Теория активных сред эксимерных лазеров тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ
|
Молчанов, Александр Георгиевич
АВТОР
|
||||
|
доктора физико-математических наук
УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ
|
||||
|
Москва
МЕСТО ЗАЩИТЫ
|
||||
|
1995
ГОД ЗАЩИТЫ
|
|
01.04.21
КОД ВАК РФ
|
||
|
|
||||
Физический институт им. П.Н. Лебедева РАН
,РГ6 од
1 О I- - •! <Г
На правах рукописи УДК 621.373,621.375
МОЛЧАНОВ АЛЕКСАНДР ГЕОРГИЕВИЧ ТЕОРИЯ АКТИВНЫХ СРЕД ЭКСИМЕРНЫХ ЛАЗЕРОВ
специальность 01.04.21 - лазерная физика
Автореферат
диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук
Москва - 1995
Работа выполнена в отделении квантовой радиофизики Физического института им. П.Н.Лебедева РАН-
ОФФИЦИАЛЬНЫЕ ОППОНЕНТЫ:
1. Член-корреспондент РАН
2. Доктор физико-математических наук
3. Доктор физико-математических наук
М.Д. Галанин Е.К. Бонюшкин А.П. Напартови»
ВЕДУЩЕЕ ПРЕДПРИЯТИЕ
ИИЯФ МГУ
Защита состоится "__"_199 года
в_часов в конференц-зале Физического института
им. П.Н.Лебедева РАН на заседании Специализированного Ученого Совета № 1 при ФИАН РАН, Москва, Ленинский пр.53
С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФИАН. Автореферат разослан "_"_ 199 года
УЧЕНЫЙ СЕКРЕТАРЬ Специализированного Ученого Совета N 1 Физического института им.П.Н.Лебедева РАН
А.П.Шотов
Диссертация посвящена теоретическому исследованию активных сред эксимерных лазеров, рассчетам их коэффициентов усиления, поглощения и внутренних эффективностей, созданию кинетических моделей, которые позволяют расчитывать основные выходные харакериетики эксимерных лазеров с электронной и электроионизационной накачкой.
Актуальность темы диссертации связана с тем, что решение рассматриваемой проблемы дает возможность рассчитывать основные энергетические характеристики большого класса эксимерных лазеров, в состав которых входят инертные газы. Целью работы явились расчеты пороговых условий первых эксимерных лазеров на конденсированных инертных газах, структуры их уровней энергии и рабочих переходов, а также построение общих теоретических моделей различных эксимерных лазеров для нахождения коэффицинтов усиления, поглощения и эффективности извлечения энергии из активных сред в зависимости от уровня накачки, а также определения предельных выходных характеристик эксимерных лазеров и усилителей Научная новизна работы .
В диссертации, впервые проанализированы пороговые условия для. возникновения эксимерной генерации в конденсированных инертных газах. В связи с запуском первого эксимерного лазера на жидком ксеноне построена теория энергетической структуры эксиме-ров в кристаллах инертных газов, позволившая объяснить происхождение полос люминесценции и генерации ВУФ излучения в конденсированных инертных газах.
Впервые обращено внимание на ионизационную неустойчивость как основной фактор, препятствующий получению генерации эксимерного излучения в чистых инертных газах при электроионизационном способе накачки. Получено общее выражение для времени развития этой неустойчивости в смесях инертных газов с галогенами, на основании которого найдены предельные энергетические характеристики электроразрядных эксимерных лазеров на этих смесях.
На основании анализа температурных зависимостей спектров люминесценции впервые обнаружены трехатомные эксимеры, состоящие из двух инертных атомов и одного атома галогена.
Впервые рассчитаны предельные эффективности АгР и ХеР -лазеров, возбуждаемых пучком быстрых электронов.
Предложен новый метод расчета широкоапертурных оптических усилителей, учитывающий трехмерную природу влияния на
характеристики таких усилители усиленного спонтанного излучения (УСИ). Построена самосогласованная теория широкоапертур-ных ЮТ -усилителей, возбуждаемых электронным пучком.
Практическое и научное значение работы состоит в том, что проведенное исследование дает возможность рассчитывать выходные энергетические характеристики большинства эксимерных лазеров, включая широкоапертурные эксимерные усилители, предназначенные для исследований по лазерному термоядерному синтезу.
Апробация работы
Материалы диссертации докладывались на VII Всесоюзном семинаре "Экситоны в кристаллах", г.Тарту, 1971г.; Международной конференции по люминесценции, г.Ленинград, 1972г.; 12-ом Всесоюзном совещании по люминесценции, г.Киев, 1975г.; II Всесоюзном симпозиуме по физике газовых лазеров, г.Новосибирск, 1975г.; II Всесоюзном семинаре по физическим процессам в газовых ОКГ, г:Ужгород, 1978г.; 23-м Прибалтийском семинаре по физике ионных кристаллов, г.Таллин, 1981г.; Международной конференции 18 ЕС1ЛМ, г.Прага, 1987г.; Международной конференции "Лазеры-88", Лейк Тахо, США, 1988г.; Международном симпозиуме "Коротковолновые лазеры и их применение", г.Самарканд, 1990г.
Объем диссертации
Диссертация написана на -322 страницах, содержит аннотацию, введение, 6 глав основного текста, заключение, приложение, выводы, список литературы на 405 наименований, 87 рисунков и 12 таблиц.
Содержание работы
Во Введении приводится обзор истории возникновения эксимерных лазеров и развития теории их активных сред. В настоящее время под эксимерными переходами в широком смысле понимают переходы молекул из возбужденного электронного состояния в быстрорасселяющееся нижнее состояние. Такими переходами обладают сами эксимеры, т.е. гомоядерные молекулы, связанные только в электронно возбужденном состоянии, например, молекулы инертных газов Аг2*, Кг2*, Хег*. а также гетероядерные моле-
кулы, называемые иногда эксиплексами, типа ХеР*, ХеСГ, Р^Вг* и т.п. со слабосвязанным или быстрорасселяющимся нижним состоянием.
История создания эксимерных лазеров неразрывно связана с развитием методов накачки лазеров и, в первую очередь, мощных электронных пучков. Широкие полосы излучения эксимеров, иногда на три порядка и более превышающие допплеровскую ширину, а также короткая длина волны, которая для простейших эксимеров инертных газов лежит в ВУФ области спектра, обуславливают высокие пороговые значения интенсивности накачки эксимерных лазеров, в сотни киловатт на кубический сантиметр, которые превышают на несколько порядков пороговые интенсивности обычных газовых лазеров. Такие высокие интенсивности накачки характерны для полупроводниковых лазеров и их стало возможным получать, в первую очередь, благодаря развитию метода накачки полупроводниковых лазеров пучком быстрых электронов. Этим методом начиная с середины 60-х годов была получена генерация во многих полупроводниковых соединениях включая широкозонные материалы, излучение которых попадает в фиолетовую область спектра.
В 1967 году в работе [1] были расчитаны пороговые условия генерации в конденсированных инертных газах, накачиваемых электронным пучком, для зона-зонных и молекулярных переходов, из которых последние связаны с излучательным распадом эксимеров (автолокализованных экситонов). Было показано, что генерацию' следует ожидать, в первую очередь, на эксимерных переходах, обладающих, по крайней мере, на два порядка более низкими порогами генерации, чем зона- зонные переходы. В этой работе была также отмечена одна из найболее ярких особенностей активной среды эксимерных лазеров - рост поглощения среды с ростом накачки, а также очень высокая эффективность передачи энергии от инертных газов к примесям и возможность значительно более легких условий достижения генерации в смесях.
В 1969 году в лаборатории КРФ ФИАН при возбуждении жидкого ксенона пучком быстрых электронов впервые наблюдалось усиление эксимерного излучения, которое регистрировалось на длине волны 176 нм по сужению спектра и диаграммы направленности излучения [2]. Переход от режима усиления [2-4] к режиму генерации, впервые наблюденному в 1970 году в работе [5] был совершен благодаря увеличению на порядок мощности электрон-
ного пучка. Яркие проявления генерации эксимерного излучения на той же установке наблюдались в работе [6].
В тесной связи с этими экспериментами автором была разработана теория энергетической структуры эксимеров в кристаллах инертных газов, которая позволила объяснить механизм люминесценции и генерации инертных газов в конденсированной фазе [7,8]. В обзоре [9] , вышедшем в начале 1972 года, отмечались близкое сходство между зксимерами в конденсированной и газовой фазе и возможность получения генерации эксимерного излучения в сжатых инертных газах при электронном возбуждении. В июне 1972 года в США в Ливерморской лаборатории при накачке электронным пучком была получена генерация эксимерного излучения в газообразном ксеноне [10]. В этой и последущих работах [11-13] со ссылками на [1,5] сообщались, по-существу, те же основные характеристики генерации в газах, что и в работах [5,6] при электронной накачке жидкого ксенона. Стимулированное излучение эксимеров в конденсированных инертных газах также наблюдалось позднее в работах [14-16].
Как уже отмечалось выше, эксимерньге лазеры для своего возбуждения требуют больших плотностей мощности накачки, как правило, порядка нескольких сот киловатт на кубический сантиметр. Такие плотности мощностей, по крайней мере, на четыре порядка превосходят плотности мощности обычных электрических разрядов в газах. Поэтому раннее предложение Ф.Хоутерманса [17] и последующие попытки получения генерации эксимерного излучения в обычном газовом разряде [18-20] не могли дать положительного результата.
Резкое увеличение удельной мощности электрических разрядов произошло только начиная с 1971г., когда для возбуждения СО2 -лазеров стали применяться объемные разряды с внешней предионизацией. Однако, возможность применения этого способа накачки для возбуждения эксимерных лазеров была проанализирована [21,22] и осуществлена значительно позднее в 1975-76гг [23-26].
Активные среды эксимерных лазеров можно разделить на две основные группы соединений, в состав которых входят элементы с заполненными электронными оболочками р6 и б2, это, соответственно, сами инертные газы и их соединения, а также ртуть и ее соединения (см. Таблицу 1).
Вслед за лазерами на эксимерах инертных газов с помощью накачки электронным пучком в 1974г. была получена генерация на соединениях инертных газов с элементами 6-ой группы типа АгО*, ХеО* и т.п. [27]. Эти лазеры относятся к лазерам видимого диапазона и благодаря метастастабильности верхнего лазерного уровня могут
накапливать энергию в течении сотен микросекунд. В первое время они рассматривались как одни из основных кандидатов для применения в лазерном термоядерном синтезе (ЛТС), однако в последующих работах выяснились их существенные недостатки для такого
применеия, а именно, низкий КПД ~1% и низкая стойкость к тепловым перегрузкам.
Найбольшее распространение и применение в настоящее время получили эксимерные лазеры на соединениях инертных газов с галогенами, таких как ХеВг*, КгР*, ХеСГ, излучающих в ультрафиолетовой области спектра, которые были запущены в 1975г. при накачке электронным пучком [28-30]. В первых же работах выяснилось, что КПД этих лазеров превышал несколько процентов, эни обладают высокой стойкостью к тепловым перегрузкам, а качество их активных сред позволяет достигать диффракционной расходимости излучения. В процессе исследования этих лазеров Зыли открыты новые трехатомные эксимеры [31-36], состоящие из з.вух атомов инертного газа и атома галогена, на которых также 5ыла получена генерация, но уже в видимом диапазоне.
Другой большой класс эксимерных лазеров на соединениях этути, в первую очередь, такими как, Н§С1 и НдВг был запущен в 1977 году [37-39]. Эти лазеры для своей работы требуют, как пра-зило, высокой температуры активной среды для поддержания вышкой концетрации паров ртути, и в настоящее время активно разрабатываются для применения в локации и подводной связи.
Таблица 1
ПОЛОСЫ ИЗЛУЧЕНИЯ ЭКСИМЕРОВ
Соединения Эксимер Длина волны, нм
Не2* 60
Аг2* Кг2* 126 147
а8вп Хе2* АгГ 173 193
КгГ 248
АггГ ХеСГ 290 308
ХеО* 538
А^а* 620
а2в„ Н8Хе* Нй2* 2п2* Н*Вг* 270 335 445 455 502
Кристаллы: та К1 Бензол (С122-)* <122У 230 300 320
Антрацен 400
Кроме электронного пучка и электрического разряда с пред-ионизацией к началу 70-х годов относится появление предложений других способов накачки эксимерных лазеров, в частности, предложение [40] использовать оптическую накачку. В 1974 году в Ливерморской лаборатории при накачке гамма- излучением от ядерного взрыва наблюдалось усиление эксимерного излучения ксенона на длине волны 172 нм [41]. В дальнейшем ядерная накачка эксимерных лазеров исследовалась во многих работах, однако вследствии требуемых сравнительно больших плотностей потоков нейтронов она до настоящего времени не нашла широкого применения. В работах [42-44] была проанализирована общая схема накачки эксимерных молекул при быстром охлаждении электронной подсистемы, ранее развитая для накачки т.н. плазменных лазеров.
Теория активных сред эксимерных лазеров начала развиваться, по-существу, одновременно с началом экспериментальных работ [1, 6-9, 42-45] и в настоящее время включает в себя обширный список работ, касающихся как общих вопросов теории эксимерных лазеров [46-62], так и теорию отдельных типов лазеров, таких как, KrF [54, 56, 63-66], XeCl [67-72], XeF [73-76], ArF [7779].
В диссертации приведены результаты работ по теории активных сред эксимерных лазеров, выполненных автором в лаборатории КРФ ФИАН за период с 1966 по 1979г, за исключением последней главы, выполненной в основном в 1985 году.
В первой главе диссертациии представлены основы теории экси-меров (автолокализованных экситонов) и эксимерной люминесценции в кристаллах инертных газов, развитой в работах [7-9] в связи с запуском первого эксимерного лазера на жидком ксеноне. Спектры люминесценции кристаллов инертных газов состоят из одной-двух эксимерных полос, сильно сдвинутых в длинноволновую сторону по отношению к линиям поглощения. В то время не была известна структура уровней эксимеров и не существовало объяснения связи линий поглощения с полосами люминесценции. Для того чтобы установить такую связь и заложить осно-. вы теории эксимеров в кристаллах инертных газов в работе [7] был проведен теоретико-групповой анализ совместно структуры уровней энергии эксимеров, двухатомных молекул и свободных экситонов. Разлагая неприводимые представления тройного проиведения представлений электрона, дырки и их взаимного
движения Ге®Гь®Ге.ь по неприводимым представлениям точечной группы кристалла Он, найдены все уровни свободных экситонов э, р и (1 -типов. Используя такие же разложения представлений Б/ найдены все уровни на которые расщепляются атомные уровни (п+1Ь, (п+1)р пс! - оболочек в кристаллической решетке. Аналогично разлагая эти неприводимые представления по представлениям группы симметрии двухатомной молекулы и группы симметрии эксимера Эгь и сравнивая все полученные разложения найдена схема корреляции уровней энергий атомов, свободных экситонов, двухатомных молекул и эксимеров.
(см.Рис. 1).
о,-
Оь
Е>хЬ
о-
ш:
А„
1=0
2и
В2ц
А„
В,
'1и
В
1к.
3=1
J=2
в
15
12
125
V
и
В
21
®2£
Этот анализ, с одной стороны, показал существенную роль в образовании эксимеров запрещенных экситонов, невидимых в спектрах поглощения, а с другой стороны, связал положение эксимерных уровней энергии в крис-таллах с уровнями двухатомных молекул. Ввиду общности подхода, основанного только на соображениях симметрии, полученные результаты сказались применимы и для сцелочно-галоидных кристаллов, з которых экситоны и эксимеры шеют ту же симметрию, что и * кристаллах инертных газов, качественно эти же результаты грименимы и для жидкого
состояния вследствии сохране-п,^, „ '
~ г Рис.1. Схема корреляции между уровнями
шя симетрии ближнего поряд-эксимеров (02Ь), уровнями двухатомной
са- молекулы Ф^,), зонами свободных экси-
тонов (Оь) и атомными уровнями (Б^).
Для расчета потенциальных кривых был предложен модель-шй гамильтониан эксимера, в который входила сумма псевдо-ютенциалов, ранее использованных для расчета уровней энергии •вободных экситонов. Такой подход явно учитывал ридберговский ;арактер уровней энергии и ранее с успехом применялся для »асчета уровней энергии молекулы водорода. Как и в случае
Оц+
В
!и
В
'Зи
0и-
в
2 и
Аи
свободных экситонов, поправки к ридберговским значениям уровней энергии эксимеров в кристаллах инертных газов оказались сравнительно невелики, в пределах 20%. Учитывая найденнук корреляцию между уровнями экситонов и эксимеров были расчитаны потенциальные кривые эксимеров в кристаллах инертных газов и в кристалле КаС1 (см.Рис.2). Из проведенных расчетов следовало, что уровни эксимеров образуют две главные дипольно-разрешенные водородоподобные серии уровней, которые были названы па- и пк -сериями, в соответствии с поляризацией их излучения, наблюдаемого в экспериментах с щелочно-галоидными кристаллами, а время жизни нижнего трип-летного уровня 1л оказалось на несколько порядков больше, чем время жизни вышележащего уровня 1ст. Отсюда, в частности, следовало, что наблюденная генерация в первом эксимерном лазере происходила с уровня 1 сг, а нижележащий уровень 1тс служил для него резервуаром энергии. Этот результат, с соотвествующим переобозначением уровней, оказался справедлив и для всех послепуюгаих эксимепных лазеоов на инеотных газах, т.е.
Рис.2. Потенциальные кривые и схема люминесценции эксимеров в кристаллическом ксеноне.
9,0
8,5
«
а и
и 8,0 &
О Я
т
7.5
7,0
Зв 1 "Т"
28
Ги Ь Г12' Г25 —" — # Зс Зл: ^ 2а ^ 2 ж .В1ЕВ2аВ38
- .У 1аВ1ц
- Ля В2иВ3а ^ Ац 1 |
4 3
Расстояние, А
г
генерация в них происходила при переходе на нижний отталкивающий уровень не с самого нижнего метастабильного эксимерного уровня, а с разрешенного уровня, расположенного над ним.
В этой же главе рассматриваются пороговые условия для эксимерных лазеров на конденсированных инертных газах и объясняется механизм генерации для первого эксимерного лазера на жидком ксеноне, возбуждаемом электронным пучком. Энергия электронного пучка в этом опыте составляла 600 кэВ при длительности импульса 10 не и плотности тока до 350 А/см2. Генерация эксимерного излучения в жидком ксеноне на длине
волны 176 нм наступала при уровнях накачки ~108 Вт/см3 и происходила на переходе с эксимерного 1а -уровня в основное отталкивающее состояние. При этом потери в активной среде такого лазера растут с мощностью накачки вследствие фотоионизации возбужденных компонент активной среды генерируемым эксимерным излучением.
Во второй главе содержится описание электроионизационного метода накачки эксимерных лазеров [21, 22, 49, 50]. На основании решения уравнения Больцмана для электронов в электрическом поле рассчитывается распределение мощности электрического разряда между упругими и различными неупругими процессами в Аг, Кг и Хе. Показано, что в широком интервале значений параметра Е/Р доля мощности, идущая на возбуждение нижних уровней атомов инертных газов составляет 80 - 90%, что приводит к значениям эффективности накачки эксимеров 70 - 80%. Однако, детальное рассмотрение кинетики образования эксимеров, показывает, что при электроионизационном методе накачки в электрическом разряде развивается ступенчато-ионизационная неустойчивость, которая препятствует достижению высоких концентраций эксимеров и, по-существу, не дает осуществить генерацию таким способом в чистых инертных газах. . Найдено, что характерное время развития этой неустойчивости, связано с удельной мощностью разряда следующей формулой:
(1)
где 8] - средняя энергия нижних резонансных уровней атома, г)е -
доля мощности, идущая на возбуждение этих уровней, к; -константа скорости ионизации этих уровней электронным ударом, - удельная мощность электрического разряда
Третья глава диссертации посвящена расчету констант скоростей элементарных процессов, происходящих в электроразрядных эксимерных лазерах на смесях инертных газов с галогенами [5255]. На основании численного решения уравнения Больцмана с учетом электрон-электронных столкновений, неупругих столкновений электронов с возбужденными атомами и диссоциативного прилипания электронов к галогенам находятся константы скоростей и распределение энергии в электрическом разряде в различных смесях Аг-Рг, Аг-Кг-Ёг и Аг-Н^-С^ в зависимости от параметра Е/Р. Показано, что при относительной концентрации
электронов и возбужденных атомов превышающих ~10"6 происходит существенное перераспределение мощности электрического разряда между компонентами активной среды за счет электрон-электронных и неупругих столкновений с возбужденными атомами.
В четвертой главе исследуется ионизационная неустойчивость электрического разряда в смесях инертных газов с галогенами [51]. При электроионизационном способе накачки эксимерных лазеров на смесях инертных газов с галогенами ступенчато-ионизационная неустойчивость может быть стабилизирована процессом прилипания электронов к галогену. Однако, вследствие выгорания галогеносодержащих молекул и медленного их восстановления, в большинстве практических случаев эти лазеры работают в области неустойчивости разряда. Эта неустойчивость возникает, когда удельная мощность электрического разряда превышает некоторое характерное для данной газовой смеси значение и, по-существу, определяет предельный энерговклад электроионизационных эксимерных лазеров. В результате решения упрощенной системы кинетических уравнений найдено аналитическое выражение для времени развития ионизационной неустойчивости, которое затем проверяется численными расчетами полной системы кинетических уравнений. Показывается, что положение границы области устойчивости связано с уменьшением концентрации галогена в процессе выгорания его в электрическом разряде. В диссертации показано, что характерное время развития
этой неустойчивости определяется универсальной формулой:
где кс - константа скорости конверсии возбужденных атомов инертных газов в эксимеры, а ка - константа прилипания электронов к молекулам галогена, 1% -концентрация галогена, з=\¥С1/\¥о - безразмерная начальная мощность электрического разряда, Wo = 81каксМн/4г1ек;- характерная для данной смеси мощность. Это время дает верхнюю оценку максимально допустимого энерговклада (¡)т = тс в электроразрядных эксимерных лазерах на смесях инертных газов с галогенами, который в большинстве практических случаев оказывается приблизительно равным С5т « 200 Дж/литр. При больших мощностях электрического разряда формула (2) в пределе переходит в формулу (1) для времени развития ионизационной неустойчивости в чистом инертном газе, т.е. при больших мощностях разряда время развития неустойчивости перестает зависеть от константы скорости прилипания электронов к галогенам.
В пятой главе представлены результаты исследования кинетики эксимерного излучения в смесях инертных газов со фтором, возбуждаемых электронным пучком [31,35, 52, 77]. При исследовании температурной зависимости полос люминисценции различных смесей инертных газов с галогенами, возбуждаемых электронным пучком, в работе [31] были обнаружены новые широкие полосы излучения, которые связывались с новым классом эксимеров и КЙ'Х*, где II и й' -атомы инертного газа, а X -атом галогена. Полосы излучения таких трехатомных эксимеров сильно сдвинуты в длинноволновую сторону относительно полос двухатомных эксимеров ИХ* и простираются от ультрафиолетового до видимого диапазона (см. Рис.3). При повышении температуры происходит перекачка энергии с трехатомных эксимеров на соответствующие двухатомные эксимеры (Рис.4), что, в частности, приводит к увеличению выхода генерации КгР -лазера почти вдвое при повышении температуры от комнатной до 400 К. Позднее, данные о существовании трехатомных эксимеров были опубликованы также в работах [32,33]. В данной главе на примере смеси Аг-Кг^ подробно исследуются эффекты перекачки
(2)
энергии между двухатомными и трехатомными эксимерами, возникающие при изменении температуры и давления смеси.
600 500 400
нм
Рис.3. Спектры излучения смесей инертных газов со фтором в области длин волн от 270 до 600 нм при концентрации частиц 2 102 и температуре 293 К: а) АгР(Ю3/1), б) 1- Хе/Р2(103/1), 2- Кг/Р2(103/1), 3- Кг/Хе/Р2 (103/Ю/1), 4- Аг/Кг/Р2(Ю3/Ю/1) 131,35].
а)
б)
200 300 400 500 Т, К
200 300 400 500 Т, К
Рис.4. Температурная зависимость полос люминесценции двухатомных КгР* (а) и трехатомных Кг2Р* (б)-эксимеров в газовой смеси Аг/Кг/Р2 (103/Ю/1) при концентрации частиц 2 Ю20 [35].
Температурная зависимость полос излучения 420 и 248 нм может быть объяснена с одной стороны температурной зависимостью констант скоростей образования эксимеров в трехчастичных столкновениях, а с другой стороны тепловым перераспределением между близко расположенными уровнями эксимеров КгР* и АгКгР*. Анализируя обе эти возможности показано, что для объяснения эксперементальных данных необходимо привлекать оба указанных механизма. При этом величина разности уровней энергии КгР* и АгКгР* -эксимеров оказывается равной 0.14 эВ, а
эксимеров должна составлять 1.3 эВ. При повышении температуры происходит перекачка энергии с трехатомных эксимеров на соответствующие двухатомные эксимеры, что, в частности, приводит к увеличению выхода генерации KrF -лазера почти вдвое при повышении температуры от комнатной до 400 К.
В этой главе рассмотрена также кинетика ArF- и XeF-лазеров на смесях Ar-F2 и Ar-Xe-Fo, соответственно, возбуждаемых электронным пучком и рассчитываются их предельные эффективности. Предельная эффективность преобразования мощности, вкладываемой от электронного пучка, в мощность когерентного излучения равна:
Л = Лр Лт (3)
где Т)р - эффективность накачки верхнего лазерного уровня, rim -эффективность извлечения энергии излучения из активной среды. Последнюю величину можно выразить через плотность потока мощности излучения I и полный коэффициент усиления среды g(I) в следующем виде:
Лт = I gil)/ ЛР W (4)
Используя известную зависимость коэффициента усиления от мощности для однородно-уширенной линии:
g(D = go (1 + I/Is)"1 - а (5)
где а - коэффициент поглощения активной среды, а также зависимость ненасыщенного коэффициента усиления от мощности в квазистационарном режиме
go = Лр W/ls (6)
получаем:
ТЬ = (1 + Is/I)-1 - go I/a Is (7)
Величина T|m , как функция плотности потока мощности излучения I, принимает максимальное значение
= [1 - (a/g0)1/2l2 (8)
при
I ~ Is Kgo/a)I/2 - 1] (9)
На основе проведенных численных расчетов показано, что при квазистационарном возбуждении оптимальной смеси Ar/F2
(99.9/0.1, Р=1 атм) максимальный КПД АгБ- лазера достигается при интенсивностях эксимерного излучения внутри активной среды ~ 107 Вт/см2 с интенсивностью накачки ~ 106 Вт/см3 и составляет 11%, а для ХеР - лазера на оптимальной смеси Аг/Хе/?2 (99.45/0.5/0.05, Р=2 атм) при интенсивностях излучения ~6 105 Вт/см2 с интенсивностью накачки ~ 106 Вт/см3 составляет 3%.
Шестая глава посвящена расчету мощных широкоапертурных КгР- усилителей, возбуждаемых электронным пучком [56]. Распределение вкладываемой от электронного пучка энергии по глубине газовой смеси расчитывалось на основе полученных аналитически? выражений, основанных на скейлиговых соотношениях для процесса проникновения пучка электронов в вещество. На первом этапе строится модель активной среды КгР -лазера, которая включает в себя кинетику процессов, протекающих в газовых смесях, содержащих Не, Аг, Кг и под действием пучка быстрых электронов. Для рассматриваемых достаточно длинных импульсов накачки, превышающих десятки наносекунд (квазистационарное приближение), в среде успевает устанавливаться квазиравновесная температура вторичных электронов и в этом случае константы скоростей реакций можно расчитывать используя больцмановскую функцию распределения электронов.
Общая схема кинетических процессов, происходящих в активной среде КгР- лазера (см. Рис.5) включает в себя около двухсот реакций, на основании которых составлялись балансные уравнения для нескольких десятков компонент среды. Чтобы подтвердить правильность выбранной кинетической модели, было проведено сравнение имеющихся экспериментальных данных по люминесценции и генерации КгР - лазера с расчетными характеристиками, следующими из рассматриваемой модели. На Рис.6 представлены результаты сравнения нашего расчета и расчета [63] с экспериментальными данными [32] по интенсивности люминесценции двух смесей Аг-Кг-Рг, возбуждаемых электронным пучком. Следует отметить, что в наших расчетах, в отличие от [63], теоретические кривые не совмещались с экспериментальными данными при Р=1 атм, а рассчитывались непосредственно из заданных значений плотности тока и энергии электронного пучка. Аналогичное сравнение расчетов с экспериментальными данными [80] для коэффициентов усиления и поглощения активной среды КгР -лазера
Рис.5. Схема процессов в активной среде КгР- лазера, возбуждаемого электронным пучком
показывает согласие с экспериментом в пределах 10%. По совокупности большинства параметров, таких как, коэфициенты усиления и поглощения, внутренняя эффективность, насыщающая мощность и выходная энергия рассматриваемая кинетическая модель КгР -лазера согласуется с имеющимися экспериментами в
Р, а.тм. I
Рис.6. Зависимость интенсивности спонтанного излучения молекулы КгР* от давления в смесях Аг/Кг/Р2 :1- (84.7/15/0.3), 2 -- (98.7/1/0.3). Точки представляют эксперимент [32], сплошные кривые - теория, пунктир расчет по [63].
Вследствии короткого радиационного времени жизни верхнего лазерного уровня в эксимере КгР, на выходные характеристики таких усилителей сильно влияет усиленное спонтанное излучение (УСИ), распространяющееся вдоль и поперек усилителя. Для расчета УСИ в оптических усилителях, имеющих форму прямоугольного паралеллепипеда (Рис.7), был использован метод, основанный на обобщении известного в теории переноса метода "вперед-назад", и заключающийся в том, что усреднение излучения проводилось не по двум, а по шести изменяющимися телесным углам (Рис.8). Этот метод удобно применять к расчету оптических усилителей, имеющих форму куба или прямоугольного параллелепипеда, с произвольным аспектным отношением А-. отношением длины к поперечному размеру усилителя. Этот метод • позволяет учесть диффузное отражение УСИ от боковых стенок и паразитный сброс инверсии поперек усилителей. Кроме того, этот метод позволяет рассчитывать контраст выходного сигнала по отношению к идущему в том же направлении УСИ.
ЗЕШЛО
алшзронннй пэток
3 пучок
ЭЛЕКТРОННЫЙ
Рис.7. Схема двухпроходного широкоапертурного ЮТ- усилителя, возбуждаемого электронным пучком.
Рис.8. Схема распространения сигнальных волн I], и волн УСИ Ль... >16 в двухпроходном оптическом усилителе.
Выходные характеристики широкоапертурных оптических усилителей с прямоугольным поперечным сечением определяются следующими основными 6 безразмерными параметрами:
-произведением ненасыщенного усиления на длину усилителя,
£о/ао -отношением ненасыщенных коэффициентов усиления и поглощения,
А=Ь/Н -аслектным отношением длины усилителя к его максимальному поперечному размеру, Н/В -форм-фактором апертуры,
т/тг -отношением полного времени жизни верхнего уровня к
Н
1_
В
радиационному,
1т/% -отношением интенсивности входного сигнала к насыщающей интенсивности. Сюда также нужно отнести еще 2 коэффициента отражения от входного и выходного зеркала и Иг и 6 коффициентов диффузного отражения УСИ от зеркал и боковых стенок усилителя Ялуь-Ду6- Кроме того, в реальных усилителях необходимо учитывать неполное заполнение усиливающимся сигналом поперечного сечения усилителя, которое характеризуется отношением размеров, незатронутых сигналом пристеночных областей к поперечному размеру усилителя Н^/Н и В^/В. Таким образом, широкоапертурный усилитель характеризуется более чем десятком безразмерных параметров. Для того чтобы уменьшить количество вариантов расчетов и, тем не менее, охватить характеристики основных работающих или проектируемых КгЕ-усилителей, эти усилители были разбиты на классы по их выходной энергии (см. Таблицу 2). В основе такого разбиения учитывались параметры построенных 'КгР -лазеров, а также приблизительное равенство
Таблица 2. Классы широкоапертурных КгР- усилителей
Параметры Классы усилителей
А В С Б Е
Энергия, <3(Дж) 50 103 ю4 105 10®
Объем, У(л) 5 ю2 103 104 2105
Апертура, Н(м) 0.1 0.3 1 2.5 5
Длина, Ь(м) 0.5 1.2 2 3 12
Аспект, А—Ь/Н 5 4 2 1.2 2.5
удельного энергосъема в больших КгР- усилителях величине -10 Дж/литр. В представленных расчетах двухпроходных КгР-усилителей, накачиваемых с двух боковых сторон электроными пучками, коффициент отражения основного зеркала полагался равным единице,как для сигнальных волн,так и для волн УСИ. Козффиценты отражения волн УСИ от всех боковых стенок усилителя выбирались одинаковыми и равными ^ =0.05.
При этом предполагалось полное заполнение апертуры усилителя входным сигналом.
На рис.9 представлен расчет выходных характеристик усилителя С-класса для двухкомпонентной среды Кг/¥2. На этом же рисунке для одного уровня накачки 1 МВт/см3 показана величина отношения интенсивностей сигнальной волны и волны УСИ на выходе усилителя 8П =1ои{/ % Эта величина характеризует максимально достижимый контраст усилителя, который
определяется как Сга=(2зт/Д£2 )8П , где Ай- телесный угол расходимости сигнала на выходе из усилителя.
M
■10 Ад
lin, Мвт/см2
Рис.9. Выходные характеристики KrF -усилителя С -класса:
L=2 м, S= 1x1 м2 при различных интенсивностях накачки Wb=0.2(l), 0.4(2), 0.6(3), 1(4) Мвт/см3 в смеси Kr/F2
(99.5/0.5) при давлении Р-1 атм, т| - эффективность, M -усиление, Qm - максимальная плотность выходной энергии, Sn- отношение сигнал/УСИ.
На рис.10 представлен оптимизированный по уровню накачки вариант расчета усилителя Б- класса, из которого видно, что при
общем усилении М~ 10 внутренняя эффективность таких усилителей может превосходить 10%.
М=1ои1/11п 50
¥
?о
щ
щ
0.1 4
1щ, Мвт/см2
Рис.10. Выходные характеристики ЮТ -усилителя Э -класса: Ь=3 м, 8= 2x2 м2 при оптимальной накачке \Уь=0.2 Мвт/см3 и длительности импульса 0.4 мкс в смеси Кг/Р2 (99.8/0.2) при давлении Р=0.8 атм,
Т1 - эффективность, М -усиление, (3 - плотность выходной энергии.
Аналогичные расчеты были проведены для всех классов усилителей. Эти расчеты являются результатом самосогласованного решения уравнений кинетики активной среды и полей, учитывающих распространение сигнальных волн и волн УСИ. В результате расчетов было показано, что несмотря на эффекты УСИ, усилительные КгР -модули с выходной энергией больше сотни кДж, могут обладать внутренним КПД выше 8 %, при этом интенсивность входного сигнала должна быть близка к насыщающей мощности. Из проведенных рассчетов вытекает, что использование в КгР -усилителях двухкомпонентных смесей Кг/¥2
(без доавки аргона) не только повышает общую эффективность усилителей, но и позволяет работать при низких давлениях газа 0.7-0.8 атм. Это значительно снижает требования к прочности фольги, разделяющей активный обьем и область ускорения электронного пучка, и открывает возможность работы с газодинамическими окнами.
Развитый метод расчета широкоапертурных усилителей, на вход которых подается длинный непрерывный импульс, был обобщен на случай усиления длинных цугов ультракоротких импульсов, интервал между которыми меньше характерного времени восстановления инверсии в активной среде (см.Рис.11).
и Т1
ёо
ёи ёт ё\
/1 у / '"у у
/ / / / / /
V.. V- V..
Тг
ГШ
т
П
г.
Цуг УКИ
Время, 1
Рис. 11. Схема временной зависимости коэффициента усиления
при прохождении цуга УКИ через заданную точку активной среды эксимерного усилителя: Т1 -время восстановления инверсии, Тг -расстояние между импульсами, £т -эффективное среднее значение коэффициента усиления.
В обычном режиме сравнительно длинных наносекундных импульсов плотность мощности на выходе КгР- лазера ограничена величинами, обычно не превышающими 40 МВт/см2. Такая сравнительно низкая величина связана с низкой насыщающей плотностью мощности 15 =1- 2 МВт /см2 и малой величиной отношения ненасыщенного коэффицинета усиления к поглощению ёо/ао=5 т-15. В работе [81] было указано на возможность существенного увеличения плотности мощности КгР-лазера без потери его высокой эффективности путем усиления цугов
пикосекундных импульсов, в которых временной интервал между импульсами не должен намного превышать время восстановления инверсии в активной среде. Вследствии низкого значения
плотности насыщающей энергии КгР-лазера (35 = Ьу/а = 2 мДж/см2 , для достижения большой выходной энергии в коротком импульсе необходимо использовать большую апертуру усилителя. Это, в свою очередь, приводит к сильному влиянию УСИ на контраст выходных коротких импульсов. Вводя среднюю плотность мощности цуга ультракоротких импульсов (УКИ) I = <3/ТП где <3 - энергия в одном УКИ, а вместо относительной плотности энергии (35 вводя среднюю относительную ПЛОТНОСТЬ МОЩНОСТИ и=1/13=(Т1/Тг)! приходим к тому, что предыдущий метод расчета двухпроходных усилителей можно применить и для расчета достаточно длинных цугов УКИ. Для этого нужно только заменить обычные уравнения для прямой и обратной сигнальных волн на уравнения распространения УКИ, в котором заменить плотность энергии на плотность мощности и воспользоваться средним значением коэффициента усиления. На рис.12 приведены результаты расчета усиления цугов ультракоротких импульсов в двухпроходном широкоапертурном КгР- усилителе.
м 16 : \м- ^—-....... 16 _ п/ м
14 8П / 14 Ц, /О 14 : м\ вп/ :
12 \ 12 вп 12 \ /
10 \ 10 10
8 \ 8 8 \ /X ■
6 6 а) 6 V
4 4 4 / \
2 2 2
0 . .. 0 ...г- .
14 Г|, %
ИГ 10 кг*
С^П, Дж/см2
10° 10" 10 С^п, Дж/ см2
б)
Рис.12. Выходные характеристики двухпроходного КгР -усилителя цуга УКИ на смеси Кг/р2 (99.8/0.2), Р=0.7 атм, длиной Ь-З м, отношением А=Ь/Н=2, Н=В, при накачке = 0.2 Мвт/см2, с интервалами между импульсами: а) Тг= 2 не, б) Тг=0.3 не.
Основной вывод, который можно сделать на основании проведенных расчетов по усилению цугов УКИ в активной среде ЮТ -лазеров, это возможность сохранения достаточно высокой эффективности извлечения энергии из широкоапертурных усилителей, на уровне 0.3-0.5 от значений, достижимых для непрерывных длинноимпульсных сигналов. Это, однако, справедливо только когда расстояние между импульсами меньше времени восстановления инверсии в активной среде. Для КгР-усилителей время восстановления инверсии в большинстве случаев составляет 2 не. Максимальная величина плотности энергии отдельного импульса в поглощающей среде составляет
<Зтах = ао)<35-~ 20 мДж/см2. Для КгЕ -усилителя с выходной апертурой 1x1 м2 теоретически предельная величина выходной энергии УКИ в цуге из 100 пикосекундных импульсов составляет
-10 кДж с внутренним КПД 3%.
В этой же главе рассмотрена общая задача о расчетах коэффициентов усиления двухуровневых систем, находящихся в интенсивных полях усиленного спонтанного излучения.. Эта задача характерна для всех лазеров УФ и рентгеновского диапазона, в . которых УСИ играет существенную роль. Уравнение переноса в активной среде с поглощением имеет вид:
+ (Ю)
({Я
где -насыщаемый коэффициент усиления, ау -ненасыщенный
коэффициент поглощения, интенсивность источника спонтанного излучения, /Дй)- спектральная яркость излучения.
Чтобы получить выражения для дл, и ^ в общем случае неравновесной среды, рассматривается ансамбль двухуровневых молекул с однородно уширенной линией, находящихся в поле излучения. Уравнения для населенностей верхнего N2 и нижнего N1 уровней имеют вид:
^2 = <2г - (¿2 + ¿21 Ж2 - Г21^2 + Г21Л^г (11}
Аг, = Ог ~ АЩ + АпЫ2 + Г21Ы2 -где А21 -вероятность спонтанного излучения верхнего уровня, А12 -вероятности безызлучательного распада, (З1 2-интенсивности накачки уровней 1 и 2,
Г21—Я21 ( Г12 (12)
с :
-ос 4л-
-вероятность индуцированного перехода с верхнего на нижний
уровень, В21 -соответствующий коэффициент Эйнштейна, Рь(у-Уо) -нормированная на единицу форма однородно уширенной линии
перехода с центром при \'о, £1,2 -статистические веса уровней, а интегрирование производится по всем частотам и направлениям излучения. Ипользуя определения
4 К
и соотношения Эйнштейна получаем связь
2к\г «1 N2 Считая время установления интенсивности излучения в рассматриваемом объеме намного короче характерных времен релексации
уровней, величины gv и находятся в квазистационарном приближении:.
Ьу АЫ0
с 1 + т2Г21
/V = у0) 1
4тг 1 + г2Г21
(13)
где
А2 + А21 gl 4<2г
т2 = (1 + ^-)(А2+А21)
&Ж
Если однородное уширение имеет лоренцовский контур
(14)
РИ(У-уо) = ±~-"У д 2 (15)
/г (к-^оГ + Ду/
1 Ау„
то (13) переходят в следующие выражения:
а =_«О_
" (1 + г2)(1 + Го)
7о(1 + а/о)
л- -
(15)
где
00 • Д^А г^' Г,г, 1сЛп)
-3 / 1 н- £
— 4 Я"
.'2
у-у0 сл&Уь _ НУ _ <^,42!
6— , -'V —-------— -' "О 7 7 7
Ду/г ' Г2521 Г2<Г0 8ТГ
,,г 4тг /о ДЛГо . Ну
^21г2 4 Л^2 4/Т
о
Аналогично были получены более общие выражения, учитывающие кроме однородного еще неоднородное уширение, которые затем использовались при расчетах коэффициентов усиления для волн УСИ.
Сам метод волн УСИ проверялся сравнением расчетной величины полного спектрального потока мощности УСИ из усиливающего шара с известным точным решением:
к = * (16)
где 0=2Р£ -диаметр шара. В расчете шар заменялся кубом со стороной равной среднему геометрическому из радиусов вписанного к описанного шара. Разница между численным расчетом и точным решением не превышала 1%.
В Заключении обсуждаются общие принципы построения моделей активных сред эксимерных лазеров, в состав которой входят инертные газы. Основа всех кинетических моделей эксимерных лазеров связана с центральной ролью, которую играют инертные газы в преобразовании энергии внешнего источника и передачи ее другим компонентам активной среды. Инертный газ аккумулирует энергию накачки от ионизирующих источников или
состояниях. Эта запасенная энергия в чистых инертных газах передается эксимерам при трехчастичных столкновениях одного возбужденного и двух невозбужденных атомов, а в смесях может передаваться при двухчастичных столкновениях ионов и возбужденных атомов с атомами или молекулами примеси.
Рассматривая различные кинетические модели активных сред эксимерных лазеров приходим к выводу, что для описания таких основных характеристик, как выходная плотность излучения, КПД, усиление и других, достаточно учитывать , сравнительно небольшое количество компонент активных сред. Причем эти компоненты для различных инертных газов образуют повторяющиеся блоки.
Для инертного газа ьго сорта такими основными компонентами являются следующие: Б?+0), 11*0), И**0), Н2+(0, 1?2*(0, 1^2**0), где й*0) -атом инертного газа в первом электронно возбужденном состоянии пб - оболочки, И** - атом в следующем возбужденном состоянии пр - оболочки, 112*0), &2**(0 -соответствующие связанные состояния молекул. В смеси двух инертных газов 1- го и го сорта добавляются компоненты Н+ОЖ0), НОЖ+0), й*0)ИО), Н0Ж*0). Кинетические процессы с участием этих компонент также образуют повторяющиеся блоки реакций, одинаковых для всех типов эксимерных лазеров. Эти реакции можно представить в виде схемы (см. Рис.13). В смесях с галогеносодержащими молекулами возбужденные атомы инертных газов и ионы передают энергию галоидам в двухчастичных столкновениях, образуя следующие компоненты активных сред: Р0)Н*, НгОШ*, Н.О)Н'0)Н*, где . Н -атом галогена. Кроме того, в реакции диссоциативнго прилипания электронов к галогеносодержащим молекулам образуются отрицательные ионы Н", которые рекомбинируют с положительными ионами инертных газов давая инертно-галоидные эксимеры. Кинетические процессы с участием этих компонент также образуют повторяющиеся блоки реакций, аналогично уже рассмотренным. В результате этих реакций эксимер с более тяжелым инертным атомом К_0)Н* является рабочей молекулой, на которой происходит усиление лазерного излучения.
Перечисленные блоки реакций достаточны для описания энергетических характеристик эксимерных лазеров и усилителей длинных импульсов, с длительностями превышающими десятки наносекунд. Для описания других более тонких характеристик, например, спектральных, к перечисленным блокам добавляются
соответствущие реакции, учитывающие электронные подуровни и колебательные уровни рабочего эксимера.
Ж"
9 2,32? 6,7 1_1_
-28,29 -
ВЕПг
ИХН
Г
510« -0,-13
Щ.
-23,34-
24
22,33-
19|{20г1,5г
№
25
-40-
•15
-42-
-АЪ ■
-44-
-45 ■
55 ■
-36,57-
—-А-1 -
Г
47,48
КГ\)
№Щ)
8,9 2,3,27 6,7 1£_1
—50
51,52
16
55,54 -
.17ДЫ
56
24
<¡.26-
--МД0
-23,34"
5-10,11 -12
15
Сш
-22,33-
,19120,21,32
Ко0)
25
15
Рис.13. Общая схема кинетических процессов в активной среде смеси двух инертных газов ьго и ,]-го сорта.
В целом, современная теория эксимерных лазеров позволяет ответить на большинство встречающихся в практике вопросов. К числу недостаточно разработанных областей теории активных сред эксимерных лазеров относятся вопросы генерации и распространения в усиливающей среде фемтосекундных и чирпированных импульсов. Недостаточно прояснен вопрос об оптическом качестве активных сред, развитии и затухании в них звуковых возмущений, и связанный с этим вопрос о предельно достижимых угловых характеристиках эксимерных лазеров. В развитие расмотренных в диссертации вопросов представляет интерес разработка теории конденсированных инертных газов, в особенности жидкого гелия, при больших концентрациях
зс
экситонов и эксимеров. Это же относится и к щелочно-галоидным кристаллам, которые в отношении оптических свойств изоморфны кристаллам инертных газов. При низких температурах в принципе возможно проявление коллективных эффектов с образованием долгоживущей электронно-возбужденной метастабильной фазы. Представляет также интерес разработка возможности подавления ступенчато-ионизационной неустойчивости при электрической накачке инертных газов за счет применения новых форм электрического разряда в узких струях, капиллярах или в стримерах. Это направление, в особенности получение генерации в капиллярных разрядах, в перспективе дало бы возможность создания компактных эксимерных лазеров.
В Приложении расмотрены общие вопросы применения мощных эксимерных усилителей в исследованиях проблемы ЛТС. Приведены требования на параметры системы накачки, системы управления лазерными импульсами и каскады усилителей в этой проблеме. На основе проведенных расчетов представлены параметры промежуточных эксимерных усилительных модулей для проведения экспериментальных исследований в этой области.
В Выводах суммированы основные научные результаты, полученные в диссертации, и приводится перечень защищакмых положений.
Защищаемые положения.
1. В кристаллах инертных газов уровни энергии эксимеров образуют водородоподобные серии. Основные две, синг-летная па и триплетная птс - серии ответственны за полосы фундаментальной люминесценции конденсированных инертных газов, имеющие, соответственно, поляризации а и к- типов.
Такая структура уровней основана на проведенном теоретико-групповом исследовании, связавшем уровни энергии свободных экситонов, уровни атомов, молекул и эксимеров (автолокализо-ванных экситонов), а также на расчете поправок к водородоподобным уровням энергии эксимеров, которые оказались малы даже для самых нижних уровней (см. главу I, п.2-4). Синглетная и триплетная структура нижних экстренных уровней
и их сия- поляризации подтверждены в экспериментах по люминесценции "Ук+е""-центров в щелочно-галоидных кристаллах, которые в отношении оптических свойств изоморфны эксимерам в кристаллах инертных газов.
2. Генерация эксимерного излучения в жидком ксеноне на длине волны 176 нм происходит при переходе с эксимерного 1а -уровня в основное отталкивающее состояние, при этом потери в активной среде такого лазера растут с мощностью накачки.
Этот результат .основан на расчете пороговых условий генерации конденсированного ксенона при накачке пучком быстрых электронов (см. гл. I, п.5), установленного в диссертации соответствия 1а -уровня уровню Ои+ СХц"1") молекулы Хег и экспериментах по генерации ВУФ эксимерного излучения в инертных газах и большинства других экс-имерных лазеров, в которых с ростом накачки приблизительно остается постоянным зтношение коэффициента поглощения к коэффициенту усиления активной среды.
3. В эксимериых лазерах на чистых инертных газах, при электроионизационном способе накачки, в активной среде развивается ионизационная неустойчивость электрического разряда, которая препятствует достижению высоких концентраций активных частиц и достижению генерации эксимерного излучения при данном типе накачки.
Этот результат подтверждается численными расчетами кинетики активной среды на чистом криптоне, возбуждаемого электроионизационным способом (см. гл.II) и неудачными юпытками создании ВУФ эксйр^рных лазеров на чистых -шертных газах при накачке этим способом.
1. Характерное время развития ионизационной
неустойчивости электрического разряда с внешней
зредионизацией в смесях инертных газов с галогенами
шределяется универсальной формулой:
2к
х
}
где кс - константа скорости конверсии возбужденных атомов инертных газов в эксимеры, а ка - константа прилипания электронов к молекулам галогена, Nh -концентрация галогена, s=Wd/Wo - безразмерная начальная мощность электрического разряда, W0 = eikakcNHMriekj- характерная для данной смеси мощность, i]e - доля мощности электрического разряда, идущая на возбуждение нижних уровней -инертного газа со средней энергией е^, kj - константа скорости ионизации этих уровней. Это время определяет максимально допустимый энерговклад Qni = W^ тс в электроразрядных экстренных лазерах на смесях инертных газов с галогенами, который в большинстве практических случаев оказывается приблизительно равным Qm « 200 Дж/литр. Этот результат основан на расчетах, проведенных в главе IV. В пределе малой мощности формула дает границу стабильности разряда, совпадающую с выражением полученным в работе [23], а в пределе высокой мощности переходит в формулу для времени развития ионизационной неустойчивости в чистых инертных газах. Многочисленные эксперименты с электроразрядными эксимерными лазерами подтверждают существование верхней границы по максимальной вкладываемой в разряд удельной энергии в области значений 100-200 Дж/литр.
5. В активной среде экстренных лазеров на смесях инертных газов с галогенами кроме двухатомных эксимеров типа ArF, KrF и XeF существуют трехатомные эксимеры типа Ar2F, Kr2F и KrXeF, которые, в частности, дают существенный вклад в температурную зависимость эксимерной люминесценции и генерации в этих средах.
Существование трехатомных инертно-галоидных эксимеров обосновывается в главе V п. 1,2 из анализа температурной зависимости новых полос люминесценции, сдвинутых в длинноволновую сторону от полос двухатомных эксимеров в экспериментах со смесями инертных газов с галогенами, возбуждаемых электронным пучком. Доказательства существования трехатомных эксимеров были представлены также в работах [32,33]. Трехатомные эксимеры служат в качестве резервуаров энергии для двухатомных и, например, для KrF и XeF -лазеров приводят к повышению выходной энергии и КПД этих
лазеров в два-три раза при повышении температуры от 300 до -500 К.
7. Максимальная эффективность АгБ - лазера при квазистационарном возбуждении оптимальной смеси Аг/Р2 (99.9/0.1, Р=1 атм) пучком быстрых электронов достигается при интенсивностях эксимерного излучения внутри активной среды ~ 107 Вт/см2 с интенсивностью накачки ~ 10° Вт/см3 и составляет 11%, а ХеБ - лазера на оптимальной смеси Аг/Хе/Р2 (99.45/0.5/ 0.05, Р=2 атм) при интенсивностях излучения ~6 105 Вт/см2 с интенсивностью накачки ~ 106 Вт/см3 составляет 3%. Этот результат основан на численных расчетах кинетических моделей этих лазеров (см. гл.5, п.3,4). Максимальное значение КПД АгИ -лазера на уровне 10-12% было получено также в более поздних расчетах [78].
8. Для расчета влияния усиленного спонтанного излучения (УСИ) на выходные энергетические характеристики широкоапертурных оптических усилителей, имеющих форму прямоугольного параллелепипеда, можно применять , так называемый, "метод волн УСИ", который является обобщением метода "вперед-назад" в теории переноса на случай дополнительного учета четырех боковых сторон.
Достаточная точность этого метода, предложенного и развитого в диссертации в гл. VI, п.З, доказывается сравнением численного расчета этим методом величины интенсивности УСИ в усиливающем шаре, с известным точным аналитическим решением, при котором отличие не превышало 1%.
9. В широкоапертурных двухпроходных КгР -усилителях, накачиваемых пучком быстрых электронов, рассчитанных на получение выходных энергий в сотни килоджоулей в длинных импульсах ~0.5 мкс и больше, внутренний КПД может достигать 8%.
Этот вывод подтверждается численными расчетами проведенными в гл.VI, п.4 для различных энергетических классов КгР -усилителей с электронной накачкой, а также результатами расчетов подобных усилителей [82] в связи с их применением в пооблеме ЛТС.
10. При усилении дуга из 100 ультракоротких импульсов с длительностью большей 1 пс и меньшей 0.5 не и скважностью 2 не в ошрокоапертурном двухпроходном Кг F -усилителе с выходной апертурой 1x1 м2 максимальная выходная энергия может достигать величины 10 кДж при внутреннем КПД 2%.
Этот результат основан на численных расчетах распространения цугов УКИ в широкоапертурных KrF -усилителях с учетом эффектов УСИ (гл.IV, п.5).
Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах; 1, 6, 7, 8, 9, 21, 22, 31, 35, 49, 50, 51, 54, 55, 56, 77.
Цитированная литература
1. Молчанов А.Г., Полуэктов И.А., Попов Ю.М. О возможности генерации вакуумного ультрафиолетового излучения при электронном возбуждении кристаллов благородных атомов.ФТТ, 1967, 9
в.12, 3363-3365.
2. Басов Н.Г., Богданкевич О.В., Попов Ю.М., Данилычев В.А., Молчанов А.Г., Кашников Г.Н., Балашов Е.М., Ланцов Н.П., Ходкевич Д.Д. Исследование излучения конденсированных благородных газов при электронном возбуждении. Отчет ФИАН, н.200, 1-52, Москва, 1969г.
3. Basov N.G., Balashov Е.М. Bogdankevich O.V., Danilychev V.A, Kashnikov G.N., Lantzov N.P., Khodkevich D.D. Luminescence of condensed Xe, Kr, Ar and their mixtures in vacuum region oi spectrum under excitation by fast electrons. J.Luminscence, 1970, 2u 834-841.
4. Басов Н.Г., Богданкевич О.В., Данилычев В.А., Кашников Г.Н., Керимов О.Ni., Ланцов Н.П. Сверхизлучение конденсированного Хе при возбуждении быстрыми электронами. Краткие сообщения по физике, 1970, п.7, 68-74.
5. Басов Н.Г., Данилычев В.А., Попов Ю.М., Ходкевич Д.Д. Квантовый генератор в вакуумной области спектра при возбуждении жидкого ксенона электронным пучком. Письма в ЖЭТФ, 1970, 12, н.Ю, 473-474.
6. Басов Н.Г., Данилычев В.А., Молчанов А.Г., Попов Ю.М., Ходкевич Д.Д. Квантовые генераторы, использующие люминес-
• •
ценцию автолокализованных экситонов в конденсированных инерт- ных газах. Международная конференция по люминесценции, г.Ленинград, 17-22 августа, 1972, Тезисы докладов, с.270; Известия АН СССР, 1973, сер.физ., 37, н.З, 494497.
7. Молчанов А. Г. Самозахваченные экситоны в кристаллах инертных газов. Доклад на VII Всесоюзном семинаре "Экситоны в кристаллах ", г.Тарту, 30 июня-2 июля 1971 г.; Препринт ФИАН, 1971, н.113, 1-19.
8. Молчанов А.Г. Автолокализованные экситоны в кристалическом ксеноне. Краткие сообщения по физике, 1972, н.4, 9-14.
9. Молчанов А.Г. Лазеры в вакуумной ультрафиолетовой и рентгеновской областях спектра. УФН, 1972, Î06. в.1, 165-173.
10. Koehler Н.Е., Ferderber L.J., Redhead D.L., Ëbert P.J. Stimulated VUV emission in high-pressure xenon excited by high-current relativistic electron beam. Appl.Phys.Letts., 1972, 21, n.5, 198-200.
11. Wallace S.C., Hodgson R.T., Dreyfus R.W. Excitation of vacuum ultraviolet emission from high-pressure xenon by relativistic electron beams. Appl.Phys.Letts., 1973, 23, n.l, 22-24.
12. Hughes W.M., Shannon J., Kolb A., Ault E„ Bhaumik M. Highpower ultraviolet laser radiation from molecular xenon. Appl.Phys.Letts., 1973, 23, n.7, 385-387.
13. Rhodes C.K. Review of ultraviolet laser phvsics. IEEE J.Quantum Electronics, 1974, QE-10. n.12, 153-174.
14. Loree T.R., Showalter R.R., Johnson T.M., Birmingham B.S., Hughes W.H. Liquid excimers: Lasing Xe9, and &2 in liquid Argon. Opt.Letts., 1989, 14, n.19, 1051-1053.
15. Nahme H., Schwentner N. Luminescence of rare gas crystals at high excitation densities for VUV laser application. Appl.Phys. B: Phot.Las.Chem., 1990, 51, n.3, 177-199.
16. Schwentner N. Photodissociation of small molecules and generation of laser radiation in rare-gas crystals. J.Mol.Struct. (Netherland), 1990, 222, n.1-2, 151-169.
17. Houtermans F.G. Uber-Maser-Wirkung im optischen spectral-gebeit und die mogliehkeit absolut negativer absorption fur einige Falle von Molecul spectren. Helv.Phys.Acta., 1960, 33, n.8, 933-940.
18. Leonard D.A., Keck J.C., Litvak M.M. Population inversion between bound and repulsive molecular electronic states by two-temperature equilibrium. Proc. IEEE, 1963,^1, n.2, 1785-1786.
19 .Carbone R.J., Litvak M.M. Intense mercury-vapor green-band emission. J.Appl.Phys., 1968, n.5, 2413-2416.
20. Heer C.V. Broadband gain with naturally inverted state to continuum molecular transitions. J.Appl.Phys., 1970, 41, N4, 1875.
21. Молчанов А.Г., Попов Ю.М. О возможности электроионизационного способа возбуждения генерации вакуумного ультрафиолетового излучения в сжатом ксеноне. КЭ, 1974, 1, N5, 1122-1127.
22. Басов Н.Г., Молчанов А.Г., Попов Ю.М. Эксимерные лазеры. Доклад на II Всесоюзном симпозиуме по физике газовых лазеров, г.Новосибирск, 16-18 июня 1975 г. Тезисы докладов, с. 16.
23. Mangano J.A., Jacob J.H. Electron-beam-controlled discharge pumping of the KrF laser. Appl.Phys.Letts., 1975, 27, N9, 495-498.
24. Daugherty J.D., Mangano J.A., Jacob J.H. Attachmentdominated electron-beam-ionized discharge. Appl.Phys.Letts., 1976, 28, N10, 581-583.
25. Jacob J.H., Mangano J.A. Modeling the KrF laser discharge. Appl.Phys.Letts., 1976, 28, N12, 724-726.
26. Mangano J.A., Jacob J.H., Dodge J.B. Electron-beam- controlled discharge pumping oi the XeF. Appl.Phys.Letts., 1976, 29, N7, 426428. .
27. Powell H.T., Murray J.R., Rhodes Ch.K. Laser excitation on the green bands of XeO and KrO. Appl.Phys.Letts., 1974, 25, N12, 730732.
28. Searles S.K., Hart G.A. Stimulated emission at 281.8 nm from XeBr. Appl.Phys.Letts., 1975,_27, N4, 243-245.
29. Ewing J.J., Brau C.A. Laser action on the 22*1/2 -*2E+i/2 bands of KrF and XeCl Appl.Phys.Letts., 1975, 27, N6, 350-352.
30. Ault E.R., Bradford Jr.R.S., Bhaumik M.L. High-power xenon fluoride laser. Appl.Phys.Letts., 1975, 27, N7, 413-415.
31. Басов Н.Г., Данилычев В.А., Долгих В.А., Керимов О.М. Лебедев B.C., Молчанов А.Г. Новые эксимерные полосы излучения галоидов инертных газов. Письма в ЖЭТФ., 1977, 26, N1, 20-23.
32. Mangano J.A., Jacob J.H., Rokni М., Hawryluk A. Three-body quenching of KrF* by Ar and broad-band emission at 415 nm. Appl.Phys.Letts., 1977, 31, N1, 26-28.
33. Lorents D.C., Huestis D.L., McCusker M.V., Nakano H.H., Hill R.M. Optical emission of triatomic rare-gas halides. J.Chem. Phys., 1978, M, N10, 4657-4661.
34. Hunter R.O., Oldenettel J., Howton C„ McCusker M.V. Gain measurements at 4416 A on ArXeF* and KroF*. J.Appl.Phys., 1978, 49, N2, 549-552.
35. Басов Н.Г., Данилычев В.А., Долгих В.А., Керимов О.М., Лебедев B.C., Молчанов А.Г. Кинетика образования эксимеров в лазерах на смесях инертных газов со фтором. Квантовая Электроника, 1979, £ N5, 1010-1018.
36. Tittel F.K., Marowsky G., Wilson W.L.Jr., Smayling M.C. Electron beam pumped broad-band diatomic and triatomic excimer lasers. IEEE J.Quant. Electr., 1981, QE-17. n.12, 2268-81.
37. Parks J.H. Laser action on the В 2£+1/2->X 22+I/2 band of HgBr at 5018A. Appl.Phys.Lett., 1977, 31, n.4, 297-300.
38. Eden J.G. Green HgCl, В 2S+ -» X 2S+ laser. Appl.phys.Lett., 1977, 31, n.7, 448-50.
39. Schimitschek E.J., Celto J.E., Trias J.A. Mercuric bromide photodissation laser. Appl.Phys.Lett., 1977, 31, n.9, 608-610.
40. Борович Б.Л., Зуев B.C. О возможности применения оптической накачки для возбуждения молекул благородных газов. ЖЭТФ, 1970, 58, в.5, 1794-1797.
41. Ebert P.J., Ferderber L.J., Koehler Н.А., Kuckuck R.W., Redhead D.L. Amplified spontaneous emission in xenon pumped by gamma rays. IEEE J.Quantum .Electron., 1974, QE-10. n.9, 736-37.
42. Гудзенко Л.И., Яковленко С.И. Плазменный лазер на электронных переходах молекул. ДАН СССР, 1972,_207 н.5, 108789.
43. Гудзенко Л.И., Шелепин Л.А., Яковленко С.И. Усиление в рекомбинирующей плазме 'плазменные лазеры. УФН, 1974, 114, в.З, 457-485.
44. Гудзенко Л.И., Яковленко С.И. Плазменные лазеры. Атомйздат, -М.,1978, с.220.
45. Rhodes С.К. Review of ultraviolet laser physics. IEEE J.Quantum Electronics, 1974, QE-10. n.12, 153-174.
46. Lorents D.C. The physics of electron beam excited rare-gases at high densities. Physica, 1976, 82C. 19-26.
47. Waynant R.W., Elton R.C. Review of short wavelength laser research. Proc.IEEE, 1976, 64, n.7, 1059-1092.
48. Werner C.W., George E.V., Hoff P.W., Rhodes C.K. Radiative and kinetic mechanisms in bound-free excimer lasers. IEEE J. Quantum Electronics, 1977, QE-13, n.9, 769-783.
49. Войтик М.Г., Молчанов А.Г., Попов Ю.М. Кинетика
генерации эксимерного излучения инертных газов в несамостоятельном электрическом разряде. Квантовая электроника, 1977, 4, N8,1722-1731.
50. Войтик М.Г., Молчанов А.Г., Попов Ю.М. Ионизационная неустойчивость несамостоятельного электрического разряда в инертных газах высокого давления. Письма в ЖТФ, 1977, 3, в. 15, 771-774.
51. Войтик М.Г., Молчанов А.Г. Устойчивость электрического разряда с предионизацией в смесях инертных газов с галогенами. Письма в ЖТФ, 1978, 4, в.15, 901-906.
52. Войтик М.Г., Молчанов А.Г. Кинетика основных процессов и предельная эффективность эксимерных лазеров на смесях инертных газов со фтором, возбуждаемых электронным пучком. Препринт ФИАН, 1979, N.74, 1-51.
53. Войтик М.Г., Молчанов А.Г. Кинетика элементарных процессов в эксимерных лазерах на смесях инертных газов и ртути с галогенами, возбуждаемых электрическим разрядом. Препринт ФИАН, 1979, N.105, 1-75.
54. Войтик М.Г., Молчанов А.Г. Распределение энергии и константы скоростей неупругих столкновений электронов в электрическом разряде в смеси Ar-Kr-F2. ЖТФ, 1979, 49, н.10, 2289-91.
55. Войтик М.Г., Молчанов А.Г. Распределение энергии и константы скоростей неупругих столкновений электронов в электрическом разряде в смеси Ar-Hg-Cl2. Письма в ЖТФ, 1979, 5, в.18, 1097-1101.
56. Молчанов А.Г. Теория активных сред эксимерных лазеров.Труды ФИАН, 1986, Ш, 54-127.
57. Rokni М., Mangano J.A., Jacob J.H., Hsia J.С. Rare gas fluoride lasers. IEEE J.Quantum Electronics, 1978, QE-14, N7, 464-481.
58. Рахимов A.T., Суетин H.B. Влияние собственного излучения на развитие ионизационной неустойчивости несамостоятельного разряда, возбуждающего эксимерные лазеры. КЭ, 1979, 6, N4, 859-861.
59. Эксимерные лазеры. Под ред. Ч. Роудза, -М., Мир, 1981, с.245.
60. Елецкий А.В., Смирнов Б.М. Физические процессы в газовых лазерах. Энергатомиздат, -М., 1985, с. 150.
61. Баранов В.Ю., Борисов В.М., Степанов Ю.Ю. Электроразрядные эксимерные лазеры на галогенидах инертных
газов. Энергатомиздат, -М., 1988, с.216.
62. Yakovlenko S.I. Plasma lasers. Laser Phys., 1991, 1, n.6, 565589.
63. Morgan W.L., Szoke A. Kinetic process in Ar-Kr-F2 laser mixtures. Phys.Rev. A, 1981, 23, n.3, 1256-65.
64. Kannari F., Obara M., Fujioka T. An advanced kinetic model of electron-beam -excited KrF lasers including the vibrational relaxation in KrF*(B) and collisional mixing of KrF*(B,C). J. Appl. Phys., 1985, 57, n.9, p.4309-22.
65. Арсланбеков Т.У., Держиев В.И., Жидков А.Г., Коваль А.В., Юровский В.А., Яковленко С.И. Кинетическая модель активной среды KrF* -лазера. Препринт ИОФАН, Москва, 1987,. н.309, с.54.
66. Harvey Е.С., Shaw M.J. A simple kinetic model for electron -beam -pumped KrF -lasers. Las. Part. Beams, 1991, 9, n.3, 659-674.
67. Levin L.A., Moody S.E., Klosterman E.L., Center R.E., Ewing J.J. Kinetic model for long-pulse XeCl laser performance. IEEE J. Quant. Electron., 1981, QE-17. n.12, 2282-89.
68. Johnson Т.Н., Cartland H.E., Genoni T.C., Hunter A.M. A comprehensive kinetic model of the electron -beam -excited xenon chloride laser. J. Appl. Phys., 1989, 66, n.12, 5707-25.
69. Kannari F., Kimura W.D., Ewing J.J. Comparison of model predictions with detailed species kinetic measurements of XeCl laser mixtures. J. Appl. Phys., 1990, M, n.6, 2615-31.
70. Демьянов A.B., Дерюгин А.А., Дятко H.A., Елкин H.H., Кочетов И.В., Напартович А.П., Свотин П.И. Влияние неоднородности накачки и усиленного спонтанного излучения на характеристики широкоапертурного XeCl -усилителя. КЭ, 1990, 17, н.9, 1150-54.
71. Turner М.М., Smith P.W. Modeling of the self -sustained, discharge -excited xenon -chloride laser.IEEE Trans.on Plasma Sci., 1991, 19, n.12, 350-360.
72. Letardi Т., Fang H., Fu S. Theoretical modeling of an X-ray preionized self-sustained XeCl laser. IEEE J.Quant.Electron., 1992, QE-28. n.7, 1647-52.
73. Fulgham S.F., Feld M.S., Javan A. A multilevel model of XeF ground state kinetics.IEEE J. Quant. Electron., 1980, QE-16, n.8, 815-819.
74. Blauer J.A., Yang T.T., Turner C.E.Jr., Copeland D.A. Excimer kinetics and multiline model for the electron-beam pumped XeF(B-X) laser. Appl.Opt., 1984, 23, 4352-67.
75. Nighan W.L., Fowler M.C. Kinetic processing electron -beam excited XeF(C->A) laser media. IEEE J.Quant.Electron., 1989, 25, n.4, 791-802.
76. Nishida N., Takashima Т., Tittel F.K., Kannari F., Obara M. Theoretical evaluation of a short-pulse electron-beam-excited XeF(B->X) laser using a low pressure, room-temperature Ar/Xe/F2 gas mihture. JAppl.Phys., 1990, 67, n.9, 3932-40.
77. Войтик М.Г., Молчанов А.Г. Предельная эффективность эксимерных лазеров на смесях Ar/F2, возбуждаемых электронным пучком. Письма в ЖТФ, 1979, 5, в. 18, 1092-97.
78. Lee Y.-W., Matsui Е., Kannari F., Obara M. Theoretical high-efficiency extraction study of a short-pulse electron- beam- pumped ArF laser amplifier with atmospheric pressure Ar -rich mixtures. IEEE J. Quant. Electron., 1989, QE-25. n.9, 2053-66.
79. Бойченко A.M., Держиев В.И., Жидков А.Г., Яковленко С.И. Кинетическая модель ArF -лазера. КЭ, 1992, 19, н.5, 486-490.
80. Edwards С.В., O'Neill F. Computer modeling of e-beam pumped KrF lasers.'Lasers and Particle Beams, 1983, 1, n.l, 81-85.
81. Barr J.R.M., Everall N.J., Hooker C.J., Shaw M.J., Toner W.T. High energy amplification of picosecond pulses at 248 nm. Opt.Commun., 1988, £6, 127-132.
82. Jensen R.J., Cartwright D.C. The KrF laser as a fusion driver. Preprint , Los Alamos, 1985, LA-UR-85-3244, p.1-11.
Подписано в печать 24 ноября 1995 г. Заказ № 281. Тираж 120 экз. П.л. 2.5
Отпечатано в РИИС ФИАН. Москва, В-333, Ленинский проспект, 53
