Накачка энергонапряженыных газовых лазеров мощными пучками заряженных частиц и СВЧ импульсами тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.20 ВАК РФ

Томский политехнический университет

На правах рукописи

СУЛАКШИН Степан Степанович

НАКАЧКА ЭНЕРГОНАПРЯЖЕННЫХ ГАЗОВЫХ ЛАЗЕРОВ МОЩНЫМИ ПУЧКАМИ ЗАРЯЖЕННЫХ ЧАСТИЦ И СВЧ ИМПУЛЬСАМИ

Специальность: 01.04.20 - физика пучков заряженных

частиц и ускорительная техника 01.04.05 - оптика

ДИССЕРТАЦИЯ в виде научного доклада на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Томск-1995

Официальные оппоненты:

Осипов В.В.

Дмитриев В.Г. -

доктор физ.-мат.наук, профессор, Институт электрофизики УрО РАН, г.Екатеринбург

доктор физ.-мат.наук, профессор. НИИ "Полюс", г.Москва

Никитин М.М. -

доктор физ.-мат.наук. профессор, Томский политехнический университет, г .Томск

Ведущая организация: Научно - производственное объединение "Электрофизика", Научно - исследовательский институт электрофизической аппаратуры им. Д.В.Ефремова, г.С.-Петербург.

Зашита состоится "¿У» СНАалЛ^А _1995 года в 15 часов на заседании диссертационного Совета Д 063.80.06 Томского политехнического университета (634050, г.Томск, пр-т Ленина, 2а, НИИ ЯФ ТПУ).

С диссертацией в виде научного доклада можно ознакомиться в библиотеке ТПУ.

Диссертация в виде научного доклада разослана "_"_

1995г.

Ученый секретарь диссертационного Совета, кандидат физ.-мат.наук, с.н.с. ^ *у В.К.Кононов

"а,

к, С.Н.С.

ОЬЩЛН ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ. Актуальность темы.

Актуальное направление развития лазерной физики и техники связано с

получением мощной генерации на псе более коротких длинах волн, лилоть до

получения в перспективе рентгеновской лазерной ¡енерации. Целый ряд

промышленных прикладных применений. таких как субмикронная

фотолиги! рафия, л;перы космическою базирования с предельно высокой

энергетикой, фотссгимулированнме илазмохимические реакции и технологии

основываются на коротковолновых лазерах. Для получения коротковолновой

генерации требуются источники , обладающие весьма высокой удельной

мощностью накачки, которая, как известно, зависит от длины волны как

. Поэтому исторически создавались все новые источники накачки лазеров,

4 S з

начиная от тлеющего разряда и газодинамических процессов (0» 10 -10 Вт/см.атм),

S с 3 5

химических реакций (10 -10 Вт/см атм). поперечного электрического разряда (10 -

6 Ъ 6 7 3 9 3

10 Вт/см атм), электронного пучка (1(1 -10 Вт/см атм). лазерной искры (>10 Вт/см

а!м)до накачки ядерным взрывом с практически неограниченным потоком

9 Ю з

энергии (>> И) -К) I'i/cm атм). В последнем случае значительные доли излучаемой энергии приходятся на жесткое рентгеновское излучение с энергией кванта, существенно превышающей потенциал ионизации (жесткий ионизатор), и электромагнитные излучения. Такой источник энергии (сверхмощный точечный источник)по1воляет мобилизовать практически неограниченную энергетику для накачки лазеров, в том числе, необходимую для генерации в коротковолновом диапазоне с предельно высокой энергией импульсов. Это представляет большое значение, с точки зрения создания масштабных лазеров для различных прикладных и промышленных целей. Однако,по причинам крайне редкой повторяемости срабатываний подобных устройств , разового характера их действия, чрезвычайной дороговизны и иных ограничений разработка масштабных лазеров на их основе потребовала лабораторного моделирования.

Под jtum понимается: моделированз1е основных условий накачки лазера, воспроизводящих удельные мощности накачки, процессы взаимодействия с веществом, состояние плазмы активной среды. режимы ннжекции энергоносителя накачки, многократная (повторяющаяся и частотно-периодическая) накачка для поиска новых активных сред и их оптимизации,

подготовка полномасштабных натурных экспериментов. Лаборо->орное

8 9 s

моделирование, основанное на новых методах накачки с g = 10 -10 Вт/см атм

давало бы возможность выполнения подобных работ лаже бе) натурных экспериментов и .тем самым, без существенных расходов средств, затрачиваемых в случае проведения таких национальных программ. Кроме того, новые способы накачки лазеров, новые излучательные переходы и активные среды исторически, как правило, приводили к появлению на их основе лазеров, позволяющих создавать новые экономически эффективные технологии.

Цель работы.

Целью диссертационной работы являются теоретические и экспериментальные исследования и разработка новых лабораторных методов возбуждения газовых лазеров, воспроизводящих основные условия накачки жестким ионизатором, а также СВЧ излучением сверхмощного точечного источника накачки, в том числе, создание действующих экспериментальных стендов на базе сильноточных наносскундных ускорителей прямого действия, мощных ионных пучков. СВЧ импульсов релятивистских СВЧ генераторов и мощного СВЧ разряда высокого давления, изучение и поиск новых перспективных лазерных активных сред коротковолнового диапазона (в том числе. УФ и ВУФ). получение и оптимизация лазерной генерации при новых условиях накачки и параметрах среды.

Научная новизна.

I. Впервые проведен комплекс теоретических и экспериментальных исследований, направленных на решение задачи моделирования и создания коротковолновых газовых лазеров с накачкой мощным ионизирующим (ионный пучок) и электромагнитным (СВЧ) излучением в существенно новом диапазоне

мощностей накачки, превышающих известные на два - три порядка и

9 3

достигающих 10 Вт/см атм.

2. Исследованы основные физические процессы взаимодействия мощных ионных пучков и СВЧ импульсов с газами (плазмой) активной среды лазера, в том числе механизмы энергопоглошения и пространственного распределения энерговклада накачки, формирование электронных температур и концентраций, населенностей возбужденных уровней компонентов плазмы, плазмохимические процессы формирования инверсной населенности на рабочих уровнях излучающего перехода, идентифицированы широкополосные молекулярные излучения в инертных газах и смесях инертных газов с водородом.

3. Впервые лазерная генерация получена в следующих средах (на переходах): впервые для любых средств накачки Аг+Н^Н^). Аг + N^(N^15 нм. Аг I 344 им):

впервые при накачке протонным пучком в

Л^Не.ЫеНКт+Г^КтР*). Кг + Р^КгП*). Ат^^¿Юбим). Хе(Хе* усиление). К.г(Кт* усиление): впервые при накачке СВЧ импульсом в Аг-ИМ^М^), :пмосфсрном воздухе^). Ые+Н^Ые 1). Хе(Хе1). №+Кг+Р2(КгР*). К^Кг^усиление).

■4. Впервые исследоианы излучазедьные и усилительные характеристики плазменного факела и параметры плазмы. получаемой при воздействии мощного наносекунлного ионного пучка на металлическую поверхность.

5. Теоретически и экспериментально решена проблема получения мощного, устойчивого самостоятельного СВЧ ра»ряда атмосферного давления в объемах, значительно превышающих скин-слой.

6. Предложены новые физические принципы создания диагностических методов и приборов для измерения параметров мощных ионных пучков и СВЧ импульсов па основе решения обратных задач: спектрометрия протонного пучка исходя из пространственного распределения плотности мощности лазерного излучения, калориметрия ионного пучка по спектральным характеристикам лазерного излучения, визуализация области энерговыделения и определение угловых характеристик пучка по пространственным характеристикам лазерного луча, определение длины волны и энергии однократного наносекундного СВЧ импупьга, исходя из пространственных характеристик излучения СВЧ разряда, калориметрия СВЧ импульса, основанная на плазменном резонансе в сильноеголкновительной плазме.

7. Впервые создан экспериментальный ускорительно-диагностический комплекс.

позволяющий накачку газовых сред мощными ионными пучками и СВЧ

8 3 Ъ

импульсами с рекордными мощностями до 10 -10 Вт/см атм и диагностику оптических и лазерных излучений в диапазоне от ВУФ (50 мм, за границей пропускания оптических материалов) до ближней ИК (2000 нм) области спектра, спектроскопические измерения параметров плазмы.

Научная новизна предложенных и развитых в работе физических и технических подходов, методов, реализованных устройств и способов подтверждена в том числе 22 авторскими свидетельствами на изобретения.

Положения, выносимые на защиту.

I. Использование мощных ионных пучков, получаемых в сильноточных наносекундных ускорителях прямого действия для возбуждения газовых лазеров жестким ионизатором позволяет моделирование накачки. газовых лазеров сверхмощным точечным источником с келью поиска новых активных сред.

оптимизации лазерной генерации во всем диапазоне условий по удельной мощности накачки, допустимых для лазерной генерации, вплоть до ее срыва при перегреве известных активных сред, реализует рекордные в лабораторных условиях при атмосферных давлениях и применении легких тазов, включая водород, гелий, неон удельные мощности накачки пучком заряженных частиц до 10*-109 Вт/см3 атм.

6 9

2. Мощный (10 - И) Вт) импульсный СВЧ разряд в газах высокого

давления на основе применения релятивистских СВЧ генераторов позволяет

В 3

получить удельную мощность возбуждения среды до 10 ■ Вт/см , полное поглощение СВЧ энергии в низкотемпературной, слабоионизированной ( р <<1. Г\1е / »1). сильностолкновительной ( 0 / ЦТ >>|) плазме, квазистационарно рекомбинационный характер плазмы СВЧ разряда , аналогичный характеру плазмы, создаваемой пучком заряженных частик, пространственно устойчивый характер разряда, протяженный, равномерно возбуждаемый объем СВЧ разряда, превышающий объем скнн-слоя.

3. Мощный наносекундный ионный пучок при воздействии на поверхность твердого тела позволяет создать плазму паров металлов с квазистационарно рекомбинационным типом неравновесности и большой долей молекулярных состояний компонентов плазмы.

4. Решение обратных задач, исходя из характеристик оптических излучений .пространственного распределения, спектрального состава, позволяет создание лазерно-оптических методов диагностики мошных ионных пучков и однократных СВЧ импульсов и на их основе действующих диагностических приборов для визуализации, измерения угловых характеристик , спектрометрии и калориметрии мошных ионных пучков, измерения длин волн и энергии СВЧ импульсов субгигаваттного уровня.

На защиту также выносятся.

1. Излучательные и усилительные характеристики газовых активных сред в

видимом. Уф п ВУФ диапазонах длин волн (от 50нм до б(Н)лм). при

возбуждении ионным пучком и СВЧ импульсом с мощностью возбуждения до 8 9 з

10-К) Вт/см атм и легкими буферными газами Не. Ые атмосферного давления, включая все инертные газы Не . №. Аг, Кг , Хе, смеси инертных газов с азотом, водородом, галогенсодержашими газами, пучковую плазму паров металлов №, Си. Ие. Мо. Ве.

2. Генерационные характеристики оптимизированной но мощности накачки

;iaiepnü¡¡ генерации и диапазоне длин волн 15f> - 2000 нм на атомарных, ионных,

молекулярных переходах при новых условиях накачки протонным пучком и

9 9 3

СИЧ импульсом (более высокая мощность накачки до 10 -10 Вт/см атм. более низкие давления raía), генерации в безрезонаторном ла tepe.

3. Метод накачки газовых лазеров на основе использования сильноточного импульсного электронного ускорителя, в котором энергия электронного пучка предварительно преобразуется в энергию СВЧ импульса.

4. Метод накачки газовых лазеров СВЧ импульсами, позволяющий обеспечить объем активном среды значительно больше объема скин-слоя за счет использования переноса возбуждения ускоренными о плазме электронами и использования пространственных дифракционных плазменных решеток в электродинамических структурах ввода бегущей волны типа обратного рупора, защищенный также авторскими свидетельствами на изобретение № 1435114, № 1324549.

5. Методы накачки газового лазера в режиме бегущей волны, защищенные также авюрским свидетельством на изобретение № I09IKU7.

6. Спектроскопическая методика измерения параметров плазмы - электронной температуры и концентрации.

|1|>нк~1И'1еская ценность.

1(сследования. обобщенные в диссертации, выполнены в рамках госбюджетной темы "Разработка, изготовление, исследование сильноточных электронных и ионнных импульсных ускорителей" N81043537 (1978 г.), целевой комплексной программы МВ н ССО РСФСР (1985 г.),. тематических планов РАН (совместно с ИОФАН), по постановлению ЦК КПСС и СМ СССР от 27.01.S6 N 135-45.

Полученные научные результаты положены в основу создания действующею лабораторного стенда для моделирования основных условий накачки активных сред коротковолновых лазеров ионизирующими потоками жестких, а также элекфоматнитных излучений сверхмощною точечного источника энергии.

Созданный экспериментальный комплекс по)воляет. не прибегая к полномасштабным натурным испытаниям , проводить поиск новых активных сред, их предварительную оптимизацию, исследование характеристик излучений, создание оригинальных диагностических устройств, действующих принципиально в однократном режиме, прогнозировать параметры проектируемых масштабных лазеров.

Все это определяет возможность, даже в сложившихся для страны условиях, вести исследования, разработку и создание масштабных газовых лазеров . а также существенно экономить средства, необходимые для осуществления такого рода проектов. Отдельные результаты положены в основу предложении по

созданию частотно-периодических технологических лазеров , обладающих большим ресурсом для промышленных и прикладных применений.

Практическое применение нашли созданные автором оригинальные диагностические устройства для мощных пучков заряженных частиц и СВЧ импульсов в релятивистской наносекундной СВЧ электронике.

Практическая ценность результатов диссертационной работы подтверждается актами использования их предприятиями: Сибирским физико-техническим институтом им. академика В.Д.Кузнецова при Томском государственном универститете, г.Томск, Государственным космическим

научно-производственным центром им.М.В.Хруничева. г.Москва,

Всероссийским НИИ экспериментальной физики (ВИИИЭФ) Российского федерального ядерного центра, г.Арзамас-16, Институтом сильноточной

электроники СО РАН, г.Томск.

Апробация работы.

Основные результанты работы докладывались на: Всесоюзных

конференциях но "Когерентной и нелинейной оптике" (1980. г.Киев: 1982. г.Нреван: 1985 и 1988. г.Москва). "Оптика лазеров" (1984, 1987 и 1990,г.Ленинград). по "Сильноточной электронике (1984.г.Новосибирск: 1988. г.Томск), "Физика вакуумного ультрафиолета и его взаимодействие с веществом" (1982, г.Москаа: 1986, г.Рига), по "Физике газового разряда (1986, г.Киев; 1988, г.Махачкала). "Актуальные вопросы теплофизики и физической

гидрогазодннамики" (1985 и 1987. г.Новосибирск), "Актуальные проблемы лазерной техники и технологии" (1982. г.Нарва), "Теоретическая и прикладная оптика" (1984, г.Ленинград). по "Нелинейной оптике" (1984. г.Новосибирск). "Модификация поверхностей конструкционных материалов под воздействием пучков заряженных частиц" (1988. г.Томск), по "Плазменным ускорителям и ионным инжекторам (1986. г .Днепропетровск). Всесоюзном съезде по спектроскопии (1988. г.Киев), на Всесоюзных совещаниях по проблемам коллективных методов ускорения (1982, г.Дубна), по физике низкотемпературной плазмы с конденсирован нон дис нерсной фазой (1985. г.Одесса), "Физика высокотемпературной плазмы" (1986, г.Звенигород), "Высокочастотный разряд в

волноных полях" (I9X7. г.Горьким). "Инверсная заселенность и генерации на переходах в атомах и молекулах" (1986. г.Томск). "Спектроскопия многозарядных ионов в плазме" (1988, г.'Гкибулм). на Всесоюзных семинарах: "Лазеры на парах металлов и их применение" (14X5. г.Ростов-на-Дону), "Плазменная лектроника'' (1ЧХ5. I .Томск). "Физика быстропротекаюших плазменных процессов" (1986, г.Гродно). по высокочастотному пробою газов (!9К1>, г.Тарту), "Спектроскопия активных сред газоразрядных лазеров" (1988. г.Лохусалу). на Всесоюзных симпозиумах "Световое эхо и когерентная спектроскопия" (1981. г.Казань; 1985, г.Харькоп), на международных конференциях: по мощным пучкам заряженных частиц ("ВГ.АМ5'8Г, Франция, "ВКАМЗ'Яб", Япония), по когерентной и нелинейной оптике (1988, г.Москва). "Коротковолновые лазеры и их применение" (1990, г.Самарканд).

Структура научного доклада.

Научный доклад состоит из обшей характеристики работы, пяти частей, включающих 19 разделов, выводов в виде формулировок основных полученных результатов, содержит 66 рисунков. 13 таблиц, 176 библиографических наименований, из них 113 основных работ автора по теме диссертации, опубликованных в 1980 -1993 гг.

Содержание работы.

Состояние вопроса и задачи исследований. Источники мощных ионных пучков и СВЧ импульсов,которые могли бы использоваться для накачки газовых лазеров, начали разрабатываться с середины 70-х годов, в основном, для исследований, связанных с реализацией инерционною управляемою термоядерного синтеза, С.ВЧ нагрева плазмы, распространения СВЧ в свободном пространстве! 1, 3). Основным элементом таких источников явпаются высоковольтные наносекундные генераторы, различные типы которых к тому времени широко использовались для генерации электронных пучков наносекундной длительности [4, 5].

Развитие исследовании по созданию ускорителей, разработка диодных систем и СВЧ генераторов, систем транспортировки пучков к мишени были направлены на достижение максимально высокою энерговклада в мишень. К концу 70-х началу 80-х годов были достигнуты значительные успехи в создании ускорителей на экстремально высокие параметры.

Однако развитие физики и техники пучков этого класса существенно ограничивалось требованиями точечного фокуса или круглого профиля. Мишень

же в виде активной среды лазера принципиально имеет протяженный характер, т.е. ионный пучок при поперечном вводе должен иметь ленточный профиль и фокусироваться в линейный фокус [64]. В конце 70-х годов появились демонстрационные работы (6-9] понакачке УФ газового лазера мощным ионным пучком, но с использованием ионных пушек традиционного типа, потому существенных результатов получено не было. Появились работы, в которых высказывались идеи возбуждения газовых лазеров с предельно высокими потоками ионизирующих излучений сверхмощного точечного источника [10-11, обзор - 12], что делало актуальным его лабораторное моделирование.

СВЧ импульсы невысокой мощности традиционно использовались для СВЧ газового разряда накачки лазеров . Известные работы выполнялись в условиях, не выходящих за следующие пределы: давление газа не выше (1-2) атм, мощность импульса - десятки-сотни кВт, длительность - десятки мксек [65]. Импульсы субмегаваттной-мегаваттной мощности впервые были использованы в 1981 году [13,14]. Работ по накачке газовых лазеров субгигаваттным СВЧ импульсом наносекундной длительности и подробных исследований плазмы СВЧ разряда в газах атмосферного давления известно не было.

Первые работы по накачке эксимерного ХеС1 газового лазера

субгигаваттными импульсами наносекундной длительности появились в 1985-1986

гг.[ 15,66]. Но уже первые наши работы [65,66} показали, что СВЧ разряд с ( 9

мощностью 10 -10 Вт при атмосферных давлениях обнаруживает новые свойства, полезные для создания газовых лазеров на его основе, что делало актуальным его исследование.

Энергетические параметры активных сред УФ и ВУФ эксимерных и других эффективных лазеров, как следовало из теоретических работ [16], могли быть улучшены при использовании легких буферных газов с низкой тормозной способностью, с одной стороны (что накладывало ограничения на использование электронных пучков), и увеличении удельной мощности накачки, с другой. Были предсказаны и другие перспективные активные среды, также требующие высоких мощностей накачки [17-19], не доступных для имевшихся источников пучков заряженных частиц.

Таким образом, исходя из состояния исследований, современных началу работ автора, определились основные задачи работы:

I. Создание специализированных источников мощных ионных пучков линейного

э з

профиля с энергией до 1 МэВ, удельной мощностью энерговклада в газ до 10 Вт/см

атм; исследование генерации транспортировки, фокусировки в линейный фокус, взаимодействия мощного ионного пучка с веществом (газом, плазмой), сосюяния ионно-пучковой плазмы. ч

2. Создание мощного импульсного СВЧ разряда высокого давления, большого обьема с равномерным распределением энерговклада но пространству; исследование взаимодействия субгигаваттного СВЧ импульса релятивистскою генератора сангимефового диапазона с газами (плазмой) при атмосферном давлении в случае слабоионизированной сил ьностодкнови тельной плазмы.

3. Разработка новых методов и создание устройств для измерения параметров однократных мошиых ионных пучков и СВЧ импульсов и их энерговкладов в среду.

4. Создание комплекса экспериментальных стендов для накачки лазеров

ионными и электронными пучками и СВЧ импульсом, включая

5" Я 3

частотнопериодические vcтaнoвки с удельной мощностью накачки 10 -10 Вт/см

9 Ъ

атм. и на основе мощных наносекундных ускорителей 10 Вт/см атм. Кроме тгого. для предварительного сужения области параметров среды и накачки применена и собственная разработка компьютерных моделей кинетики плазмы активных сред и лазеров. На этой основе - экспериментальным путем и путем численного моделирования кинетики плазмы - исследование, оптимизация и определение предельных характеристик излучений и усиления перспективных активных сред, их применимости для использования в масштабных лазерах с накачкой жестким ионизатором и СВЧ излучением.

5. Получение и исследование лазерной генерации при накачке протонными и электронными пучками. СВЧ импульсами, оптимизация конкретных лазеров в соответствии с требованиями к проектируемым масштабным лазерам с накачкой жестким ионизатором и СВЧ излучением.

В табл.1 приведены параметры разработанных и реализованных автором исследовательских стендов экспериментального комплекса, указаны работы, выполненные н:> основе соавторства.

Таблица I

Экспериментальные стенды, созданные для исследования активных сред и генерации в гачовых лазерах при мошной накачке

N Наименование Энерго- Энерго- Длит. Частота Литера-

стенда носитель, запас в 9> импу- повто- тура

(Разработка) Ь[МэВ)/ импульсе. Вт/ льса. рения

ЛкА./ст4] Дж » см атм не

1 Ускоритель'Тимн". протонный 500- 10я 80 1 раз в (68-70)

ионная пушка пучок. 1500 20 мин

(А) 0,5/1,5

2 Ускоритель'Тонус' пучки тяж. -г к. 10 I«6 К) 1 раз в [5.711

коллективное ускорение в газе ионов Н+, мин

(С) 1,52/0,005

3 Ускоритель"Тонус". электрон. 1000 2.10в 80 1 раз в 15]

электронный диод .пучок мин

(А) 1.2/1

4 Ускоритель на базе электрон. 0.3 к.7 '5 8 Г"ц 1721

промышлен. рент- пучок

ген, аппарата" Нора" 0.12/0.4

электрон.диод (А)

5 Ускоритель'Тимн", наносек. 6 .0* 30 1 раз в [69.731

релятивистский С'ВЧ импульс 3 мин

магнетрон (С) Д = 10см

6 Промышленный ми к росе к. 2 .0* 2500 400 Гц [65]

магнетрон СВЧ импульс

(А) ^ = 10 см

Разработка: (А) - авторская, (С) - с участием автора.

В табл.2 систематизированы исследованные автором активные среды, иэлучательные переходы, запушенные лазеры, а также полученные результаты.

По совокупности и в результате проведенных в диссертации исследований развито самостоятельное научное направление по применению сильноточных наносекундных ускорителей и мощных ионнных пучков, релятивистских СВЧ генераторов и СВЧ импульсов для моделирования и создания коротковолновых газовых лазеров с предельно высокой энергонапряженностью среды, относящееся к физике пучков заряженных частиц и ускорительной технике и оптике.

Становление нового научного направления стало возможным благодаря высказаннным чл.-корр. РАН А.Н.Диденко идеям и возможностям Томской научной школы. Большое значение имела поддержка академиков РАН Г.А.Месяца, Ф.В.Бункина, А.М.Прохорова, А.И.Павловского , Б.М.Ковапьчука, чл.-корр. РАН С.П.Бугаева, д.ф.-м.н. С.И.Яковленко, В.Ф.Тарасенко, В.М.Быстрицкого, Ю.П.Усова, Ю.Г.Юшкова.

Таблица 2

Источник накачки Результат

Сред» Переход A (M) протон. электрон. СВЧ им- мощи, споит. усиленное лазерная опти-миз. Нови-

ИМ пучок пучок пульс Н1ЛуЧ. излуч,. генерация лазер, генер. зна

Ar+N2 N^ICX- BJry 315405 + + + + 405нм протон.

Ar+N2 Arl(ip'(l/21- 344 + + " пучком ■первые »nejuue

He+Ni He+N2 Ne+F? Tir+Hj NStfTXi) ^(ггЛх-гр^гр) 471 174 149 109 "2004,50 + "V"" „ „ + + + + ' + .... + > ------ впераые ■Первые протон, пучок впервые

Атмосфер. воздух 315357 + + впервые

Не+Рг Ан^ рЯс<й* 157 1« 36Г 248 " 585 486 1,73 2.03 + + + + + ....... + «первые

Не+Хе+На Не+Хе+СО, Кс+Хе+СО, Аг+Хе+СА Аг+Кт+Р, Не+Кг+К Кг+И! Ые+Кг+Р, Ые-Н2 Аг-Хё Не-Хе „Не-Аг-Хе _ *-- ^гсст^-'Л Чг ЫеТ(Зр,-35г) нл Хе! л 5<ЦЗ/2]?-6р[5/2]г МЗШЙЗЯЬ + + + + ------- + + + + + " +: " + + + ■ + впервые впервые впервые впервые впервые впервые впервые впервые впервые

337 ' + I- -Г

302 310317 + + + \ впервые

Си Сиг(В - X) Си^А - X) 463474 535565 + впервые

Ре Ре1(В - X ) Рс/А ■ X) 465550 535- + + ■первые

Мо мо/г^х1^ 510560 + + впервые

Вс Ве 1( 2р- Ъ ) Вс I (2р*- 3(1) Ве1| {Ъ - 2р) Ве11 (Зр- 8(3) 229332 + + ------- впервые впервые

Не Не11( 4 - 3) 85 468 + + + +

Ые Ые** , 200400 ЯЯ + + + + + впервые протон, пучком

Аг 126 130770 + + + + + +

Кг Кг/* * 146 190140 .._£__ + + + + + + впервые (С&Ч)

Хе ^ 172 240400 200450 + + + + впервые протон, пучком

Л+Н;, где Л -He.Ne.Ar, Кг.Хе + + + впервые протон, пучком

г

Российская Академия наук Сибирское отделение ИНСТИТУТ СИЛЬНОТОЧНОЙ ЭЛЕКТРОНИКИ

>34065, г.Томск, пр.Академический, 4

Гепетайп:28249 ТАКТ

Геляфакс: 259410_

Для телеграмм: Томск-55, РАЗРЯД Телефон: 258249,

Электронная почта: foot@hcei.tomsk.tu

« N_ОТ

ОТ

АКТ

об использовании результатов диссертационной работы С.С.Сулакшина "Накачка энергонапряженных газовых лазеров мощными пучками заряженных частиц и СВЧ импульсами", представленной на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Экспериментальные установки, методики измерений и полученные С.С.Сулакшиным результаты при выполнении исследований по накачке газовых лазеров мощными протонными и электронными пучками, использовались в научно-исследовательских, а также плановых договорных работах, проводимых в ИСЭ СО РАН.

В частности, применялась экспериментальная спектрометрическая установка на базе электронного ускорителя для регистрации широкополосных излучений инертных газов и их смесей в УФ и ВУФ области спектра (50-600 нм) с временным разрешением, что способствовало разработкам ИСЭ в области создания эксимерных ламп ВУФ диапазона и источников широкополосного излучения.

Использовалась авторская лазерно-оптическая методика калориметрии сильноточного ионного пучка (С.Сулакшин "Способ измерения энергетических параметров сильноточного ионного пучка" А.С. N 1517747, приоритет 06.06.87) в разработанном в ИСЭ мощном генераторе на основе плазменного прерывания тока.

Работы, выполненные в ИСЭ СО РАН (с использованием результатов работ С.С.Сулакшина) опубликованы в следующих изданиях:

-Препринт ИСЭ, 1987, N 10 (по решению Ученого Совета ИСЭ);

-ПТЭ, 1986, N4, с.147;

-ПТЭ, 1989, N 4, с. 160;

•Квантовая электроника, 1989, т.15 N 12, с.2502 и других.

Директор ИСЭ СО РАН,

член-корреспондент РАН С.П.Бугаев

Государстаениый комитет Российской Федерации по высшему образованию СИБИРСКИЙ

ОРДЕНА ТРУДОВОГО КРАСНОГО ЗНАМЕНИ ФИЗИКО-ТЕХНИЧЕСКИЙ ИНСТИТУТ им. академика В.Д.Кузмецоеа при Томском государственном университете

•34050, г.Томск, пл.Революции, 1 Телефон: (3122) 23-35-77

Телефакс: (3522) 23-30-34 Расчетный счет N:

E-fnail: root Q ecceptl.tomak.au

Телеграф: ТОМСК-МИКРО_'

_от * *_19 г.

АКТ

об использовании результатов диссертационной работы С.С.Сулакшина "Накачка энергонапряжвнных газовых лазеров мощными пучками заряженных частиц и СВЧ импульсами", представленной на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

В Сибирском физико-техническом институте (СФТИ), в работах по Целевой комплексной программе МВ и ССО РСФСР (Постановление ЦК КПСС И СМ СССР N 962 от 05.06.90) использовались результаты, полученные С.С.Сулакшиным в 1978 • 1995 гг. по исследованию и созданию мощных коротковолновых лазеров. В частности, лазеры УФ и ВУФ диапазона длин волн (АгР, КгР эксимерные лазеры с накачкой пучком заряженных частиц), с плотностью потока до ю'Вт/см? созданные в результате исследований соискателем, позволяют изучать новые эффекты в твердом теле, имеющие перспективное прикладное значение.

Для обеспечения экспериментов, проведенных в СФТИ, так же были использованы лазерно-оптические методики, развитые а работах С.С.Сулакшина. Обнаружено явление изменения физических свойств скин-слоя не ударно-тепловой природы в процессе воздействия лазерного импульса. Эффект связан с трансформацией электронно-энергетического спектра металла в когерентном электромагнитном поле в квазиэнергетический.

Выполнение данных экспериментов позволило подтвердить теоретически предсказанные в СФТИ эффекты в твердом теле и способствовало развитию работ в указанном направлении.

Директор СФТИ, академик МАН Bill

А.Г.Колесник

Государственный космический научно-производственный центр

_имени М. В. Хруничева__

I-JIUS7. \Ь.к.»а, Нина...д.кия, 18 Т\ ифш____

Тс-итана________Телефакс_ (1(1 10 (¡9 '■••'

' 'I «II |>Ji[>___'ltVIOKC--,-

Ни А»__Ol___Ha Kv-

/¿С St. ff

AKT

об использовании результатов диссертационной работы С.С. Сулакшина

"Накачка энергонапряженных газовых лазеров мощными пучками заряженных частиц и СВЧ импульсами",представленной на соискание ученой степени доктора физико-математических наук.

В Государственном космическом научно-производственном центре им. М.В. Хруничева при выполнении плановых работ использовались результаты исследований лазерной генерации в УФ-эксимерных лазерах и генерации в режиме бегущей волны в безрезонаторном лазере, полученные при мощной накачке протонным пучком и наносекундным СВЧ импульсом, выполненные С.С. Сулакшиным на разработанных им установках и стендах.

Результаты исследований использовались в целях прикладных применений, защищены совместным изобретением а.с.265637, приоритет 22.09.86, авторы:

от НИИЯФ при Томском политехническом институте - Артеев М.С.,

Д идеи ко А.Н., Сулакшин С. С., от ИОФАН - Держиев В.И., Яковленко С.И., от ГКНПЦ им. М.В. Хруничева - Иванов A.A., Курбатов Д.К.

А.И. Киселев

Мшастерспо РоссиДсхо! Федерашш во «томной энерпш

РОССИЙСКИЙ ФЕДЕРАЛЬНЫЙ ЯДЕРНЫЙ ЦЕНТР

г Вссросснвскай

мунеамиимшп! пктлут эксвервиштлыюа фюша

об использовании результатов диссертационной работы С.С. Сулакшина "Накачка энергонапряженных газовых лазеров мощными пучками заряженных частиц и СВЧ импульсами", представленной на соискание ученой степени доктора физико-математических наук.

Во ВНИИЭФ в плановом порядке в прикладных целях ведутся научно-исследовательские и опытно-консгрукгорские работы, в которых использовались результаты исследований накачки эксимерных лазеров мощными ионными пучками, выполненные С. С. Сулакшиным. В частности, использовались данные иалучательных и генерационных характеристик ряда активных сред при предельно допустимой для лазерной генерации удельной мощности накачки. Проведение таких работ стало возможным в результате развитого С.С. Сулакшиным метода возбуждения газовых лазеров мощным протонным пучком, получаемым в наносекундном сильноточном ускорителе прямого действия. Использование полученных соискателем данных позволяет существенно ускорить и удешевить ведущиеся во ВНИИЭФ разработки.

ВНИИЭФ

АКТ

В.А. Белугин

Часть 1. Источники мощных пучков ионов и СВЧ импульсов для накачки газовых лазеров.

1.1. Генераторы мощных ионных пучков и ускорительный комплекс ГИМН.

В первых работах по применению протонных пучков для накачки газовых лазеров использовались неспециализированные ускорители [6-9,74-76]. Лазерные применения требуют линейного фокуса пучка с длиной профиля до 100 см, плотности тока протонов до кА/см^, энергии протонов до I МэВ [77-81]. Исходя из тормозных способностей для характерных газов можно получить теоретически возможные предельные величины энерговкладов накачки ионным пучком [81] (Рис.1).

Рис.1. Максимально возможная плотность

мощности накачки при оптимизации начальной энергии (1); оптимальное ускоряющее напряжение (2).

Для фиксированного ускоряющего напряжения оптимальным ионом является

Выигрыш по энерговкладу относительно протона достигает 6-7 раз для полностью ободранных ионов, однако процессы перезарядки при инжек-ции пучка в газ, технические трудности, возникащие при этом, делают предпочтительным использование именно протонных пучков. Предельные ускоряющие напряжения (в диоде прямого действия, без учета коллективных эффектов) не превышает 2-3 МэВ, что технически осуществимо. Известны работы [I], в которых энергия в протонных пучках достигала нескольких МэВ, энергозапас - сотен кДж, мощность - до 5.1 (5 Вт. При характерных , сечениях пучков это могло бы дать поток мощности на активной среде более 1оЪт/см .

Имеется две схемы сочетания ускорителя и лазерной активной среды как мишени для пучка [82-84]:

I. Генератор пучка - канал транспортировки аксиального пучка -

область фокусирования - активная среда [7-9.68,77]. Опыт показал, что потери при транспортировке за счет неполной токовой и зарядовой компенсации в пучке, а также трудности магнитной фокусировки нейтрализованного тем не менее по заряду пучка не позволяют реализовать высокие энерговклады, хотя на этом пути были решены вопросы ресурса работы источника протонов168.77,85.88] и найдены подходы к его фокусировке в ли-ненньтфокус [68], получившие затем развитие в [69,89-94].

Л. Генератор протонного пучка в этом случае выполняется в виде магнитоизолированного диода (МИД) [I] с искривленной эмиттирующей поверхностью анода, позволяющей баллистическую фокусировку. Коаксиально замкнутый вариант диода позволяет получать линейный фокус на оси диода, куда помещается протяженная мишень. Первая реализация, показавшая высокую эффективность энерговклада (до 60%) от выделяемой в ускорителе энергии, нашла отражение в [79] рис.2. Затем были развиты протяженные источники с длиной профиля пучка до 1 м [95].

Наиболее'эффективной схемой является предложенный автором комп-лексированный диод, сочетающий в себе МИД с баллистической фокусировкой, минимальным пространством транспортировки и магнитной фокусировкой полем собственного тока ускорителя [90-91,93-94]. Именно в этой схеме были получены рекордные энерговклады в активную среду, в том числе, позволившие получить пучковый факел (аналог лазерного факела) на поверхности твердого тела и исследовать его [96-98], причем обнаружился новый набор параметров плазмы. Диод, устанавливаемый на ускорителе ГИМН и созданный специально для лазерных применений, показан на . рис.3. Средняя энергия протонов составляет 700 кэВ. энергозапас 1,5 кДж, к.п.д. МИД 1р/М = 0.45 (1р - ток протонов, У - полный ток в

диоде). Баллистическая фокусировка давала в фокусе 500 А/сь?и поток 8 2

энергии 9 = 4-10 Вт/см . Дальнейшее фокусирование осуществлялось магнитной линзой поперечного поля, создаваемой с помощью конструкционных элементов диода и собственного тока ускорителя. Из уравнения движения

ионов в поле [20] Л

й х яш^х

с! г2 шуНх0

где я, гп, V - заряд, масса и скорость иона, х,- геометроический пара-

метр, М - ширина пластин линзы. Фокусное расстояние при совместном действии баллистической и магнитной фокусировок имеет выражение

Г = ..........

где Грт- фокусное расстояние для баллистической фокусировки, задаваемое кривизной анода, и для магнитной фокусировки для параксиального пучка.

Разработанный диод позволил увеличить плотность энергиии на мише-

9 2

ни на том же самом ускорителе п 5 раз и довести ее до 10 Вт/см . При сравнительно небольших требуемых плотностях тока протонов и большой длине профиля пучка (длине усиления) удобнее применять твердотельный триод, разработанный [77] и использованный в [95].

Развитие этих работ подвело к необходимости создания специализированного ускорителя - стенда для накачки лазеров [69] на основе развитых Б.М.Ковальчуком генераторов импульсных напряжений. Принципиальная схема ускорителя - на рис.4. Параметры генератора импульсного напряжения составили: зарядное напряжени на линии 1,5 МВ, запас энергии в линии 8 кДж, длительность импульса 80 не, ток 120 кА, амплитуда выходного импульса 700 кВ. При средней эксплуатационрой плотности тока ионного пучка 400 А/см параметры накачки газов составили (Табл.3):

Таблица 3.

| Параметры накачки

Газ | поперечный размер | Удельная мощность

> з

| области накачки | накачки 10 Вт/си

| мг/см^ см | 1 атм 5 атм

Не 1 0,8 4,8 0,23 1.15

Ие I 1.15 1,3 0,85 4,25

Аг 1 1.5 0,9 1.2 6

Кг 1 2.3 0,61 1.8 9

Хе 1 з.о 0,51 2,1 10.5

и/( 0,Дж

20

60 го * не

Рис.2 Зависимость энерговыделения в ньт^зке ускорителя- и

в лазерной кювете-

о чоо т с ,«э»

РИС"3 нойвбаллистическойГи ^г^ГГ™*1" "

На этом ускорителе для описанного выше диода плотность возбужде-

9 3

ння газов при атмосферном давлении достигала более 10 Вт/см атм.

Прогресс в дальнейшем использовании емкостных накопителей энергии по мере увеличения мощностей до тераваттного уровня [I] связан в последнее время с замещением формирующих линии - обострителей импульса на индуктивные обострнтелн с плазменным прерывателем тока [99}. Вопрос о принципиальной применимости ускорителей этого класса, дающий возможность увеличить на несколько порядков энерговклады в активную среду лазера, был решен в [89]. Схема первого эксперимента такого рода приведена на рис.5. В нем успешно применялись новые лазерно-оптические методы [100-101],разработанные нами для диагностики ионных пучков в условиях минимальных размеров мишенной области, сильных электрических и магнитных помех. Были выявлены принципиальные проблемы коаксиальной (то же для сферической) фокусировки мощного ионного пучка из-за рекуперации некомпенсированного заряда на мишени.

Наряду с перечисленными схемами предлагались и исследовались и иные нетрадиционные схемы накачки лазеров с увеличенной относительно электронниого пучка удельной мощностью накачки. В частности, колебательный режим накачки электронным пучком с использованием отражения от области виртуального катода [85], использование физических процессов в плазме электровзрыва проводников (ЭВП) и специальных технических устройств для ускорения тяжелых ионов[ 102-103).

Использовался также метод коллективного ускорения ионов из плазмы газа при продольной транспортировке сильноточного электронного пучка . позволивший проводить накачку активной среды ионами водорода, дейтерия, гелия и азота [71].

В результате цикла работ по исследованию и созданию специализированных генераторов мощных ионных пучков для накачки лазеров были разработаны и применены твердотельный триод с большим ресурсом работы, коаксиальный МИД, комплексированный МИД с баллистической и магнитнбй фокусировкой. Был создан специализированный ускорительный комплекс ГИМН, что позволило получить возбуждение активной среды с длиной усиления до 100 см. возбуждение при изменяющемся угле поперечного ввода пучка (для режима возбуждения бегущей волной), длительностью 40-80 не

3 3

при удельной мощности накачки до 10 Вт/см атм. Увеличение удельной

2-1

мощности накачки по сравнению с известными установками составило 2 порядка.

1.2. Источники мощных н частотно периодических пучков заряженных частиц для спектроскопических и генерационных целей.

Начало процесса возбуждения частиц газа в активной среде, приводящее к инверсной заселенности, усилению к лазерной генерации, происходит преимущественно в кулоновских соударениях (ионизация и возбуждение) и условие Е0>>1, где Е0- энергия налетающей ионизирующей частицы, 1 - потенциал ионизации в среде, позволяет не учитывать сорт частииы (У-квант, электрон, протон или тяжелые ионы). Значение имеет только скорость заряженной частицы {81,104-105].

Процессами перезарядки также можно пренебречь с учетом того, что энергия возбуждения передается через первичные соударения на три порядка менее эффективно, чем через вторичные и каскадные электроны[17]. С этой точки зрения параметром подобия для накачки активной среды различными заряженннымм частицами может служить частота ионизации среды.

Учитывая, что сильноточные ускорители, создающие мошные ионные пучки, достаточно трудоемки, в экспериментах по накачке лазеров (например, частота срабатываний, как правило, не превышает 1 раза в 20 мин. См. табл.1), разделительная фольга между вакуумированным объемом ускоряющего диода и газом высокого давления активной среды "выгорает" за одно срабатывание, целесообразно использовать введеный выше "закон подобия" для предварительных спектроскопических исследований среды. Для этой цели был создан частотно-периодический электронно-пучковый спектроскопический стенд (106-107].

Диапазон длин волн регистрируемого спектра должен перекрывать

ВУФ, УФ и видимую область спектра. Необходима регистрация узких линий

0

излучения с шириной в десятые доли А для измерения Мен Т^по штарковс-кому уширению и сдвигу этих линий, н широкополосного излучения с шириной полос в десятки-сотни нм. Нужно обеспечить регистрацию временного хода излучения с наносекундным разрешением н одновременную регнсрацию излучений в ВУФ. УФ и видимой областях спектра. Длительность возбуждающего электронного пучка должна быть небольшой с целью изучения релаксационных процессов в плазме.

Особенностями созданном установки являются использование малогабаритного частотного промышленного рентгеновского аппарата как источника высокого напряжения для диода ускорителя электронов, фотоэлектрическая регистрация спектров одновременно по двум каналам, высокое спектральное п временное разрешение. Блок-схема экспериментальной установки и электронного диода изображена на рис.6. Электронный пучок, введенный в газовую кювету, имел следущие параметры: профиль пучка 0,3 х j см .плотность тока j = 400 А/см? энергия электронов Е,= 150 кэВ, длительность на нолупысоте 5 не, частота повторения f = К Гц. Плотность мощности накачки могла достигать 10^Вт/см3атм.

Для регистрации излучения в ВУФ области спектра (50-250 нм) использовался вакуумный монохроматор ВМР-2, в диапазоне 200-500 нм - мо-нохроматор МДР-4, МДР-23. Особое внимание в работе уделялось вопросам метрологии и калибровок, поскольку измерения в большинстве случаев имели абсолютный характер. Калибровка ВМР-2 по длинам волн приводилась по линейчатому спектру водородной капиллярной лампы в диапазоне 120-160 нм. а монохроматоров МДР-4 и МДР-23 в области длин волн 250-500 нм,- с помощью также линейчатого спектра стандартной разрядной He-Ne трубки. ВУФ излучение выводилось из камеры через кристалл MgF толщиной 2-4 мм.Коротковолновая граница пропускания кристалла лежит в области 110-120 нм. Для расширения регистрируемого спектрального диапазона в более коротковолновую область непропускання известных оптических материалов (до 50 нм) были разработаны и исследованы динамические окна [109-110]. Динамические окна для вывода коротковолнового излучения как альтернатива системам дифференциальной откачки позволили выводить излучение из газов атмосферных давлений без использования оптических материалов в окнах. Время экспериментального наблюдения излучений для разных типов динамических окон изменяется от миллисекунд до минут. Определенные в частотно - периодическом электронно-пучковом спектроскопическом стенде среды перед тем. как их накачивать ионными пуч-' ками с предельной мощностью накачки, целесообразно изучать на еще одной стадии с применением мощного электронного пучка. Для этой цели был

создан еще один электронно-пучковый лазерный стенд, объем возбуждаемо-

g

го газа в котором достигал 30 л. а удельная мошность накачки 2'10 Вт/см'атм. Наиболее эффективное использование электронного пучка для

ш-и

<

ш

а

х! а

«

'? м

поо

600

Г\ 1

т у —•

\о/ X*

к N ¡г. _

от

«

Рис.4 а- схема генератора: ' *> го м

1- защитный экран, 2- водяной разрядник, 3- передающая линия, 4- электроды, 5- проходной изолятор, 6- секционированный изолятор, 7- диод, 8- анод, 9- катод, 10- окно лазерной кюветы, 11- лазерная кювета, 12- шунт обратного тока, 13- пояс Роговс-кого, 14- емкостной делитель напряжения

6- кривые выделенной в диоде энергии (1), импеданса диода (2), напряжения (3), тока (4) при сог-лосовании диода с о.ф.л.

Рис.5 Схема экспериментальной установки:

1- ГИН, 2- центральный электрод вакуумной линии, 3- плазменные пушки ППТ, 4- лазерная кювета, 5--ионный пучок, 6- светоделительная пластина, 7--ИСП-30, 8- ФЭК 22 СПУ, ¿7, - ток в накопительной индуктивности, ток, переключенный на индуктивную нагрузку.

Д г

1

Рис.6 Блок-схема экспериментальной установки.

1-камера;2-ускоритель"Н0РА";3-бериллиевая фольга, 4-электронныйдиод; 5- Мд£;6-кварц;7-ВМР-2;8-МДР-4, 9-ФЭУ-140,10-пиковый детектор,11-усилитель,12-самописец, 13-осциллограф.

возбуждения газовой смеси достигнуто в схеме с продольным вводом пучка (16). Реализованная в работе схема стенда приведена на рис.7. Электронный пучок формируется автоэмиссионным диодом, на который подается высокое напряжение наносекундмой длительности от ускорителя "Тонус"[5]. (11=1 МП, ( = 20 кА,Т=50 не). Длина оптического резонатора 220 см. диаметр выходного зеркала 15 см. Особенностью конструкции лазера является область дрейфа пучка, позволившая устранить развитие неустончивостен в мощном электронном пучке, уменьшить пассивный пробег в газовой смеси (до входа пучка в активную область оптического резонатора), а также уменьшить механическую нагрузку на анодную фольгу из-за разности давлений. В области дрейфа давление азота составляет 2-4 Тор. при котором потерн пучка при транспортировке минимальны.

Таким образом, предложенная методическая последовательность исследования активных сред с накачкой жестким ионизатором начиная на первой стадии с частотно-периодического режима при мощностях накачки

6 7 1

электронным пучком с 9 = 10-10 Вт/см атм. На второй - в режиме повторяющейся накачки мощным электронным пучком с большой длиной усиления и большим объемом возбуждения, И на третьей стадии однократных срабатывании мощного ионного ускорителя с д= 1(?Вт/см^атм. Методика реализована в виде трех экспериментальных ускорительно-оптических стендов, согласованных друг с другом с точки зрения параметров исследуемых сред, методик и калибровок в измерениях. Это является существенным фактором для сопоставимости результатов. Такой трехстадийный метод поиска. оптимизации активных сред и запуска лазеров доказал свою эффективность.

1.3 Нетрадиционная лазсрно-оптнческая диагностика мощных ионных пучкоя.

Исследования энергетических параметров (КПД) взаимодействия мошных ионных пучков с газами требуют тщательных измерений параметров пучка -энергозапаса, энергетического спектра, расходимости, области выделения энергии,энерговклада в среду.

Известны н широко применяются [1,24] ядерно-актнвационная методика оценки потока ионов, различных типов цилиндры Фарадея и калориметры, время-пролетные и пробежные спектрометры [5]. Однако . в условиях

стесненной в пространстве мншенной области, мощных электрических и магнитных помех, плотностей пучка, приводящих к плазмообразованню на датчиках измерительных приборов, разового характера пучков многие из известных диагностик становятся неприменимы [111]. В работах по накачке газовых лазеров ионными пучками были получены новые возможности создания диагностических средств [100-101,111]. работающие в перечисленных условиях и основанные на особенностях взаимодействия ионных пучков с газом и лазерной генерации. В частности, предложен метод определения угловых и энергетических характеристик сильноточного протонного пучка . основанный на лазерном эффекте в газовой смеси Ar+Nj. Пороговая плотность тока протонов < 1А/смг, минимальный поперечный раз-

ф

мер 3-4 см. энергия >1 МэВ. Метод имеет угловое разрешение I и энергетическое не хуже 40°.'о для протонов с энергией до I МэВ. Угловые характеристики определяются путем лазерной визуализации пучка. Для этой цели пучок инжектируется в смесь газов Аг+Н,(рис.8). Если смесь помещена в оптический резонатор, ось которого поперечна вектору скорости протонов и добротность резонатора достаточна, то возникает лазерная генерация на УФ переходах молекулы N^. Условия лазерной генерации в этой смеси при протонной накачке хорошо изучены (раздел 5.1). Если в качестве оптического резонатора использовать простейший из зеркала полного отражения и прозрачной выходной пластины, то пороговая плотность тока составляет I А/см2, если резонатор составлен из добротных зеркал с отражением 30-90% , то пороговая плотность тока протонов уменьшается до долей А/см1. Угловые характеристики протонного пучка отображаются в конфигурации сечения лазерного луча, которое регистрируется фотографическими средствами. Из рис.8 видно, что угол расходимости пучка определяется непосредственно из автографа лазерного луча. Вывод же лазерного излучения без искажений в силу высокой направленности из мишенной области совершенно электромагнитно помехозащитен и может осуществляться практически на любое расстояние. По ширине автографа, совпадающей с . пробегом протонов в газе, легко получить их максимальную энергию. Аппаратурное уширенне протонного пучки с энергией до I МэВ возникает за счет рассеяния в разделительном окне и в газе активной среды и определяется в основном кулоновским рассеянием в поле ядра [25].

<<9>

2, 2 3ГгУЛ

А/г

где - зарядовое число и плотность атомов мишени, г - пробег иона, V и^ч скорость и приведенная масса иона А- кулоновскнй логарифм. При характерных условиях задачи аппаратурное уширеиие (угловое разрешение)

не хуже I на основном участке траектории , что вполне достаточно для практических целей.

Визуализация проточного пучка позволяет не только измерить максимальную энергию протонов в пучке. Для иемонохроматического пучка распределение интенсивности излучения в луче лазера несет информацию и о его спектре энергий. Решив обратную задачу, спектр можно восстановить. В рзботе [26] похожий подход независимо использовался для восстановления спектра ультрамягкого рентгеновского излучения. Решение ситемы кинетических уравнений для Аг+^лазера показало [104], что в диапазоне энергии монохроматических протонов до I МэВ скорость заселения верхнего лазерного уровня слабо зависит от пробега. Распределение интенсивности излучения по сечению луча лазера определяется в этом случае энергетическим спектральным составом пучка и зависимостью КПД лазерной генерации от удельной мощности накачки [112]. Получено, что зависимость интенсивности лазерного излучения от координаты вдоль вектора скорости протонов имеет вид

удельный энерговклад накачки.£>и-КПД лазерной генерации,£ (Е) - весовой множитель, определяемый средней эффективностью лазерной генерации для

о

сСос

ЛI

зо

Рис.7 Схема стенда для возбуждения газовых лазеров е

- мощным электронным пучком с удельной мощностью 2.10 Вт/см атм

гу;

Рис.8 Схема лазерной визуализации протонного пучка. 1- входное окно (майлар толщиной 4,5 мкм), 2- газовый объем, 3- зеркала резонатора

и/ие , етн. 11. 1

а • Ол

к 1 ( 05

Л 0.2

А 0.1

»Л / £,МзВ

6

М0 3Б0 310 А ,НМ

Рис.9 а-энергетические спектры протонного пучка,измеренные злектрофизическим(1),ядетю-активационным(2) и предложенным^) методами, б-порог генерации для различных переходов

данной энергии иона [105], №(Е) - количество ионов пучка, имеющих энергию Е. нормированное на максимальное значение Как и ранее

необходимо, чтобы резонатор сотоял из плоских зеркал. Полученное выражение позволяет по значениям, полученным при фотометрнровании автографа луча лазера, восстановить спектр энергий пучка. Математические методы решения подобных задач известны. Спектр восстанавливался методом максимального правдоподобия [26]. Апробация предложенной методики проведена путем сравнения спектров протонного пучка полученного электрофизическим и ядерноактивационным методом за тонкими фолъгамн. Результат сравнения показан на рис.9. Предложенный метод позволяет получить более тонкие детали спектра протонного пучка.

Зависимость выходных параметров газового лазера от энерговклада накачки (энергозапаса ионного пучка) определяет физическую основу для создания лазерно-оптического калориметра [101]. В частности, для хорошо изученных смесей Аг+Ы^М] (раздел 5.1) спектр излучения состоит из набора дискретных линий. Порог накачки, начиная с которого данная спектральная линия становится генерирующей, является для каждой линии строго определенным (рнс.9б). Появление в спектре определенных спектральных линий и их комбинаций, легко фиксируемое с помощью оптического спектрографа, позволяет определять энергозапас пучка. Поскольку пространственная область энерговыделения ионного пучка, в отличие от электронного, не испытывающего существенного рассеяния совпадает с пробегом и легко определяется, возможно получить энергозапас инжектированного пучка. В отдельных случаях данный метод может быть удобен и даже незаменим [9У].

1.4 Источники мощных СВЧ импульсов для накачки газовых

лпзеров - проблемы ввода энергии и измерений.

Значительная доля излучаемой энергии сверхмощного точечного источника находится в сантиметровом СВЧ диапазоне длин волн, длитель- ' ность импульса которого составляет единицы - десятки не [11-12]. Моделирование воздействия такого излучения на газ основывается на использовании мощных импульсных релятивистских генераторов СВЧ диапазона. Накопителем энергии для генераторов этого класса является сильноточный электронный ускоритель, который применяется для возбуждения газовых

лазеров электронным пучком и самостоятельно [16]. Дополнительное звено преобразования энергии (электронный пучок - СВЧ импульс) снижает общий КПД. Однако, показано, что физические свойства СВЧ излучения позволили сформулировать новый подход к созданию технологических лазеров [67-73], схема которого дана на рис.10. КПД ускорителя, электронных диодов, релятивистских СВЧ генераторов хорошо изучены и доведены до высоких Значений [73]. В работе показаны преимущества мощного СВЧ разряда высокого давления с точки зрения потерь и ресурса разделительного окна (рис. 10), поглощения энергии накачки в разряде и состояния плазмы, позволяющего лазерную генерацию при сравнимых с пучковой накачкой КПД. ..

Рис. )0 Схема газового лазера ни базе электронного ускорителя. I -накопитель электрической энергии, 2 - электронный диод. 3 -СВЧ генератор, 4 - разделительное окно, 5 - активная среда.

В Табл.4 даны результаты сравнения электронно-пучковой и СВЧ накачки при типичных параметрах ускорителей и активной среды с точки зрения общего КПД лазера, как основы для решения в выборе схемы технологического лазера [73].

Табл.4

вид накачки 42 Чъ 1". ■Л 6 1% ,%

электронный пучок 100 50 100 90 25-50 6 0,07-0,14

СВЧ импульс . 100 30 10-40 100 100 6 0,03-0,12

Экспериментально физика СВЧ разряда с мощностью МВт-ГВт при давлениях газа до десятков атмосфер до работ автора практически не разви-

валась [27]. Это было связано прежде всего с отсутствием генераторов указанного диапазона мощностей [3]. Традиционно исследования взаимодействия мощных СВЧ излучений с плазмой ограничивались бесстолкнови-тельной плазмой [28], нагревом о стационарном режиме на мегаваттом уровне мощности [29-30]. СВЧ разрядом субмегаваттной мощности в волновых пучках [31], несамостоятельным СВЧ разрядом применительно к ИК лазерам [27]. Из наиболее близких работ отметим работы [14-15, 32], уровень мощности п которых не превышал мегаватта и единственную работу по СВЧ пробою воздуха субгнгаваттным СВЧ импульсом [33]. Для работы был впервые использован релятивистский СВЧ магнетрон см/С =30 не)

[66,113). Для повышения эффективности использования электронного пучка в диоде магнетрона была впервые применена симметричная запитка взрыво-эмнссионного катода, что препятствует дрйфовому выносу электронов из области анодного блока. Потребовалось решить две задачи - создать максимально однородное магнитное поле посредством пары Гельмгольца и добиться минимальных размеров, чтобы избежать потерь пучка вне области анодного блока за счет эмиссии с катододержателей. Разработанная конструкция катушек Гельмгольца представляет собой единый с магнетроном блок, расположенный в вакуумном объеме (рис.11).

При работе с мощностями СВЧ импульсов на грани вакуумного пробоя волноводов было предложено измерение энергии СВЧ импульса специально разработанными шнрокоапертурными калориметрами полного поглощения [114]. Рис.11. Требования, предъявляемые к лазерам с СВЧ накачкой заключаются в :

-полном поглощении в активной среде лазера падающей СВЧ мощности, -однородном по пространству энерговкладе накачки, -протяженной форме разряда с отношением с!/[.>>1 (¿-поперечный а Ь-продольный размер разряда). Резонаторные методы, методы поверхностной волны, свободно локализованный СВЧ разряд в связи с данными требованиями оказались малопригодны. ( Поэтому рассматривались иные схемы ввода СВЧ энергии.В режиме бегущей волны с поперечным и продольным вводом СВЧ энергии в активную среду. Поперечные методы ввода (распределенные и дискретные направленные от-ветвители, согласующие с нагрузкой устройства типа рупоров) [13.115] в связи с проблемами электрической прочности, технической сложности ока-

Рис.11. а - Общий вид магнетрона: 1-магннтниП блок, 2-кату»ки Гельнгольцв, 3-катододержатели, 4-катод. б - Зависимость энергии СВЧ импульса от величины индукции магнитного поля В при (1-13 мн. а - ВирокополосииП СВЧ калориметр полного поглощения: 1-акваяаг, 2-диэлектрический конус, 3-тепловой датчик, 4-нагреватель, 5-система калибровки, 6-при-емний рупор, 7-измерительний прибор, г - Общий вид. д - Плазменный СВЧ калориметр: 1-кварцевая труба, 2-днэлектрическая шайба, 3-тепло-чувствительный датчик, 4-калибровочниА нагреватель, в - Зависимость погашенной СВЧ энергии от падаищеП для газовой смеси Не-Хе-ССЧта-эера при Р«1 атм. *

зались менее удобными. Поэтому теоретически и экспериментально была определена оригинальная электродинамическая структура ввода типа обратного рупора, удовлетворяющая вышеперечисленным требованиям [I 16-1 17]. Кроме того, после обнаружения эффекта устойчивости СВЧ разряда при высоких мощностях и давлениях газа (раздел 3.1. 3.2) [118] выяснилось, что данная электродинамическая структура является оптимальной для получения самостоятельного устойчивого мощного СВЧ разряда высокого давления. Предложенная структура ввода имеет вид, показанный на рис. 12. Решая задачу о переносе мощности в волноводе с неоднород-но-поглошаюшей средой можно получить дифференциальное уравнение, описывающее зависимость коэффициента затухания от продольной координаты Z.

Исходя из условия полного поглощения и равномерного возбуждения газа, с учетом затухания в плазме и влияния диэлектрической трубки, содержащей газ, получена зависимость сечения узкой стенки прямоугольного волновода (мода Н^) [117].

где b-размер на входе СВЧ волны. Неоднородность накачки газа в такой системе не превышала 14%.

Также как для накачки ионными пучками особое внимание уделялось измерениям параметров энергоносителя накачки (СВЧ импульса) и энерговклада в газ. Основываясь на эффекте полного поглощения СВЧ энергии в плазме разряда высокого давления [119] в резонансе поглощения для чего подбирались параметры Ne/Ncn 1>/аГ где N¿- критическая концентрация электронов, l) -частота соударений ,ií- частота ЭМВ (раздел 3.2) был предложен и реализован новый тип плазменного калориметра [120]. Это позво- ' лило измерять энерговклад и его распределение в разряде с точностью лучше 20%. Пороговая чувствительность составила единицы мДж, длина ка-лорнметрируемой области в протяженном разряде 4-100 см и в принципе может быть сделана сколь необходимо большой. Изучение СВЧ разряда высокого давления позволило также предложить [121-122] новый способ изме-

рения длины волны СВЧ импульса. Однократный характер, малая длительность (менее 100 периодов несущей частоты) затрудняют использование измерительных линий, спектральных приборов резонансного или гетеродинного типа. Предложенный способ основан на оптических свойствах СВЧ разряда. Минимапьныая длительность СВЧ импульса может составлять единицы не, точность измерения длины волны 1%. Способ основан на решении задачи распространения ЭМВ в волноводе с плазменной нагрузкой и Фурье-преобразовании зависимости распределения интенсивности излучения СВЧ разряда от пространственной координаты (теория способа дана в [122]). Аналогично методике последовательного исследования активных сред при накачке частотно-периодическим пучком, мощным электронным пучком и наконец ионным пучком и созданному набору экспериментальных пучковых стендов была создана серия СВЧ стендов,- частотно-периодический и мощный релятивистский с параметрами приведенными в Табл. I.

Таким образом, предложенный подход к возбуждению газовых лазеров СВЧ импульсами привел к развитию новых измерительных методик и устройств, наметил новую схему технологических лазеров (раздел 5.5). В целом, исследование и разработка специализированных источников мощных ионных пучков, применение релятивистских СВЧ генераторов и предложенные механизмы и электродинамические структуры ввода СВЧ энергии в газ высокого давления заложили базу для экспериментального направления работ по физике взаимодействия мощных ионных пучков и СВЧ импульсов с активной средой газовых лазеров и ииследованию лазеров с соответствующей накачкой в новом диапазоне условий.

Часть П. Пучковая плазма активных сред газопых лазеров -создание и диагностика.

Лазерная генерация происходит принципиально в неравновесной плазме

_ _.ра.»н

двух типов неравновесностн. когда Те > , называемой ионизацноннон [17], и когда "!е< рекомбинаиионной неравновесностыо. В работе [17] показано, что для продвижения в коротковолновый диапазон длин волн и к более высоким удельным характерпстикам энергонапряженностн среды предпочтительнее выглядит рекомбинационная неравновесность (переохлажденная плазма). Задача полученияя плазмы определенного состояния с задан-

г э

ными параметрами при предельно высоких мощностях накачки (до 10 -10 Вт/см5атм) решалась с помощью мощных ионных пучков и СВЧ импульсов. С точки зрения состояния плазмы важно знание электронной и газовой тем -пературы, концентрации электронов и тяжелых частиц в случае динамической активной среды, населенности уровней. Поскольку моделируемое жесткое ионизирующее излучение обладает мощностями, достаточными для испарения твердого тела (плазменный факел) и при этом способностью нетепловой ионизации были исследованы способы создания динамической активной среды в плазме металлов на основе управляемого электровзрыва проводников (ЭВП), искрового разряда в вакууме и газе и прямого пучкового воздействия [ 123. 96-98].

В случае СВЧ разряда принципиальным оказалось получение и объяснение полного резонансного поглощения и состояния плазмы при N^/N^»1,

I»1.

Для излучательных характеристик активных сред и лазерной генерации увеличение мощности накачки до 10 Вт/см атм позволило определить пороговые, оптимальные и предельно допустимые из-за перегрева среды уровни накачки. При экспериментальных измерениях параметров плазмы использовались известные и оригинальные [124-126] оптические .спектроскопические методики, источники для абсолютных и относительных оптичес- ' ких калибровок ( источники типа абсолютно черное тело с яркостной температурой от 1000 до 40000 К, лампы с барьерным разрядом [127], водородные ВУФ отпаянные и капиллярные лампы.

2.1 Ионно-пучкомя плазма в газах атмосферных давлений . В разделе 1.1 оонсаны ионные пушки, которые позволяли формировать ленточные , сфокусированные в линейный фокус и коаксиально сходящиеся

о

пучкнсдлиной профиля (фокуса) 10-100 см, плотностью тока до 1.5 кА/см,

9 о

энергией до 1 МэВ, удельной мощностью накачки среды до 10 Вт/см . При таких мощностях с учетом радиационных потерь из плазмы температура газа оценивается, как [128]

Эг. 9гРся

Т=То+(1-£)РУ 3 \Ус1г/[5го§г (Ср............... )],

где Тв, V - начальные температура и объем газа, Б-плошадь окна инжек-ции пучка, 9 - удельный вес газа, Ср- теплоемкость, К - газовая постоянная^ молекулярный вес гаэа,£- доля радиационных потерь (50% [17]).

Для пучка с 500 КэВ, 3=400 А/см 80 не данные расчетов приведены в Табл.5.

Табл.5

газ. Ые Аг Кг Хе

Т,вК 1100 1700 2400 3000

Из абсолютных измерений [128] получено, что вклад равновесного излучения из плазмы достигает от 0,05% для легкого газа (Ne) до 65% в случае тяжелого газа (Хе) , что свидетельствует о достижениии области равновесного перегрева активной среды, то есть верхнего предела энергонапряженности среды. В отличие от электронных пучков с такими же энергиями ( I МэВ) пробеги протонных пучков составляют единицы см. рассеяние в разделительном окне и газе (раздел 1.3) не превышает единиц градусов [111]. Это позволяет точно определить область энерговыделения протонов для расчетов удельных характеристик. рис.13. В то же время по сравнению с электронным пучком велики потери в разделительном окне, Табл.6.

Табл.6

потериАЕ/Е ."о 25 50 100

ион

+ *

Н 5 8 12

Не1"" 0,5 1,5 3.5

толшнна мпндаровой пленки в раделительном окне в мкм

Эти данные позволяют определить с учетом прочности фольги область допустимых условий инжекции [64]. В типичном случае разделительная фольга выгорает за одно срабатывание.

Плотность мощности накачки газа заряженной частицей пропорциональна тормозной способности с!ЕЛ1х. В области скоростей налетающей частицы V >> . где 2Е / ш .Езу1- энергия связи электрона в атоме,

тормозная способность описывается формулой Бете-Блоха

- с!Е/ах = 41Ге<< (1п 2глу2/ I) / ту*

где N - плотность газа, Z - зарядовое число ядра, г - заряд частииы. I -средняя энергия возбуждения атома. С учетом параметров ускорителя прямого действия можно получить [81] асимптоты зависимости тормозной способности от сорта частицы (под которым понимается А и г частицы ) в области высоких и низких скоростей.

- с!Е/с1х~С}-/"гИ01А ,при низких скоростях и

- йЕ/йх~С|А / 1/0 , где СА г, - размерные константы, при высоких скоростях.

Имеется оптимум (рис.1) тормозной способности, который для различных частиц достигает разных величин при различных напряжениях ускорения [81]. На рнс.14 приведена рассчитанная зависимость плотности ' мощности накачки для Аг от сорта частицы при характерном ускоряющем напряжении ио = 1 МВ. При воздействии ионных пучков не среду с учетом немонохроматического характера спектра пучка в области основного энер-говыделення пучка процессами перезарядки можно пренебречь. Скорости возбуждений и ионизации газа протонным пучком ^ имеют вид [104-105]

4(1

о £' с _ аУс/х

где I- вид взаимодействия.

Расчет вклада вторичных и каскадных электронов показывает [104-105], что возбуждение и ионизация происходит за их счет на порядок сильнее, чем в первичных соударениях. Это сближает физику взаимодействия ионного и электронного пучков. Однако, в связи с зависимостью вида спектра каскадных электронов от сорта налетающей частицы существу зависимость эффективности накачки конкретного газа различными ионами [81].

г-у- И«)* к^т)'

® и V

о

где Ь(Е) =Ы ^ (с)Е/<1х) - одночастичная тормозная способность, £ь -энергия уровня, 1 - означает вид взаимодействия, - эффективность электрона, Т - энергия вторичных электронов, Тт - верхняя граница спектра вторичных электронов.

Получен [81] небольшой рост эффективности для оптимального сорта нона. Анализ отдельной эффективности электронов каскада для различных первичных ионов в пучке ,

где обозначения те же, также показывает слабую зависимость (до 1.5 раз в оптимуме). Несмотря на то, что средняя энергия в спектре вторичных электронов меняется в зависимости от сорта первичной налетающей чатицы на 2-3 порядка , термализация электронов в плазме [17] происходит за времена значительно меньшие длительности импульса накачки и характерного времени основных плазмохимических и радиационных процессов. Это позволяет сделать вывод о несущественном отличии в физике элементарных взаимодействий для различных налетающих частиц - З'- квантов, электронов, протонов и других ионов и дает методологическую

Рис.13. Рис.15 .

Рис.12 Схема электродинамической структуры ввода СВЧ мощности в режиме бегущей волны.

Профиль узкой стенки (1), распределение СВЧ энррго-вклада в плазму вдоль продольной оси (2).

Рис.13. Область накачки (пробега протонов) протонным (1) и электронным (2) пучками. Аг при р=1,5 атм. Толщина фольги 12 мкм. Коаксиальная и пленарная накачка

Рис.14 Зависимость нормированной мощности накачки Аг от сорта инжектируемого иона.

А=7 (1), 11 (2), 30 (3), 40 (4), 63 (5), 79 (5).

Рис.15 Зависимость электронной концентрации в гелиевой плазме от времени при Р=0,2 10 (2), 0,5 10 (3) и 10 Па (4), 1- ток накачки

основу для лабораторного моделирования протонным пучком сверхмощного жесткого ионизатора активной среды газового лазера. В то же время некоторые физические особенности мощных ионных пучков, в частности, полное поглошение на конструкционных элементах лазера при инжекции пучка, не полностью скомпенсированный объемный заряд приводят к новым проблемам. Например, кулоновская расфокусировка пучка на мишени [89], что требовало специальных технических решений [70,93-94]. Существенное

8 о

значение этот эффект приобретает при потоках свыше 5-10 Вт/см .

Наиболее подробные данные о состоянии плазмы , возбуждаемой протонным пучком, получены для гелия [95,124,129-130].

Степень ионизации плазмы инертных газов при возбуждении жестким

4 е

ионизатором с частотой ионизации 10-10 с (для протонов это соответс-

-2 3 » -4 -3

твует плотности тока 10 - 10 А/см ) не превышает 10-10 . При атмосферных давлениях это соответствует концентрации плазмы 10 -10 см ? В экспериментах использовался гелий высокой частоты, давление достигало 3 атм. Измерялся штарковский контур линии иона Hell 468 нм. Ширина аппаратной функции не превышала 0,025 нм. Из уширення контура определялась электронная концентрация-плазмы, а методом максимального правдоподобия электронная температура [124]. Зависимость ^.измеренная для разных давлений, представлена на рис. 15. Полученные данные удовлетворительно подтверждают расчеты кинетики гелиевой плазмы, возбуждаемой протонным пучком [130]. Электронная температура в момент действия тока накачки составляла при давлении гелия в одну атмосферу 0,13 эВ. Это на порядок меньше, чем равновесная температура "по Саха" для данной электронной концентрации. Плазма, созданная протонным пучком, следовательно является в данном диапазоне накачек глубоко переохлажденной. В [129] построена кинетическая модель плазмы Не, возбуждаемой протонным пучком для условий экспериментов [95]. На рис.16 даны рассчетные зависимости основных параметров плазмы Не. Экспериментально подтверждены ряд ее теоретически полученных особенностей. Расчетные характеристики качественно совпадают с измеренными . что дает основу для дальнейшей работы с моделью. Максимальная

величина Np достигается на спаде импульса накачки. В расчете N , в аб е

эксперименте h^co N

Временной ход населенностей уровней л =5,4 (pjic.J6) качественно согласуется с экспериментальными данными по свечению линий на перехо-

Рис.16 Теоретическая зависимость параметров плазмы (а,б) (Мрнаселенность 1-го уровня!,в-экспе-риментальное свечение с уровней п=4 и 5.

Рис.17 Населенности уровней Ней а- L=22A/cm , 6-2,8 А/смг. 1-в максимуме протонного пучка,2-на заднем фронте,3-в послесвечении.

дах 5-3, 4-3, что совпадает с расчетами и объясняется ростом скорости электронного девозбуждения для более высоких уроейен. Экспериментальное наблюдение двугорбой структуры свечения линий 5-3,4-3 при плотнос-

-J

тн электронов N =10 см позволяет сделать предположения о скоростях с

пеннинговской очистки уровней п=5.4. Переходы иона Hell 4-3 и 5-3 при расчетах показывают усиление и их изучение в рамках поэтапного масштабирования водородоподобных ионов с целью продвижения в более коротковолновый диапазон длин волн генерации при более мошной накачке имеет практическое значение. Более перспективными для получения высоких коэффициентов усиления могут оказаться ионы других инертных газов (Ne, Аг,Кг,Хе) . Это обусловлено более высоким соотношением сечения двукратной и однократной ионизации 0,03-0,1 по сравнению с гелием. На рис.17 показано распределение населенностей Hell [130]. Населенности являются неравновесными, существенно отличаются от больцмановс-кнх. Переходы 7-4, 7-5, 7-6 яввляются инвертированными. В работах [35-36] в условиях рекомбннируюшей Hell плазмы получены подобные распределения. Равновесное больцмановское распределение уровнен начинается с п=7-9 в сторону больших п. Распределение не претерпевает качественного изменения при переходе от режима нагрева газа пучком к режиму послесвечения. Это свидетельствует о квазистационарном механизме формирования рекомбннируюшей плазмы жестким ионизатором [17].

Таким образом, получены особенности ионной накачки, обоснована методика лабораторного моделирования жесткого ионизатора, определены границы условий примменимости ионных пучков. Полученные результаты дают обоснование переохлажденного характера протонно-пучковой плазмы при возбуждении газа атмосферного давления, обеспечивают основу для тере-тических работ по расчетам и предсказанию условий лазерной генерации на водородоподобных ионах в коротковолновом диапазоне.

2.2 Динамические активные среды для накачки жестким ионизатором .

Проблема потерь ионов в разделительном окне, необходимость моделирования воздействия жесткого ионизатора на твердое тело и пары (плазму) твердого тела стимулировали работу по получению и исследованию динамических сред-ЭВП и протонно-пучкового факела, получаемого

при воздействии протонного пучка на поверхность твердого тела [97-98.102-103.131-134]. Исследована возможность получения плотных паров металла (меди) с низкой температурой при ЭВП в вакууме. Получены пары с температурой < 0.5 эВ, концентрацией 2-10 см в объеме диаметром 6 и длиной 12 см. В известных работах в результате быстрого ввода энергии (>100 МДж/с) пары металлов получаются перегретыми (Т > 10,к), с высокой степенью ионизации, а при попытках охлаждения паров зв счет свободного расширения в вакууме их плотность падает до < 10 см"1. В отличие от этого подхода предложен медленный ввод энергии (10 МДж/с) в разряд и принудительное управление током разряда, что позволило избежать значительного перегрева и ионизации паров, регулировать их температуру [102]. Экспериментальная установка показана на рис.18. Управление током разряда осуществлялось с помощью дополнительной, взрывае-

I

мой в диэлектрике проволочки. Установлено, что на начальном этапе ЭВП появление г-пинча приводит к образованию импульсного выброса плазмы из канала разряда, который размывает границу пар-вакуум. Длительность выброса плазмы не более I мкс, скорость разлета 10-100 км/с. Фактически. на основе этого эффекта предложен новый метод ускорения тяжелых ионов [102]. В то же время управление вводом энергии в разряд позволяет устранить эту "быструю плазму" и получить пары металла с концентрацией 10 см в протяженном объеме с резкой границей пар-вакуум (рис. 19).При ЭВП для поставленной задачи 2-пинч играет негативную роль [134]. При 2-пинче температура в разряде увеличивается до 10^-'К, в момент развала 2-пинча образуется плазма, разлетающаяся со скоростью 10-100 км/с. При медленном вводе энергии в разряд скорость основной массы паров составляет I км/с [123]. Предложенный метод управления током позволил не только предотвратить выброс опережающих сгустков плазмы. которая йе позволяет сочленить генератор ионного пучка и генератор плотных паров металла - активную среду, но и управлять температурой паров, рис.20. На нем показано пространственно-временное распределение ' передней и задней границы паров металла, распределение давления паров. К 80 мксек в цилиндрическом объеме диаметром 4 см среднее давление составляет 0,8 атм. что достаточно для накачки протонным пучком. Выбирая задержку срыва тока ЭВП можно изменять давление пара. а если при этом перемещать проволочку в соответствии с кривой I на рис.20, то

в

Ям

* 5> <4 й

Рис.18 Схема экспериментальной

установки, а - с шунтирующим разрядником,

6 - с дополнительным ЭВП, в - компановка установки.

1 -батарея конденсаторов,

2 - разрядник, 3 -шунтирующий разрядник, 4 - проволочка,

5 - пояса Роговского, 6 - синхронизирующее устройство,

7 - осциллограф, 8 - дополнительный ЭВП, 9 - полосковая линия, 10 - изолятор, 11 -зонд, 12 - окно, 13 - фотоаппарат,

14 - ФЭК, 15 - спектрограф ИСП-30.

г"

¿Н/2 РН

зг . л

Рис.19 Фото- и спектрохронограммы ЭВП без(а) И с управлением тока разряда (б).

можно стабилизировать пространственное положение паров в оптической зоне резонатора лазера.

Разработан и применен новый метод создания плотных низкотемпературных паров металлов в плазменном факеле при взаимодействии мощного ионного пучка с поверхностью твердого тела. Измерены параметры плазмы факела, показано.что плазма переохлаждена [98]. Ускорительная техника (раздел 1.1) позволяет получать ионные пучки с килоджоульными энергозапасами и подходящим для создания протяженного плазменного факела линейным фокусом длиной 30 см и более. Первый же эксперимент [87] по получению паров металлов с помощью мощного пучка ионов показал, что плазма обладает необычными свойствами [97]. Схема экспериментальной установки

показана на рис.21. Площадь облучения пучком достигала ЗхЗО см*. Плос-

_ л

кая металлическая мишень во всех случаях помещалась в вакуум 10 мм.рт.ст. На параметры факела влияют как характеристики ионного пучка так и материал мишени. В Табл.7 приведены основные справочные и расчетные характеристики исследованных материалов.

Табл.7

Характеристика Материал мишени

Си Fe Mo Pb

теплота сублимации, кДж/г 5,5 7.1 6.2 0,96

пробег протона, мкм кол. испаренных атомов. 10 2.9 3 3,8 4,8

2.5 2,5 2,1 1.6

плотность пара на момент окончания 1Î 1

действия пучка, 10 см 6,25 12,5 7 2.7

Электронная концентрация была измерена для мишеней из свинца и меди по штарковскому уширению Cul 406,2 нм. электронная температура по отношению интенсивностей линий Cul 510,7 нм и Cul 515,3 нм. Оценивался вклад иных механизмов уширения: допплеровского, под влиянием газового давления. Получено, что измерение Nç возможно при Ne>5-I0 см .

На рис.21 приведены результаты измерений в зависимости от нормальной к поверхности мишени координаты, вдоль которой происходит разлет плазмы факела. Из рис. видно, что в пределах области плазма пере-

охлаждена, поскольку Те < Температура электроноп в факеле составляет 0,6 эВ и слабо зависит от координаты. Температура тяжелых частиц на расстоянии 2 мм от мишени составляет ЗОООТС. При увеличении расстояния сплошной спектр равновесного излучения переходил в атомарный и ионный, или молекулярный. Из совокупности этих результатов следует, что сочетание параметров плазмы факела, получаемого при воздействии мошного ионногс/пучка на твердое тело, отличается от реализующихся при иных способах создания паров металлов. Плазма факела имеет высокую плотность частиц, является низкотемпературной и ионизаиионно переохлажденной. Новые свойства полученной плазмы лротонно-лучкового факела ,в отличие от например лазерной плазмы, позволили получить новые излучатель-ные переходы, интенсивное излучение молекул металлов (раздел 4.4).

В теоретических работах (17) были предсказаны эффективные коротковолновые переходы в плазме в смеси инертных газов и паров металлов. Для получения такой плотной низкотемпературной плазмы протяженной конфигурации в вакууме (пары металлов) или газе низкого давления создан еще один тип динамической активной среды (рис.2.2). Длина ряда металлических таблеток-электродов достигала 16 см.Для формирования в разряде импульса определенной длительности и плазмы паров определенного состава в контур разряда включена взрывающаяся проволочка. После пробоя зазоров и срабатывания разрядника происходит разряд накопительного конденсатора в результате которого образуется плотная плазма, расширяющаяся в объеме камеры. Элсктроразрядный подогрев плазмы является нежелательным при использовании ее в качестве активной среды при пучковой накачке поэтому в установке используется управляемый обрыв тока.

Энергия, вкладываемая в разряд достигает 200 Дж, что на два порядка превышает энерговклад в известных работах (37]. За счет этого удалось существенно увеличить плотность среды.

Таким образом, исследованный генератор плотной низкотемпературной плазмы металлов позволяет получать плазму как в вакууме, так и в атмосфере гелия давлением свыше 300 Тор. Скорость разлета плазмы в вакуум составляет 7- 10 см/сек. Концентрация пиров в случае меди в гелии достн гает 2 •) 0*6 см"1.

Рис.22

-

А,*

Рис.20 Пространственно-временное местоположение переднего (1),заднего (2)фронта медных паров,среднее давление паров-13),радиальное распределение плотности паров (4).

Рис.21 Схема эксперимента: 1- катод, 2- анод, 3- мишень, 4- сфокусированный ионный пучок, 5- плазменный факел, 6- конденсатор, 7-ИСП-ЗО, 8- фотоэлектронный катод ФЭК-22

Изменения вдоль нормальной к мишени координаты равновесной (1) и измеренной (2) температуры, концентрации электронов (3), концентрации тяжелых частиц (4) для свинцовой мишени, электоонной кониен-тоаиии (5) для мепной мишени

Рис.22 Схема генератора паров металлов.

1- камеоа. 2- стеклянная подложка, 3- медные таблетки, 4- разряд-., ник типа ИРТ-2, 5- накопительный конденсатои, 6- схема пуска, 7--высоковольтный трансформатор, 8- поджигаюиий разряд«"». 9-взрм-ееюшаяся проволочка, »0- диэлектрическая диафрагма, 11- делитель напряжения, 12- пояс Роговского.

Рис.23 Точность оценки Те в зависимости от отношения (сигнал/шум) , контур НеИ Х=468,6нм.

2.3 Измерение параметров и Т& в неравновесной плазме.

Создание теоретических кинетических моделей активной среды с пучковой накачкой, их компьютерная и экспериментальная оптимизация крайне неэффективны без знания макропараметров плазмы - электронной концентрации и температуры. Для измерения этих величин подходят спектроскопические методы |38], однако измерение Т^, за исключением лазерных методов , требует выполнения условия термодинимического равновесия. По условиям эксперимента время жизни плазмы лежит в диапазоне десятков не, что затрудняет использование лазерных методов. Для рекомбинацмонно-не-равновесной плазмы термодинамическое равновесие недостижимо принципиально [I7J. Предложена методика измерения Ne и Те по штарковски уширенному контуру на примере Hell ^ = 468.6 нм. Измерение не требует термодинамического равновесия, предположений о характере неравновесности плазмы, пригодно для любых, описанных теоретически контуров линий.

В низкотемпературной плазме атмосферных давлений основным фактором, вызывающим уширение контура линии является Штарк-эффект, вызванный полем ионов и электронов плазмы. Допплеровским, Зеемановским, Ван-дер-Ваальсовскими факторами уширения можно пренебречь. Имеющаяся теория штарковского контура [38] используется для определения электронной концентрации, которая связана с полушириной контура. Например для Н,[ЭЧ •

Здесь в А, Ne - в 10 см: Обычно после этого вычисляют "^предполагая известным состояние плазмы и используя формулу Саха или аналог Больцмановского распределения для термодинамически неравновесной плазмы

где Е^ энергия уровнен, л - главное квантовое число, 3 - потенциал ионизации, g^.g^- статистические веса п - уровня и основного состояния иона. В условиях, когда состояние плазмы является целью измерения и заранее неизвестно, общепринятая методика неприменима. Кроме того, требуется измерение интенсивности более, чем одной линии. Вместе с тем, теоретически показано, что [38] функция, описывающая штарковский

контур зависит от двух переменных Ngii Tg. Обычно предполагают, что зависимость от "^пренебрежимо мала. Такой подход является частным случаем (приводящим к аналитической зависимости) более общей задачи. Она может быть сформулирована как опенка двух неизвестных парметров (Ne), от которых зависит измеряемая функция, в данном случае контур линии. При наличии теоретической связи измеряемой функции с оцениваемыми параметрами может быть составлен функционал измеренной и расчетной функции контура. Задача оценки решается путем оптимизации данного функционала методами теории оптимизации. В таком подходе важно показать унимодальность функции цели, необходимо было также оценить точность процедуры измерения. В результате численного моделирования показана унимодальность выбранной функции цели [124]. иными словами однозначность решения задачи измерения Ne и Тр. На рис.23 приведена зависимость относительной погрешности оценки Т^от величины отношения сигнала к шуму. При погрешностях измерения ширины контура в 10% ошибка в оценке Те достигает 25% и затем быстро растет. С учетом того, что при некоторых экспериментальных условиях иного подходящего метода определения Тене имеется, полученные цифры являются приемлемыми. Экспериментальная апробация заключалась в возбуждении гелия атмосферного давления мощным протонным пучком (раздел 2.1). При этом .как показано теоретически [17] возникает глубоко переохлажденная плазма. Погрешность измерения ширин контура уменьшалась статистическим накоплением за несколько срабатываний и не превышала 5-10%. На рис.23 показан измеренный контур линии Л = 468.6 hm Hell. Электронная концентрация и температура, оцененные по предложенной методике составили 3-10 см3, 0,45 эВ. Равновесная температура по Саха для данной концентрации составляет 1,2 эВ поэтому плазма имеет рекомбинационно-неравновесный тип состояния. Оценка Neno предложенной методике совпадала с оценкой по общепринятой схеме из полуширины контура.

Таким образом, предложенная и исследованная методика не зависит от ' каких-либо предположений о состоянии плазмы, дает независимые значения оцениваемых величин, обладает приемлемой помехоустойчивостью, применима к контуру линии любого перехода, если он имеет теоретическое описание в зависимости от N_ и То.

Часть III Мощный импульсный СВЧ разряд высокого давления, ■сак активная среда газового лазера.

3.1 Мощный СВЧ разряд высокого давления.

Для работы эксимерного лазера давления газа должны достигать десятков атмосфер [16], электронные концентрации 10-10 см i[17], В СВЧ диапазоне это соттветствует плазме с параметрами WuT>>1, Nc/Nt>>l, f «I, где^-степень ионизации плазмы, Ы^ш&^МГе^критическая концентрация. Таким образом ставится задача взаимодействия СВЧ импульса со слабоионнзованной. сильностолкновительной плазмой. Полное отражение ЭМВ плазмой происходит при электронных концентрациях, значительно превосходящих критическую

N =N. (1 + Т>/4 W2). отр с

При атмосферных давлениях инертных газов (1-10) атм в 10-см диапазоне СВЧ длин волн превышение f^/NJ. может составлять до ¡о'-Ю^ [65,67]. При этом учитывается затяжка плазменного резонанса с учетом

макроскопических свойств плазменного объема. Значит, даже для самосто-

15 1£

ятелыюго разряда электронная концентрация может достигать 10 -10 см Необходимую удельную мощность накачки для достижения таких концентраций можно оценить снизу, как

Р со N £ VIV , где £ - энергия рождения пары ионов, f -длительность СВЧ импульса, V - объем плазмы. Требуемая таким образом мощность СВЧ импульса составляет более

Р>(106- 109) Вт, что само по себе в технике СВЧ генераторов получено в последние годы в технике релятивистской сильноточной электроники.

Механизм поглощения СВЧ мощности связан с резонансом на плазменной частоте однако, как и для любой колебательной системы с сильными потерями резонансная частота плазменных колебаний отличается от классической (в отсутствие потерь) [40] как

•где - "

Расчет коэффициента затухания в структуре, схема которой показана на рис. 12 в разделе 1.4, выполненный аналогично [41] показывает резонансный тип поглощения.

5.1

Л 4 1

Л* 3, УС

где К - константа, зависящая от параметров трубкнДиЛдлнна волны о

свободном пространстве и свободном волноводе, и ^ - площадь сечения плазмы и волновода. Существуют две области СВЧ разряда в зависимости от электронной концентрации. Область неустойчивости типа ионнзацкон-но-перегревной и область устойчивого разряда. В левой части резонансных кривых (рис.24) флуктуационное увеличение электронной концентрации ведет к росту поглощенной мощности и к росту электронной концентрации. Работает цепочка событий характерная для перегревной неустойчивости

Разряд становится устойчивым при выполнении!! условия резонанса. Таким образом, если мощности СВЧ импульса достаточно для достижения резонансной электронной концентрации, то во времени и пространстве разряд должен перейти в устойчивое состояние. Полученные оценки показали, что мощности для этого лежат в диапазоне М Вт - ГВт, то есть доступны только релятивистским приборам СВЧ [3]. В известных работах (27,31] неустойчивость в плазмес 0/(6 >1 объясняется таким образом недостаточно высокой мощностью СВЧ импульсов. Резонансный механизм поглощения в снльностолкновительнон плазме имеет фундаментальный характер и проявляется при различной геометрии взаимодействия ЭМВ с плазмой.

При нормальном падении ЭМВ на плоский слон плазмы решение волно- ' вого уравнения позволило вычислить коэффициенты отражения, поглощения и прохождения СВЧ волны. Для малых значений ^/(»Г и Ь^Л^расчеты выполнялись в [43]. Результаты решения показаны на рис.24. Из их анализа вытекает принцип автостабилизации мощного СВЧ разряда в плотном газе. При условии необходимо большой мощности, согласованной с объемом раз-

[42].

С другой стороны, в право части кривой кепочка событий иная

Рис.24 а- Зависимость коэффициента затухания в прямоугольном волноводе с плазменным стержнем радиуса R»0,5cm, Л=10см. . . 1- Vu>«0,l; 2- Voj =1; 3- Vj-lO; 4- Vol =100, 5- =1000.

б- Коэффициенты отражения (пунктир.) .прохождения (штрих-пунктир.), поглощения(сплошная линия) в слое плазмы с NWecons't. l-^/j-l, 2- vO»10, 3- v/j-lOO, 4- Vu) =1000.

в- Изменение резонансного значения относительной электронной концентрации в зависимости от толщины слоя плазмы и частоты соударений.

П*

■ "TS

А

Рис.25.

а - Схема экспериментальной установки для исследования параметров плазмы в мощном СВЧ разряде

б - Геометрия взаимодействия ЭМВ с плазмой и зависимость электронной концентрации от давления для: 1- Аг, 2 - Ме, 3 -Не.

ряда по мере развития разряда происходит его стабилизация начиная от наиболее удаленных областей ог точки входа ЭМВ и распространение этой области устойчивости навстречу ЭМВ. В экспериментах показана возможность перехода СВЧ разряда в устойчивое состояние при сверхвысоких мощностях. Поглощение СВЧ мощности, как следует из рис.24 в резонансе достигает величины, близкой к 100°п и зависящей от конкретной геометрии взаимодействия.

Вопрос о необходимой величине СВЧ мощности актуален также в связи с пробивными нппряженностями в самостоятельном разряде. В (44] вычислено. что для инертных газов атмосферного давления мощность должна быть 1-100 МВт. что близко к полученным экспериментальным результатам.

Предельная энергонапряженность среды для СВЧ разряда составляет ? 8 3

10-10 Вт/см и слабо зависит от давления газа в диапазоне атмосферных давлений. Таким образом мощный СВЧ разряд высокого давления позволяет получить электронную концентрацию в плазме, энергонапряженность активной среды близкие и превышающие параметры, получаемые при электронно-пучковой накачке [16].

Возбуждаемый ЭМВ объем, определяемый на первый взгляд скин-слоем

где с - скорость света, может быть существенно больше за счет переноса возбуждения радиационным или иным ("убегающие электроны") механизмом [67]. Кроме того, состояние СВЧ разрядной плазмы может совпадать с состоянием электронно-пучковой плазмы, быть рекомбннаиионно-неравно-весным [65,67]. Цикл экспериментальных работ включал исследование формирования СВЧ разряда в газах атмосферного давления, разряда в объеме превышающем скин-слой, измерение параметров плазмы, получение лазерной генерации в мощном СВЧ разряде.

3.2 Состояние плазмы и взаимодействие с СВЧ импульсом. '

Параметры плазмы. Спектроскопическим методом по штарковскому уши-рению Н^измерены электронные концентрации в СВЧ разряде в инертных газах [65]. Рис.25. Соотношение 10 получено впервые именно в разряде увеличенной мощности.Получено, что резонансное значение возрастает за счет эффекта затяжки плазменного резонанса из-за влияния

С ОТ

(

внешней электродинамической структуры (рис.24в). При использовании коротких импульсов длительностью 7 не давлении газов Ne.He.Ar 0.2-1 атм

-3

и мощности 30 МВт электронная концентрация составляла до 5-10 см . И в нано- и в микросекундной области длительностей мощных СВЧ импульсов получно, что электронные концентрации лежат в рабочем диапазоне газовых лазеров высокого давления.

ХаргАстерным для СВЧ разряда во всех случаях было наличие двух областей свечения. Одна из них соответствует скин-слою, вторая (внутренняя в случае коаксиальной геометрии разряда) области переноса возбуждения. Как следует из спектрограмм с пространственным разрешением (рис.26) возбуждение различных излучательных переходов происходит в разных областях по разному. Это объясняется различным состоянием плазмы в данных областях. Существенно, что как и предсказывалось теоретически возбуждение лазерных переходов происходит аналогично тому, как в пучковой плазме. Исследовано влияющее на механизмы возбуждения линий состояние плазмы.определяемое параметрами Т^и На рис.26 приведено радиальное распределение электронной концентрации в разряде. Величина электронной концентрации приктически одинакова для обеих областей, что демонстрирует эффективность механизмов переноса возбуждения. Измерение температуры электронов показало, что в скин слое "^=1,1 эВ, во внутренней области разряда 0,3 эВ, в то время, как равновесная по-Саха температура составляет 0,95 эВ для обеих областей. Следует вывод, что плазма СВЧ разряда в скин-слое является ионизационно-неравновесной, а во внутренней области рекомбинационно-неравновесной. Таким образом ,в мощном СВЧ разряде реализуются два различных механизма возбуждения спектральных линий: электронным ударом в скин-слое и релаксационными процессами в плазме внутренней области. Оба механизма применимы для возбуждения в газовых лазерах высокого давления 117]. однако последний более предпочтителен для накачки плазменных коротковолновых лазеров. Важен вопрос о деталях механизмов возбуждения в области вне скин-слоя.

-г -6

Импульсный нагрев плазмы с учетом длительностей СВЧ импульса 10 -10

2

с, давления газа более I атм, времени релаксации плазмы '/^5 Л^

где 6- коэффициент рекомбинации, при электронной температуре 1 эВ,

15" -1

электронной концентрации 10 см и характерном времени амбнполярной диф-

фузии где = 0.5 см - радиус разрядной трубки а 0А- коэффициент

амбиполярной диффузии, приводит к выполнению следующих соотношении: Т'лел<< Тд где Т^ -период следования СВЧ импульсов. Иными

словами, за время действия СВЧ-импульса и релаксации плазмы в послесвечении электроны не успевают проднффундировать из скин-слоя.

Предложен [135] косвенный метод проверки гипотезы о рекомбинацн-онной неравновесности и механизме ее создания в области вне скин-слоя. Найдена возможность качественной оценки функции распределения электронов (ФРЭ) в СВЧ разряде. В основе лежит использование чувствительных к ФРЭ плазмохнмическнх процессов в плазме Аг+Ь^и зависящих от них радиационных переходов. Смесь Аг+Ы^хорошо изучена, а плазмохимические процессы могут быть описаны в кинетической модели (раздел 5.1). На рис.26 изображена схема основных процессов, влияющих на населенность верхнего уровня молекулы азота. Решая систему уравнений баланса в ста-

ционарном режиме можно получить населенности

С)

[АЛ] = Ые[(а1+ар/кз][Аг]/[^]

ГМ2(С)] ={а2Ые[К,1 + Ме(а<+а3)[Аг] ) /к,[Аг] . где а^ ^ = - сечения взаимодействия при соударениях с электроном,

имеющим скорость v. скобки означают усреднение по скоростям с учетом ФРЭ, квадратные скобки означают концентрацию.

Добавки аргона к азоту приводят к появлению канала, влияющего на населенность состояния N¿(0. Процесс 1 на рис.27 протекает в одном из следующих направлений

Аг*+ N¿»N^(0) + Аг(150) (2)

или Аг + N (С)-+ Аг(',3р-) + в зависимости от населеиностей состояний Аг и концентраций Аг ,

Ь^в смеси. В принятой схеме эти населенности зависят от соответствующих сечений взаимодействия и ФРЭ. Пучковый разряд имеет более "жесткую" ФРЭ, чем электрический разряд [17]. Каскадные электроны при торможении пучка (раздел 2.1) имеют энергии до сотен электрон-вольт. Варьируя энергию (скорость) электрона в максимуме ФРЭ можно добиться передачи энергии по одному из каналов . что следует из соотношения

[N¿0 МАг*] = к [ I + каг /(а,+ а,)]. (3)

где к I [ Аг] - относительная доля азота в смеси.

Соотношение населенностей Н^(С) и Аг . влияющих на направление реакции 1 (рис.27) зависит от величины, определяемой ФРЭ и Исходя из зависимостей 2 н ФРЭ увеличение отношения (3). большая вероятность передачи энергии по второму каналу (2) возможно только при низких значениях энергий электронов. Наоборот, возрастание "жесткости'' ФРЭ приведет к смешению равновесия в сторону первой из реакций (2).

Экспериментально легко установить по какому направлению в (2) происходит передача энергии. По поведению энергии лазерного излучения в ; зависимости от доли аргона в смеси можно установить рост населенности или наоборот увеличение безызлучательного тушения верхнего лазерного уровня ^ (С). А это будет качественно определять степень "жесткости" ФРЭ в СВЧ разряде. В эксперименте использовались протонный пучок, СВЧ 1 импульс релятивистского магнетрона, и поперечный электрический разряд : на установке аналогичной [45]. Параметры накачки, геометрия активной среды и оптических резонаторов были близки для всех трех случаев. На рис.28 приведены зависимости энергии лазерного излучения от доли аргона в смеси для различных типов разрядов. Из одинакового поведения кри-; вых для протонно-пучкового и СВЧ разрядов и противоположного - в случае I поперечного электрического разряда следует вывод, что в СВЧ разряде ФРЭ является более "жесткой", чем в поперечном электрическом. Учитывая хорошую корреляцию с зависимостями для пучка протонов, можно предположить, что энергии электронов в СВЧ разряде достигают энергий вторичных и каскадных электронов в протонно-пучковом разряде:

£ С - 4) (п^ Шр) Е в [45]. где Ео- энергия протона, причем доля таких энергетичных электронов во ФРЭ велика. В условиях наших СВЧ импульсов £ $ (0.5 - 2) кэВ.

Полученные результаты доказывают, что с точки зрения ФРЭ мощный СВЧ разряд близок к пучковому. Наличие "жесткой" составляющей ФРЭ в СВЧ разряде позволяет понять рекомбинационно-неравновесный характер плазмы в СВЧ разряде [67]. Появление быстрых электронов в полях достаточно высоких напряженностей обязано своим происхождением уменьшению сечений неупрутих взаимодействий электронов при высоких скоростях и аналогично так называемому явлению "убегающих электронов" в электрическом разряде.

Поглощение СВЧ мощности в сильностолкновительной плазме. На рис.29 приведены результаты измерений поглощенной мощности для разных газов.

'?. 1 tu ;п »9 .44« | iet* i м ((•Ii (Г*

... L 1 1 г . 4 IL

}>

н

t t'J

Ш Ш w

m

m

зм

за

m

9*

311

Рис.26

321

ЗОИ,«»

V i »/»,

a_Спектр свечения смеси Ne-Xe-СС£4(1000:50:1), Р= =1 атм, а- область скин-слоя, б- внутренняя область. Стрелками отмечены линии, хорошо возбуждаемые во внутренней области.

^"Радиальные зависимости интенсивности свечения СВЧ разряда на переходе H/J(486,1 им) в Не(1), в 1Ы2), электронной концентрации в Не(З) (Р=3 атм, доля И2 59Q и в Н2(4), интенсивности свечения молекулыХ^СЙ5) (308 нм) в смеси №-Хе-ССе.( 1000:50:1 ), Р=1 атм (ослаблено в 10 раз).

Рис.28

Рис.27

4

СС

« м па е„)1

Рис.27, а - Схема плазмохимических процессов в упрошенной модели Аг-гс2лазера (к^- константы скоростей реакций,

сечение взаимодействия), б - Сечение взаимодействия при соударении с электроном: 1-возбужде-ние уровня С3ПиШС2), 2-воэбужде-ние уровней'-'Ру (О}), 3-ионизация аргона ( 63 ),-энергия электрона.

Рис.28. Зависимость энергии в импульсе излучения от доли аргона при накачке Аг-М2смеси протонным пучком (гене-рация-1, спонтанное излучение-2), в СВЧ разряде (генерация-3), в поперечном электрическом разряде (ге-нерация-4, спонтанное излучение-5).

Рис.29. Зависимость поглощенной в плазме СВЧ мощности для: 1 - смеси газов Ме-ХёСС?*, (300:60 :1) , 2 -Ме,(3-Не от давления. Р„..=500 МВт. Длина разряда 100 см; диаметр плазмы -1 см, геометрия взаимодействия указана на рис.256.

г J

р, лпп

Рис.29

Зависимость качественно совпадает с приведенной на рис.24. Экспериментальные зависимости поглощенной мощности от давления подтверждают резонансный механизм поглощения . Зависимость поглощения от удельной вложенной мощности в расчете на одну частицу (пропорциональной электронной концентрации) для воздуха при варьировании как давления воздуха (от 5 Тор до I атм) так и вложенной энергии (до 2,8 Дж) СВЧ импульса носит экстремальный характер, достигая в максимуме 90% J119]. Коэффициент поглощения СВЧ мощности в плазме достигал, таким образом, десят- • ков процентов, а в случае смеси газов Ne+Xe+CCI^npn давлении 4 атм был близок к 100%.

Устойчивость и однородность разряда. Переход сверхмощного СВЧ разряда в устойчивое состояние по мере роста мощности накачки получен в двух типах электродинамических структур (118]. В первой из них (рис.30) мощность СВЧ импульса была распределена вдоль газовой трубки как показано на рис. Это давало возможность сравнивать разряд при различных локальных удельных мощностях накачки. Как и было теоретически показано (раздел 3.1) при низкой мощности разряд носит неустойчивый . (филаментированный) характер. Пороговая мощность, начиная с которой разряд становится устойчивым и однородным в пространстве при давлениях 2-13 атм составила 10-200 МВт, что согласуется с оценкой в разделе 3.1.Пробивные мощности СВЧ импульса составили величины того же порядка.

Во второй исследованной структуре (рис.12) при росте падающей мощности от 150 до 500 МВт отдельные нитевидные неустойчивости ионизаци-онно-перегревной природы сливались в однородный разряд, демонстрируя принцип автостабилизации мощного СВЧ разряда, предложенный теоретически п разделе 3.1. В целом данная структура , как и получено теоретически , обеспечила равномерный ввод мощности в разряд протяженностью до 100 см. На рис. 12 приведены результаты прямого калориметрирования вложенной в плазму СВЧ мощности для падающей мощности 500 МВт, длительности импульса 16 не, газовой смеси Ne+Xe+CCI^(300-60-l) при давлении 1,5 атм, которые свидетельствуют о высокой степени однородности разряда.

3.3 СВЧ разряд большого объема.

В [65] показано, что возбуждение плазмы, а в [66] лазерная генера- " пия происходит в области вне скин-слоя на глубину порядка см за счет

iv, и>т

Рис.31.

Рис.30. Распределенидмощности СВЧ колебании вдоль трубки(а);

отографии интегрального свечения разряда в Хе при давлениях: 2 атм (б), 6,5 атн (в), 12,5 атм (г), д - Микроденси-тограмма свечения для случая (в). Стрелками указаны места филаментации разряда. В центре разряд переходит в устойчивое состояние.

Рис.31. Диэлектрическая трубка с плазмой, айв -внешний и внутрнний радиусы трубки, £,- диэлектрическая проницаемость материала трубки, £„- диэлектрическая проницаемость плазмы.

Рис.32а-Картнна линий равных амплитуд электрического поля прц в/\= -0,08, а/в = 2, = 100, N /Ис- 1000, £,= 3,8 (Е - поляоиэа'Ция б-Картина линий равных амплитуд электрического поля при =

0,08, 10, N1/^= 1000 (Н - поляризация).

в-Распределение амплитуды электрического поля по координате X при В/А = 0,08, = 100, Н/Нс= 1000, 3,8. а/в = 1 (1), а/в = 1,6 (2), а/в = 2. Е - поляризация

1> 2

пробега "жестких" электронов [135] и ионизирующего коротковолнового излучения [65] в диапазоне 50-250 нм. На этой основе и исходя из необходимости возбуждения объемов значительно превышающих объем скин-слоя было предложено [137-138] использовать явление дифракции СВЧ волны в пространственной решетке из плазменных цилиндров (единичная активная среда). Работ такого направления известно не было. На первом этапе рассматривалась [ 120] задача дифракции ЭМВ на отдельном плазменном цилиндре в диэлектрической оболочке, что позволяет выявить вклад отдельного элемента решетки в общее распределение поля. Рассмотрены случаи Е и Н поляризации (вектор соответствующей напряженности параллелен оси трубки). В случае Е-поляризации исследуемая трубка с плазмой, декартовые х.у.г и цилиндрические г.?системы координат изображены ни рис.31.

Со стороны положительных значений х на трубку с плазмой падает плоскаяя линейно поляризованная ЭМВ. Полное поле в случае Е-поляриза-цин возникающее в пространстве в результате дифракции на трубке с плазмой определяется г составляющей электрического поля для которой получены разложения [48]

кв-еО

[с г ад+% «а>

(о^е)

где .1 , Ыд, Н^- функции Бесселя. Неймана и Ханкеля. к( = У^^/Ио' и

М» ' " в°лновые числа материала трубки и плазмы, Ап. В^, С^, Оп-

неизвестные коэффициенты, являющиеся решениями данной граничной задачи.

В случае Н-поляризации ЭМВ полное поле дифракции определяется следующими разложениями [49].

^^[п^н^Лл^^Ы.ф^Ч- (4)

•Ei = -¿г, SJS ^rfc^i^' z)J-

__. его ,

К =-h ФМА*) -ZZXfib Ф^

3 ^^П. о«-оо ^

(OS-L&S), (6)

где a^b^, с^, ün-неизвестные коэффициенты, которые определяются с использованием граничных условий на границах 1 и II, 2 и III сред.

В результате численного суммирования рядов (1-3, 4-6) получены распределения амплитуд полного электрического поля дифрагированной волны (рис.32), а также распределение полного поля вдоль направления распространения волны. Плазма приводит к перераспределению электромагнитного поля в пространстве. Образуется стоячая волна, слева поле затенено и постепенно восстанавливается по мерс удаления от цилиндра. С ростом давления газа влияние цилиндра на распределение поля уменьшается, интерференционная картина сглаживается, уменьшается отражение от плазмы, величина ЭМВ внутри цилиндра возрастает. С увеличением Ne/Nc усиливается влияние цилиндра на распределение поля в пространстве при заданных ))/йГ. При данных значениях параметров 0/LS и /Vg плазма по своим свойствам близка к проводнику [50]. Получено заметное

влияние на поле дифрагированной волны диэлектрической трубки в которой содержится газ. Причем увеличение поля на самой трубке может достигать в определенных условиях 2 раз. что может быть использовано для облегчения иоджига разряда н начальные моменты.

В случае М-полярнзаинн в отличие от Е-поляризаиии поле в области тен цилиндра восстанавливается значительно быстрее, что дает основу для более плотной пространственной плазменной решетки как активной среды газового лазера. Интерференционная картина менее выражена, влияние материала самой трубки незначительно. В результате исследования дифракции ЭМВ на отдельном цилиндре получены свойства, которые необходимо учитывать при создании пространственных плазменных решеток. При Е-поляризации ЭМВ эффект фокусирования ЭМВ трубкой можно использовать для увеличения прозрачности решетки из плазменных цилиндров с целью получения СВЧ разряда в большом количестве трубок. Н-поляризация выглядит предпочтительнее для получения СВЧ разряда большого объема. Закономерности распределения поля в теневой области позволяют обеспечить равномерный знерговклад в отдельные элементы пространственной решетки составленной из отдельных плазменных цилиндров исследованного типа.

На втором этапе исследовалось взаимодействие ЭВМ с пространственной однослойной дифракционной решеткой. Общая теория дифракции в подобных структурах рассмотрена в [51]. Исследовалась задача о дифракции на решетке из проводников, из проводников в диэлектрическом покрытии, из чисто диэлектрических цилиндров. Задачи дифракции на решетке из плазменных цилиндров в известных работах не ставились.

Исследуемая для целей создания активной среды лазера на СВЧ разряде большого объема решетка приведена на рис.33. Поле рассеянной в пространстве волны имеет вид

где Нт(х) - функция Ханкеля второго рода, гп и Ф цилиндрические координаты в точке наблюдения, припеденные кп.-му цилиндру. Поле внутри коаксиальных плазменных цилиндров нмеет вид

/И - - '->

Со«? г„ ^

.где ¡^ (х) и ^^(х) - функции Бесселя и Неймана, ^¿¿¡у," ^^^¡Г}^®7, волновые числа диэлектрика и плазмы. Неизвестные коэффициен X , С^ П Мт определяются в ходе решения. Используя условия непрерывности на поверхности цилиндров, граничные условия , теорему сложения цилиндрических функций можно получить бесконечную систему линейных алгебраических уравнений для определения искомых коэффициентов разложения полей дифракции. Как и для случая дифракции на отдельном цилиндре выделены два интересующих случая Е- и Н-поляризации ЭМВ. Уравнения в случае Н-поляризации получаются из уравнений для Е-полярнзацни заменой

Системы уравнений решаются численными методами [53) для различных параметров задачи. Характерными крайними случаями состояния плазмы с точки зрения взаимодействия с ЭМВ явлется случай высокой проводимости (аналог проводника) и случай диэлектрика без потерь, которые соответствуют решеткам из металлических и чисто диэлектрических цилиндров.

Зависимости коэффициента прохождения | В^ через решетку из металлических цилиндров для различных параметров заполнения решетки в случае нормального падения даны на рис.34 [53].(а-Е-поляризация, б-Н-поляри-зацня). С ростом (З/Д коэффициент прозрачности для "редкой решетки" быстро нарастает и при <Н\ существуют области полной прозрачности. Этот вывод верен для обоих типов поляризации ЭМВ. В длинноволновой области для Н-поляризации п отличие от Е-полярнзашш прозрачность решетки выше. В случае взаимодействия ЭМВ с решеткой из диэлектрических цилиндров [49] дифракционные свойства решетки слабо зависят от типа поляризации (рис.33). В длинноволновом приближении с1/ Л «I решетка полностью прозрачна при любых параметрах системы. Поскольку свойства плазмы меняются в зависимости от параметров \) / и

широких пределах, приведенные крайние случаи показывают возможности создания многослойной пространственной решетки из плазменных

Рис.33.

Схема задачи о дифракции ЭМВ на решетке из плазменных цилиндров.

<jV ofi q¿ io i4 V i8 2,0 2¿

<¿y

el <j6 0,b ¿p *J2 -р 2O ?г

I ж

Рис.34 I-Зависимость коэффициента прохождения от d/д для различных заполнений решетки из металлических цилиндров в случае нормального падения (а-Е поля-пияапия. б-Н поляпизапия) 1-^S=0.25. Z-t-0.5). 3-(=0,75), 4-(=0,95). * ^

П-в случае диэлектрических цилиндров ^г=0,5.

цилиндров с заданными распределениями анерговклада накачки а)сгивной среды по пространству СВЧ импульсом.

Выводы, полученные теоретически о возможности получения СВЧ разряда в дифракционных электродинамических структурах в объемах значительно больших скнн-слоя стимулировали цикл экспериментальных работ [120,138]. Экспериментально исследована возможность получения СВЧ разряда в системе газоразрядных трубок. Дифракционная решетка, составленная из газонаполненных диэлектрических трубок с параметром =0.2 помешалась под углом 45 в электродинамическую структуру типа показанной нарис.12. Прохождение ЭМВ вглубь решетки сопровождалось поглощением СВЧ энергии (рис.35). Случай близкий к Е-поляризации ЭМВ действительно оказался с точки зрения распространения ЭМВ не оптимальным. В экспериментах также исследовалось распространение ЭМВ через дифракционную решетку с малым параметром =0.01 в случае, когда вектор напряженности электрического поля перпендикулярен элементам решетки. На рис.36 приведен разряд в неоне (I атм). Четко виден скин слой, составляющий величину около 1 мм. Плазменная дифракционная решетка создавалась посредством размещения во внутреннем объеме трубки вдоль ее оси керамических трубочек внешним диаметром 2 мм и внутренним 0.5 мм. В этом случае.как видно из рис.366,разряд горит в области, не ограниченной скин-слоем за счет дифракции ЭМВ на отдельных плазменных элементах. Как следует из вышеприведеного теоретического рассмотрения объем разряда в этом случае скин-слоем не ограничен в принципе и может быть сделан необходимо большим. Доплиительиым эффектом в случае решетки составленной из диэлектрических тонких элементов, разделяющих плазменные элементы является возможность увеличения направленности лазерного излучения в режиме безрезонаторной генерации (раздел 5.4). что для случая коротковолновой генерации имеет важное значение.

Таким образом, изучение мощного СВЧ разряда в столкновительной

б 7

плазме показало, что возможно получение Ь^/ Ыс до 10 - 10 , разряд становится устойчивым при высоких мощностях, поглощение носит полный характер, плазма СВЧ разряда имеет области рекомбинаиионной неравновесности и близка к пучковой плазме, разряд можно получать в объемах не ограниченных скин-слоем.

11111'-' -3-101 з С"

-3-101 Зсм

Те-Т Т

500

ЧОО

зоо

200

100

Не л/е

40 йг

о г ь 6 I п

Рис.35.

2О кг

120

Хе

Рис.36.

Рис.35. С8Ч разряд в плазменной диф-реоетке при давлении неона р=1 атм (а), и распределение интенсивности свечения неона по трубкам (б). 6:1- р=30тор, 2 - р=0,5атм 3 - р=1атм, 4 - р=1,5атн. номер трубки.

Рис.36. СВЧ разряд в Ые (Н-поляризаци а - без дифрешетки; б - дифракционная решетка

Зд=0,02.

Рис.38. Зависимость Те-Т от атомногс

Т

веса инертного газа. а=10 , Т=0,02 эВ, ■» = 10лс-1.

М, а.е.м.

Рис.38.

Часть JV. Излучательмыс и усиливающие переходы в энергонапряженных актннныч средах в новых условиях накачки.

4.1. Активные среды димероп Не^, Nij, Дг^, Kr^, Xi^ и

ионов К2* инертных газон в НУФ и УФ области.

На рис. 37 представлены полученные в области 50-401) нм спектры излучения всех инертных газов, возбуждаемых ншюсекуплным электронным пучком при давлениях 1.5 атм.

В спектрах излучения Не и Ne континуум имеет максимум на 85 и 88 нм. Эти континуумы соответствуют излучению днмеров Не*и Ne*iia переходе

Спектры излучения остальных инертных газов состоят из двух континуумов. Первый находится в ВУФ области с максимумами на длинах волн 126, 146 и 172нмдляАг. Ki и Хе и соответствует переходам днмеров с нижних колебательных уровней электронных состоянии в основное отталкива гельное состояние . Второй континуум сдвинут в длинноволновую часть спектра и охватывает диапазон от вакуумною ультрафиолета до видимой области с максимумом в интерпале 200-30(1 им для Аг. Кг и Хе. Впервые исследованы временные характеристики излучения днмеров всех инертных газов при возбуждении их короткоимпульсным электронным пучком (5 нс) с удельной мощностью накачки 10 Вт/см в диапазоне давлений 0.1-3 атм.

Лазерная генераиня на димерах при давлениях инертных газов близких к атмосферному, практически не исследовалась.

Измерения позволили оценить скорости и характер релаксационных процессов образования возбужденных молекул К определить условия лазерной генерации на переходе

icm-'z;.) 1141)-ni].

Для временных характеристик излучения днмеров R общей тенденцией является возрастание длительности излучения для более легкого газа за исключением гелия, длительность излучения которого наименьшая.

Образование излучаюших состояний происходит, в основном в трех-

3 4

частичном взаимодействии возбужденных R ( 1'1г) и невозбужденных R( SQ)

атомов инертного газа (кроме Не (142-14.1]). При воздействии на инертный

* 3

газ пучка быстрых заряженных частиц возбужденные уровни Л ( ¡¡г)

заселяются, как правило. через диссоциативную рекомбинацию молекулярных + *

ионов Л« . С другой стороны, возбужденные атомы К , взаимодействуя с

+•

электронами плазмы, ионизируются ими в континуум (Я ).

4- +

Рекомбинационый поток из континуума ( Я , I* ) на возбужденные состояния ' ) можно представить в виде

где К-константа реакции ассоциации Я в димер) . Р> - константа реакции диссоциативной рекомбинации 1*2,

1т

оС - константа реакции ионизации К в континуум, плотность электронов, N - плотность частиц в основном состоянии. Время Т

высвечивания на переходе

(»гг-'г;)

определяется в основном, скоростью рекомбинационного потока

- ^/ф .

При невысоком давлении инертного газа (Р<3 атм) и мощности накач-

6 8 ъ М 1С -Ь

киШ-НГ Вт/см . при которой Ые= 10 - 10 см , величина существенно зависит от температуры электронов Т^.

Квазистацнонарное значение Те зависит от сорта инертного газа. На рис. 38 приведена зависимость

(Те-г;/г

от атомного веса инертного газа для условий, близких к экспериментальным: У = 10 с'!Л~\{) , Т - 0.02 эВ , позволяющая объяснить времена излучения и еще раз подчеркнуть роль источника накачки, влияющего на Гц плазмы.

Для тяжелых инертных газов отрыв Те от Т больше для легких газов и длительность излучения возрастает с уменьшением атомного веса. Чем выше давление, тем меньше различие во временнах свечения. При р>3 атм длительности свечения Аг, Кг, Хе примерно одинаковы.

Длительность свечения Не^ наибольшая а длительность излучения Не^ наименьшая из всех инертных газов, что также объясняется кинетикой плазмо.химических процессов и параметрами плазмы.

В плазме аргона, создаваемой электронным пучком, образуется более

А/е

Л, им

Аг

л, им

Рис.37 Спектры излучения инертных газов, возбуждаемых наносекундным электронным пучком. Р=1,5атм.

слабая рекомбинационая неравновесность. чем в плазме Кг и Хе при давлении газов р < 5-И) атм. Для получения лазерной генерации на переходе R^ ПР" Давлении инертного газа, близком к атмосферному,

наиболее благоприятна плазма Кг и Хе. Уже получена лазерная генерала

пня в Хе^ [16] и достигнуты коэфффиценты усиленшв Хег Кг2~ 0.06 см [144] при давлении газов р < 3 атм (раздел 5.3). При высоких плотностях ( р > 10 атм) инертных сазов усилительные свойства димеров А г. Кг. Хе должны проявляться одинаково.

В плазме Ne и Не формируется более сильная рекомбишщнонная неравновесность, чем для тяжелых инертных газов, даже при давлении р - I атм. вследствие практического отсутствия ионизационного потока в Ne и Не.

В плазме гелия, по-видимому, реализуются наиболее благоприятные условия для получения лазерной генерации на переходе <j ),

чем в остальных инертных газах в диапазоне давлений р> I атм. Широкополосные спектры излучения инертных газов в ВУФ и УФ областях спектра наблюдались при разных способах возбуждения. Они состоят из нескольких континуумов, интенсивность и ширина которых определяется конкретными условиями эксперимента ( источник возбуждения, давление газа. влияние примесей).

В наших экспериментах (см. рис. 37) при возбуждении как электронным [141. 145- 146] и ионным пучком [128] , так и в СВЧ разряде[143[ наряду с излучением димеров образовывался длинноволновый континуум с максимумами на длинах волн 200, 260, 300 им для Аг. Кг и Хе, соответственно [147]. При росте мощности накачки вплоть до равновесного разогрева среды их интенсивность возрастала [128].

Вопрос о природе континуума методически решался на основе сравнения свойств излучения димеров и длинноволнового континуума (интенсивность и длительность излучения, энергетический выход) в зависимости от изменения ра' чичных параметров: давление газа, количество примеси, мощность накачки. Использовались наносекундный электронный пучок, мощный протонный пучок и мощный СВЧ импульс.

Длинноволновый континуум в инертных газах Аг, Кг. Хе, наблюдаемый п ряде экспериментов [147]. по мнению авторов этих работ связан с переходами из левых точек поворота высоковозбужденных колеба-

1 V

тельных состоянии терма 2-^. Полученные же результаты |143-)47] доказывают, что длинноволновый континуум, наблюдаемый в наших экспериментах в инертных газах Аг, Кг. Хе не может быть объяснен механизмом "левых точек поворота" [148]. излучающим состоянием не может быть и тример образующийся из К.2Д2+ 21< К. так как оба вида излучения имеют

существенно различные времена свечения.

Происхождение длинноволнового континуума не может быть объяснено по результатам измерений и переходами между термами основного состояния К^. Излучение длинноволнового континуума в аргоне могло бы объясняться за счет переходов из состояния Аг^ . асимптотически переходящего в Аг+(353р6) + Аг(<50) в нижние состояния*2^",^П^. асимптотически переходящие в Аг+(3/3рг) + Аг( (рис. ЗУ. переходы 4,5).

Возможен и другой вариант: излучение возникает на переходе из

+ ^

состояния И2 . ассоциируемого на бесконечности с состояниями

И (п5 пр)

и И^Р^), в нижние состояния, аналогичные нижнему состоянию (рис. 39, переходы 6.7).

Данный вариант согласуется с результатами эксперимента. Из табли-

■+* +

иы 8 видно, то максимумы длин волн переходов в -»том случае наи-

лучшим образом совпадают с экспериментальными значениями.

Таблица 8.

Величина ожидаемых квантов излучения широкополосного континуума

Верхнее состояние

Нижнее-

состоя

ние

8» ^ (с) ^ (6)

+ ь <

К (П511Р ) ■*

КО^чр) + К (31\2)

Аг К. г Хе Аг Кг Хе

8.28эВ 8.31 аВ 6.07эВ 6.4эВ 4.8эВ 3.24эВ

(150нм) (150пм) (2<Мнм) (194нм) (258нм)(382нм)

10.2эВ 1О.ЗКэВ 8.07эВ 8.4эВ 6.8эВ 5.24эВ

(123нм) (123нм) (153нм) (147нм) (182нм) (236нм)

11.28эВ 11.38эВ У.07эВ 9.4эВ 7.8эВ 6.24эВ

(ИОнм) (Н)Унм) (137нм) (132нм)(159нм)(198нм)

Применительно к нашим данным в ИОФАН был выполнен численный

+У

расчет кинетики образования Я , [141], удовлетворительно описывающий основные результаты и подтверждающий предложенный механизм формирования второго континуума в излучении инертных газов при пучковой накачке.

Таким образом, на основе экспериментальных и расчетных данных идентифицирован переход и механизм образования излучающего в длинноволновый континуум Верхним излучающим состоянием является состояние, переходящее на бесконечности в

+ 5 «Г 1

Я (пэ пр ) + Я ( |>2 ), где п = 3.4 и 5 для А г. Кг и Хе соответственно. Определены условия для ВУФ лазерной генерации на димерах при низких давлениях газа и пучковой накачке.

4.2 Активные среды И + ^ "я переходе Н^^!*- ь'ЛГ^).

I з А"

Переход молекулы водорода а 2 — Ь£ , нижний терм которого является

3 «-

разлетным, бьш предложен для получения лазерной генерации еще в 1960 году [55]. Полоса излучения этого перехода простирается от ВУФ до ближнего ИК-днапазона, причем, сечение стимулированного излучения,

-18 о

достигает в максимуме значения 3-10 см (на длине волны 400 нм)

-1? »

незначительно уменьшается на краях полосы ( МО см на650 им и 2-10 смгпрн 200 нм). Причины, препятствующие получению генерации следующие. Широкая полоса перехода требует большой величины удельной мощности накачки, что труднодостижимо в случае возбуждения

водорода любыми видами накачки, во-вторых, неизбежное заселение близ-

1 3 4 '

лежащих к терму а^ термов молекул водорода (ВЕИС П^ Е^СП^) приводит к сильному поглощению излучения рассматриваемого перехода:

Н2+Ну _ Н2 (X Г) + е ;

4

где величина сечения фотоионизации в области 200 - 500 нм.

Термы С П^и Е Г^"являются долгоживущимн. и на них может накапливаться большое число частиц, что вносит существенный вклад в реабсорбцию.

Рис.39 Диаграмма энергетических уровней молекулы и молекулярного иона инертного газа на примере аргона.

Реализовать лазерную генерацию на переходе а — в молекулы Н^ можно при мошкой накачке и подборе механизма селективного заселения уровня u3Z+ Поэтому целесообразно использование мощного протонного пучка и смесей водорода с инертными газами (R + Н^смесн), в которых значительная часть энергии пучка аккумулируется в возбужденных состояниях инер-та, а заселение терма H^aZ^nponcxofliiT посредством характеризующихся большим сечением реакций (рис. 40) R* + Н^ _ Н*(а) + R .

Наибольшее сечение наблюдается при использовании в качестве буфера Аг

3

(контакта скорости реакции 1,2-10 см /с),что обуславливается практически совпадением метастлбильных уровнен Аг (4s, 4s) с термом Н (a, v'> 0) [150|.

Для исследования смесей этого типа при возбуждении мощным протонным пучком проведен цикл экспериментов. На первом этапе изучались временные и спектральные характеристики R + Н^смесей (Н^+ Не, Ne, Кг, Аг). Параметры нследовавшегося пучка составляли: Е= I МэВу=400 A/ci^.'i= 80 не, сечение пучка 30x2 см2".

Во всех инертных газах, кроме гелия, наблюдаются интенсивные континуумы излучения, идентифицируемые как переходы R^ (раздел 4.1). При добавлении водорода континуум R^ исчезает, возникает иной континуум, имеющий существенно иные спектрально-временные характеристики (рис. 41. кривые 3. 4 и П). Наблюдающийся континуум не является собственным излучением газов, гидридов инертных газов, поскольку излучательные характеристики их должны быть различными для разных инертов.Континуум принадлежит переходу а — в молекулы Н^. Спектр излучения этого перехода известен и приведен также на рис. 41 (кривая 5); корреляция его с наблюдающимися в эксперименте достаточно хорошая.

Интенсивность излучения континуума наибольшая для смеси

Ar+Hj, что связано с наилучшим совпадением энергий уровней Аг и Н<>

-к* -V

[150). При возбуждении Аг жестким ионизатором соотношение Аг : Аг >3,5,

4- и.

основная же часть ионов Аг уходит в реакцию конверсии с образованием Аг^ , Аг^ ■ Константы скоростей реакции этого типа ( 10 см6/с), по крайней мере на порядок превышают константу лнэлектронной рекомбинации Аг*". приводившей к образованию Аг . Это приводит к уменьшению заеленности терма Н,а32Гв, так

л * л + '

как значительная часть молекул Аг, . Аг. после цепочки плазмохимических ре-

приведет к возникновению молекул А) Н. Полученные же данныесвиде-

тельствуют о более эффективном наполнении терма а321., за счет реакции + * 0 Аг, + е —» Аг + Аг

-В ъ

с константой скорости 7-10 см /с. Таким образом, основные плазмохнми-ческие процессы вмеси можно представить в виде схемы, изображенной на рис. 40.

Для получения лазерной генерации большое значение имеет поглощение излучения на рабочем переходе. Ни рис. 49 представлены вычисленные значения сечений поглощения для компонент среды, имеющие наибольшее значение, а также спектральная зависимость сечения стимулированного излучения на рабочем переходе молекулы ьу 150]. Приведенные кривые показывают наличие очень сильного поглощения рабочего излучения в области 270-340 нм, ообенно для Аг^ , однако более поздние вычисления, проведенные в [56], подкрепленные сравнением с экспериментальными данными,

показали, то при сохранении формы зависимости от,| максимальные значения ~ -18 * 0, * =6-К) см7

Вполне возможно, что и сечение самопоглощения, обусловленное

фотоионизацией Н ^ не столь значительно, и коэфнцнент ветвления в реак-

hv

н

в наших условиях имеет большее значение для последней реакции .

На этой основе производился поиск лазерной генерации в смеси Ar-tll^. Плотность мощности накачки для'этой смеси достигала 4 40^ Вт/см5атм.

На рис. 43 представлены осциллограммы излучения, peí истрировав-шиеся при возбуждении смеси в оптическом резонаторе, настроенном на длину волны 250 нм( rf= 0.92, i2= 0.7). Пик излучения на фронте связан с генерацией на длине волны, определявшейся резонатором. Излучение анализировалось также в узкой полосе и имело п этом случае вид. представленный на рис. 43 (кривая I - при настроенном резонаторе, кривая 2 -без заднего зеркала). Сравнение осцилограмм подтверждило вывод о генерации на этой длине волны: при наличии резонатора происходило

значительное увеличение интенсивности излучения и уменьшение его длительности .

? 3

Порог генерации оставлял (2-3) К) Вт/см атм.Оптималыюе давление смеси 2.5 атм. На рис. 44 представлена зависимость интенсивности лазерной генерации на 250 им от концентрации водорода в смеси Аг4Н^ при оптимальном давлении. Генерация, аналогичная приведенной на рис. 43, была получена на иных длинах волн полосы при настройке резонатора на длины воли 340 нм (г, =. 0.99 и г^= 0.7) и 490 нм (г, = 0.99 и гг= 0.8), однако интенсивность их в пике излучения меньше (рис.42). При настройке резонатора на 308 нм (!• = 0.99) генерации получено

не было, что подтверждает роль большого поглощения в этой области спектра ♦ +*•

молекулами Аг^ и Аг,, (рис.42).

Таким образом, впервые получена лазерная генерация на переходе

а — Ь молекулы водорода при накачке мощным протонным пучком с увели-

g ^

ченной плотностью мощности накачки до 10 Вт/см ) смеси А^Н^на длинах волн 250, 340 и 400 нм. Максимальная мощность генерации составила 100 Вт на 250 нм. Оптимальное давление смеси в наших условиях равнялось 2.5 атм, генерация наблюдалась в широком диапазоне концентраций водорода.

Пороговая мощность (2-3)>10 Вт/см^атм. указывает на возможность значительного улучшения генерационных характеристик при увеличении мощности возбуждения.

Л Г птятл

Рис.40

5

3 >

Рис.41

V3

Не

А0'1 цл 1/>

г!л Лг

.V ' Д-1 АД * Кг

й> Х.ыс

I

200

500

л,им

% )

1 К О

к

] ¿,г*кс

С л 01 ич с

У 0

Ьнс

Рис.42

Рис.40 Упрощенная схема плазмохимических реакций в смеси Лг-Н^з при возбуждении мощным протонным пучком.

Рис.41 Спектральные и временные характеристики континуумов К^и Н2 (а-в) (пояснение в тексте).

Рис.42 Зависимости сечения фотопоглощения от длины волны для различных компонент смеси Аг-Н^ и осциллограммы лазерной генерации.

Рис.43 Осциллограммы импульсов излучения при накачке смеси Аг-И^ в высокодобротном резонаторе (пояснение в тексте).

4.3. Активные среды ПУФ области Ne + f^, Me + N2.

Наряду с ВУФ лазерами, имеющими активной средой димеры инертных газов, возможны разработки ВУФ лазеров с активными средами на основе смесей ллотны.х ( Р > I атм) газов, таких как Ne + fy 142]. Не + 1^(151].

Не + N,. Объектами, генерирующими лазерное излучение в этом случае, мо-¿ *

гут являться возбужденные молекулы NeF (107 нм). излучающие при переходе на разлетный 1ерм. и F¿ (157 нм). излучающие при переходе на устойчивый терм, и образующиеся в смесях Ne + (^и Не + t^. Использовать смесь Не + N¿yura получения лазерной генерации на атомарном переходе азота N (2fJ*3s—эргр ) с длиной волны излучения 174 нм впервые предложено в работе (57]. В данном разделе приведены результаты изучения излучения смесей Ne + Не + N^, возбуждаемых ианосекундным электронным пучком.

При возбуждении смеси Ne + ^электронным пучком должна образовываться эксимерная молекула Ne F**, излучающая в полосе с максимумом 108 нм. В подтверэждение этому имеется эксперимент [58|, в котором при возбуждении смеси Ne + ^электроным пучком наблюдалось широкополосное свечение с максимумом на 107 нм, отнесенное к излучению возбужденной молекулы NeF*

Интерес к этой молекуле объясняется тем, что в настоящее время

уже существуют лазеры на идентичных молекулах других инертных газов + * *

(KrF , XeF . ArF ) [16] с высокими КПД и выходными энергетическими ха-рактеристнкамн. Лазер на NeF в этом ряду явился бы самым коротковолновым. если бы удалось получить генерацию.

Спектр излучения смеси Ne + Расследовался при различном соотношении компонент при общем давлении I атм. Максимальная интенсивность излучения молекулы NeF соответствовала соотношению Ne : F^ + 900:1.

На рис. 45 приведен спектр излучения смеси Ne + F , соответствующей это. ¿ * му случаю. Полоса с^^ 109 нм отижится к излучению молекулы NeF на

на переходе В Zv-- Х2Гл. В спектре также наблюдается интенсивное свечение

* Y2 К i j / j

молекулы F^( 157 нм) на переходе D ( П^) —А( П^), на котором, как

известно из [58], наблюдалась генерация. Полоса с максимумом вблизи

125 нм по интенсивности, сравнимой с излучением NeF (109 нм),

может быть отнесена к излучению трехатомной молекулы N^F .

На рис. 46 приведены зависимости интенсивности излучения молекул *

NeF н F, от парциального давления фтора. Здесь же приведены расчетные

кривые, полученные в работе [142] при "лих же условиях возбуждения.

Расчет [57] показывает, что при возбуждении смеси Не + Ы^при

Р > 1 атм электронным или протонным пучком с?> И)6 Вт/см*возможна

2 Ъ

лазрная генерация на переходе N (2р 3s —2р.,2р) [174].

На рис 47 приведи спектр излучения смеси Не + N^, возбуждаемой электронным пучком, при общем давлении смеси 3 атм и Р = 10 Тор (0.44%).

Спектр сотоит из двух линий атома азоти. излучающего на переходах

2 ъ ¿2

N (2р 3s — 2 рд2р и N (2 р 3s — 2p^2d). что соответствует длинам

волн 174.3 и 149.3 нм.

Заселение излучающего состояния N (2р 3s) осуществляется путем резонансной передачи возбуждения от метастабилей Не (2*S ): Не (2's) + N - Не (\) + N( 2^ 3s) + N. Общее давление смеси составляло 3 атм. Максимальная интенсивность излучения в линиях наблюдалась при содержании азота в смеси, равном 10 Тор (о.44%). Длительность излучения на 174.3 нм при Р = 10 Тор равна

= 50 не и сокращалась до 20 не при увеличении содержания азота до 60 Тор.

Кроме ВУФ перехода N в смеси Не + ^возможна схема на реакции пе-+ + z

резарядкн Не^+ N^—N£(B) + 2Не, которая приводит к эффективному заселению уровней N* BZ [152]. При пом может BOiHHKaiь инверсная заселенность на электронном переходе

NjB г1-х7

. с колебательного уровня v = 0 на уровень v =0 ( Д= 391,4 нм), v"= 1( Д, =427,К нм) и v"= 2 ( А =470,9 нм). КПД генерации относительно вложенной энергии достигал 3 % при накачке жестким ионизатором, в качестве которого в известных работах использовался электронный пучок [59].

Обсуждающиеся в литературе перспективы создания непрерывных лазеров с накачкой жестким ионизатором |!7] делают актуальным вопрос о возможности непрерывной генерации и Не-Ы^смеси. Доказательство рекомбина-ционного механизма создания инверсии населениостей могло бы прямо указать на возможность непрерывной генерации в He-N^npii накачке стационарным жестким ионизатором.

Возможность рекомбинационного механизма создания инверсии в He-N^ связана с очисткой нижнего лазерного уровня соударением с молекулой

N^(X,v) + Na N^(v)+ N(X.v=0) в акте рекомбинации

+ кл **

^(х , v) + е (V). _|о

Константы скоростей этих реакций оцениваются как 8*10 см сек , Н с*1«*' соответственно [59]. Очистки нижнего уровня происходит преимущественно по рекомбннационпому каналу, если выполняется условие

Ыек3» [Ы2] Кг . Типичная степень ионизации пучковой плазмы атмосферного гелия состав-ляетЮ-Ю. Следовательно, № - II) - 10 см . Отсюла концентрация

азота в смеси должна составлять

17 )в 15" 16 -з

(И2 ]«(!() - К) )см ~ Ю - Ю см .

На скорость заселения верхнего уровня это повлияет незначительно,

поскольку уменьшится столкновительное разрушение в реакции

В известных работах доля азота составляла Ю - К), что не позволяло реализовать предполагаемый рекомбинацноный механизм создания инверсной заселенности. В наших экспериментах доля азота не превышала Ю - 10.

Смесь гелия и азота возбуждалась мощным протонным пучком параметрами, Ео= I МэВ.'Г^ 40 нсек.] < 3 А/см2, длина возбуждения 30 - 100 см. Плазма гелия в этих условиях рекомбинационно неравновесна (раздел 2.3) При содержании азота в смеси в пределах 10 получено, что усиление на переходе возникает только в послесвечении.

На рис. 48 приведен временный ход коэффициента усиления. Усиление

2

во вращательно уширенной полосе электронно-колебательного перехода В -

2 | к

X V = 0, V = 2 зависит от длины волны. Максимальный коэффициент усиления достигается в послесвечении и составляет 2-10^см"! Генерация возникает также в послесвечении.

Длительность генерации уменьшается с ростом давления, как это и предполагалось. Интенсивность также растет для меньших давлений. Эффективность перекачки спонтанного излучения в лазерное достигает 80 %. Это свидетельствует о возможности высокого общего КПД гнерации.

При увеличении плотности тока плазма становится недостаточно переохлажденной. При плотности тока протонов 22 А/см генерации не наблюдалось во всем диапазоне давлений смеси.

+

Таким образом, получена лазерная генерация на ¡^ в Не-Ы^смеси при

рекомбинационном механизме создания инверсной населенности. Для ее

-5" - Ч

получения необходимо выдержать долю азота в смеси на уровне 10 - 10

~2~t Ю is го 25 зо Рис.44

0,8 0,6 О.Ч 0,2

ч 6 а ю Рр, тор

Рис.45

1Ч%5

А

Рис.44 Зависимость интенсивности генерации на032Г|-65^а перехода (Л=250нм) от доли примеси водорода в смеси.

Рис.45 Спектр излучения смеси >/е+ + Г2при возбуждении электронным пучком. Не:р2=900:1, Р-=1 атм.

140

160

НО

200

Д.НМ,

Рис.47

Рис.46 Зависимость интенсивности излучения NeF (а) и F-(6) от давления фтора. Р*=1 атм. 1- эксперимент, 2- расчет [19J.

Рис.47 Спектр излучения смеси Не + Ь/2при возбуждении электронным пучком. Рм =10 Тор, Р^=3 атм.

при оптимальном давлении Р = (0.2-0,5) атм. Плотность накачки составляет

о

для протонного пучка (0,05-0.3) А/см , в пересчете на электронный пучок

о

той же энергии (12-75) А/см . При обеспечении в стационарной плазме 15 -з

(2-6)10 см и Те <(0.1-0.5) эВ на переходе 470.9 нм в Не-Ы^возможно получить непрерывную лазерную генерацию с КПД, близким к эффективности спонтанного высвечивания плазмы в данной полосе.

4.4. Активные ередм на нарах металлов с накачкой пучком протонов.

Па основе разработанного нового метода создания плотных низкотемпературных паров металлов в плазменном факеле при взаимодействии мощного ионного пучка с поверхостыо твердого тела ( раздел 2.2) спектроскопическими методами измерены параметры плазмы факела, показано, что плазма переохлаждена. Зарегистрированы молекулярные спектры, идентифицированные как полосы двухатомных молекул меди, свинца, молибдена ' и железа на переходах В -- X, А- X.

Интерес к исследованиям молекул металлов стимулирует поиск новых активных сред газовых лазеров (16]. Структура электронных термов к исследованиям молекул металлов, в частности такова, что переходы из первых возбуждены* состояний лежат в ближней УФ и видимой области длин волн. Для молекул металлов П группы взаимодействие основных состояний Б носит отталкивательный характер аналогично инертным газам. В этой связи можно надеяться на высокие КПД излучения эксимеров металлов на переходах А — X, В --Х, лежащих в отличие от ВУФ-областн в случае

инертных газов, в УФ- и видимом спектре. Особенностью получения ллотных

19 -з

паров металлов с концентрацией 10 см . когда доля молекул ^становится существенной, является требование высокой температуры, лежащей в диапазоне до 3000*к. Стационарное поддержание такой темпертуры практически очень трудно, поэтому предпочтителен импульсный способ создания паров. Известно также, что для эффективного излучения эксимеров плазма должна иметь пониженную электронную температуру [17]. В связи с этим требова ниямн плазма должна быть рекомбинационно-неравновесна, переохлаждена.

Исследованы излучения димеров при воздействии протонного пучка на мишени из Ре, Си, Мо. РЬ, Ве [96-98. 153]. Спектроскопические нсследо-

вания факела показали, что в нем присутствуют лимеры металлов, а в

спектре излучения факела - молекулярные полосы димеров (рис. 49).

В большинстве случаев спектры состояли из атомных и ионных линий.

Наблюдались ноны до трехкратной степени ионизации. Зарегистрированые

молекулярные полосы представлдены в табл. 9.

Y * + \

Зарегистрирован переход молекулы Mo 'Z-хг. ■7 =51 8 нм. Верхнее

t. к- ]■

возбужденное состояние может заселяться в процессе трехчастной ассоциации с участием метастабильных атомов [97].

Мо(^S) + Mo(rS)+ M + М-

В спектре Мо/> наблюдается также две полосы, отчетливо сдвинутые относительно голубого канта полосы 518 нм и ее же красной границы в известном спектре Мо^, полученном в пламени при реакции Мо(СО^+Н [97].

Таблица 9

Элемент тах.нм ¿/j тах.нм Переход

РЬ 300 298-302 B-X ]'b2

313 310-317 B-X Pb2

Си 469 463-474 B-X Си 2

550 535-5(>5 A-X Cu2

>590 375- -

Mo 502 495-510 -

518 510-560 - Mo2

>590 560- -

Fe . 515 465-550 B-X F e 2

544 535-555 A-X Fe 2_

590 560- -

В спектре железа идентифицированы переходы А 544 нм и В— ? ^

—X ¿1^515 нм. Максимум полосы В--Х сдвинут относительно известных данных [97] в красную сторону на 30-4(1 нм.

t г +

В спектре меди идетифицрован переход BZ^-X ¿-^ красная граница

полосы 472 нм которого точно совпадает с известной. Получена также полоса

вблизи 550 нм. которую можно приписать переходу А ПЦ--Х«£■. Молекулярные

d

переходы РЬ^отождестплены как В—X.

Интенмсвность излучения димеров в максимумах молекулярных полос с ущественно меняется с расстоянием от мишени. Для каждого димера наблюдаются свои оптимальные расстояния. Условия формирования димеров и заселенности верхних возбужденных уровней зависит от концентрации тяжелых частиц, их температуры и концентрации электронов, которые в с вою очередь, зависят от расстояния до мишени. Получено, что можно подобрать условия так, что в спектре факела линейчатое излучение (атомарное или ионное) подавлено и присутствует только молекулярное. При более мощном пучке наблюдаются только линейчатое излучение (рис. 4У). Подобным образом меняется спектр излучения инертных газов, возбуждаемых пучком заряженных частиц при переходе от низких (десятки -сотни мм. рт.ст.) к высоким (единицы - десятки атм) давлениям. В инертных газах эффективность высвечивания димеров относительно энергии накачки дотигает десятки процентов. Данные результаты свидетельствуют о возможности высокой эффективности процессов синтеза димеров металлов и их излучения на низших переходах А—X и В—X в УФ- и видимой области длин волн при воздействии мощного ионного пучка на твердое тело.

Для оценки возможности уиления на переходах димеров металлов использовался метод зеркал [ 126). На рис. 50 приведены денситограммы свеч-ння факела Мо на 600 нм в зависимости от расстояния до мишени. При открытом заднем зеркале (кривая 1)интенсивность излучения увеличивается почти в 10 раз вблизи мишени (г < 0.5 мм) по сравнению со случаем закрытого зеркала (кривая 2). Это увеличение наблюдается в полосе длин волн ог 580 нм до 630 нм, денситограмма которой приведена на рис. 51.

Спектр факела Ве имеет чисто линейчатый характер и состоит из 4-х линий в УФ области, приведенных в табл. 10

Рис.48 Зависимость коэффициента усиления в полосе

от времени. 1- вблизи канта полосы А=470,9 им, Р=0,5 атм, 2- в голубом крыле,Р=0,2 атм, 3- там же,Р=0,5 атм, 4- импульс тока пучка накачки. Доля азота "ЧО"1' .

Рис.49 Спектры свечения плазменного факела: a-Cu , б-Pi, в, г- Fe, д- Но(в случае г крылья линий иераз-решены).

Рис.50 Интенсивность излучения факела Мо на Д =600 нм в зависимости от расстояния до мишени:

----- - при закрытом заднем зеркапе резонатооа,

- - при открытом заднем зеркале резонатора.

Рис.51 Спектр усиленного спонтанного излучения факела Но на расстоянии Г~0,5 мм от мишени (ср. с рис. )

Таблица 10.

Излучатель -Л, нм Переход I мишень окно - 3*

Ве 1 332.1 2р-2в 4 8 22

Ве I 273.8 2р2-3<] 20 84 4

Ве П 313.0 25-2р 8 42 24

ВеП 229,6 Зр-8с1 40 0 0,5

Кроме того, в таблице приведены интенсивности линии факела (1^) возле мишени (г =1 мм), возле разделительного окна (г =20 мм) и интенсвность линий в равновесных условиях. Интенсинноть линий факела наиболее высока возле разделительного окна, где усиленно идет рекомбинационный процесс, связанный с появлением ударной волны в разлетающейся возле препятствия плазме, которым служат ребра разделительного окна. Однако, это не относится к линии!^= 229,6 им, котораясветит только вблизи мишени. Сравнение относительных интенсивностей линий, зафиксированных в эксперименте, с интенсивностями линий в равновесных условиях показывает, что плазма Ве находится в неравновесном состоянии. Кроме того ( табл. 10), линии, которые в равновесных условиях светят слабо ( 273,8 нм: 229.6 нм) в пучковой плазме гораздо сильнее линий, которые в равновесных уловиях светят сильно ( 332.1; 313.0 нм).

Из данных, приведнных в таблице, следует, что если уровень 2$ заселяется в основном с уровня 2 р, а уровень Зр - с уровня 8с1, то на пере. («»И

ходе 2з-3р, который является разрешенным с /[ = 103.6 нм (1= 5.5) должна возникать инверсная заселенность вблизи поверхности мишени. Форма импульса свечения факела изменялась при наличии или отсуттвии заднего зеркала. На рис. 52 приведены импульсы излучения плазмы при отсутствии заднего зеркала (кривая I), при его наличии (кривая 2) и при установке в разделительном окне двух продольных металлических стержней диаметром 3 мм (кривая 3). Второй вплеиизлучения, начинающийся через I мкс после началасвечения плазмы и связанный с усилением рекомбинации на разделительном окне, растет при установке заднего зеркала. а также при

увеличении площади взаимодействия разлетающейся плазмы с препятствием. Это свидетельствует о наличии усиления вблизи разделительного окна в области рекомбинации плазмы.

Таким образом, показано, что воздействие мощного ионного пучка на твердое тело формирует вблизи поверхности разлетающуюся плазму с состоянием. удовлетворяющим условиям лазерной генерации, как на атомарных -так и на молекулярных переходах.

ЧАСТЬ УЛазсры с накачкой мощным пучком заряженных частиц,

СВЧ импульсом - оптимизация и предельные характеристики.

Созданные стенды мошной пучковой и СВЧ накачки . а также коротковолновой оптической диагностики лазерных излучений, исследованные излучательные характеристики активных сред позволили получить лазерную генерацию в ряде лазеров и определить оптимальные и предельные характеристики при максимально высокой удельной мощности накачки. Мощная накачка позволила получить лазерную генерацию и в ВУФ области. СВЧ накачка наметила пути к созданию лазеров технологического применения .

5.1 Теоретическое н экспериментальное исследование Лг»!4^ лазера с иротонно-пучковой накачкой.

Методика поиска новых активных сред состоит из следующих этапов: первый из которых анализ радиационных переходов и эффективных селективных плазмохимических процессов, заселяющих верхний и расселяющих нижний рабочие уровни. На этой стадии, а также для прогнозов оптимальных условий генерации полезна кинетическая компьютерная модель плазмы. Эффективность модели зависит от знания констант элементарных взаимодействий частиц в плазме. В свою очередь эксперименты по измерению макроизлучений в различных условиях плазмы позволяют уточнить и саму кинетическую модель . В работах изучены спектрально-временные характеристики ряда сред (табл.2), что дало вклад в возможность развивать теоретические модели [ 60 ] .

Развита модель Аг+Ы^ лазера с накачкой протонным пучком. Первые модели для электронного пучка , ограниченного набора плазмохимических реакций и переходов известны по { 104-105).

Эксперименты [ 74] показали, что при высоких мощностях возникает зависимость оптимального состава смеси и растет колическтво генерируемых линий.

В кинетической модели рассматривается генерация на второй положительной системе N2 с'п^- в'Пц на четырех линиях Д = 337.1 нм (0-0), 357,7 им (0-1), 380.5 (0-2), и 405.7 нм (0-3) при накачке протонным пучком. Схема учитываемых (всего 78) плазмохимических процессов дана на рис.53. Скорости возбуждений и ионизации пучком протонов, а также тестирование модели по известным данным .оля электронных пучков даны в [ 104-105]. Учитываются следующие ионизованные и возбужденные состояния: Аг+ ,Аг*. N5 (С*П), N. (В5^, V1'

=0,1.2.Л). Самый большой процент энергии пучка идет на ионизацию аргона (эффективность ионизации аргона 0.58) . Релаксация многокомпонентной плазмы может идти по нескольким каналам (рис.53), которые интенсивно перемешиваются в результате плазмохнмическнх реакций. К основному из них

относится трехчастичная рекомбинация ионов аргона + *

Аг + 2 е —»-Аг + е с последующей резонансной передачей энергии по каналу

А А Ы^-» 1М2 (С5 Пи) + Аг, в результате чего возможно создание инверсной заселенности этого уровня. Упругие и всевозможные неупругие соударения определяют концентрацию и температуру электронной составляющей плазмы. В модели учтено образование молекулярных состояний: Аг*, Аг^~ . Аг^\ АгЫ^ . Аг в результате

взаимодействия исходных частиц, ионов и возбужденных частиц. ^ - это частота ионизации аргона, выражаемая через параметры протонного пучка ] (плотность тока протонного пучка А/см 2 ), Е 0 (начальная энергия протонов моноэнергетического пучка в эВ). г (длина пробега протона в среде в мг/см1). ^ ] (содержание азота в среде ) следующей зависимостью:

. X Во Ы „ -V V ^ = /, сек

где - молекулярный вес исходной смеси. Система уравнений баланса для перечисленных компонент , температуры газа, электронов н плотности мощности излучения решалась методом Гира [61] и Рунге- Кутта [ 104].

Расчеты проводились при различных энерговкладах в газ от протонного пучка.

3 % ^ 3

Величина энерговклада менялась от 5-10 Вт/см до 5- 10 Вт/см . Она зависит от плотности тока пучка, начального давления и температуры смеси, процентного содержания азота в смеси, длительности и формы импульса, а также от начальной энергии протона (задача решалась в предположении монохроматического пучка).

Зависимость КПД от плотности тока накачки дана на рис.54. Получен верхний предел по мощности накачки, зависимость оптимальных параметров от мощности накачки, генерация на всех четырех переходах, полученных экспериментально [ 112]. В целом компьютерный эксперимент показывает, что задача оптимизации лазера выглядит, как многопараметрическая с унимодальной функцией цели, что допускает в случае экспериментов наиболее удобный метод покоординатного спуска. В ранних работах [ 104] экспериментальные ошибки измерений

существенно завышали КПД Аг лазера, что требовало уточнений

предельных возможностей лазера [105}.

Зависимость КПД от процентного содержания азота в смеси смещается в сторону больших концентраций при • росте мощности накачки, что подтверждается и экспериментально (рис.54). Следует отметить также удовлетворительное совпадение расчетного и измеренного КПД. Таким образом можно сделать вывод об удовлетворительной адекватности модели Аг + лазера при накачке

протонным пучком. В частности, это дало возможность предложить ряд новых физических принципов как основу для измерительных методик и приборов (раздел 1.3) в технике мощных ионных пучков.. Предельные характеристики , определенные для накачки протонным пучком получены при 9 = 2- 10 Вт/см^

7 з

(КПД =0.5 %). При росте мощности накачки до 5-10 Вт/см КПД падает до 0,01 %.

Эксперименты выполнялись при накачке протонным пучком в диапазоне о 5* я

У=(10 -10 ) Вт/см'5 атм. Максимальный КПД достигал 0.6 %. энергосъем 5 Дж/л, при увеличении мощности накачки КПД падал. Получено, что лазерная генерация существенно, до 5 раз [112,135], превышает радиационное время жизни в самоограниченном переходе за счет селективной и мощной подкачки верхнего уровня от возбужденных атомов аргона. На рис.54 даны некоторые теоретические и экспериментальные результаты для данного лазера.

При накачке Аг+ N3. электронным пучком в продольной схеме (рис.7) была получена энергия лазерного импульса 3 Дж при длительности 60 не. расходимости 2 млрад и диаметре луча 12 см. В этом случае генерация получена также на переходе 315.9 им. Была получена генерация при СВЧ возбуждении [135] (рис.28), что с одной стороны позволило продемонстрировать применимость мощного СВЧ разряда для сред,используемых при пучковой накачке, с другой показать . что Аг+ Ы.» смесь (неагрессивная, дешевая, с большим ресурсом) применима для УФ генерации в СВЧ разряде.

В данной смеси была также впервые получена генерация на атоме Аг1 (344,4 нм) со столкновительной очисткой нижнего рабочего уровня. Для разгрузки нижнего рабочего уровня можно использовать реакции передачи возбуждения, если образовавшиеся возбужденные состояния релаксируют достаточно быстро. Например, можно применять реакции

Аг(45.45') + М2( X £*)-»-Аг (150) + Ы2( С3 П^.)

используемые при накачке азотных лазеров для получения генерации на переходах атома аргона. Проведены исследования такой возможности и получена лазерная генерация . Исследовалось свечение в смеси при возбуждении мощным

протонным пучком . Удельная мощность накачки достигала 10^ Вт/см^ , то есть диапазон мощностей был существенно выше оптимального для генерации на молекуле . В спонтанном излучении аргона со следами азота получен ряд линий . приведенных в Табл. 11.

Таблица 11.

длина волны, нм переход

443,3 5р [3/2]-4.ч [1/2] Аг1

426.6 * 5р [3/2] - 4б [3/2] Аг1

420.1 * 5р [5/2] - 45 [3/2] Аг1

418,2 5р [1/2] - 11/2] АН

389.5 6р |1/2] - 45 [1/21 А| 1

387,6 6р (5/2] - 45 [1/2] - А г]

356,8 6р [5/2] - 45 [3/2] Аг1

355,6 6р|3/2] -45(3/2) Аг1

360,0 7р (1/2] - 45 [ 1/2) А] I

358.9 7р (3/2)-45 [1/2] АН

348,3 7р [3/2] - 45 Ц/2] Аг1

431,2 * 4р Р - 45 О Аг11

408,2 4р О - 45 Р А| II

347,8 за 8 - 45 Р АгИ

4г- наблюдавшиеся ранее п [62].

Количество наблюдаемых переходов в аргоне при более слабой накачке электронным пучком[62] было значительно меньше. Все наблюдавшиеся переходы происходят на уровни 4$'.Лазерная генерация получена на длине волны 344.26 нм, что соответствует переходу 6р [1/2] - 45 [3/2] . Спектр лазерного излучения приведен на рис.55. Интенсивность генерации была сравнима с генерацией на молекуле азота в тех же условиях, но при меньшей мощности накачки. Таким образом, продемонстрирована возможноть использования реакции резонансной передачи возбуждения для разгрузки нижнего рабочего уровня плазменного пучкового лазера.

Рис.53 Схема п паямохимиирг.ких ппочпг.г.пн в Др-Мо смяг.и, накачиваемой протонным пучком.

Рис.54 Сопоставление расчетных (справа) и акг.пепиментальн>к характеристик АпЫ* лазера. Показан спектр генерачи.

Рис.52

г *дс

о.б'

Ж

¿;

я»! ,

20 0 30 И"»

— Риг.55

Л г I зь^знц ¿31,1мм

Рис.57

/ И И >!

р. О™

Рис.52 Временная зависимость излучения Лякела Ве 1 - пи и лякпитпм ляпнем зепка лп.

2- ппч пт к пит пи ляпнем гчрпкяпе.

3- ппи ил пинии п ряллр.лите.льном окне пнух прпдп льних пторжней 0 3мм

Рис.55 Фотография спектра излучения кг- Ы^ смеси при генерации на длине волны 344,3 нм.

Рис.56 Распределение плотности энергии лазерного излучения в поперечном сечении для: КгГ-1, Аг Р -2 лазеров.

Рис.57 Зависимость коэффициента усиления от давления газа при постоянном удельном энерговкладе.

0=4.107 Вт/см . 1- Те=0,1 эВ, 2- Те = 0,4 эВ, 3- Те=0,6 эВ.

%

5.2 . Эксимсрныс лазеры УФ диапазон!!.

Эксимерные лазеры [ 16] являются наиболее мощными и эффективными в УФ диапазоне. Вопросы определения их предельных характеристик , оптимизации смеси и условии генерации также, как для ВУФ лазеров на димерах Я 2 требуют исследовании при более высоких удельных млщностях накачки , меньших давлениях и легких буферных газах ( Не. № ). Особое значение имеет создание кинетических компьютерных моделей оптимизации, адекватность которых проверяется в экспериментальных условиях. Был выполнен цикл работ по накачке протонным пучком н СВЧ импульсом. Применительно к полученным данным развиты кинетические модели КгГ лазера (ИОФАН) [ 154]. Результаты для ХеС1 и КгЯ лазеров даны в Табл. 12.

—...................-.......................................................................Таблица 12.-

оптнмаль- длина волны общее давление удельная мощность удельный

пая КПД (длительность) накачки энергосъем

смесь % нм. не атм Вт/см-' атм Дж/л

Аг+Хе+СС1^ 4 308(50-300) 1,5 2-10^ 17

I 125:25:1

Не+Хе+СС^ 6 308 (50-300) 2,5 К)7 19

750:50:1

Не+Кг+Р 8.5 248(60) 2.3 1,2-Н)7 40

230:66:1

Кг+Р,, 7.8 248(60) 1,9 К)7 40

60:1

На установке с продольным возбуждением мощным электронным пучком (рис.7) получена лазерная генерация в КгР лазере для прикладных применений со следующими параметрами: энергия в лазерном импульсе 22 Дж. КПД 6% , длительность импульса 45 не, расходимость и диаметр лазерного луча 0,4 мрад и 8 см. Распределение плотности энергии по сечению лазерного луча дано на рис.56.

При накачке СВЧ импульсом эксимерных смесей [66.73,161-162] получены следующие основные результаты (Табл. 13).

Таблица 13.

оптимальная КПД длина волны.им давление удельная мощность удельный смесь °/„ ^длительность.не) атм накачки, Вт/смЗцтм энергосьем

Дж/л

Ые+Хе+СС!^ 5,3 308(16) 1.5 106 1

300:60; I

№+К.г+р£ 4 248(20) I 1.4 К)6 1.2

83:23:1

Ке+Хе+НС1 0,02 308(280) 2 5-10 ^ 0,3 10

78:5:1

Генерация получена в объемах, превышающих скин-слои и с использованием

промышленных СВЧ источников, работающих в частотном режиме. Показано, что максимальный КПД и энергопыход достигаются при разных удельных мощностях накачки, что требует еще одного независимого параметра оптимизации - объема разряда , проблема независимого управления которым решена в разделе 3.3 .

Полученные результаты показали возможность оптимизации экснмерных лазеров с мощной накачкой жестким ионизатором и СВЧ излучением, определили верхние пределы энергонапряженности среды, способствовали развитию теоретических моделей активных сред и их компьютерной оптимизации, появлению нового направления в технике газовых лазеров с СВЧ накачкой, в том числе по линии технологических применений.

5.3. Вакуумно - ультрафиолетовые лазеры.

В разделе приведены результаты теоретического и экспериментального

исследования лазерном генерации в димерах Кг, и Хе, при атмосферном

Я з

давлении газов и максимальной удельной мощности накачки 2- И) Вт/см . Даны результаты эксперимента по определению предельного уровня плотности мощности накачки 157 им) лазера, а также мощного АгР' (194 нм) лазера.

Кинетические модели лазеров на димерах инертных газов применялись для давлений более 4 атм [16 ]. Вопрос о зависимости усиления к КПД от давления инертных газов при неизменной удельной мощности на качки пучком

заряженных частиц . при низких давлениях (менее 3 атм) и более высоком

£ о

удельном энерговкладе (более 10 Вт/см ) до настоящих работ не изучался.

Совместно с ИОФАН развита кинетическая модель Хе, -лазера с возбуждением 6 9 э

протонным пучком при 10 - 10 Вт/см при давлении менее 3 атм . Методом

компьютерного моделирования подробно изучены характеристики Хе2 - лазера в

интересующем диапазоне условий. На усилительные свойства димера Хе2

сильно влияет характер релаксационных процессов в плазме ксенона. На рис.57

показана зависимость усиления от давления газа при разных значениях

квазистационарной температуры электронов. При давлениии газа, близком к

атмосферному, усиление отличается более, чем ,в 100 раз в зависимости от

электронной температуры, что определяет роль метода накачки среды. При

давлениях более 15 атм эти различия приктически отсутствуют. Параметры

накачки и среды выбирались близкими к экспериментальгным уловиям накачки

протонным пучком . Удельная мощность накачки вварьировалась в диапазоне 10 9 "Ь

- 10 Вт/см) давление газа менялось от I до 20 атм. Основная задача при расчете коэффициента усиления по предлагаемой модели сводилась к установлению зависимости от удельной мощности накачки и от давления газа, но при условии неизменной удельрной мощности накачкй. На рис.58 приведены зависимости максимальлного коэффициента усиления от давления газа ( § =соп$1) и от удельной мощности накачки. Для короткого импульса' накачки (10 не) максимальный коэффициент усиления не зависит от давления ( уже при

Р > 2 атм. Для большей длительности импульса накачки значение давления, начиная с которого усиление постоянно при^ =соп51 увеличивается до 3 - 4 атм. При малых давлениях (менее 2 атм) имеется резкий спад усиления, что вызвано более быстрым девозбужденнем состояний Хе , Хе и Хе ¿> электронным ударом . Зависимость максимального коэффициента усиления от мощности накачки имеет оптимум при 5* К)' Вт/см' для длинного импульса накачки, что совпадает с результатами эксперимента. Для короткого импульса накачки

£

оптимальное значение удельной мощности накачки больше и достигает 5- 10

Вт/см . Проведенные расчеты показали, что коэффициент усиления в Хег- лазере

становится постоянным при давлении более 2 -4 атм при условии, что плотность

мощности накачки постоянна. Это дает основу для эффективной генерации при

более низких давлениях, чем это считалось необходимым ранее при обеспечении 6 7- д

плотности мощности 10 - 10 Вт/см . Мощные электронные пучки при низких давленияъх I - 1,5 атм не обеспечивают требуемой мощности накачки ,

именно поэтому применялся мощный протонный пучок (раздел 1.1 )

д \

обеспечивавший удельную мощность накачки до 10 Вт/см при атмосферном

давлении [144]. Максимальный экспериментальный коэффициент усиления 0,Об см

? 3

получен при плотности накачки 51 10 Вт/см и давлении ксенона 3 атм. На рис.

59 приведены осциллограммы импульсов свечения на длине волны 172 им,

усиленного излучения и импульс тока протонного пучка. Получено усиление света

до 6 раз и сокращение длительрности свечения в 2 раза. На рис.5& приведена

зависимость экспериментального коэффициента усиления от удельной мощности

В з

накачки. При мощности накачки более 10 Вт/см усиление в ксеноне срывается

4 7" Г

из-за увеличения роли фотоассоциативных переходов из основного состояния в

возбужденное ' 21ц, , когда населенность основного состояния существенно

возрастает за счет увеличения температуры газа (до I эВ) под действием пучка.

Дает вклад и процесс фотоионнзацин. который сильно сказывается при накачке £ 3

мощнее 10 Вт/см , являяясь основным ограничителем населенности возбужденных состояний Хе ^ ) ПРИ высоких уровнях накачки . На

рис.59 приведена зависимость усиления от давления ксенона. Максимальное

значение получено при 3 атм. Для получения в данных условиях эффективной

лазерной генерации необходим оптический резонатор с потерями менее 0,1 см ^ .

В случае криптона ( переход 247 им) максимальный коэффициент усиления

составил 0,06 см ^ , примерно такой же как и для ксенона, при плотности накачки

5 • 10 Вт/см и давлении криптона 3 атм , рис.59. Таким образом,

экспериментально и теоретически установлено, что для димеров инертных тазов

возможно получение относительно высоких ( 0,06 см) коэффициентов

7 з

усиления при плотностях накачки жестким ионизатором выше К) Вт/см

Генерация на данных димерах ранее получалась только при накачке пучками заряженных частиц, что для практики затруднено проблемой разделительного окна. В разделе 3.2 показано, что характер термодинамического состояниия пучковой и СВЧ разрядной плазмы (при высоком давулении и мощносьгг разряда) близки. Исследования в мощном СВЧ разряде [163] спектров излучения димеров ксенона и криптона показали их эффективное свечение. Ширина спектральных контуров на полувысоте составила 18 (Хе) и 13,5 ( К.г) им. С ростом давления длительность излучения падала для ксенона с 400 до 60 не. а начиная с давлений 3 атм не менялась вплоть до 10 атм. Аналогично вело себя излучение димера криптона. Энерговвод СВЧ импульса в разряд возрастал с ростом давления и в максимуме составлял 3 Мвт/см для трубки диаметром 9 мм (рис.60,

а), свечение димеров Хе и К.Г наблюдалось на длинах волн 172 и 147 нм. Для

диаметра трубки 6 мм удельный энерговвод был доведен до 7 Мвт/см . При этом

для излучения димера криптона получено сужение спектрального контура до 4 им,

. что показывает усиление на переходе.

Получена мощная генерация в ВУФ диапазоне на длине волны 194 нм ( АгР -

лазер) при накачке продольным электронным пучком . Схема лазера дана на

рис.7. Параметры генерации в смеси Аг+Р^ (99,4 % Аг + 0,6%^ ) при давлении I

атм составили: энергия в импульсе 8 Дж . КПД 2,4 % при полном КПД 0,8 %.

длительность импульса на полувысоте 75 не, расходимость 1,5 - 2 мрад. б 2.

плотность мощности 4- 10 Вт/см , диаметр лазерного луча 8 см. На рис. 56

приведено распределение плотности энергии в луче лазера.

Наиболее коротковолновая ВУФ генерация получена при накачке протонным

пучком Не+Р- ( 157 нм). Мощность накачки существенно превышала известные

7-3

величины . Максимальная удельная мощность накачки составляла 4- 10 Вт/см

при давлении гелия 3 атм. Рисунок 61 иллюстрирует зависимость КПД Р.,

лазера от удельной мощности накачки. Наблюдается монотонный рост КПД при

увеличении энерговклада до З-К)' Вт/см? Существует возможность еще более

я з

энергонапряженной накачки данного лазера в диапазоне до 10 Вт/см Максимальная энергия лазерного излучения составила 120 мДж при КПД 0,05%.

■2

а; ю см

а

А

и* Iг Я. "/-'

Рис.58

I, от ед ' _дпл/гл

1,«п V

Л

НО Г1 не

20 1)0 60 80 100

Рис. 59 Я НВг/см

Ц07

Рис.60

10 !0 ¡0 р.Щт/сп*

Рис.61

Рис.58 Зависимость аер,охот удельной мощности накачки. Р=3 атм, 1- Т.= 10нс, 2- ^Го=100нс, 3- эксперимент, б- от давления газа. Р =4,6.107 Вт/см3, 1-С=10нс, 2- Т„=Ю0 не.

Рис.59 Осциллограммы усиленного (а) и спонтанного (б)

излучения в ксеноне и импульса тока протонного пучка (в). Р = 3 атм, р =5.107 Вт/см-3,

зависимость коэффициента усиления от давления ксенона при Р =5 .10 ' Вт/см-3) г ) , в криптоне-от удельной мощности накачки при Р^ч=3 атм (д).^,^ коэффициент потерь в используемом резонаторе.

Рис.60 а- зависимости интенсивности 1 излучения Хе на /=172 им (1), на Д=147 нм (2) и удельной мощности р (3) СВЧ накачки от давления инертного газа

б- спектральные контуры излучения криптона при удельных мощностях СВЧ накачки р~3{1) и 7 МВт/см■}(2).

Рис.61 Зависимость КПД Р2-лазера от удельной мощности накачки при рг=3 атм и ре-8 мм рт.ст.

5.4. Лазерная генерация в бе(рсзонаторном режиме.

В разделе 2.1 показана возможность моделирования накачки активных сред жестким ионизатором с помощью протонных пучков с точки зрения удельной мощности накачки, состояния плазмы. Гамма кванты жесткого ионизирующего излучения сверхмощного моделируемого источника распространяются в пространстве со скоростью света, поэтому { 11] возбуждение активной среды при продольной накачке происходит в режиме бегущей волны. Коротковолновая генерация в условиях отсутствия эффективных зеркал, их низкой лучевой прочности , динамической активной среды (раздел 2.2 ) может происходить в безрезонаторном режиме . В этом случае с точки зрения повышения энерговклада лазерного излучения в мишень обратный лазерный поток (против направления синхронизма бегущей волны) целесообразно уменьшать,что в пределе дает двойной выигрыш по энергии в направлении синхронизма. Особенностью мощных протонных пучков является их нерелятивизм. Это свойство может быть использовано для создания режима накачки типа "бегущая волна", ранее реализованного только в газоразрядных лазерах или многоступенчатых системах [167-168 ]. При поперечной инжекции пучка заряженных частиц в газ условие синхронизма имеет вид , .

о(& = ал^-Ь^ У/с

• где ¿с" Угол между оптической осью резонатора и плоскостью фронта пучка, v-скорость налетающих частиц, с - скорость света. Для ускоряющего напряжения I МВ значения углов синхронизма для нескольких частиц следующие ( град):

Н+ Не+ Нег+ Аг+ Аг1г+

43 ' 2,6 1,3 1.8 0,43 1.8

Использование электронного пучка потребовало бы его транспортирования на длину порядка длины активной среды лазера и влекло значительную потерю мощности. Для накачки АпЫ^ лазера в режиме бегущей волны использован протонный пучок ленточного профиля с параметрами: Е0=1МэВ, 1=0,6 кА, 1=35 не. Оптический резонатор не применялся. На рис.62 приведена зависимость лазерного выхода от угла инжекции протонного пучка. Подавление лазерного потока в обратном при выполнении условия синхронизма для энергий протонов в 500 - 600 КэВ в направлении!! синхронизма сотавнло 5-6 раз. Полученные результаты подтвердили возможность создания пучкового лазера бегущей волны. Еще одну возможность представляет [ 169 ] новый режим возбуждения безрезонаторного лазера, при котором в отличие от известного режима бегущей

10.1

вдоль оптической оси волны накачки сканируется точка, в которой выполняются пороговые условия генераииин . При выполнении условия синхронизма, которые налагаются на распределение мощности накачки вдоль оптической ocii, возможно подавление обратного лазерного потока и вывод энергии излучения только в одном направлении. Для этого получена зависимость продольной модуляции мощности накачки лазера[ 170]. Этого можно добиться в случае . когда

А/ М = А/0 Р (Ь)/ Р (t + Ос/.с), , где Ы0-мошность накачки при х=0, P(t) - временной ход мощности накачки на фронте импульса накачки, х- продольная координата (рис.63). Па рис.63 приведены осциллограммы мощности усиленного спонтанного излучения в прямом и образном потоках, а также схема модуляции мощности накачки вдоль оптической осн. Несимметрия потоков достигла 3,3 раза. В безрезонаторном режиме генерация происходит в режиме усиленного спонтанного излучения, для которой принято считать. что расходимость излучения определяется геометрическим фактором d/L (поперечный и продольные размеры активной среды). Тем не менее в [171] экспериментально показано, что в Ai^N^ ультрафиолетовом безрезонаторном лазере с накачкой протонным пучком направленность излучения была в 20 раз выше »метрического предела, что для случая коротковолновых безрезонаторных лазеров является очень существенным.

5.5. CUM накачка перспективных для технологических применений лазеров УФ, видимою и ИК диапазона.

Высказанная нами идея [73,136] о применимости СВЧ накачки для сред, возбуждавшихся пучками заряженных частиц, получила физическое и экспериментальное обоснование ( раздел 3.2 ) и дала основу для запуска лазеров, перспективных для различных технологических и технических применений [172176] в УФ , видимом, и ПК диапазонах. Безэлектордный СВЧ разряд в отпаянных трубках определяет возможность большого ресурса, характер разряда ь принципе позволяет получать генерацию в средах, ранее доступных только пучковой накачке (раздел 3.2 ). Исследована генерация на молекуле N £ (337,1 нм) при накачке мощным СВЧ импульсом релятивистского магнетрона [ 176 ]. Удельная

3

мощность накачки достигала 1.6 Мвт/см . активная длина достигала 100 см. давление азота 30 мм.рт.ст. КПД лазера достигал 0,025%, оптимальная длина усиления 20 см. В связи с существующими проектами получения свободно -локализованного разряда (СЛР) в атмосфере на различной высоте при

пересечении волновых СВЧ пучков впервые получена и исследована лазерная генерация в атмосферном воздухе на трех переходах молекулы при накачке СВЧ импульсом [173]. Определены пороговые и удельные характеристики накачки и генерации. СВЧ импульс имел мощность до 200 Мвт. длительность 16

д о

не и длину волны К) см. Удельная мощность накачки до 5,2- 10 Вт/см • атм. Для приближения к условиям СЛР генерация получалась в безрезонаторном режиме в разряде длиной 100см. Схема ввода СВЧ энергии дана на рис .64. Характерной особенностью мощного СВЧ разряда в столкновительной плазме является высокий коэффициент поглощения , приближающийся к 100%. Измерения для воздуха подтвердили данный эффект (рис.64). Генерация наблюдается вплоть до атмосферного давления. КПД составил 0.0024 %. Пороговая удельная мощность накачки при давлении 38 мм.рт.ст. составила 4 Мвт/см^ атм. Энерговыход в

3

излучении рос линейно вплоть до 45 Мвт/см атм. Генерация происходила в режиме бегущей волны и отношение прямого и обратного потоков достигало 12 (рис.64). Направленность прямого потока была в 6 раз выше, чем для обратного (рис.65).

Представляет интерес также генерация в эксимерном УФ ХеС1 - лазере (308 нм ) в СВЧ разряде. На основе эффекта возбуждения плазмы мощного СВЧ разряда вне скин-слоя (раздел 3.3 ) лазерная генерация также была получена в большем объеме. Использовался промышленный источник СВЧ импульсов . Смесь Ые+Хе+НС! ( Р = 0,5 - 3 атм) [172]. Коэффициент поглощения СВЧ мощности достигал 70%. удельная мощность нпкачки 90 кВт/см^ . Длительность генерации была достаточно большая (280 не на полувысоте). Мощность в импульсе и КПД составили 130 Вт и 0.02 % . Полученные результаты открыли направление разработки частотно-периодического УФ эксимерного лазера с СВЧ накачкой. В работах [60] была показана перспективность лазеров с безызлучательной очисткой нижнего уровня в реакциях Пеннинга. Генерация при этом получена в видимой и ПК области спектра при накачке электронным пучком и в разряде с "жесткой" составляющей ФРЭ ( убегающие электроны). Поскольку нами показано, что мощный СВЧ разряд также позволяет получить плазму со схожим состоянием (раздел 3.2) на этой основе получена лазерная генерация в Ые-Н^ лазере (585,3 нм). Генерация при этом получена в области вне скин-слоя, то есть за счет возбуждения жесткими электронами. Поскольку Ые - Н^ лазер работает только в рекомбинационном режиме [60 ] факт его реализации в СВЧ разряде непосредственно доказывает возможность создания таким путем переохлажденной

10.1

плазмы, пригодной и для других плазменных лазеров. Максимум генерации приходился на смесь состава 1:(0,6-1.5). Генерация происходила в момент импульса СВЧ накачки длительностью 60 не (рис.66). Фотографирование пятна лазерного излучения показало, что генерация происходит в центральной приосевой области разряда. С учетом того, что величина скин-слом была 1.4 мм. диаметр трубки 9мм, диаметр лазерного луча 6мм, генерация происходила в области переохлажденной плазмы (рис.66), создаваемой убегающими из скин-слоя электронами. В некотором смысле данный физический эффект демонстрирует физическую возможность преобразовывав энергию СВЧ импульса в энергию ускоренных электронов. Среди лазеров инфракрасного диапазона перспекивным в плане технологических применений считается лазер на переходах нейтрального атома ксенона [ 60]. В известных работах по маломощному возбуждению Хе лазера СВЧ излучением область скин-слоя совпадала с генерирующим объемом , что соответствовало условиям ионизационно-неравновесной плазмы. Больший интерес представляло получение генрации в данном лазере в мощном СВЧ разряде в существенно иных условиях накачки, ко/да может реализоваться перохлажденная плазма [113]. Изучены смеси Аг-Хе, Ые-Хе, Не-Аг-Хе при давлении до 1 атм. Длина разряда была 38 см или 100 см, диаметры трубок превышали размеры скин-слоя. Генерация получена на длинах волн 1.73 мкм и 2.03 мкм. Длительность генерации превосходила известные данные и достигала на полувысоте 500 не. Эффективность энерговвода менялась от 40 до 90%. Оптимальное процентное содержание генерирующих атомов в смеси на порядок больше чем в известных лазерах , что в принципе дает основу для увеличения удельных выходных энергетических характеристик лазера. КПД по мощности составил при частоте повторения 50 Гц 0.25 %, средняя мощность 17 мВт. Наиболее эффективная лазерная генерация происходила в области вне скин-слоя, где мощный СВЧ разряд формирует рекомбинационно-неравновесную плазму. Полученные результаты стимулировали развитие техники генерации мощных СВЧ импульсов в частотно-периодическом режиме на основе серийных СВЧ генераторов с временной компрессией СВЧ импульсов [63].

(.«О» I, 1,

о т. ш ш д

Рис.65

ии t О Я ВО М£

е 4

Рис.63

И' 1С'р,1Г/т'мтя

О II Ч и и I/«

Рис.66

Рис.64

Рис.62 Зависимость энергии сверхизлучения от угла инжек-ции протонов в режиме бегущей волны.

Рис.63 Схема безрезонаторного лазера (а) и зависимость мощности накачки от времени (б), экспериментальные осциллограммы прямого и обратного потоков излучения (вверху-схема эксперимента)- (в).

Рис.64 Коэффициент поглощения СВЧ импульса в зависимости от удельной мощности возбуждения среды, схема ввода СВЧ энергии в плазму разряда (а), осциллог-рамы импульсов накачки (1), прямого ^,(2) и обратного ^(3) лазерных потоков (б).

Рис.65 Зависимость энергии воздушного лазера от давления воздуха (б), автографы прямого (7,) и обратного (■7?) лазерных потоков.

Рис.66А-0сциллограммы импульсов падающей СВЧ мощности (1), спонтанного излучения (А=585,3 нм) (2) и лазерной генерации (3),

Б-Область генерации: 1- скин-слой, 2- лазерная генерация.

Выводы.

I. Проведен комплект теоретических, расчетных и экспериментальных

исследовании, направленных на моделирование и создание корот коволновых газовых

лазеров с накачкой мощным ионизирующим (ионный пучок! и электромагнитным

(СНЧ) излучением в существенно новом диапазоне мощностей накачки, увеличенных

$ Э 3

по сравнению с известными на 2-.> порядка и достигающих 10 - К1 В г/см агм.

. 2. В рамках этого комплекса исследований проведены следующие работы: исследованы механизмы ускорения и фокусировки в линейный фокус в поперечном магнитном поле сильноточного протонного пучка: процессы ускорения из Z-пинча при ЭВП; рассчитаны предельные характеристики энерговклада в газ ионных пучков, получаемых в ускорителях прямого действия, механизмы энерговклада через первичные н каскадные потерн; резонансным механизм поглощения СВЧ энергии о сильноетолкновительной плазме, а также дифракция СВЧ волны в пространственных плаз мен мо-диэлектрических структурах: построена подробная кинетическая модель ArT-N2 лазера с накачкой ионным пучком: решены обратные задачи определения парамефов ионных пучков и (. ВЧ импульсов по характеристикам оптических и ¡лучений при соошетствующеи накачке; изучено физическое состояние среды ().чектронные 1емперагуры и концентрации, населенное! и уровней, спектры излучений и усиление) при воздействии мощного ионною пучка и СВЧ импульса: щучены новые активные среды кпоных лазеров и ряд известных, но в новых условиях накачки и парамефов среды: создан банк изяучагельных. усилительных, генерационных характеристик рила активных сред.

Теоретические рассчеты н опенки, компьютерная модель проверялись экспериментально и показали удовлетворительное согласие с экспериментом.

Исследованы важнейшие физические механизмы взаимодействия ионных пучков и СВЧ импульсов со средой, плазмохимические процессы формирования излучений и усиления вереде, механизмы лазерной iенераиин при мошной накачке.

4. Созданы' и исследованы более шести стендов дчя накачки газовых лазеров мощными ионными и электронными пучками, СВЧ импульсами (ГИМН, на базе ускорителя ТОНУС. НОРА, на базе промышленного магнетрона). Стенды позволяют исследования и ошимнзанию активных сред коротковолновых лазеров с предельной энергонапряжеиностыо среды в диапазоне 50 - ММ (и более) нм.

Реализованы рекордные удельные мощности накачки активной среды ионным

9 &

пучком (жестким ионизатором) - 10 Вт/см атм, СВЧ импульсом - 10 Вт/см атм.

5. Предложены: метод моделирования накачки газовых лазеров излучениями сверхмощною исючника с помощью ионных пучков и СВЧ импульсов; методы накачки для получения лазерной генерации в режиме бегущей волны и однонапрапленною вывода излучения; подходы к созданию лазеров с большим ресурсом на основе сильноточных электронных ускорителей и релятивистских СВЧ генераторов: динамические активные среды и способы вывода коротковолновых излучений 1Н плохой плазмы; физические принципы и устройства для лаэерно-опгической диамюстики мощных ионных пучков и СВЧ импульсов, методика спектроскопического измерения электронной температуры и концентрации в плазме.

6. Предложен, исследован и применен для накачки газовых лазеров мощный импульсный СВЧ разряд высокого давления. Теоретически и экспериментально получены следующие физические эффекты: полное резонансное поглощение СВЧ импульса в силыюстолкновителыюй плазме, рекомбинационно - неравновесный характер плазмы . пространственный перенос энергии возбуждения в область вне скин-слоя (в том числе за счег ускоренных в плазме электронов), переход СВЧ разряда в устойчивое состояние при увеличении мощности накачки. Теоретически и экспериментально предложен и реализован способ увеличения объема СВЧ разряда относительно скин-слоя путем распространения СВЧ волн в пространственной дифракционной решетке из плазменных цилиндров.

7. Исследованы в новых условиях излучательные и усилительные-характеристики более 20 активных сред в ВУФ. УФ, видимом и ИК диапазоне, определены направления создания новых коротковолновых лазеров.

8. Запущены и изучены более 10 лазеров в новых условиях накачки, в режиме бегущей волны и безрезонаторной генерации , определены предельные параметры энергонапряженности среды, характеристики лезерной генерации. Получена лазерная генерация в УФ диапазоне длин волн (КгР* 248 им) с энергией в импульсе 22 Дж. в ВУФ области (Агр* I1» им) - 9 Дж и (1^157 нм) -0.12 Дж.

• 9. Созданные ионные и электронные ускорители, ускорительно-диагностические стенды, коротковолновые лазеры, результаты исследований использованы в Институте сильноточной электроники СО РАН, Сибирском физико-техническом

инстшуте (г.Томск), ВНИИЭФ (Арзамас 16). Государственном космическом научно-производст венном центре им.М.В.Хруничева (г.Москва). 1е\ннческие решения и предложенные способы в этой области защищены 22 авторскими свидетельствами на

изобре гения.

10. Покашно, что разработанные и примененные методы расчетов, экспериментального моделирования лазеров ионными пучками и СВЧ импульсами, созданные и исследованные источники ионных пучков и СВЧ импульсов, СВЧ разряда, динамических активных сред. коротковолновые лазеры могут Рыть исполыованы в следующих применениях: поиск и оптимизация новых активных сред коротковолновых газовых лазеров, спектроскопические исследования, тестирование компьютерных кинетических моделей активных сред, моделирование масштабных лазеров, в ллазмохимии. взанмодеиС!вии коротковолновой! лазерного излучения с веществом в фотолитографии, медицине, для создания технологических лазеров с большим ресурсом.

В мелом, в результате выполненной работы развито новое научное направление.

сделан гжлал и национальные вошожноои ораны решать актуальные шдачн. стоящие н фишке и технике энерюнапряженных корогковолновых газовых лазеров, имеющих большое практическое значение.

Список литературы. (I (тируемая литература).

1. Быстрицкий В.М., Диденко А.Н. Мощные ионные пучки.М.. Энергоатомиздат. 152

с.

2. Милчер I'. Веление в физику сильноточных ионных пучков Мир, 1484. 432 с.

3. Диденко А.П., Юшков Ю.Г. Мощные СВЧ - импульсы наносекундной длительности. М.. "Энергоатомиздат, 1984, 126 с.

4. Месяц Г.А. Генерирование мощных наносекундных импульсов \1.. Сов. Радио. 1974. 25? с.

5. Диденко А.Н.. Григорьев В.ГГ, Усов Ю.ГТ. Мощные электронные пучки и их

применение. М.. Атомитдат. 1977. 176 с.

6. Eden J.Ci. in П. Intense proton beam pumped Ar-N^laser. Naval Research Laboratory, 197«. Memo Report #3761. p.l-13.

7. Ali A. W. Proion beam excited lasers. II Jill. Top. Conf. on high power electron and ion beam res. I'nd techn. Ithaca. 1977, v.2, p.87l-878.

8. Wiley L..C). et ai. l.aser action at 3577 A in proton beam pumped Ar-N^mix.tures. Appl. Phys. Lett.. 1979, v.35. #1. p. 239-241.

9. Eden J.G. el al. Efficient XeF laser excited by a proton bean). Appl. Phys. Lett.. 1979. v.35,#2, p. 133-136.

II). Knght Peter. X-ray laser obtained by pumping with a nucliar bomb? Nature, 1981, v.292. #5819.

11 .Теодор Б.Тэйлор. Ядерное оружие зретьегог поколения. В мире науки» 1987, № 6. с. 4-12.

12. Космическое оружие: дилемма безопасности . / Под ред. Велихова Е.П. и др. М.. Мир. 1986. 182 с.

13.Mendelson A.J. et al. Appl. PJiys. Lett.. 1981. v. 38. p. 603-607.

14. WisolT P.J.К et al. I EE Journal of Quantum Electr.,1982. v.QE-IK. p. 1839-1843.

15. Christensen CP. et al. J. Appl.Phys. Lett.. 1985. v. 46,p.32l.

16. Эксимерные лазеры./под ред. Ч.Роудза., М.. Мир. 1981. 230 с.

17. Гудзенко Л.И..ЯковленкоС.И. Плазменные лазеры. М.. Атомиздат, 1978.256 с.

18. Уэйнент Р. и др. Обзор исследований в области лазеров коротковолнового излучения. ТИИ'Ж 1976. т.64. №7. с.44-85.

19. Попов В.1С. Мощные эксимерные лазеры и новые источники когерентного излучения в ВУФ. Успехи физических наук., 1985. т. 147, № 3. с.587-604.

20. Кнопфель Г'. Сверхсильные импульсные магнитные поля. М., Мир.1972, 272 с.

21. Габович М.Д. Физика и техника плазменных источников ионов. М.. Атомиздат, 1972, 234 с.

22. Физика и применение плазменных ускорителей./Под ред. Морозова A.M.. Минск. Наука и техника. 1974, 251с.

23. Рухадзе А.А и др. Физика сильноточных релятивистских электронных пучков.. М.. Атомиздат. 1980, 211 с.

24. Янг и др. Диагностика интенсивных импульсных ионных пучков. Приборы для научных исследований. 1977, №4. с.54-67.

25. Готт Ю.В. Взаимодействие частиц с веществом в плазменных исследованиях. М.. Агомищуч. 1978. 256 с.

26. Косарев ПЛ. и др. ЖТФ. 1983, г. 53, в.8. c.l 101-1108.

27. Батанов Г".М. и др. СВЧ разряды высокого давления. Труды ФИАН. 1985. т. 160. с. 174.

28 Геккер II.Р. Взаимодействие сильных электромагнитных полей с платой. М.. Атомиздат. 1978. 212 с.

29: Капица ПЛ. ЖЭТФ. 1969. г.57. с.1801.

30. Батенин IWI. СВЧ-разряды и непрерывное излучение плотно!! низкотемпературной плазмы. Автореф. дисс. докт. физ.-мат. наук. М., 11ВТАЧ СССР. ¡4X5. (98 с.

31. Вихарев АЛ. и др. Физика плазмы.. 1984, т.10, в.1, с. 106.

32. Waynant R.W. el al. Design considerations for RF pumping of rare gas halide lasers. In Eximer Laser 1983. Ed. by Rhodes C.K.. NY, American Institute of Physics, 19x3. p.6-12.

33. Black W.M. el al. A high power magnetron for air breakdown stuites. In Int. Electr. Dev. Meet. Washington. D.C.. 19X0. NY. p. 180.

34. Бункин Ф.В. и лр. Требования к накачке рентгеновского ла ¡ера ионизирующим источником. Квантовая электроника. 19X1, т.Х, №7. с. 1606-1607.

35. Sato К. et al. Plivs. Rev. Lett.. 1977.V.39. #17. p. 1074.

36. Otstica M. et al. J. Quantum. Spectr. Radiat. Transfer.. 1975,v. 15. p.995.

37. Silfast VV. I . ct al. Appl.Pliys.l.ett..l9S2. v.3ft. p.615-619.

3X. Грим Г. Спектроскопия n.'iaiMM. М., Атомизяа!, 1969. 267 с.

39. Диагностика плазмы./Под ред.Халдлстоуна Р.. М„ Мир. 1967. 259 с.

40. Гинзбург В.Л. Распространение электрома! нитных волн в пла;ме. М.. Наука. 1967. 254 с.

41. Пономарев В.Н. и др. ЖТФ, 1966, т.36, №8, с. 1377-1384.

42. Карнюшин В.Н. и др. Макроскопические и молекулярные процессы » газовых лазерах. М.. Люмизяат. 19X1. 214с.

43. Nicoll С J. R. et al. Pi ос. 111.. 1962. pt.C. #4981-. p. 335-338.

44. Мороз II.E. Краткие сообщения по физике. 1977. №4, с.24-26.

4?. .Посев В.Ф. и др. Приборы и техника эксперимента. 1476. ,Ч"5. с.213-215.

46. Экспериментальная ялернля физика. Т. IJ Под ред. Сегрэ Э. М.. ИЛ, 1955. ч.2. 388 с.

47. Голант В.Е. Сверхвысокочистотные методы исследования плазмы. N1.. Наука. 1468.326 с.

48. Богданов Ф.Т. и др. Дифракция плоской электромагнитной волны на решетке и i коаксиальных диэлектрических цилиндров. Известия ВУЗов. Радиофизика.. 1987, т.30. в.5. с.637-642.

4У. Никольский И.В Электродинамика и распространение радиоволн. М.. Науки, 1У73, 306 с .

50. Ваганов Р.Б. и др. Основы теории дифракции. М., Наука. 19X2. 272 с.

51. Г'алишникова Т.Н. и др. Численные методы.в задачах дифракции. Издательство МГУ, 1987, 274 с.

52. Кеванишвили I'.LII. и др. Радиотехника и электроника. 1976, т.21, в.З. с.574-579.

53. Шестопалов H.H. и др. Дифракция волн на решетках. Харьков. Излит. ХГУ. 1973. 272 с.

54. Tanaca Y. et al. Confinions emission s pec ! ra of rare gases in vacuum ultraviolet region.Neon and helium. JOSA, 1958. v.4X.#5. p.304-309.

55. Houtermans F.G. Helv. Phus. Acta.,1960. v.33. p.93.3-939.

56. Souerbrey R. IEEE, J. QE. 1987, v. QE-23. p.5-9.

57. Держиев В.И. и др. Модель плазменного ВУФ лазера на а гомарном а юте. Краткие сообщения по физике., 1989, №9. с.24-2Л.

58. Rice I.K. ei al. V1.1V emission from mixtures of F¡, and the noble yases. A molecular F4 laser at 1575 A. Appl. Pltys. Lett., 1977. v.3l. #1. p.31-35.

59. Collins C.B. et al. IEEE J. Quantum Electr.. 1984. v.QE-20. p.47-50.

60. Плазменные лазеры видимого и ближнего УФ диапазонов. Труды ИОФАН, т.21. Москва, Наука. 141с.

61. Захаров А.К), и др. STlFF-программа для решения жестких систем обыкновенных дифференциальных уравнений. М., 1977, h8 с.

62. Батенин A.M. и др. Собственное излучение и параметры неравновесной низкотемпературной плазмы, образующейся при торможении пучка Быстрых электронов в тяжелых инертных газах в диапазоне давлений 0.005-0.4 Мпа. ИВТАН. Препринт Ne 6-097, М.. 1982, 48 с.

6л. Артеев М.С. и др. Лазерная установка на базе серийного СВЧ тенератора с временном компрессией СВЧ импульса накачки. Квантовая щек фоника, 1992. 1.14. ,Чоб. с. 608-609.

(Публикации автора).

64. Сулакшин С.С Исследование сильноточной ионной накачки i левых лазеров. Диссертация канд.физ.-мат.наук. Томск, 19X2. 216 с.

65. Диденко A.M.. Петров В.М.. С'линко В.Н.. Сулакшин С.С и др Параметры плазмы мощного импульсного СВЧ разряда в газах высокого давления. Рук. леи. в ВИНИТИ 21.1)4.86, №421)5-В86.

66. Диденко А.Н., Петров В.М.. Слинко В Н.. Сулакшин С.С. и др. Эксимерный лазер, возбуждаемый сильноточным релятивистским СВЧ генератором. Письма в ЖТФ, 19X6.1.12. с. 1254-1249.

67. Диденко А.Н., Петров В.М.. Слинко В.Н., Сулакшин С.С и др. О возможност и получения переохлажденной плазмы в мощном импульсном СВЧ разряде. Доклады АН, 11»87. т.292. №3. с.601-604.

68. Ьыстрникни В.М.. Красик Я.Г.. Сулакшин С.С. Получение ленточных сильноточных ионных пучков в ici роде с мера фушаюшимсяанодом дли накачки газовых лазеров. Рук.деп. в ВИНИТИ 13.05.85. №2534-81 Деп.

69. Артеев М.С.. Варанов C.B., Ваулин В.А.. Диденко A.M.. Капишников H.A.. Ковальчук Ь.М.. Кокшенев В.А.. К'ушеноп A.A., Месяц Г.А.. Муратов В.М.. Санкевич П.А.. СлинкоИ.Н.. Слакшин С.С. и лр. I енераюр мощною ионмою пучка для накачки i иювых жиеров. Приборы и техника эксперимента. 1989. №4. с. 16(1-163. 7(). Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Получение и исследование сфокусированного ленточного протонного пучка. Физика плазмы. 1990. т.16. п.| I .с. 1389-1392.

71. Ьыстрипкий U.M.. Диденко Д.II., I /олкитоо В. I !.. Суаакшнн С.С. и др. лазер с накачкой сгустками ионов.Письма в Ж'ГФ .1980. т.6. в. 16. с.990-994.

72. Артеев М.С.. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. и др. Установка для регистрации ПУФ- и УФ- спектров излучения газов атмосферного давления с возбуждением электронным пучком. Рук.деп. в НИНИТИ 31.10.88, №К56|-В8Х.

73. Диденко Л.11.. Прохоров A.M.. Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. и др О накачке ультрафиолетовых юзовых лазеров мощным импульсным и ¡лучением релятивистскою СВЧ-генерл opa. Доклады All. 1988. т.ЗОО. №6. с.1363-1367.

74. Быстрицким U.M., Диденко А.Н.. Кожевников A.B.. Краен к Я.Е.. Прохоров A.M.. Сулакшин С.С.' Эффекншнми Ar-Nj лазере накачкой сильноточным ионным пучком. Кваныная электроника. 1980. т.7.№9, с.2006-2008.

75. Ьыстрицкии В.М.. Диденко Л.П.. Кожевников A.B.. Красик Я.К., Подкатов В.П.. Прохоров A.M.. Сулакшин С.С. Газовые лазеры высокго давления с накачкой сильноточным ионным пучком. Тез.Х Всес. конф. по когерентной и нелинейной оптике.Киев, ок тябрь 1980. ч.1,с.204.

7'). Сулакшин С.Г. Сверли мучительный режим лазерной генерации в газовом лазере с накачкой пучком протонов. Тез. II Всес. симп. по световому эхо. Казань, июнь 1981. с.98.

77. Быстрицкий В.М.. Красик Я.Е., Сулакшин С.С. Исследование генерации мошных ионных пучков в отражательных системах с неразрушаюшимсяа анодом. Физика плазмы. 1984. i.lo. в.2. с.260-267.

78. Диденко А.Н.. Сулакшин С.С. Использование сильноточных ионных пучков для целен лазерной генерации. Тез. VI Всес. конф. ВУФ-82. Моевка, нюнь 1982. с.278.

79. Сулакшин С .С., Толопа A.M. Коаксиальная накачка га ювого лазера мощным сфокусированным пучком протонов. Письма в ЖТФ. 1982, №7, е.385-.388.

80. Baranov S.V.. Bisiriisky V.M., flidenco A.N.. Sulakshin S.S. Effective lasers with high power ion beam excitation. IV Int. Conf. on high power electron and ion beams. France. Palasiu. july 1981. p.48-50.

81. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. С) возбуждении газовых лазеров тяжелыми ускоренными заряженными частицами. ЖТФ. 1985. т.55. в.5. с.864-868.

82. Сулакшин С.С. Альтернативные методы возбуждения активной Среды газовых лазеров с высокой удельной мощностью накачки. Тез. Всес. конф. Инверсная заселенность и генерация на переходах в атомах и молекулах., Томск. 1986, ч. I, с.72.

83. Артеев М.С.. Диденко А.П., Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. и др. Использование сильноточных наносекундных ускорителей для накачки газовых лазеров на . рекомбинирукицей плазме. Тез. V Всес.конф. Оптика лазеров. Ленинград, июнь 1987. с. 26.

84. Артеев М.С., варанов С.В.. Кузнецов A.A.. Слинко В.Н., Сулакшин С.С. Получение и исследование неравновесной плазмы, возбуждаемой с высокой удельной

мощностью. Тез. Вссс. семин. Физика быстроиротеклоших плазменных процессов.. Гродно, сентябрь 1986. с.27.

85. Артеев М.С., Кожевников A.B.. Сулакшин С.С. Газовый лазер. A.c. №1276206. приоритет 6.1 2.84.

86. Сулакшин С.С. Ионная пушка. A.C. №9X81 11. приоритет 25.05.81.

87. Сулакшин С.С. Ионная пушка. A.C. №986225. приоритет 25.05.81.

88. Сулакшин С.С. Газовый лазер с ионной накачкой. A.C. №1 141466. приоритет 4.06.8.4.

89. Артеев М.С., Копальчук Б.М., Кокшенев В.А., Сулакшин С.С. и др. Накачка газового лазера мошным ионным пучком в ускорителе с индуктивным накопителем и плазменным прерывателем тока. Докл. Vil Всес. симп. по сильноточной электронике. Томск, 1988. ч.1, с.296-298.

90. Артеев М.С., Баранов C.B.. Ваулин В.А.. Кузнецов A.A., Ковальчук Б.М.. Клкшенев В.А.. Капишников U.K.. Муратов В.М.. Тярасенко В.Ф.. Слинко В.Н., Санкевич П.А.. Сулакшин С.С'. Генератор мощного ионного пучка для накачки

I азовых лазеров. Докл. VII Всес. симп. по сильноточной электронике. Томск. 1988ч.II. (..,'2-1-126.

91. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Ионная пушка. A.c. №1496619. приоритет 29.06.87.

92. Артеев М.С.. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. Газовые лазеры с возбуждением сильноточным пучков ускоренных ионов. Веб. Молекулярная фишка неравновесны х систем./Иод ред. Бак ланопа Г..В.. Новосибирск, 1484. с.140-146.

9.1. Баранои C.B.. Санкевич H.A., Сулакшин С.С. Ионная пушка для кчтеранни ленточных ионных . A.c. №1609417. приоритет 13.02.89.

94. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Ионная пушка с линейной фокусировкой пучка. A.c. №1657044, приоритет 13.02.89.

95. Артеев М.С., Кузнецов A.A., Сулакшин С.С. Нагрев гелиевой плазмы мощным протонным пучком для спектроскопических целей. Журнал прикладной спектроскопии. 1986, т.XI.IV. №4, с.5630567.

96. Баранов C.B.. Грибанов К.Г.. Пак B.C.. Ремней Г.Г.. Сулакшин С.С. и др. Параметр!,I плазменного факела при взаимодействий мощного ионною пучка с твердым телом. Физика плазмы. 198'). т. 15. н.8. с.1016-1020.

47. Баранов C.B.. Санкевнч H.A.. Сулакшин С.С. Получение и излучение димеров металлов в плотном переохлажденном плазменном факеле. Теплофизики высоких температур. 1989. т.27. №6. с.1047-|()52.

98. Дпденко А.Н.. Пак B.C.. Ремнев Г.1:.. Сулакшин С.С. и др. Коротковолновое излучение при взаимодействии мощною ионного пучка с металлической мишенью. Письма в ЖТФ, 19X8. г.14. в.Ч, с.791-794.

99. Артеев М.С.. Ковальчук Б.М., Кокшенев В.А.. Сулакшин С.С. и др. Накачка газового лазера мощным минным пучком вускоригелес индуктивным накопителем и плазменным прерывателем тока. Квантовая электроника, I9KS. т.15.№12. с.2502-2504.

100. Сулакашин С.С. Спектромф заряженных частиц. A.C. №1021366, приоритет 27.11.81.

101. Артеев М.С.. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Способ измерения энергетических параметров сильноточного ионного пучка. A.c. №1517747, приоритет 6.07.87.

102. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Способ получения ускоренных ионов и устройство для его осуществления. A.c. №1386008. приоритет 2.07.86.

Юл. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Ускорение плазменных сгустков из Z-иннча при ЭВП в вакууме. Докл. VI Всес.конф. по плазменным ускорителям и ионным инжекторам. Днепропетровск, сентябрь 1986, с. 148.

104. Сулакшин С.С. Численная модель Ar-Nji лазера с накачкой сильноточным пучком заряженных частиц. Известия ВУЗов. Физика. 1980, №12, с.10-14.

105. Сулакшин С.С. Кинетическая модель Ar-N¿ лазера с накачкой сильноточным протонным пучком. Известия ВУЗов.Физика. 1981, №7. с.29-33.

106. Артеев М.С., Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. и др. Установка для регистрации ВУФ излучен ия плотных газов с возбуждением электронным пучком. Докл. VII Всес. конф. Физика вакуумноготграфиолета и его взаимодействие с веществом: Рига, май 1986, с. 202.

107. Артеев М.С.. Кузнецов A.A., Скакун B.C., Сулакшин С.С. и др. Излучение плотных инертных г азов в ВУФ. УФ и видимой облает ях спектра при возбуж дении наносекундным электронным пучком. Препринт №10. ИС'Э СО РАН. Томск, 1987, 24 с.

ION. Баюнов В.И., Кириллова H.H.. Кузнецов А.Л.. Сулакшин С.С. Спектрально

временные характеристики В УФ излучения ламп с барьерным ра ".рядом. Журнал прикладной спектроскопии,I9S9, т.51, в.4. с.69—692.

1(19. Кузнецов A.A., Скакун B.C., Сулакшин С.С. Импульсный iauw инамически и затвор.. Приборы и техника эксперимента. 1986, №4, с. 147-150. I 10. Кузнецов Л.А., Сулакшин С.С. и др. Вывод коротковолнового излучения ( <И)0нм) im газовой плазмы атмосферных давлений. Приборы н зехника эксперимента. 19X9, №2. с.204-205.

111. Сулакшин С.С. Лазерный метод определения угловых и энергетических характеристик сильноточного протонного пучка, Приборы и техника эксперимента, 1986, №2. с.31-34.

112. Баранов С В.. Быстрицким . Кожевников A.B.. Сулакшин С.С. Исследование ArN ¡¡^лазера при мошной накачке пучком протонов. Квантовая электроника, 1982, т.9. №2. с.420-422.

11.4. Сулакшин A.C., Сулакшин С.С. Релязивистсскин магнетрон с источником питания. A.c. №995649. приоритет 24.04.81.

114. Слинко В.11.. Сулакшин С.С. и др. Пробои инертных i а зон высоко| о давления СИМ импульсами наносекунлной длительности. Докл.IV Всес. конф. по физике газового ра ¡ряда. Махачкала, сентябрь 1988, ч. I. с. I 26.

115. С "липко B.I I.. Сулакшин A.C.. ( улик шин С.С" Га зоны и л а icp с СВЧ возбуждением. A.c. №1.487833. прноршег 7.04.86,

I 16. Сулакшин A.C.. Сулакшин С.С. и лр. Газовый лазер с СВЧ накачкой. A.c. №1.424549. приоритет 19.12.84.

I I 7. Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. и др. К созданию прожженного СВЧ разряда высокою давления. Ж'ГФ, 1988. 1.58. в.4, с.604-606. I 18. Слинко В.II., Сулакшин С.С'. и др. О поглощении СВЧ волны в сильное юлкновительнои плазме. Теплофизика высоких температур. 1988. т.26. №"6. с. 1221-1224.

I 19. Слинко В.II.. Сулакшина Л.В.. Сулакшин С.С. О полном пот лощении мощного СВЧ импульса в сюлкнони кмьной плазме.Письма вЖТФ. 1988 т. 14. в. 19.с. 1799-IS02.

120. Слинко В.П.. Сулакшин С.С. Формирование и исследование мощного самостоятельного СВЧ разряда в газах высокого давления. Докл. Всес. совещ. Высокочастотный разряд в волновых полях. Горький, июнь 1987. с.54.

121. Арбузов A.M., Ваулин В.А., Слинко В.П., Сулакшин С.С. и др. И )меритель несушей частоi ы мощного короткого однократного СВЧ импульса. A.c. №1552114, нриориге« Л.И5.ХХ.

122. Арбузов А.И.. Ваулин В.А.. Слинко В.Н., Сулакшин С.С. и др. К измерению длины волны мощного однократного СВЧ импульса. Приборы и техника эксперимента, 1989. №6. с. 106-109.

123. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Исследование электрического взрыва проволочки для создания активной Среды лазера на парах меди. Рук.деп. в ВИНИТИ 13.11.84, №7306-84.

124. Сулакшин С.С. Измерение электронной температуры методом максимальною правдоподобия. Рук.деп. в ВИНИТИ 13.02.85. №1189-85.

125. Артеев М.С.. Сулакшин С.С. Аппаратная и передаточная функция монохроматоров МДР. Приборы и техника эксперименга.198,х, №4. с. 156-157.

126. Сулакшин С.С. К методу зеркал при измерении усиления в нестационарной активной среде лидера. Рук. деп. в ВИНИТИ 29.06.87, №4782-В87.

127. Баюнов ВюИю, Кириллова H.H.. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. Спектрально-временные характеристики ВУФ излучения ламп с барьерым разрядом. Журнал прикладной спектроскопии. 1989, т.51, №4. с.690-692.

128. ApieeB М.С.. Сулакшин С.С. Излучение плотых инертных газов при мошной накачке протонным пучком. Теплофизика высоких температур. 1990, т.28, №2. с.216.

129. Артеев М.С., Держиев В.И.. Позднякова Р..Е., Сулакшин С.С. и др. Релаксация возбужденных состояний Hell в плотной плазме, образованной ионным пучком. Препринт ИОФАН. 1986. №118, 19 с.

130. Артеев М.С.. Держиев В.И.. Кузнецов A.A.. Муравьев И.И., Позднякова Е.Е., Сулакшин С.С. Ii др. Параметры плазмы гелия при накачке ионным пучком. Рук. деп. в ВИНИТИ 23.06.86, №457|-В86.

131. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Получение паров меди на начальной стадии электрического взрыва проволочки в вакууме. Параметры плазмы. Теплофизики высоких температур..1987, т.25. №2. с.225-229.

lio

132. Баранов C.B.. Сулакшин C.C. Плазменный рекомбннационнын лазер. A.c. №1523«IK. приоритет i 1 .<14.88.

133. Сулакшин C.C. Лазер на парах металлов. A.C. №1120X94. приоритет 6.06.83.

I 34. Баранов C.B.. Сулакшин С.С. Получение паров мели на начальной стадии "_)В11 н какуумс. Z-гшкч. Теплофизика высоких температур. 19X7. i.25, №4. с. 768-772. 135. Баранов C.B.. Ваулнн В.А.. Ломаев М.И . Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. и др. О применимое!и мощной СВЧ накачки лля плазменных лазеров. Квантовая электроника, 1989, т. 16. №3. с.452-456.

I 36. Ваулии В.А.. СлинкоВ.Н., Сулакшин C.C. Kl Г лазер с возбуждением от релятивистскою СВЧ генератора. Докл. VII Всес. сими, по сильноточной электронике. Томск, I9XX, ч.|. с. 290-292.

1.37. Слинко В Н.. Сулакшин С.С. Газовый лазер с СВЧ накачкой. A.c. №1435114, приоритет 24.02.87.

138. Ваулии В.А., Романович В.В.. Слинко В.Н.. Сулакшина Л.В.. Сулакшин С.С. ' Получение СВЧ разряда большого объема в с аза высокого давления. ЖТФ. 1990,т.60. в.2. с.202-204.

139. ApieeB M.С.. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С., и др. Исследование ВУФ спектров инертных газов с возбуждением электронным пучком. Докл.VII Всес. конф. Физика ВУФ и его взаимодействие с веществом, ['ига. май 1986. с.138.

140. Кузнецов A.A., Сулакшин С.С. И злучлтельные характерно пки плотной низкотемпературной плазмы инертны* газон. Докл. II Чсес. конф. Актуальные вопрсы теплофизики и физической i илродшзамики. HuBooiGitpv к, март 1487. с.147-

141. Бой чей ко A.M.. Держиев В. И., Кузнецов A.A., Скакун B.C.. Сулакшин С.С. и др. Широкополосные континуумы в инертных газах и смесях инертных птзоп с галогенидами. Труды ИОФАН. 1993. [ 42. с.3-39.

142. Держиев В.И., Жидков А.Г.. Кузнецов A.A., Коваль A.B.. Серед;« О.В.,

1fr.

Сулакшин С.С. и др. ВУФ излучения молекул Не2 . Ne2 ,NeF при накачке сильноточным электронным пучком. Оптика и спектроскопия. 1490. т.68.в.З. с.517-I 43. Ваулии В А.. Захаренко О.Л., Ку знецон A.A.. Лапин В.А.. ( тинко B.I I., Сулакшин С.С. Спектроскопические исследования плотных инертных газов в мощном СВЧ разряде. Рук. лен. н ВИНИТИ 26.12.88. №883-В89.

144. Кузнецов А.Л.. Сулакшин С.С. OG усилении света сЛ= '72 нм в ксеноне атмосферного давления. возбуждаемом мощным прогонным пучком. Квантовая электроника. 1990. г.17. №2. с.205-206.

145. Артеев М.С.. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. и др. Широкополосное и (лучение ВУФ и УФ плотных инертных тазов при возбуждении электронным пучком наносекунднои длительности. Оптика и спектроскопия, 19X7, т.63. в.З.с.677-679.

146. Сулакшин С.С. и др. Широкополосное излучение молекул инертных газов в ВУФ и видимом части спектра Докл. XX Всес. съезда по спектроскопии, Киев, сентябрь. 1988. Ч.1.С.259.

147. Бойченко A.M., Держиев В.П., Жидков A.C., Кузнецов A.A., Сулакшин С.С. и др. О природе длинноволнового континуума в ВУФ-УФ спектрах инертных газов, возбуждаемых наносекундным электронным пучком. Рук. деп. в ВИНИ ТИ 17.10.88, №7459-В88.

148. Кузнецов A.A.. Данин В.М., Сулакшин С'.С. Об одной гипотезе природы длинноволнового континуума инертных газов. Оптика и спектроскопия, 1990, т.68, в. 1. с. 10-12.

149. Артеев М.С.. Сулакшин С.С. Возбуждение электронным пучком континуума (a*i:~ в3 Г „) в смеси с инертным газом атмосферного давления. Журнал прикладной спектроскопии. 1989. т.51, №4, с.680-685.

150. Артеев М.С.. Сулакшин С.С. Молекулярные спектры смеси инертного газа с водородом при возбуждении мошным протонным пучком. Теплофизики высоких температур. 1989. г.27. №5. с.1018-1021.

151. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. F^лазер, возбуждаемый мошным протонным пучком. Квантовая электроника. 1991. т.18. №1. с.21-23.

152. Артеев М.С.. Кузнецов A.A., Сулакшин С.С. О рекомбинационном механизме инверсной заселенности на переходе N¿B Л — X2Z(0.2)A = 470,9 нм в Не - Ы^смеси. Рук. деп. в ВИНИТИ 16.12.87. №93-В88.

153. Баранов C.B.. Ремнев Г.Е., Пак B.C., Сулакшин С.С. и др. Молекулярные УФ полосы в спектре РЬ при возбуждении мощным ионным пучком. Оптика и спектроскопия, 1989, т.66, в.2. с.477-479.

154. Артеев M.C., Бункин Ф.В., Держиев В.И., Сулакшин С.С. и др. Генерация в

He:Kr:f-£CMecn при накачке ионным пучком. Известия АН СССР. Сер. физическая. 19X4. т.48, №12. с.2.321-2324.

155. Баранов С.П., Бысгрицкий В.М.. Диденко А.Н.. Кожевников A.B., Прохоров A.M.. Сулакшин С.С. и др. XeCI - лазер, возбуждаемый силыюючным протонным пучком. Квантовая электроника. 19X2, i.9. №1. с. I 10-1 14.

I 56. Артеев М.С.. Диденко A.M.. Кожевников A.B.. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. Исследование возможностей применения сильноточных ионных пучков для целей лазерной генерации. Докл. V Всес. конф. по сильноточной электронике. Новосибирск, 19X4,4.2, с. 170-172.

157. Артеев М.С.. Кузнецов A.A.. Сулакшин С.С. Возбуждение мощным ионным пучком газовых смесей в жсимерных лазерах с возможностью применения легких буферных 1 азов. Докл. Всес. конф. Теоретическая и прикладная оптика, Ленинград, ГОИ, 19X4. с.107.

I5X. Артеев М.С.. Бункин Ф.В., Даржиев В.И.. Диденко А.П., Кожевников A.B., Сулакшин С.С. и др. Эксиплексный КтГ лазер, накачиваемый ионным пучком. Квантовая электроника. 1986. т. 13. №1 I. с.2101-2203.

159. Сулакшин С.С. Возбуждение активных сред газовых лазеров с предельной удельной мощностью накачки. Докл. V научи.ттракгич. конф. Ученые- и специалисты ускорению научно-технического ripoipecca. Т омск, нюнь 1986. с.1X3.

160. Артеев М.С.. Держиев В.И.. Сулакшин С.С. и др Плазменный Ail лазер (344,3 им) со сголкновителыюй очисткой нижнею рабочеч о уровня молекулами а зота. Квантовая электроника,1989. г. 16. №4, с.647-648.

16). Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. и лр. Эффективная генерация в ХеС! лазере с СВЧ накачкой. Квантовая электроника. 19X8. т. 15. №2. с.292-294.

162. Ваулин В.А.. Слинко В.Н., Сулакшин С.С KrF лазер, возбуждаемый мощным СВЧ импульсом. Квантовая электроника, 1988. т. 15. №11. с.2331-2333.

163. ЧахаренКо OJI., Кузнецов A.A.. Слинко В.И.. Сулакшин С.С. Экспериментальное исследование ВУФ излучения инертных тазом Кт и Хе в мощном импульсном С ВЧ разряде высокого давления. Квантовая электроника. 1990, т.17,№7, C.89I-X92.

164. Бойченко A.M., Держиев В.И., Жидков А.Г.. Сулакшин С.С. и др. Кинетическсая модель АтР л а юра. накачиваемого электронным пучком. Краткие сообщения но физике. 1989. №5. с.28-30.

165. Кузнецов A.A., Сулакшин С.С. Fj^-лазер, возбуждаемый мощным протонным пучком. Квантовая злекгроника. 1УУ1, т.18. №1. с.21-23.

166. Сулакшин С.С. Однонаправленный вывод излучения из безрезонаторного латера. Квантовая электроника, 1У86, т.13, №3. с.6.35-637.

167. Диденко А.П .. Сулакшин С.С. О возможности создания пучкового лазера бегущей волны. ЖТФ, 1У82. №7, с. 1422-1424.

168. Сулакшин С.С. Безрезонаторный режим генерации в газовом лазере с накачкой пучком проюнов. Рук. деп. в ВИНИТИ 1.03.82. №1398-82.

169. Сулакшин С.С. Способ возбуждения активной Среды лазера в режиме бегущей волны. A.c. №1091807, приоритет 19.04.82.

170. Сулакшин С.С. Однонаправленный вывод излучения из безрезонаторного лазера. Квантовая электроника, 1У86, т.13, №3, с.635-637.

171. Артеев М.С.. Сулакшин С.С. О возможности аномально высокой направленности усиленного спонтанною излучения.Квантовая электроника, 19S6.T. 13, №3. с.668-670.

172. Ваулин В.А.. Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. ХеС1 лазер с возбуждением микросекундными СВЧ импульсами мегаваттной мощности от промышленного СВЧ генератора с частотой 3.07 Ггц. Квантовая электроника, 1990. т.18. №12, с.1548.

173. Ваулин В.А.. Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. Воздушный УФ лазер, возбуждаемый млщнымСВЧ импульсом. Квантовая электроника. 1988. т.14. №11, с.2329-2330.

174. Ваулин В.А., Держнев В,И.. Лапин В.М.. Слинко H.H., Сулакшин С.С. и др. Плазменный Ne-H^ лазер на СВЧ разряде. Квантовая электроника. 1989, т. 16, №3, с.486-488.

175. Ваулин В.А., Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. Хе лазер ИК диапазона с СВЧ возбуждением. ЖТФ, 1990. т.60. в. 10. с.88-92.

176. Ваулин В.А.. Слинко В.Н.. Сулакшин С.С. Азотный лазер, возбуждаемый СВЧ . импульсами. Квантовая электроника, 1988, т.15. №1, с.61-62.