Взаимодействие лазерного излучения с пучками Н- и Н ° тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.05 ВАК РФ

РГ6 од

2 О СЕН

РОССИЙСКАЯ АКАДЕМИЯ НАУК

СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ

ИНСТИТУТ АВТОМАТИКИ И ЭЛЕКТРОМЕТРИИ

Па правах рукописи

АНЦИФЕРОВ Виталий Васильевич

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ С ПУЧКАМИ Н" и Н°

01.04.05 - оптика

АВТОРЕФЕРАТ

диссертации на соискание ученой степени

доктора физико-математических наук

НОВОСИБИРСК—1993

Работа выполнена в Сухумском физико-техническом институте.

ОФИЦИАЛЬНЫЕ ОППОНЕНТЫ:

Кузнецов

Евгений Александрович

— доктор физ-мат. наук, профессор, Институт теоретической физики им. Л.Д. Ландау РАН, г.Москва

Титов

Евгений Анатольевич

доктор физ.-мат. наук, Институт лазерной физики СО РАН, г.Новосибирск

Князев — доктор физ.-мат. наук, профессор,

Борис Александрович Институт ядерной физики

им. Г.И. Будкера, г. Новосибирск

Ведущая организация: Харьковский физико-технический

институт, г. Харьков.

Защита диссертации состоится 1993 г. в

" -/О " часов на заседании специализированного совета Д.003.06.01 при Институте автоматики и электрометрии СО.РАН.

Адрес: 630090, г. Новосибнрск-90, Университетский пр. 1.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИАиЭ СО РАН.

Автореферат разослан " & " _ 1993 г.

Ученый секретарь

специализированного совета /¡и

кандидат физ.-мат. наук, ,А.П. Кольченко

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ___________________

Актуальность темы диссертации определяется широким примене-шем пучков атомов и отрицательных ионов водорода для дополнитель-юго нагрева плазмы в термоядерных установках, мезонных фабриках, гучкоком оружии, п материаловедении и др. Для целого ряда задач требу-этся ускоренные пучки атомов с минимально возможной расходимостью I большими токами. Достижение таких предельных параметров пучков щределяется физическими процессами в источнике и в тракте ускорителя, исследование которых представляет несомненный интерес как в фактическом приложении, так и в чисто научном аспекте. При этом 1а всех этапах получения и ускорения ионов II- чрезвычайно актуаль-юй является проблема невозмущающего контроля основных параметров 1учков и плазмы источников.

В линейных сильноточных ускорителях используются различные мо-шфнкации источников ионов Н~ с сильноточным тлеющим разрядом 5 водороде с добавлением цезия, имеющим очень малые объемы плазмы. Физические процессы и характеристики плазмы подобных разрядов фактически не изучены, поскольку на параметры плазмы разрядов су-цественное влияние оказывают неравновесные процессы на электродах. Это не позволяет использовать для расчета параметров плазмы простые теоретические модели локального термодинамического равновесия. Ма-К1Я толщина плазменных слоев подобных разрядов, влияние магнитного юля источника и адсорбция цезия не дают возможности использования юндовых методов диагностики для измерения параметров плазмы таких эазрядов, которые определяют температуру атомов и ионов водорода и, :ледовательно, расходимость пучков.

Высоконнтенснвныс пучки ионов II- транспортируются по ускорительным трактам линейных ускорителей большой длины с лнмптпро-занным угловым аксептансом и для того, чтобы пучок не коснулся сте-гок тракта, необходимо точно знать расходимость пучка и его положе-ше в пространстве. Знание радиального распределения плотности тока тт шпттанса нучкои необходимо также для оптимизации инжекции и ускорения. Однако плотности мощности в таких пучках достигают такого уровня, когда применение зоидовых методов диагностики становится не-зозможным из-за разрушения пучка и значительного повышения фона радиации. Поэтому наиболее адекватными методами исследования параметров пучков и плазмы разрядов источников ионов Н- являются спектроскопические методы.

Одним из наиболее перспективных методов нейтрализации пучков отрицательных ионов и получения пучков атомов является метод фотонейтрализации пучков отрицательных ионов с помощью лазерного излучения. Высокая эффективность фотонейтрализации отрицательных ионов и ее слабое влияние на параметры получаемого нейтрального пучка ставит на новую основу проблему получения пучков нейтральных частиц. На сечение фотонейтрализации отрицательных ионов значительное влияние оказывают допплеровское уширение, электрические и магнитные поля, ускорение ионов электрическим полем и кулоновское рассеяние ионов. Исследование резонансного фотоотрыва электрона от слабо связанной системы, какой является отрицательный ион водорода, дает богатую информацию о механизме электрон-атомного взаимодействия, характеристиках квантовых переходов, радиационной и столкновителыюй релаксации и других процессах, важных для многих областей физики.

Эффективным инструментом воздействия на пучки атомОв и ионое могут- служить твердотельные лазеры, обладающие уникальными параметрами излучения: высокой импульсной мощностью, широким диапазоном перестройки длины волны излучения, компактностью и долговечностью. Сфера их применения в самых различных областях науки и техники расширяется как благодаря появлению новых широко перестраиваемых по длине волны излучения активных твердотельных сред, так и развитию более совершенных методов управления их характеристиками излучения. Твердотельные лазеры широко используются в физике пучков для получения ускоренных пучков атомов при фотонейтрализацик ионов Н- [1, 2], для исследования структуры автоионизационных резо-нансов ионов Н~ [3, 4], для бесконтактной диагностики пучков ионов Н~ по фотоэлектронам [5].

Цель работы заключалась в: исследовании процессов резонансной к нерезонансной фотонейтрализации ионов II" ускоренных пучков поляризованным лазерным излучением и получении пучков атомов водорода < минимально возможной расходимостью; поиске методов увеличения эффективности фотонейтрализации и устранении факторов, приводящих к ее падению; разработке методов бесконтактной диагностики пучков к плазмы разрядов источников ионов Н"; создании мощных одночастотньи перестраиваемых твердотельных лазеров для эффективного воздействш на пучки атомов и ионов.

Научная новизна диссертационной работы состоит в следующем:

1. Впервые экспериментально исследована нерезонансная фотонейтрализация пучков ионов Н~ поляризованным лазерным излучением и даш теоретическая интерпретация полученных результатов.

2. Впервые теоретически исследовано влияние на фотоотрывные резо-тнсы циклотронного -замапшчиванияТюнов II- в релятивистских пучках в магнитном ноле.

3. Впервые рассмотрено влияние эффектов Штаркап Зеемана, ускорения попов электрическим полем и кулоновского рассеяния ионов на формирование фооотрывных резонансов пучка ионов II-.

4. Предложен метод лазерной допплеровской спектроскопии пучков аля эффективного измерения расходимости атомных и ионных пучков.

5. Впервые исследованы пространственно-временные характеристики плазмы разрядов источников ионов II- спектроскопическим!! методами и ; высокой точностью измерены основные ее параметры.

Практическая значимость. Результаты работы позволяют оптимизировать процесс фотонентрализацнп пучков ионов II-, увеличить его эффективность и получать пучки атомов водорода с расходимостью близкой к исходному пучку ионов, достаточно точно измерить константу угловой ассиметршг пучка /?, расчет которой чрезвычайно сложен. Разработанные бесконтактные методы диагностики позволяют определять основные параметры ускоренных пучков и плазмы разрядов источников ионов II-. Созданные мощные одночастотные перестраиваемые твердотельные лазеры в различных режимах находят широкое применение в физике пучков, лазерной и атомной спектроскопии, фотохимии, оптике атмосферы, голографии, экологии и целом ряде других областей.

Основные положения, выносимые на защиту:

1. Обнаружение и исследование полярнзационно-угловой анизотропии фотонейтралпзадшг пучков попов II-.

2. Теоретическая модель влияния постоянного однородного магнитного поля на эффективность фотонейтрализации пучков ионов Н-.

3. Теоретическая модель влияния на формирование фотоотрывных резонансов пучков ионов И- ускорения ионов электрическим полем, кулоновского рассеяния попов и эффектов Штарка и Зеемана.

4. Метод лазерной допплеровской спектроскопии для эффективного измерения расходимости пучков атомов и иопов.

5. Исследование характеристик плазмы разрядов источников ионов II-.

Личный вклад соискателя. Содержание диссертации основано на опубликованных работах, в которых вклад автора был основополагающим. Автору принадлежит постановка экспериментов, создание экспериментальных установок, творческое участие в обработке полученных результатов и написание статей.

Апробация работы. Результаты, вошедшие в диссертацию, был! доложены на 5 и 6-м Международных симпозиумах по получению нейтральных пучков отрицательных ионов (США, Брукхэвн, 1989,1992 гг.) IX, X, Х1-м Всесоюзных семинарах по физике и технике интенсивных источников ионов и ионных пучков (Киев, 1989,1990,1991 гг.), 1-й Всесоюзной конференции по оптическим методам исследования потоков (Новосибирск, 1991 г.), ХН-м Всесоюзном семинаре по линейным ускорителях заряженных частиц (Харьков, 1991 г.), Х1-й Всесоюзной конференции по физике электронных и атомных столкновений (Чебоксары, 1991 г.) 3, 4, 5-м Семинарах по перестраиваемым лазерам и их применению I метрологии. (Сухуми, 1989 г.; Киев, 1990 г.; Ленинград, 1991 г.).

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, трех разделов, содержащих восемь глав и заключения. Ее полные объем составляет 292 стр., включая 174 стр. текста, 147 рисунков, 2 та блицы и библиографию из 308 названий.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во видении обосновывается актуальность темы диссертации, сформулирована цель и изложена структура диссертации.

Раздел I состоит из четырех глав и посвящен разработке эффективных методов управления параметрами излучения твердотельных лазерет в различных режимах для резонансного воздействия на пучки атомов и ионов. Свободная генерация твердотельных лазеров происходит, как правило, в режиме незатухающих пульсаций излучения с неуправляемыми спектральными характеристиками излучения. Причины возникновения незатухающих пульсаций излучения в твердотельных лазерах обсуждались ранее в многочисленных работах, однако и до настоящего времени среди исследователей пет единой точки зрения. Многообразие взглядот на эту проблему обусловлено тем, что в рамках балансной теории, используемой для описания свободной генерации, не удается объяснить существование незатухающих пульсаций излучения. Поэтому причины их возникновения обсуждались преимущественно на основе анализа экспериментальных результатов, полученных часто в неконтролируемых условиях на экспериментальных установках, существенно отличающихся своими техническими характеристиками. Проведение детальных исследований большого количества активных сред на одной экспериментальной установке в условиях, когда влиянием внешних технических факторов на параметры генерации можно пренебречь, позволило провести корректное сравнение характеристик излучения различных твердотельных сред.

В главе I сделан краткий обзор работ по теории свободной генерации, в-которых-рассмотрены "предложенные ранее механизмы возникновения незатухающих пульсаций излучения в твердотельных лазерах. Описана экспериментальная установка по исследованию динамики генерации твердотельных лазеров, при создании которой были предприняты все необходимые меры по устранению влияния на динамику технических возмущений резонатора: паразитной селекции мод, неосевых колебаний активного стержня, динамической тепловой линзы, колебаний зеркал и других элементов резонатора. Для стабилизации интенсивности излучения в лазерах па ионах хрома сглаживалась пространственная неоднородность поля в активной среде с помощью метода компенсируемой фазовой модуляции, предложенного с участием автора и экспериментально им реализованного. Экспериментально были установлены оптимальные параметры резонаторов для лазеров на нонах хрома н неодима, с которыми всегда достигается устойчивая квазистационарная генерация.

В главе 2 приведены экспериментальные результаты исследования свободной генерации лазеров на ионах неодима в силикатных, фосфатных и концентрированных фосфатных стеклах, нттрнево-алюмшшевом гранате (ИАГ), бериллате лантана (БЛН), калнй-гадолшшевом вольфрама-те (КГВ) н гадолшшй-скандпй-галлиевом гранате с хромом (ГСГГ:Сг). Показано, что устойчивая квазнстационариая генерация ТЕМ0С,4 мод на всех средах достигается с оптимальными параметрами резонатора без принудительного сглаживания пространственной неоднородности поля. При этом свободная генерация достаточно хорошо описывается скоростными уравнениями, с помощью которых можно рассчитать время затухания, период н длительность пнчков переходных пульсаций излучения, ширину спектра квазистационарнон генерации.

С неодпмовыми средами, обладающими высокой однородностью и теплопроводностью, такими как иттрнево-алюминневый гранат, калий-гадолшшевый вольфрамат и бериллат лантана, при тех же условиях еще более просто достигается устойчивая квазистационарная генерация ТЕМтп? мод, но только при небольших индексах поперечных мод. Причем возбуждение поперечных мод происходит таким образом, что при этом самоустраняется поперечная неоднородность поля. Для достижения максимальных эпергетпческнх характеристик генерации и их корректного сравнения в работе были оптимизированы параметры лазеров в одинаковых экспериментальных условиях. Максимальная эффективность генерации достигалась на кристалле гадолшшй-скандий-галлиевом гранате с хромом. Была получена перестройка длины волны одночастотного излучения в диапазоне 1050-1080 нм с энергией в импульсе до 1,0 Дж.

В работе с высокой точностью были измерены скорости теплового дрейфа линий усиления в кристаллах по смещению спектров квазистационарной генерации при их нагревании, причем в ГСГГ:Сг, БЛН и КГВ — впервые. В интервале 10-90°С эти скорости составили 4,3(ИАГ), 4,0(ГСГТ:Сг), 0,96(КГВ) и 0,84 пм/град(БЛН).

Глава 3 посвящена исследованию параметров свободной генерации лазеров на ионах хрома в рубине, александрите и редкоземельных-галлиевых гранатах. В обычных условиях свободная генерация лазеров на ионах хрома с плоскими зеркалами происходит всегда в режиме незатухающих пульсаций излучения даже после устранения влияния технических возмущений и оптимальных параметрах резонатора. В лазере на рубине с оптимальными параметрами резонатора пульсации излучения становятся регулярными и наблюдается однонаправленное автосвипиро-вание длины волны в течение всего импульса генерации со скоростью намного превышающей скорость теплового дрейфа линии усиления. В условиях пичкового режима не удается стабилизировать длину волны генерации даже при использовании высокодобротного селектора-эталона Фабри-Перо.

При тех же экспериментальных условиях принудительное сглаживание неоднородности поля в активной среде с помощью компенсируемой фазовой модуляции (КФМ) приводит всегда к квазистационарной генерации. Причем включение КФМ в любой момент генерации переводит режим незатухающих пульсаций в квазистационарный режим, а выключение КФМ в процессе генерации немедленно приводит к обратному процессу. В условиях квазистационарного режима достаточно просто достигается одночастотная генерация, при этом была осуществлена перестройка длины волны излучения в лазере на рубине в диапазоне 0,5 нм, энергия генерации составила 0,2 Дж при длительности импульса 1,0 мс. Диапазон перестройки длины волны излучения в лазерах на александрите и галлиевых гранатах составил 700-830 нм при шириие спектра 0,8 нм, энергии ~1 Дж в импульсе длительностью 0,25 мс.

Такое качественное различие в режимах свободной генерации лазеров на ионах хрома и ионов неодима обусловлено, очевидно, значительным различием в структуре их рабочих уровней: излучение ионов неодима определяется тремя электронами 4/ — оболочки, которая глубоко экранирована двумя электронными оболочками 5в и 5р, а излучение ионов хрома обусловлено тремя электронами 3(I — оболочки, которая является внешней. Поэтому возникающее электромагнитное поле лазерного излучения в активной среде будет воздействовать только на ионы хрома, приводя к дополнительному расщеплению его рабочих уровней вслед-

ствие динамического эффекта Штарка. В условиях пространственного неоднородного поля в активной среде, создаваемого стоячей волной, пространственная структура которой изменяется в процессе генерации из-за смены мод, обусловленной неоднородностью инверсии, динамический эффект Штарка может приводить к модуляции коэффициента усиления активной среды по времени и, как следствие, к незатухающим пульсациям интенсивности излучения. При сглаживании пространственной неоднородности поля модуляция коэффициента усиления исчезает и устанавливается квазистационарная генерация.

Из оценки, сделанной для водородоподобных ионов следует, что величина интенсивности лазерного излучения внутри резонатора, необходимая для спектрального расщепления рабочих уровней на 0,1 нм, достаточного для однонаправленного красного смещения длины волны генерации в течение всего импульса, должна составлять ~ 103 Вт/см2, что хоро- * шо соответствует эксперименту. Модуляции коэффициента усиления в условиях неоднородного поля в активной среде может не возникать, когда условия возбуждения в течение всей генерации выполняются только для одной продольной моды. Такие условия реализуются при наличии спсрхкесткой селекции мод и очень низкой температуре активной среды, когда в полосу усиления попадает только одна продольная мода. В этом случае смены мод не происходит и пространственная структура поля не меняется в процессе генерации. Это приводит к стационарному расщеплению рабочих уровней и модуляции коэффициента усиления во времени не возникает.

Скоростные уравнения, используемые для описания генерации лазеров на ионах неодима, не имеют предельных циклов, поэтому они не пригодны для анализа свободной генерации лазеров на ионах хрома. Для описания свободной генерации лазеров на ионах хрома можно использовать исходную систему связанных обыкновенных дифференциальных уравнении, полученных из уравнений Максвелла для электромагнитного поля н уравнений для матрицы плотности в трехуровневой схеме [6].

Предложенный механизм возникновения незатухающих пульсаций излучения в твердотельных лазерах подтверждается экспериментом по исследованию генерационных характеристик излучения лазера на ионах титана в сапфире при лазерной квазннепрерышюи накачке [7], в котором наблюдались также незатухающие пульсации интенсивности излучения. Ионы титана, как и ионы хрома, имеют внешнюю рабочую оболочку М, которая подвержена воздействию внешних электромагнитных полей лазерного излучения. Следует отметить, что свободная генерация лазеров на всех редкоземельных нонах должна происходить, как и у ионов нео-

дима, в квазистационарном режиме без принудительного сглаживания неоднородности поля в активной среде.

В главе 4 приведены результаты экспериментальных исследований по оптимизации параметров гигантских импульсов излучения при пассивной модуляции добротности резонатора затворами на кристаллах 1лГ:Р^ в лазерах на ионах неодима в кристаллах иттриево-алюминиевого граната (ИАГ), бериллата лантана (БЛН), гадолиний-скандий-галлиевого граната с хромом (ГСГГ:Сг) и гексаалюмината лантана-магния (ГЛН). С оптимальными параметрами резонатора и пассивного затвора, которые были установлены экспериментально, были получены следующие удельные мощности генерации: 18(ГСГГ:Сг), 16(БЛН), 11(ИАГ), и 0,5 МВт/см3(ГЛН), при длительности гигантского импульса 10-15 не. На исследованных средах была получена одночастот-ная генерация гигантского импульса с перестройкой длины волны излучения в диапазонах: 0,5(ГЛН), 0,4(БЛН), 0,3(ГСГГ:Сг) и 0,2 нм (ИАГ).

В большинстве экспериментов необходима точная синхронизация исследуемого процесса с лазерным импульсом излучения, что достигается применением электрооптической модуляции добротности резонатора лазера. При использовании метода ннжекции внешнего сигнала, предложенного и экспериментально реализованного с участием автора, была получена одночастотная генерация гигантских импульсов излучения в лазерах на рубине и на неодиме мощностью 200 МВт и перестройкой длины волны излучения в диапазоне 0,25 нм на рубине и 5,6 нм — на неодиме в стекле. При этом стабильность появления гигантского импульса излучения составляла порядка нескольких наносекунд. Экспериментально установлено, что для устойчивого захвата длины волны излучения внешнего сигнала необходимо, чтобы его интенсивность составляла ~0,1 Вт/см2 для лазера на рубине и ~0,5 Вт/см2 для лазера на неодиме в стекле. Теоретически показано, что полоса захвата длины волны излучения внешнего сигнала медленно растет с увеличением его интенсивности и энергии накачки, что подтверждено экспериментально.

Таким образом, для резонансного воздействия лазерного излучения на пучки атомов и ионов в работе были разработатны мощные одночастот-ные лазеры на ионах хрома и неодима в режимах свободной генерации и гигантского импульса, длина волны излучения которых могла плавно перестраиваться в диапазонах 700-830 нм и 1050-1080 нм.

В разделе II приведены результаты экспериментальных и теоретических исследований процессов фотонейтрализации ионов Н~ пучка, теоретически рассмотрено влияние допплеровского уширения, ускорения ионов электрическим полем, кулоновского взаимодействия и эффектов

Штарка н Зеемана на формирование фотоотрывных резонансов ионов_________

II-. Основная цепь исследований заключалась в разработке методов получения пучков нейтральных частнц с минимально возможной расходимостью, в увеличении эффективности фотонейтрализации отрицательных ионов и устранении факторов, обуславливающих ее снижение.

Глава 5 посвящена экспериментальному и теоретическому исследованию влияния взаимной ориентации векторов поляризации лазерного излучения и скорости ионов на угловое распределение атомов водорода в пучке при фотонейтрализации ионов II-. Теоретически рассмотрено влияние циклотронного вращения ионов Н- в постоянном однородном магнитном поле п ускорения ионов электрическим полем на сечение фотоотрыва.

В 5.1 описана экспериментальная установка по исследованию нерезо-нанснон фотонейтрализации ионов II" пучка поляризованным излучением лазера на неодиме в иттриево-алюминиевом гранате на длине волны 1064 нм с энергией 15 Дж в импульсе длительностью 1 мс и частоте повторения импульсов 1 Гц. Для пучка с энергией 100 кэВ эффективность фотонейтрализацнн ионов II- составила ~ 5%.

Рис. 1. Контуры угловых распределений атомов водорода пучка при нейтрализации ионов II" на фотонной (1, 2) и газовой (3) мишенях.

При фотонейтрализации ионов Н~ пучка линейно поляризованным лазерным излучением в работе впервые были экспериментально обнаружены эффекты поляризационно-угловой анизотропии распределения по углам вылета образовавшихся атомов водорода пучка (рис. 1). Такая деформация контура углового распределения имела место в случае, когда электрический вектор лазерного излучения был ортогонален вектору скорости пучка ионов Н- (кривая 1). Она исчезала, если электрический вектор был коллинеарен вектору скорости ионов пучка (кривая 2). Для сравнения (кривая 3) приведен контур углового распределения атомов водорода пучка, полученный при нейтрализации ионов Н~ той же энергии на газовой мишени. В предположении гауссова распределения пучка ионов Н- было получено аналитическое выражение для контура углового распределения атомов водорода пучка.

В работе установлено, что минимальная расходимость пучка атомов водорода достигается в случае, когда электрический вектор лазерного излучения был параллелен направлению распространения ионного пучка. В этом случае расходимость пучка атомов водорода была близка к расходимости исходного пучка ионов II" и она была меньше в 2,3 раза расходимости атомного пучка, когда электрический вектор лазерного излучения был ортогонален вектору скорости ионов пучка, и в 1,6 раза при нейтрализации ионов на газовой мишени.

В 5.2 и 5.3 теоретически рассмотрено влияние циклотронного замаг-ничивання ионов II- в релятивистских пучках на процесс резонансного фотоотрыва. В системе отсчета, движущейся вместе с релятивистским пучком ионов, вледствие эффекта Допплера резко меняется частота воз-действущего излучения, что позволяет использовать для исследования узких фотоотрывных резонансов в УФ-области спектра перестраиваемые одночастотные твердотельные лазеры видимого диапазона. Большой разброс по скоростям ионов Д V, даваемый современными ускорителями, ведет к значительному допплеровскому уширеншо и резкому падению амплитуды фотоотрывного резонанса.

В работе определялось сечение фотоотрыва при переходе из основного состояния иона п в энергетическое состояние е континуума, содержащего дискретный автоотрывной уровень т, в случае, когда лазерное излучение распространяется навстречу ионному пучку и ортогонально направлению вектора напряженности постоянного однородного магнитного поля. Рассмотрен процессе фотоотрыва для ионов, у которых в основном состоянии угловой момент равен нулю, а в состояниях континуума и автоотрывном угловые моменты равны единице. Если волна линейно поляризована и вектор магнитного поля Н расположен в плоскости поляризации перпен-

дикулярпо направлению волнового вектора К, то в спектре присутствует лишь х-компонента излучения и зеемановского расщепления спектра нет, а влияние магнитного поля на форму фотоотрывных резонансов проявляется только через циклотронное вращение ионов с частотой си^ = еН/спц. Для того, чтобы в спектре фотоотрыва наблюдались ионные циклотронные резонансы, необходимо, чтобы время пребывания ионов в лазерном пучке заметно превосходило период ионных циклотронных колебаний. Другим естественным условием разделения циклотронных резонансов в спектре является малость однородной ширины Г линии иопов по сравнению с ионной циклотронной частотой.

С использованием апнпарата квантового кинетического уравнения для матрицы плотности было получено аналитическое выражение для сечения фотоотрыва. Если Г < кАУ, то характерное число резонансов, вписывающихся в допплеровскую огибающую спектра фотоотрыва, дается отношением кАУ/ш^ (рис. 2). Прн Г « Ш£ устранение допплеров-

Рис. 2. Зависимости контуров сечения а фотонейтрализации ионов Н~ от частотной расстройки О прн II > Гсггц/еу (1) и 11=0 (2).

€

О

ского уширения фотоотрывных резонансов за счет циклотронных эффектов сопровождается возрастанием сечения фотоотрыва в центре спектра примерно в иь/Г раз. Этот рост обусловлен тем, что взаимодействие лазерного излучения с континуумом даже при наличии магнитного поля не изменяет интегральной величины фотопоглощения с переходом в автоотрывное состояние.

Для однофотонного отрыва электрона от иона Н~ критическое значение напряженности магнитного поля в лабораторной системе отсчета, отвечающее устранению допплеровского уширения спектра фотоотрыва и разделению циклотронных резонансов, определяется неравенством Я > Гстщ/еу. Для перехода х5е — ЛР(2) (А=112,7 нм, Г=1,6- 108 с"1) значение напряженности поля должно быть равно ~10 кЭ, причем расщепление резонансов увеличивается с ростом скорости пучка.

При фотонейтрализации ионов во внешнем электрическом поле дополнительным фактором воздействия иа процесс резонансного фотоотрыва является ускорение ионов электрическим полем а = ЕеЕ/тп¿. Ускорение может приводить к дополнительному уширешш и осцилляциям спектрального контура фотопоглощения. Условие заметного проявления эффектов дается неравенством (¿ац)1/2 > Г, кАУ, где ац — проекция ускорения ионов в электрическом поле на волновой вектор излучения, равная а у [см/с2]=10122£,ц [В/см]/т,. Поскольку интегральная величина фотопоглощения с переходом в атоотрывное состояние при этом не меняется, то уширение спектрального контура фотопоглощения сопровождается падением максимального значения коэффициента фотопоглощения и сечения резонансного фотоотрыва.

Таким образом, установлено, что ларморовское вращение ионов в постоянном однородном магнитном поле может сопровождаться устранением допплеровского уширения спектра фотоотрыва, образованием решетки эквидистантных фотоотрывных резонансов и резким ростом сечения фотоотрыва в центре спектра. Показано, что при больших внешних электрических полях ускорение ионов может приводить к дополнительному уширению фоотрывных резонансов н уменьшению сечения фотоотрыва.

В главе 6 изложены результаты теоретического анализа влияния электрического и магнитного полей и кулоновского рассеяния на взаимодействие двухэлектронных систем с резонансным лазерпым излучением. Анализ ограничен случаем, когда все процессы взаимодействия частиц между собой, помимо кулоновского рассеяния, достаточно полно описываются интегралом столкновений больцмановского типа.

Влияние внешних магнитного и электрического полей на форму ре-зопансов фотоотрыва может проявляться вследствие расщепления уров-

ней энергии стационарных состояний. Учет эффектов Штарка и Зеемана обязателен в фотоионизационной спектроскопии, если величина полевого расщепления сравнима с характерным значением релаксационных констант. В работе было получено выражение для линейной восприимчивости при условии малости воздействия внешних полей на движение центра инерции частиц, из которого следует наличие суперпозиции расщепленных резоггансов Фано, вклад которых в фотопоглощение варьируется в зависимости от поляризации лазерного излучения и угловых моментов континуума, основного и автоионизационного состояний. Для системы с полными моментами = 0, = I в аксиальном магнитном поле резонанс фотопоглощения представлен одной сдвинутой спектральной структурой, если световая волна имеет круговую поляризацию. В случае эллептически или линейно поляризованного излучения контур фотопоглощения расщепляется па две компоненты, отвечающие противоположно поляризованным круговым компонентам светового поля.

В работе разработана теория проявления эффектов Штарка и Зеемана в спектрах фотоионизации ионов II", дано описание зеемановско-го и штарковского расщепления фотоионнзациопных резонансов. Разработаны основы поляризационных эффектов фотононнзацнонной Зееман-спектроскопни и указаны возможности их использования для управления процессами фотоотрыва, получения информации о характеристиках квантовых переходов, радиационной и столкновительной релаксации.

В 6.3-6.5 исследовано влияние кулоновского рассеяния на распределение по скоростям и спектральные резонансы попов низкотемпературной плазмы для радиационных переходов в континуум. Для качественного анализа роли кулоновского ушнрення резонансов Фано в спектре резонансного поглощения нспользвалось выражение для коэффициента поглощения, полученное в рамках слабых столкновений. Кулоповское взаимодействие нивелирует неравновеспость распределения возбужденных ионов по скоростям, создаваемую когерентным световым полем для населенности автоионизационного состояния, что сопровождается деформацией резонансов Фано в спектрах поглощения и фотоотрыва. Для сильно нензотермнчной плазмы, где температура электронов значительно превышает температуру ионов, установлено резкое возрастание роли эффекта динамической поляризации плазмы, который проявляется во взаимодействии ионов с плазменными колебаниями. В условиях сильной неизо-термичности увеличивается эффективное значение частоты кулоновских столкновений, а вместе с ним и уширение резонансов Фано в сплошных ионных спектрах.

Кулоновское взаимодействие характеризуется частотой столкновений

ц ~ пд-/Тгде пц~ — концентрация ионов II-, Т — их эффективная температура, определяемая разбросом ионов по скоростям Д V согласно соотношению Т = Для ионного пучка (V; = 5 • 108 см/с,

Т=200 К, кАУ ~ 1011 с-1) частота кулоновских столкновений совпадает по порядку величины с шириной резонанса Фано в спектре резонансной фотонейтрализации ионов Н~, если их плотность будет порядка 1014 см-3.'Для охлажденных ионов пли пучков с селекцией по скоростям эффективная температура Т падает, а роль кулоновского уширения возрастает. Следовательно, влияние кулоновского рассеяния на фотоотрывные резонапсы ионов Н- необходимо учитывать при плотностях тока пучка порядка 10 кА/см2, которые пока не достижимы на современных ускорителях.

Раздел III посвящен исследованию и разработке спектроскопических методов импульсной диагностики высокоинтенсивных пучков и источников ионов II-, которые имеют ряд существенных преимуществ перед другими методами: бесконтактность измерений и отсутствие возмущающих действий на объект измерения, высокие чувствительность, избирательность н скорость измерения, невосприимчивость к электромагнитным помехам.

В главе 7 теоретически рассмотрена возможность применения методов пассивной и предложенной автором лазерной допплеровской спектроскопии для бесконтактного измерения расходимости пучков ионов II-высокой энергии и мощности.

Допплеровская спектроскопия пучков ионов Н- использует регистрацию контура излучения бальмеровских линий, испускаемых возбужден-ны\ш атомами волорода пучка, образующимися при перезарядке ионов II- на тонкой миш'гш или остаточном газе. Расходимость пучка определяется по допплероьскому контуру IIа — линии, обусловленному разбросом поперечных скоростей атомов пучка ДАд = 2Ао(Кх/с) сое©. Чтобы устранить уширение линии, связанное с разбросом продольных скоростей ДУ||, регистрацию контура линии необходимо производить под "магическим" углом к пучку фт =агссоэ(1/||/с). При этом ограничения на отклонение от магического угла Афт и на угловую апертуру оптической системы регистрации Д^л, при которых их вкладом в ширину регистрируемого контура линии можно пренебречь, даются следующими соотношениями: Афт < \Ъ2сА\о/\оУ\\, ДФа < 10-1сДАд/АоУ[|. Число фотонов, спонтанно излучаемых в Атг стерадиан и попадающих в приемный блок пассивной допплеровской системы с угловой апертурой Афд, определяется числом спонтанных распадов за время пролета области регистрации возбужденными атомами водорода пучка. Для пучка ионов

Н~ мезопной фабрики с параметрами (160 МэВ, 0,1 А, 100 мкс) и длине области регистрации ~ 10 см в приемный блок системы попадает ~ 103 фотонов за'импульс пучка.

В 7.2 показано, что значительное увеличение интенсивности регистрируемой На — лпппп достигается при использовании метода лазерной допплеровскон спектроскопии пучка (ЛДСП), предложенного автором в 1985 году. Использование в ЛДСП индуцированного излучения атомов, имеющего диаграмму направленности, совпадающую с расходимостью шшцирующего лазерного излучения, позволяет исключить потери интенсивности излучения в приемном блоке оптической системы и увеличивает интенсивность регистрируемой линии по сравнению с пассивной спектроскопией в 47г//£>Д<^д = 106 раз. Здесь О, / — диаметр и фокусное расстояние собирающей линзы приемной системы. Дальнейший прирост интенсивности IIа — линии достигается благодаря тому, что в ЛДСП дополнительно используется населенности уровней п=2 и вместо спонтанных переходов используются индуцированные переходы, вероятность которых значительно больше спонтанных.

Перевод атомов водорода с уровня п = 2 на уровень п = 3 должен производиться резонансным лазерным излучением с длиной волны X] = Ао(I + /?||)/(/ — ф~1'2, направленным под углом фт к атомному пучку и имеющим линейную поляризацию, ортогональную вектору скорости пучка. Излучение лазера должно быть промодулнровано по фазе высокой частотой шт. Полевого ушнрення и деформации контура регистрируемой липни не произойдет, если интенсивность лазерного излучения будет меньше интенсивности насыщения рабочего перехода и ширина спектра лазерного излучения будет больше ширины допплеровского контура. Индуцированный сброс возбуждения должен осуществляться ква-зннепрерывным излучением лазера с длиной волны Ао = Ао(I — р'^)1/2, направленным под углом (фт + 180°) к пучку и имеющим линейную поляризацию, параллельную вектору скорости пучка. При этом индуцированное излучение атомов водорода, промодулированное частотой ит будет иметь эллиптическую поляризацию под углом ?г/4 к вектору скорости п может быть выделено методами ФМ-спектроскопии. Число фотонов, излучаемых в Иа-лннию при лазерной допплеровскон спектроскопии, будет определяться числом индуцированных переходов с уровня гс=3 на уровень п=2. При этом населенности уровней находятся из системы балансных уравнений. При тех же параметрах пучка и тон же длине взаимодействия (10 см) в приемный блок системы в этом случае попадает ~ 1012 фотонов за импульс, что на девять порядков превышает интенсивность излучения

линии в случае пассивной допплеровской спектроскопии.

В 7.3 рассмотрена возможность измерения расходимости пучка ионов Н~ в источнике по возбужденным атомам водорода пучка, образующимися при нейтрализации ионов Н~ иа остаточном газе в тракте источника. При давлении остаточного гада в тракте 5 • Ю-5 торр, токе пучка 0,2 А, энергии 40 кэВ и длине тракта 20 см число фотонов, попадающих в приемную систему, составит ~ 3 • 105 фот/имп.

Таким образом, в работе показана принципиальная возможность измерения расходимости пучков атомов и ионов в тракте ускорителя мезонной фабрики и в источнике ионов при использовании как пассивной, так и лазерной допплеровской спектроскопии.

В главе 8 приведены экспериментальные результаты исследований параметров плазмы планотропного и пеннинговского источников ионов II- при использовании спектроскопических методов.

Параметры исследованных источников были аналогичны параметрам источников, разработанных в институте ядерной физики СО РАН. Катоды и аноды газоразрядных камер (ГРК) былн изготовлены из особо чистого молибдена. Необходимый для интенсивной генерации ионов II-импульсный сильноточный тлеющий водородно-цезиевый разряд поддерживался в пространстве между электродами с помощью внешнего магнитного поля. Импульсная подача водорода в разряд производилась при использовании быстродействующих электромагнитных затворов. Цезий высокой чистоты подавался в ГРК из внешнего нагреваемого контейнера с цезированным пнрографитом. В зависимости от количества цезия не электродах и в объеме ГРК наблюдалось несколько различных режимов работы разряда. В диссертации приведены, в основном, экспериментальные результаты исследований, полученные в режиме I, в котором наблюдался устойчивый по параметрам режим без наличия сильных шумов разряда. Излучение плазмы разряда через диагностические щели в анодной камере и кварцевое стекло в стенке вакуумного объема выводилось наружу и с помощью конденсора фокусировалось на входные окна приборов регистрирующей системы.

Элементный и зарядовый состав плазмы разряда определялся из спектрограмм излучения плазмы, которые снимались с помощью спектрографа СТЭ-1. Поскольку основные компоненты плазмы разрядов источников были одинаковыми, то и спектрограммы излучения плазмы были также идентичными, некоторое различие наблюдалось в относительных интен-сивностях отдельных спектральных лпннй. Температура атомов водорода определялась по допплеровскому уширешш Нв-линии, а плотность

электронов оценивалась по штарковскому уширенню Н^-линии, которые регистрировались при использовании интерферометров Фабри-Перо. Применение узкополосных и светосильных интерференционных фильтров позволило получать ннтерферограммы спектров излучения этих линий за один разрядный импульс. Плотность основных компонентов плазмы разряда: водорода, цезия и молибдена, — в различных точках разряда и в течение разрядного импульса оценивалась по абсолютным значениям интеисивностей излучения спектральных линий этих элементов и их кинетике. Кинетика интенсивностей линий регистрировалась с помощью монохроматора МДР-2, фотоумножителей и осциллографа. Калибровка фотоумножителей производилась вольфрамовой лампой СИ8-200у, спираль которой помещалась на место разрядного промежутка. Энергия излучения плазмы разряда в области спектра 400-800 нм измерялась приемником-преобразователем РТН-ЗОс. При длительности разрядного импульса 0,8 мс и мощности 10 кВт энергия излучения плазмы разряда в 4ж стерадиан составила 3,2 мДж.

Температура атомов водорода в плазме разрядов источников линейно зависела от разрядного тока н при токе 100 Л составила 1,4 эВ в плано-троне н 2,3 и 2,7 эВ 1?пешшнговском источнике (ПИГе) вблизи катодов и в центре разряда, соответственно. Плотность электронов в плазме разряда также линейно зависела от тока разряда и при его токе 100 А была равна ~ 4 • 1013 см-3. В области небольших токов разряда (< 30 А) плотности основных компонентов плазмы (водорода, цезия и молибдена) линейно нарастали с ростом тока по всей длине разрядного промежутка. При увеличении тока разряда скорости роста плотностей элементов уменьшались вследствие вытеснения водорода, цезия и молибдена из середины разрядного промежутка и концентрацией их у катодов источника. По распределению интенсивностей линий атомов цезия в спектре рекомби-нацноиного континуума на уровень 5с1 была сделана оценка температуры электронов в плазме, которая рассчитывалась по наклону прямой ¡п(1/ю) и составила 0,12 эВ. При этом температура электронов очень слабо зависела от плотности цезня.

При больших токах разряда кинетика интенсивностей бальмеровскнх линий водорода повторяля форму импульса тока разряда. Интенсивности линий атомов и попов цезня нарастали последовательно в два этапа к концу разрядного импульса. Кинетика интенсивностей линий молибдена имела резкий выброс интенсивности в начале импульса, поскольку молибден выбивается из электродов преимущественно в начале газоразрядного импульса. Скорости нарастания интенсивностей бальмеровскнх линий на переднем фронте импульса соответствовали скорости нараста-

ния разрядного тока, а подобные скорости линий цезия и молибдена были значительно меньше.

С ростом тока разряда возрастали частота и уровень шумов в разряде, однако относительный уровень шумов, как правило, уменьшался. Уровень низкочастотных шумов возрастал при увеличении магнитного поля источника, а также при уменьшении подачи водорода и цезия в разряд. Это приводило к возрастанию температуры атомов и ионов водорода и, соответственно, к возрастанию расходимости пучка ионов II-, вытягиваемого из разряда высоким напряжением из источника.

В работе впервые были исследованы пространственно-временные характеристики разряда источника ионов II-, с достаточно высокой точностью определены основные параметры плазмы, прослежено изменение плотностей компонентов плазмы за время длительности разрядного импульса. Обнаружено запирание атомов водорода и молибдена, атомов и ионово цезия у катодной поверхности. Определен элементный и зарядовый состав плазмы.

ОСНОВНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИИ

1. Впервые экспериментально обнаружена поляризационноугловая анизотропия фотонейтрализацни пучков ионов II-.

2. Впервые установлено: допплеровское ушпрение спектра фотоотрыва устраняется при циклотронном вращении ионов в постоянном однородном магнитном поле, что сопровождается образованием решетки эквидистантных фотоотрывиых циклотронных резонансов и резким ростом сечения фотоотрыва в центре спектра.

3. Разработана теоретическая модель трансформации фотоотрывных резонансов при эффектах Штарка и Зеемана, предложены методы использования поляризационных эффектов в условиях зеемановского расщепления контура фотоотрыва для управления процессом фотонейтрализацни отрицательных ионов.

4. Впервые установлено влияние на фотоотрывные резонансы ускорения нонов электрическим полем и кулоновского рассеяния ионов, найдена структура резонансов Фаио в сплошных ионных спектрах, обусловленная кулоиовскнм рассеянием.

5. Впервые предложен и разработан эффективный метод измерения расходимости атомных и ионных пучков — метод лазерной допплеров-ской спектроскопии.

6. Разработаны методы импульсной спектроскопии плазмы разрядов источников нонов II- и впервые измерены с высокой точностью основные ее параметры.

____7. Разработаны мощные одночастотиые перестраиваемые лазеры

ia рубине и на нонах неодима в силикатных и фосфатных стеклах, нттриево-алюмннневом гранате, бериллате лантана, гадолиний-:кандпй-галлневом гранате с хромом и калпн-гадолинпевом вольфрамате в режимах свободной генерации и гигантского импульса для резонансного воздействия на пучки атомов и ионов.

Литература

1. Van Zyl В., Utterback N.G., Лшше R.C. Generation of a fast atomic hydrogen beam. Rev.Sci.Instrum., 1976, v.47. N7, p.814-819.

2. Bryant H.C., Lovoi P.A., Ohlsen G.G. Production of pulsed particle beams by photodetachment of II-. Phys.Rev.Lett., 1971, v.27, N24, p.1628-1631.

3. Hamm M.E., Ilamm R.W., Donahue J. e.a. Observation of narrow resonances in the II- photodetachment cross section near the n=3 threshold. Phys.Rev.Lett., 1979, v.43, N23, p.1715-1718.

4. Bryant II.C., Butterfield K.B., Clare B.A. e.a. Atomic Physics with relativistics beams. "7 Proc.Int.Conf., 1980", N.-Y., 1982, p.29.

5. Artcmov A.S., Vaganov N.G., Gevorkov A.K. e.a. Method and apparatus for multifunctional nonperturbing diagnistics of II- beams. IEEE Trans, on Nuclear Science, 1991, NS-38, p.512.

6. Forysiak W., llrrison R.G., Moloney J.V. Local bifurcation of a three-level optically pumped laser. Phys.Rev.A, 1989, v.39, p.421.

7. Круглпк Г.С., Скрнпко Г.А., Шкадаревнч А.П. и др. Генерационные характеристики лазера на крнстале AI2O3 : Ti3+ при когерентной накачке. Квант.электрон., 1986, т.13, N6, с.1207-1213.

Основное содержание диссертации опубликовано в работах:

1. Анциферов В.В., Вартазарян А.С., Смирнов Г.И. О структуре фотоотрывных резонансов релятивистских ионных пучков в магнитном поле. ЖЭТФ, 1987, т.93, выи.2, с.762-766.

2. Анциферов В.В., Бескоровайный В.В., Бельченко Ю.И., Деревян-кин Г.Е. Спектроскопические исследования плазмы водородно-цезиевого разряда. Препринт 88-116, ИЯФ СО АП СССР, Новосибирск, 1988, 21 с.

3. Antsiferov V.V., Beskorovaynyy V.V., Belchenko Yu.I., Derevyankin G.E., Maximov A.M. Spectroscopic study of hydrogen-cesium discharge

plasma of surface-plasma ion sources. "Fifth Int. Symp. Prod. Neutralization Negative Ions Beams", Brookhaven, 1989, A.I.P. Conf. Pros., 1990, N210, p.427-449.

4. Анциферов B.B., Мезенцев B.K., Смирнов Г.И. Кулоновское уши-рение резонансов Фано в сплошных ионных спектрах. Препринт, ИАиЭ СО АН СССР, Новосибирск, 1989, N435, 12 с.

5. Анциферов В.В. Допплеровская спектроскопия высокоинтенсивных пучков атомов и ионов. ЖТФ, 1992, т.62, вып.5, с.71-80.

6. Анциферов В.В. Измерение расходимости пучков высокой энергии методом лазерной допплеровской спектроскопии. Тезисы доклада "XII-го Всесоюзного семинара по линейным ускорителям заряженных частиц", Харьков, 1991, с.77.

7. Анциферов В.В., Ерохин II.С. Лазерная допплеровская система измерения расходимости атомных пучков. Препринт ИКИ АН СССР, Москва, 1991, N1741, 20 с.

8. Анциферов В.В., Смирнов Г.И., Фадеев А.П. Фотонейтрализация ускоренных пучков нонов II" поляризованным лазерным излучением. Препринт ИПМ АН СССР, 1991, N78, 19 с.

9. Анциферов В.В., Смирнов Г.И., Телегин Г.Г. Лазерная допплеровская система измерения расходимости атомных пучков. Тезисы докл. "1-й Всесоюзной конф. по оптическим методам исследования потоков", Новосибирск, 1991, с.13-14.

10. Анциферов В.В., Батурин В.А., Дремин Г.И. Рассеяние атомов Н° при фотонейтрализацни быстрых ионов II-. Тезисы докл. "XI-й Всесоюзной конф. по физике электрон, и атом, столкновений", Чебоксары, 1991, с.91.

11. Анциферов В.В., Смирнов Г.И., Фадеев А.П. Влияние эффектов Штарка, Зеемана и ускорения нонов электрическим полем на формирование фотоотрывных резонансов пучков ионов II-. Препринт ИПМ АН СССР, 1991, N76, 12 с.

12. Antsiferov V.V. Measurement of highintensive atomic and ionic beams by using method of Doppler laser spectroscopy. "6 Int. Symp. Prod. Neutraliz. Negative Ions Beams", Brookhaven, 1992, AIP, Conf. Proc., 1993, N250, p.253.

13. Antsiferov V.V., Baturin V.A., Dremin G.I. Photoneutralization of accelerated II- ions by polarised laser radiation. "6 Int. Symp. Prod, neutraliz. Negative Ions Beams", Brookhaven, 1992, AIP Conf. Proc., 1993, N250, p.371.

14. Анциферов В.В., Батурин В.А., Дремин Г.И. Поляризационно-угловая анизотропия фотонейтрализацни пучков ионов II-. ЖТФ, 1993,

т.63, вып.2, с.61-67_________________________________________________________________________________

15. Анциферов В.В., Бескоровайный В.В. Параметры плазмы водородно-цезиевого разряда планотронного источника ионов И-. ЖТФ, 1993, т.63, вып.2, с.68-76.

16. Анциферов В.В., Бескоровайный В.В. Пространственно-временные характеристики разряда пенннпговского источника ионов Н-. ЖТФ, 1993, т.63, вып.З, с.72-81.

17. Анциферов В.В. Спектроскопические измерения параметров плазмы разрядов планотронного и пеннипговского источников ионов Н-. Препринт 93-49, ИЯФ СО РАП, Новосибирск, 1993, 27 с.

18. Анциферов В.В., Кучьянов A.C., Пивцов B.C., Угожаев В.Д., Фо-лин К.Г. Некоторые особенности квазнстационарного режима генерации рубинового лазера с плоскими зеркалами. Оптика и спектр., 1975, т.38, вып.З, с.599-607.

19. Анциферов В.В., Ганнер A.B., Комаров К.П., Пивцов B.C., Фолин К.Г. Особенности динамики генерации рубинового лазера со сферическими зеркалами. ЖПС, 1976, т.24, вып.1, с. 18-27.

20. Antsiferov V.V., Ghiner A.V., Derjy N.M., Ivomarov K.P., Pholin К.G. Spectro-kinetic characteristics of Nd: glass laser and the rate of spatial migration of inversion. Optics Communs., 1975, v.14, No4, p.388-391.

21. Анциферов В.В., Держи II.M., Кучьянов A.C., Пивцов B.C., Фолин К.Г. Кольцевой рубиновый лазер под действием внешнего сигнала. Квант, электрон., 1975, т.2, N1, с.57-60.

22. Анциферов В.В., Голяев Ю.Д. Экспериментальное исследование динамики свободной генерации импульсного лазера на неодиме в гранате. Оптика и спектр., 1982, т.52, вып.4, с.706-712.

23. Анциферов В.В., Ерохин U.C., Фадеев А.П. Мощные одночастот-ные перестраиваемые лазеры на рубине и на неодиме с электрооптической модуляцией добротности. Препринт ИКИ АН СССР, Москва, 1985, N987, 50 с.

24. Анциферов В.В., Ерохип U.C., Иванов Е.В. Исследование термооптических деформаций при непрерывной генерации Nd: ИАГ лазера. В сб. "Взапмод. и самовозд. волн в нелин. средах", Часть II, изд. Доншп, Душанбе, 1988, с.129-149.

25. Анциферов В.В., Кравченко В.И. Управление излучением рубинового лазера в режиме свободной генерации. Препринт ИФ АН УССР, Киев, 1988, N4, 43 с.

26. Анциферов В.В., Хабурзання Г.В. Неодимовые лазеры на кристалле гексаалюмината лантана-магния и на стекле марки КНФС. Электрон, техника, сер.11, 1991, вып.2(58), с.3-5.

27. Анциферов В.В., Алимпнев А.И., Иванов Е.В., Хабурзания Г.В. Динамика генерации лазера на бернллате лантан с неодимом. Электрон, техника, сер.11, 1991, вып.2(58), с.6-9.

28. Анциферов В.В., Солоха А.Ф. Особенности линейчатой структуры спектра свободной генерации лазера на александрите. Физ. взаимод. в хим. реагир. системах. Моск. фнз.-техн. ин-т, М., 1991, с.119-123.

29. Анциферов В.В., Солоха А.Ф. Спектрально-временные характеристики излучения лазера Сг: ИСГГ. Физ. взаимод. в хим. реагир. системах. Моск. фнз.-техн. ин-т, М., 1991, с.124-127.

30. Анциферов В.В., Хабурзания Г.В., Шкадаревич А.П. Спектрально-временные и энергетические характеристики излучения" лазера СБСС-N(1, Сг в режиме свободной генерации. Оптика и спектр., 1992, т.72, вып.1, С.191-195.

31. Анциферов В.В., Алимпнев А.И., Иванов Е.В., Хабурзания Г.В. Динамика свободной генерации перестраиваемого лазера на александрите. ЖТФ, 1992, т.62, вып.З, с.7-15.

. 32. Анциферов В.В., Ерохнн Н.С., Иванов Е.В. Динамика свободной генерации лазеров на нонах неодима. Препринт ИКИ РАН, 1992, N1820, 72 с.

33. Анциферов В.В. К вопросу о пульсациях излучения твердотельных лазеров. Препринт 93-50, ИЯФ СО РАН, Новосибирск, 1993, 21 с.