевду основным и резонансным состояниями атома металла, спонтанного распада резонансного уровня в ме-тастабилъков и основное состояния и тушения обоих лазерных уровней частицами тушащего газа в основное состояние. Решение название® системы уравнений позволило получить выражений для коэффициента усиления активной средн. В своп очередь, Из этого выражения было выведено соотношение, определяющее значение пороговой для генерации интенсивности излучения накачки. При выводе последненго использовались следующие допущения: пороговый по генерации коэф-

фицизнт ..усиления *п - 10 см" , произведение коэффициента иог-

лощения излучения накачки на диаметр активной среды равно 1.

Кроме соотношения, позволяющего по заданному коэффициенту усиления определить интенсивность излученич накачки .1н были получены выражения для расчета как электрической мощности, вводимой в разряд и обеспечивающей необходимую величину .1и, таки коэффициента преобразования мощности, вводимой в разряд, в. мощность излучения накачки. При этом полагалось, что диаметр: активной среды равен 1 см, ширины спектральных линий излучения-накачки и поглощения активной среды совпадают между собой. В пренебрежении спонтанным распадом и тушением тяжелыми частицами резонансного уровня КПД активной среды полагался равным ее квантовому КПД.

С помощю перечисленных выше соотношений были рассчитаны энергетические характеристики столкновительных лазеров с оптичес-. кой накачкой на парах Си, Мп, Са и РЬ. Результаты расчета свидетельствуют о принципиальней возможности создания столкновительных лазеров о оптической накачкой на самоограниченных.переходах атомов Си, Мп, Са и РЬ. Более того, согласно этим результатам с лазерам"» на парах меди и свинца могут Зыть достигнуты мощности генерации в сотни ватт, а КПД - на'уровне 4М. Однако необходимо учитывать, что в реальных условиях для создания таких лазеров тре-. буется подбор газа, осуществляющего преимущественное тушение нижнего лазерного уровня по сравнению с верхним, и, кроме того, разработка устройств, обеспечивающих необходимые ширину линии излучения накачки и мощность этого излучения. Поскольку решение двух перечисленных задач представляется Достаточно сложным, в работе был предложен еще один способ создания непрерывных лазеров на самоограниченных переходах, названных электронно-столкновитель-ными лазерами.

В девятой главе приводятся результаты аналитического и экспериментального исследований электронно-столкновитель-ных лазеров на самоограниченных переходах атомов металлов, В этих лазерах, как и в столкновительных, возбуждение атомов металла из основного состояния на верхний лазерный уровень осуществляется электронным ударом, а расселение метастабильного уровня происхо-г дит не в результате - соударений о тяжелыми частицами, а электронным ударом на уровни, лежащие вше резонансного, и в континуум. Электроны и ионы металла уходят йз разряда на стенку ГРТ и на ней рекомбинирувт. Концентрация атомов металла в ГРТ, уыень-

: шасщаяся в результате ионизации этих атомов, восстанавливается за ! счет их поступления в пркосевую область ГРТ с ее стенок. Кинетика возбуждения и ионизации атомов металла в электронно-столкнови-тельных лазерах практически такая же, как и в импульсных лазерах на парах металлов. Основное отличие между ними заключается в том, что для первых из них процессы, протекающие в активной среде, являются стационарными, а концентрация электронов в разряде может быть зафиксирована на заданном уровне за счет подбора тока разряда. Поэтому при расчете энергетических характеристик электрон-но-столкновительных лазеров использовался тот же подход, что и при расчете аналоичных характеристик моноимпульсных лазеров на парах металлов.

Поскольку для эффективной работы электронно-столкновительных лазеров необходимо избежать сильной неоднородности в радиальном распределении концентрации атомов металла, были оценены радиусы ' ГРТ, при которых эти концентрации на стенке ГРТ и в приосевой зоне разряда отличаются не более, чем в е раз. Оценка проводилась для значений температуры электронов Те в несколько Эв и двух случаев соотношения длины свободного пробега атомов металла и радиуса ГРТ: Хм « Ирр^ и Х.м > Р.^р^. Оказалось, что в первом случае радиусы ГРТ лазеров на парах Си, Аи, Са и Ва уже при 1 —Я

значениях пе = 10 см должны быть около 1мм и менее. Переход к условиям, когда Хм > Ирр^, позволяет обеспечить допустимую неоднородность в распределении концентрации атомов металла при 1?грт = 1,5 мм и пе = Ю1^ см-3.

Соотношения для расчета зависимости коэффициента усиления активной среды «д от пе и Те, а также пороговых концентраций пе п и температур Те п электронов, соответствующих нулевой инверсии заселенност-эй лазерных уровней, получены для Си, Аи, Са, Бг, Ва, Т1. и РЬ путем решения системы стационарных скоростных уравне-_ ний для концентраций атомов на верхнем и нижнем лазерных уровнях, записанных с учетом следующих процессов: расселения рабочих :уровней электронным ударом в вышележащие состояния и континуум; ^электронного перемешивания лазерных уровней между' собой к; с ■ основным состоянием; спонтанного распада резонансного уровня во все кижележащие состояния; девозбуждения высоковозбужденных уровней, находящихся в равновесии с континуумом, в резонансное и метастябильное состояния и тройной рекомбинации ионов с образованием атомов в этих состояниях. При этом предполагалось, что концентрация и температура электронов и концентрация атомов

металла распределены по сечению ГРТ однородно, а ее диаметр равен 3 мм. Электронным перемешиванием лазерных уровней с другими резонансными и метастабильными состояниями пренебрегалось. В некоторых случаях приближенным образом учитывалось тушение метастабияьных атомов на стенке ГРТ. Соотношение для расчета погонной мощности Рп генерации электронно-столкновительных лазеров были получены путем решения той же системы, скоростных уравнеий, записанных в приближении насыщенной мощности. Формула для расета КПД активной среды г?Ср названных лазеров была выведена в предположении, что электроны в разряде расходуют свою энергию в неупругих соударениях с атомами металла, приводящих в конечном счете к ионизации этих атомов.

Согласно результатам расчета пороговые значения пе п и п

растут в ряду Бг, Са, Ва, Cu.Au, РЬ. Т1 примерно от 1011 см ~3 и 1,9 Эв соответственно до 10*5 см-3 и 12 Эв. Максимально достижимые значения Рп и КПД активной среды т?ср, составляющие, например, для лазера на парах Си около 10 Вт/см и 4%, свидетельствуют о том, что по своей мощности и эффективности электронно-столкнови-льные лазеры могут успешно конкурировать с существующими в настоящее время непрерывными лазерами видимого диапазона длин волн.

Поскольку для получения непрерывной генерации на самоограниченных переходах атомов щелочноземельных металлов требуются наименьшие пороговые температуры и концентрации электронов, в работе была предпринята попытка получения такой генерации в парах Са и Ва при их возбуждении в положительном столбе СПС) тлеющего разряда и в полом катоде. В первом случае использовались керамические ГРТ различной длины и внутренними диаметрами 0,3 и 0,2 см, снабженные цилиндрическими катодом и анодом. Полый катод внутренним диаметром 0,3 см и длиной 23 -30 см изготавливался в виде спирали из молибденовой проволоки. " Нагрев разрядных устройств до рабочих температур производился с помощью спецпльного нагревателя. В качестве основного способа возбуждения злектронно-столкновительных лазеров использовался разряд через промежуток анод - катод накопительного конденсатора емкостью 0,1-1 мкФ, заряжаемого до напряжений 10-12 кВ. Для ограничения узка разряда последовательно с разрядным промежутком включалось балластное сопротивление. В качестве буферного газа использовался гелий.

В ПС с ГРТ диаметром 0,3 см и длиной 13 см квазинепрерывная генерация на переходе 4р - 36 (Хр = 5,546 мкм) атома Са

|мощностью около 1 мВт наблюдалась при давлениях гелия, балластных 'сопротивлениях и температурах нагревателя, лежащих соответственно ' в диапазонах: 133 Па < рНе < 663 Па, 10 кОм < Rd < 100 кОм, 770°С < Тн < 840°С. В экспериментах с парами бария, возбуждаемых в ПС, на переходе 6р - 5d были.получены либо моноимпульсы длительностью около 6 икс, либо цуги импульсов в сотни микросекунд при длительности отдельных импульсов около нескольких микросекунд.

При возбуждении паров бария в полом катоде длиной 1к = 20 см

квазинепрерывная генерация наблюдалась в диапазоне давлений гелия

от 13 до 65 Па при температурах нагревателя Тн, превышающих

635°С. Диапазон значнений Тн, в котором существовала генерация

составлял 30 - 60°С. Длительность генерации достигала 50 но, Ее

максимальная мощность составила около 30 кВт и была зафиксирована

при напряжении на разряде около 300 В, разрядном токе около 7 А

и давлении гелия 25,2 Па. При этом удельная мощность генерации,

рассчитанная для 1„ = 20 см, и практический КДЦ г)„п равны соот-л о up

ветственно 21 мВт/см и 1,5x10 Я. Низкое значение КПД обусловлено тем, что основная доля энергии, затрачиваемой на поддержание разряда в полом катоде, идет на нагрев катода при ионной бомбардировке его поверхности. Оценка КПД активной среды i)Cp дала значение т)ср = 0,085 П.

Результаты измерений радиальных распределений мощности генерации свидетельствуют о том, что в условиях существования кваэи-непрерывной генерации радиальные' распределения концентрации атомов бария в основном состоянии являются достаточно однородными и, следовательно, выбор радиуса полого катода был осуществлен правильно. По данным измерений коэффициента усиления его наибольшие значения достигают около 0,5 см"*.

Оценка концентрации и температуры электронов в полом катоде" для случая максимальной мощности генерации позволила провести сопоставление результатов измерений и расчета «0, Рп и пср. Как показало такое сопоставление, во-первых, результаты расчета и эксперимента удовлетворительно согласуются друг с другом и, во-вторых, реализованный в эксперименте режим, генерации близок к пороговому. Повышение Те в полом катоде на 0,5 - I Эв позволило бы поднять мощность генерации в 10 - 100 раз, а КГЩ активной среды - примерно в 10 раз.

В заключении кратко сформулированы основные результаты ра-

j доты, состоящие в следующем.

1. Проведено комплексное экспериментальное исследование им-пульсно-периодических высоковольтных разрядов. Выявлены основные процессы, протекающие в их плазме, и разработаны физические основы таких разрядов.

2. Изучена спектрально-временная эволюция индуцированного излучения лазеров на парах меди и марганца и установлено, что пичковая структура лазерных импульсов обусловлена сверхтонким расщеплением лазерных уровней.

3. Аналитически решена задача о характеристиках генерации моноимпульсных лазеров на саыоограниченных переходах атомов металлов, найдена взаимосвязь этих характеристик с параметрами разрядного контура.

4. С помощью численного эксперимента исследовано влияние неоднородности разряда на характеристики генерации и определены условия реализации предельных мощностей генерации, удельных мощностей генерации и КПД импульсно-периодических лазеров на парах меди.

5. Проведено экспериментальное и численное исследование лазеров на парах галогенидов меди, возбуждаемых сдвоенными импульсами, и импульсно-периодических лазероБ. Выявлены процессы, обусловленные наличием молекул галогенида в активной среде этих лазеров и оказывающие существенное влияние на их энергетические характеристики.

6. Выявлены причины, препятствующие реализации непрерывной столкновительной генерации на самоограниченных переходах атомов металлов. Предложено две новых схемы получения непрерывной генерации в. парах металлов: столкновительные лазеры с оптической накачкой и электронно-столкновительяые лазеры. Рассчитаны энергетические характеристики таких .лазеров на парах различных металлов.

7. Разработаны и исследованы' квазинепрерывные электрон-но-столкновйтедьные лазеры на парах кальция и бария. Тем самым созданы предпосылки для разработки коммерческих лазеров указанного типа.

СПИСОК ЦИТИРОВАННОЙ ЛИТЕРАТУРЫ

1. Walter W.T. , Solimene N. , Piltch M. , Gould 6. Efficient pulsed gas discharge lasers // IEEE J. Quant. Elektron, 1956. Vol. QE-2, N9. P. 474 - 479.

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

3. Петраш Г. Г. Импульсные газоразрядные лазеры // У. Ф. H., 1372. Т. 105, Вып. 4. С. 645 - 676.

4. Исаев А.А., Петраш Г.Г. Исследование импульсных газовых лазеров на атомных переходах // Импульсные газоразрядные лазеры на переходах атомов и молекул. М. : Наука, 1975. С. 3 - 87 (Тр.

' ФИАН; Т. 81).

5. Елецкий А. В., Земцов В. К. , Родин А. В. , Старостин А. Н. Оптимальные характеристики лазера на парах металлов высокого давления /г ДМ! СССР, 1975. Т. 220. N2. С. 318 - 381.

6. Исаев А. А., Казарян М. А. , Петраш Г. Г. О возможности получения больших средних мощностей генерации в видимой области спектра // Квантовая электроника, 1973. N6 (18). С. 112 - 155.

7. Chen С. J., Nerheira N. M., Rüssel G. R. Double - discharge copper cloride Yapor laser with copper cloride as lasant // Appl. Phys. Lett, 1973. Vol.23, Ю. P.S14 - 515.

8. Аки'ртава O.C., Джикия В. Л., Олейник D.M. Лазер на переходах Cul в парах галогенидов меди // Квантовая электроника. 1975, Т. 2, N8. С. 1831 - 1832.

9. Бутаева Ф. А., Фабрикант В. А. О среде с отрицательным коэффициентом поглощения /V Исследования по экспериментальной и теоретической физике: Сб. памяти академика Г. С. Ландсберга. М. : Издательство АН СССР, 1959. С. 62 - 70..

10. Беннет В. Механизмы возбуждения газовых лазеров /V Газовые лазеры: Cd. статей / Под ред. H. Н. Соболева. М. : Мир, 1968. С. 27 - 130.

11. Гулд Г. Столкновителыше лазеры ✓✓ Там же. С. 137 - 158.

12. Бохан П. А., Климкин В. М. , Прокопьев В. Е. Газовый лазер на ионизированном европии // Письма в ЖЭТФ, 1973. Т. 18. Вып. 2 С. 80 - 82.

13. Дьячков Л. Г., Кобзев Г. А. Баланс энергии электронов в послес- . вечеяхн лазеров на парах мета-тов // ЖГФ, 1978. Т. 48. Вып. 11 С. 2343 - 2346.

14. Казаков В.В., Маркова C.B., Петраш Г.Г. Распад метастабилькых уровней 6р3 ^2/Z атомов висмута в ыежимпульсный период в лазере на парах висмута // Квантовая электроника, 1982. Т. 9, N4. С. 688 - 694.

15. Бохан П. А., Николаев В. Н., Соломонов В. И. Отпаянный лазер на

парах меди // Квантовая электроника, 1975. f.. Hl. С. 159, -- 162.

16. Арланцев C.B., Борович Б. Л., Бучанов В. В., Э. И., Ты-коцкий В. В., Юрчекко Н. И. Соотношения подойдя В импульсных лазерах на парах металлов // Квантовая аяект^МЩа, 1983. Г. 10, N 8. С. 1S46 - 1552.

17. Маацаканян к, X., Найдас Г. В.. Штернов Н. Г|. распределение электронов по энергиям в смесях паров меди о й^одом и гелием // Квантовая электроника, 1978. Т. 5, S 3. Q. $3? -- 6С2.

18. Гордой Е. Б.. Егоров В. Г., Павленко В, С, Лааар на napa? CuCl. Процесса лимитирующие мощность генерации пантовая электроника, 1979. Т, 5, N12. С. 2579 - 2539.

Основное содержание цисоертацэд, публиковано в следуши^в&Ж-

1. Батенин В.М., Вохмш П.А., Кли«оэ<?кй8 И.И., Кобэев Г.А- 0 рола буферных газов в лазерах на парах меди ТВТ, 1976.

. Т. 15, H 6. С. 1316-1319/.

2. Klimovski M., Vûkhnin P.A. Connection of the copper vapour laser emission pulse characteristics with plasma parameters // Proceedings of the ХЩ th International Conference on Phenomena in ionised gases. 1977 Berlin: Physical Society of the DDR with the financial assistancse of UNESCO, 1977. Part II. P. 635 - 636.

3. Батенин В. M., Вурмакин В. А., Вохмии П. А., Евтюнин А. И.. Кга-мовский И. И., Лесной М. А., Селезнева Я. А. Временной ход коя-центрации электронов в лазере на парах меди // Квантовая электроника, 1977. Т. 4, N 7. С. 1572-1576. - :

4. Климовский и. И., Морозов А. В.-, Селезнева 1. А. Спектральный состав сверхлюмииисценции.лазера на парах меди н его временная эволюция // Тезисы докладов IX Всесоюзной конференции по нелинейной и когерентной оптике (Ленинград, 13-16 июня 1978

"* г.Э. М,, 1978.'4.1. Секции И - V. С. 54.

5. Вохмик П. А., Кяиыовский И. И., Селезнева Л. А. К вопросу о КПД лазеров на парах меди /V Всесоюзный семинар по физическим процессам в газовых ОКГ (Ужгород, 15-17 мая 1978 г.): Тезисы докладов. Ужгород: УжГУ, 1978. С. 140-142.

6. Батенин В. М., Вохмин П. А., Климовский И. И. Влияние различных элементарных процессов на параметры импульса генерации лазеров на самоограниченных переходах // Там же. С. 162-164.

7. Вохмин H.A.. Климовский И.И. Предельные характеристики лазеров на самоограниченных переходах // ТВТ, 1978. Т. 16. N S. С. 1080-1085.

8. Батенин В. М. , Бурмакин В. А., Вохмик П. А., Климовский И. И. Лесной М. А., Селезнева Л. А. Температура газа в лазере на парах мели // ТВТ, 1978. Т.16, К 5. С. 1145-1151.

9. Климовский И.И. , Селезнева Л. А. 0 некоторых особенностях работы схемы с резонансной перезарядкой накопительной емкости, используемой для возбуждения лазеров на самсюграниченых переходах /V ТВТ, 1979. Т. 17, 11 1. С. 27-30.

10. Батенин В.М., Вохмин П. А. „ Живописцев B.C., Кламовский И. И., Морозов А.З., Селезнева Л.А., Пятницкий Л.Н. Неоднородность разряда в лазере на парах меди ✓/ ТВТ, 1979. Т. 17, Н 1. С. 208-209.

11. Батенин В. М., Голгер А. Л., Климовский И. И. 0 возможности . получения эффективной непрерывной генерации в лазерах на самоограниченных переходах при оптической накачке // Квантовая электроника, 1979. Т. 6, N 5. С. 1077-1080.

12. Батенин В.М. , Климовский И. И., Морозов A.B., Селезнева Л. А. Спектральный состав вынужденного излучения лазера на парах мэди и его временная эволюция // ТВТ, 1979. Т.1., N 3. С.Ч83-489.

13. Батенин В. М., Климовский И. II, Морозов А. В., Селезнева Л. А. Спектрально-временные характеристики индуцированного излучения лазера на парах меди. // Пятый Всесоюзный симпозиум по распространению лазерного излучения в атмосфере С Тезисы докладов Томск: Институт оптики атмосферы СО АН СССР. 1979. Ч IV. С. 121-125.

14. А. С. 764026 СССР, М. Кл. Н 01 S 3/22. Лазер на самоограниченных переходах / В.М.Батенин, А.Л.Голгер, И.ЕКлимовский// Открытия. Изобретения. 1880, N 34.

15. Батенин В. И., Климовский И. И., Селезнева Л. А. К вопросу об оптимальных параметрах саморазогревных лазеров на парах меди /У И8ТАН. М., 1980. Деп. в ВИШИ-- 18.06 80 N 2832-80 Деп.

16. Батенин В.М. , Климовский И.И.', Десной М. А. Селезнева Д.А. Параметры плазмы в послесвечении разряда в лазере на парах меди // Квантовая электроника, 1980. Т. 7, N 5. С. 888-992.

17 Батенин В.М. , Климовский И.И., Селезнева Л.А. К вопросу о предельных средних мощностях генерации лазера на парах меди

// ТВТ, 1980. T. 18, N4. С. 707-712.

18. Батенин В. М., Заякин А. А., Климовский И. И. Кинетика рекомбинации атомов меди з лазерах на парах галогенидов меди // Квантовая электроника, 1980. Т. 7, N 8. С. 1813-1820.

19. Batenin V.M. , Galkin A. F., Klitnovsky I.I. Radial distribution of plasma parameters in continuosly pulsed high-voltage discharge afterglow in the mixtures of metal vapor and rare gases // 15 International conf. on phenomena in ionised gases. 1981. Hinsk, USSR. P. 1108.

20. Батенин В. M., Вохмин В. А., Климовский И. И., Селезнева Л. А. О многопараметрической оптимизации лазеров на парах меди // ДАН, 1981. Т. 256, N 4. С. 831-834.

21. Батенин В. М., Галкин А. Ф., Климовский И. И. ИК генерация в лагере на парах свинца // Квантовая электроника, 1981. Т.8, H 5, С.1098-1100.

22. Батенин В. М., Голгер А. Л. , Климовский И. И. Расчет параметров столкновктельных лазеров на саыоограииченных переходах с оптической накачкой // ТВТ, 1981. Т. 19, N 5. С. 937-944.

23. Батенин В. М. , Калинин С. В., Климовский И. И. 0 возможности получения непрерывной генерации на саисогракячеиных переходах в электрическом разряда// ТВТ, 1981. Т. 19, N6. С. 1304-1308.

24. Батенин В. М., Вохшн П. А. , Климовский И. И., Селезнева Я. А. КПД лазеров kl парах кеда // ТВТ, 1982. Т.20, N1. С. 177-180.

25. Batenin V.M. , Kalinin S, V., KlitnoYsky I.I. Superlong pulses of laser oscillation on the 6^ - 5*D2 transition of the bariигл atom // Optics Communications, 1982. Vol,43, Й 5. P. 347-349.

26. Батенин В,M., Заякин А,А., Климовский M.И. Распределение атог mob и молекул по радиусу разрядной трубки а лазере на парах галогенидов меди // ТВТ, 1982. Т.20, H 3. 0.580-382.

27. Батения В. М., Заякин А. А., Климовский V И. 0 влиянии подогрева электронов в процессе рекомбинации атомов ивди в лазерах на парах галогенидов меди на параметры генерации // Квантовая элэкотроника, 1982/ Т.9, M 7. С, 1313-1317.

28. Климовский И. И. Саморазогревные лазеры на парах меди // Тру-дове на flfcpsa национална конференция по оптика и лазерна техника - "Оптика 82" (Паяагюряще, 22-23 сеитембри 1Ô82 г.) София: Печатна база на творческие фонд при Съсза на артисте в Ньлгарий. С. 138-148.

29. Галкин А. Ф., Климовский И. И. К вопросу об улучшении энергвти- ;

Чес'ких характерйсж йА'йюраэогревных лазеров «а парах тшя // Там же. С. 127-Ш.

30. Батенин В.М.» Калин«« C.B.. Климовский Й.Й. Квазвнепрерввная Гейе^ацй* «а переходе <0 резонансного на мтсга$йльинй

Уровень âï-cwa кальция 'Квантовав электроника, 1S82. Т. 9, N 10. С. 2075-2077.

31. Батенин В.М., Галкин АЛ., Кмшвский И. И. Радиальное распределение параметров плазмы ® послесвечении импульсного периодического высоковольтного раз'рЖйа в смесях паров висмута с инертными газамй // ТВТ, 1982. Т. 20, N 5. С. 806-811.

32. Батенин В. М., Калинин С. В., Юйшовский И. И. Квазинепрерывная генерация на переходе между резонансным и метастабаль-ным 5*Dg уровнями атома бария в электрическом разр&Её // Щ}, 1983. Т. 273, N 1. С. 101-103.

33. Заякин А. А., Кяййовокий И. Й. Временной ход концентраций тронов в послесвечений Лазеров на галогенидах «годя, работа®-вдх в режиме сдвоенных импульсов возбуждения ¡Квантотт электроника. 1983. Т. 10, N 6. 'С. 1092-1097.

34. Заякин А. А, Климовский К. И. Релаксация концентраций 'Иетаста-бильных атомов меди в послесвечений Cul-лазёра при температуре стенки выше оптимальной /V Квантовая электроника, 1983. Т. 10, К 9. С. 1066-1068.

* 35. Галкин А. Ф., Климовский И. И., Селезнева Л. А. Численный анализ параметров саморазогревных лазеров на парах меди // ТВТ, 1983 Т.21, N 5, С. 976-981.

36. Кельман В. А., Климовский И. И., Коноплев А. Н. и др. К вопросу о температура газа в лазере на парах меди // ТВТ, 1984. Т. 22, N 1. С. 168-170.

37. Кельман В. А , Климовский Й. И., Фучко В. ¡0. , Запесочный И. П. Исследование особенностей работы тиратрона в цепи возбуждения лазера на парах меди /V Препринт КИЯЙ-85-16. Киев, 1985.

38. Климовский И. И, Селезнева Л. А. Влияние 'неоднородности разряда на температуру газа в лазерах на парах меди, работающе в ям-пульсно-периодическом режиме '/ ТВТ, 1985. Т. 23, N 4. С. 667-672.

39. Климовский И. И., Морозов А. В. Спектр генерации лазера на парах марганца и его эволюция во времени // Квантовая электроника, 1986. Т. 13, H 4. С. 828-830.

40. Запесочный И. П., Кельман В. А., Климовский И. И. и др. Влияние неоднородностей параметров импульсно-периодического высоко-

вольтного разаряда в смесях паров меди .с инертными газами на кинетику релаксации метастабильных атомов меди ss III Всесоюзная конференция по физике газового разряда (тезисы докладов). Киев: КГ/. 1985. Часть I. С. 98-100.

41. Климовский И.И, Селезнева I.A. Влияние поглощения индуцированного излучения на характеристики генерации лазеров на са-моограничеканх переходах ✓/ Инверсная заселенность и генерация на переходах в атомах и молекулах (Тезисы докладов). Томск; СФТИ, ТГУ, 1985, Часть I. Активные среды и лазеры на переходах в атомах и малых молекулах. С. 133-134.

42. Батенин В.М., Калинин C.B., Климовский И. И. Энергетические характеристики непрерывных газоразрядных лазеров на самсюгра-ниченнык переходах атомов. I. Экспериментальное исследование квазинепрерывного лазера на парах бария // Квантовая электроника, 1985. Т. 13, И 11. С. 2228-2235.

43. Батенин В.М., Калинин C.B., Климовский И. И. Энергетические характеристики непрерывных газоразрядных лазеров на самоогра-

, ничеиных переходах атомов. II. Расчет характеристик генерации // Квантовая электроника. 1936. Т. 13, H И. С. 2236-2242.

44. Климовский И. И., Селезнева Я. А. Релаксация метастабяльных атомов в межимпульсный период в импульсйо-периодическом лазере на самоограничениях переходах // ТВТ, 1987. Т. 25, M 4. С. 773-777. .

45. Батенин В. М. , Запесочный И. П., Кельман В. А., Климовский И. И. и др. Радиальные неоднородности параметров плазмы в межиы-

■ пульсный период саморазогревного лазера на парах меди // Препринт ИВТАН N 5-210. М., 1987.

■ 46. Галкин А. Ф., Климовский И. И. Влияние радиальной неоднородности плазмы на характеристики генерации импульсио-периодических лазеров на парах меди с продольным разрядом // Препринт ИВТАН N 5-220, 1987.

47. Галкин А. Ф., Климовский И. И. .Оптимальные параметры импуль-сно-периодических лазеров на парах меди в условиях неоднородного распределения параметров плазмы по сечению ГРТ // Препринт ИВТАН H 5-228, 1987.

48. Запесочный И. П., Кельман В. А., Климовский И, И. и др. Неоднородность разряда в лазере на парах ыеди и ее влияние на температуру газа // ТВТ, 1988. Т. 2б, H 4. С. 671-680.

49. Климовский И. И. О возможности создания импуяьсно-периодичес-ких лазеров на парах меди с удельной средней мощностью гене-