tc их наработано достаточно большое число (~ (1/3)и^), причем они почти не
гибли, т. к. уагс < 0.2. В итоге для случая рис.2,а nf0 в 3.5 раза меньше,
чем для случая рис.2,6. Более того, при меньшей скорости роста напряжения
(рис.2,6) коэффициент размножения электронов в лавинах К= \п(пе/п^} при t ^
ts + 40нс во много (значительно больше 1.6) раз меньше, что отдаляет во
времени наступление критических условий потенциального перехода в стример
(К и 20) и приводит к большему диффузионному расплыванию лавин и их более
полному перекрытию.
На осциллограммах рис.2 видна общая качественная особенность
временного режима предионизации: сохранение значительной интенсивности
фотоионизации до момента существенного роста числа электронов в лавине ts.
Из этого можно заключить, что в обоих случаях нет условий для образования
обедненной электронами зоны вблизи катода из-за их дрейфа до момента ts.
Из приведенного рассмотрения следует, что эффективной является
предыонизация на определенном оптимальном временном интервале роста
напряжения на разрядном промежутке. Данный интервал находится в окрестности
момента достижения ионизационно-прилипательного равновесия tc, и его
верхняя граница соответствует моменту существенного роста электронов в
лавинах ts. При этом качество разряда и, соответственно, интенсивность
генерации будут высокими, если к моменту ts будет достигаться некая
пороговая для данных условий возбуждения разряда концентрация электронов
nf0. Эффективность предионизации, понимаемая как минимальность
энергетических затрат на предионизацию при максимальной энергии генерации
лазера, определяется оптимальностью способа достижения требуемой пороговой
концентрации nf0 к моменту времени t$.
Кривая 7 рис.3,6 подтверждает сказанное выше, т. к. при
минимизированном энерговкладе в СР предыонизатора максимум энергии
генерации получен именно тогда, когда импульс УФ излучения СР реализовался
на временном интервале tc < t < ts. Если импульс УФ излучения СР
реализуется позже оптимального момента времени, показанного на рис.3,а,
энергия генерации резко падает (отрицательная область задержек та на рис.
3,6), поскольку фотоэлектроны, созданные после момента времени ts, уже не
дают начало дополнительным лавинам с большим числом электронов и большими
размерами, способным эффективно (с точки зрения однородности разряда)
перекрыться, т. е. не повышают уровень предионизации nf0. В случае, когда
импульс УФ излучения осуществляется раньше оптимального момента времени
(положительная область задержек та на рис.3,6), энергия генерации также
падает, т. к. к моменту ts нарабатывается и сохраняется меньшая
концентрация фотоэлектронов из-за их прилипания. Однако, если увеличить
энерговклад в СР, энергия генерации сохраняется высокой и в области
положительных задержек та (кривые 2,3 на рис.3,6), поскольку к моменту ts
еще сохраняется требуемая концентрация фотоэлектронов.
При использовании схем накачки с предимпульсом высокая скорость
нарастания напряжения на предпробойной стадии разряда снижает требования к
пороговой концентрации фотоэлектронов, обеспечивающей высокое качество
основного разряда и максимальную энергию генерации XeCl-лазера (рис.4). В
то же время, поскольку предыонизация осуществляется на начальном участке
фронта импульса напряжения с малой скоростью нарастания, то интервал
времени от tc до ts (Т = tc — ts) увеличивается. Соответственно
увеличивается и диапазон задержек та, при которых высокая энергия генерации
сохраняется (рис.4,6).
Заключение
Обоснован режим эффективной предыонизации в эк-симерных XeCl-лазерах,
заключающийся в ее осуществлении на оптимальном временном интервале роста
разрядного напряжения с оптимально сформированным фронтом. Показано, что
длительность временного интервала, соответствующего максимальной
эффективности предионизации, возрастает при снижении скорости роста
разрядного напряжения dU/dt, когда отношение E/N находится в определенной
окрестности значения, соответствующего ионизационно-прилипательному
равновесию (v; = va) в разрядном объеме. В то же время увеличение dU/dt на
этапе лавинного размножения фотоэлектронов резко снижает уровень
предионизации, необходимый для достижения максимального КПД лазера,
существенно повышая ее эффективность.
Показано, что предыонизация УФ излучением СР, осуществляемая в
оптимальном режиме, позволяет при очень малом энерговкладе в СР (~ 100 мДж)
добиваться высоких энергий генерации ХеС1-лазеров с различными условиями
ввода энергии в основной разряд. Этот факт имеет важное значение для
импульсно-периодического режима работы лазеров, поскольку при таком малом
энерговкладе в источник предионизации, во-первых, не вносится существенных
возмущений в газовую среду лазера и, во-вторых, обеспечивается приемлемо
малое распыление электродов системы формирования вспомогательного разряда.
Таким образом, предионизатор не является препятствием для повышения ресурса
использования как газовой смеси, так и оптических окон лазера при его
долговременной работе, что является необходимым условием использования
лазеров в технологии. Кроме того, при снижении энерговклада в СР ресурс
самого предыонизатора также увеличивается. При использовании предыонизатора
на базе СР в компактных импульсно-периодических ХеС1-лазерах со средней
мощностью излучения 500 Вт не отмечено случаев разрушения диэлектрика
предыонизатора при наработке, превышающей 108 импульсов.
3. Возбуждение эксимернго KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК
лазерного излучения.
В настоящее время экеимерные лазеры (ЭЛ) являются мощными и
эффективными источниками когерентного излучения в УФ области спектра. Для
их возбуждения широко применяются пучки электронов высокой энергии и
электрический разряд. При этом КПД по вложенной энергии многих ЭЛ достигает
10 %. Известны эксперименты по эффективному возбуждению ЭЛ СВЧ разрядом в
поле импульсного СВЧ излучения в сходящихся конусообразных волноводах [1].
В связи с этим представляет несомненный интерес возможность возбуждения
лазеров на эксимерах (например, KrF, ArF и др.) мощным ИК лазерным
излучением, когда в средах этих лазеров развивается оптический разряд.
Эффективными источниками ИК лазерного излучения являются импульсные
химические лазеры на цепной реакции водорода со фтором. В результате ранее
проведенных нами исследований была показана возможность создания чисто
химических HF- и DF - СО2-лазеров на так называемой фотонно-разветвленной
реакции. На их основе возможно создание многокаскадных систем химических
лазеров, где импульс выходного излучения каждого предыдущего лазера
инициирует работу последующего, излучающего импульс с энергией, большей в
10-20 раз [2]. Таким образом, для трехкаскадной системы выходная энергия ИК
лазерного излучения будет превышать энергию входного импульса в 103 - 104
раз. Если конечным каскадом служит ЭЛ, возбуждаемый оптическим разрядом в
поле ИК излучения импульсного химического лазера с КПД ~ 10 %, то возможно
получение импульса УФ лазерного излучения с энергией, в 102 - 103 раз
превышающей затраченную на инициирование химического трехкаскадного лазера.
В настоящей работе исследуется среда KrF-лазера, в которой оптический
разряд возникает под действием ИК лазерного излучения. Рассматривается
возможность эффективного возбуждения лазера на смеси F2-Kr-He импульсами
излучения с длиной волны 10,6 и ~3 мкм длительностью 20-150 не и
исследуется прохождение возбуждающего ИК лазерного излучения через среду
ЭЛ.
Рассмотрим среду KrF-лазера (смесь F2-Kr-Не), на которую действует
импульс ИК лазерного излучения с интенсивностью в максимуме /тах, при
которой возможно развитие в данной среде оптического разряда и
обеспечивается наработка достаточной концентрации электронов (Ne ~ 1016
см~3). Первичные "затравочные" электроны в среде ЭЛ могут возникать при
испарении в поле ИК излучения ультрадисперсных частиц, почти всегда
находящихся в газах, из которых приготовляют лазерную смесь. Эти частицы
веществ, не реагирующих со фтором, имеют размеры 0,01-0,1 мкм и
концентрацию и~ 106 см~3. Если такие частицы отсутствуют в смеси ЭЛ, их
туда следует инжектировать с концентрацией, не меньшей 105 см~3.
Итак, частицы с размерами менее 0,1 мкм будут испаряться под действием
ИК лазерного излучения с соответствующей интенсивностью за времена, много
меньшие длительности возбуждающего импульса. При этом образуются свободные
термоэлектроны, переходящие в газовую среду вместе с нейтральными атомами и
ионами. "Микропробои" в парах вещества частиц также сопровождаются
образованием свободных электронов в лазерной смеси. Возникающие свободные
электроны будут быстро набирать энергию в поле ИК излучения, вызывая в ходе
их диффузии в лазерную среду ионизацию атомов и молекул с образованием
новых электронов. При этом вследствие быстрого набора энергии электронами
сравнительно малое их количество будет захватываться молекулами фтора в
реакции F2 + e-»F~ + F [3]. Сечение этого процесса падает при энергиях
электронов свыше 0,3 эВ [4], электроны же в ходе развития электронной
лавины в среде ЭЛ будут иметь среднюю энергию е^З эВ, если скорость их
диссоциативного прилипания к молекулам фтора меньше скорости ионизации
компонентов смеси. Таким образом, в поле ИК лазерного излучения
соответствующей интенсивности электроны диффундируют в лазерную среду, не
уменьшаясь в количестве. При этом коэффициент диффузии электронов с е^З эВ
составляет Z)• 2F + е ; возбуждение атомов электронным ударом -
Не + е -» Не* + е, Кг + е -» Кг* + е;
ионизация из основного и возбужденного состояний
Кг + е -> Кг+ + 2е, Кг* + е -> Кг+ + 2е,
Не + е -> Не+ + 2е, Не* + е -> Не+ + 2е; образование ионов Кг2 -
Кг+ + Кг + Не -> Кг2+ + Не; диссоциативная рекомбинация -
Кг2+ + е -» Кг* + Кг; пеннинговская ионизация -
Не* + Кг -> Не + Кг+ + е, Не* + Кг + Не -> -> Кг+ + 2Не + е, Кг* +
Кг* -> Кг+ + Кг + е; тушение возбужденных атомов Кг -Кг* + е -> Кг + е;
образование возбужденных молекул KrF -Кг* + F2 -> KrF* + F, Kr+ + F~ + He
-> KrF* + He, а также гибель молекул KrF в реакциях
KrF*+ F2 -> Кг + 3F, KrF*+ Кг + He ^
2Kr + F + He, KrF + 2He -> Kr
2He,
[pic]
Зависимость от времени интенсивности возбуждающего лазерного излучения
с длиной волны 10,6 мкм на входе в среду р2 - Кг - Не (1) и после
прохождения в этой среде 50 см (2) при фокусировке ИК излучения оптической
системой с фокусным расстоянием 3,5 м.
сам с максимумом при (рисунок):
tm = tf/5 = 4 30 не
при
Ш = [/maxW«/0/ -
Поскольку в исследуемых смесях KrF-лазера концентрация гелия намного
превышает концентрацию других компонентов, коэффициент поглощения ц(е) ИК
излучения свободными электронами в лазерной среде при е < 5 эВ полагался
[3] равным (8/3)ц0(2е/Зл:81)1'/2, где ц0 - коэффициент поглощения ИК
излучения в Не при больших энергиях электронов [6], ei = 6 эВ.
Конкретные численные расчеты были проведены нами для смесей KrF-
лазера, типичных для
Таблица 1
KrF -> Кг + F + hv, KrF + е -> Кг + F + е.
Константы скоростей указанных процессов, зависящие от электронной
температуры, брались из [5,6]. Константа скорости диссоциативного
прилипания электронов к F2 (в см3/с) апроксимирова-лась на основе данных
[4] выражением 2,6-1 (Г9 х хехр(-0,08/Ге)/Те, где Те - температура
электронов в электронвольтах. Для диссоциации молекул фтора электронным
ударом константа скорости полагалась равной 2-1 (Г9 см3/с. Возбуждающий
импульс ИК лазерного излучения длительностью г,- = 20 150 не брался в
расчетах близким по форме к экспериментально наблюдаемым лазерным импуль-
Примечание: tp - время достижения максимума импульса генерации KrF-
лазера; Р/ - удельная мощность генерируемого излучения; е/ - удельный
лазерный энергосьем KrF-лазера, возбуждаемого оптическим разрядом.
Экспериментальных условий [5]: F2:Kr:He = = 3:75:1500 (смесь 1) и
4:200:1500 мм рт.ст. (смесь 2). Полагалось, что к моменту t = 1 не после
начала действия возбуждающего импульса ИК излучения концентрация
электронов, возникающих при испарении ультрадисперсных частиц в среде KrF-
лазера, достигает Ne = 109 см~3. При этом расчеты, выполненные при Ne (t =
1 не) = 107 - 1010 см~3, приводят практически к тем же результатам.
Вначале нами были исследованы характеристики плазмы оптического
разряда в указанных средах на входе ИК излучения в смесь KrF-лазера (х = 0)
при различных /тах и ?,-. Результаты расчетов для импульса ИК лазерного
излучения длительностью tj = 20 не представлены в табл. 1. Видно, что
необходимая для образования требуемой концентрации электронов Ne х 1015 -
1016 см~3 интенсивность ИК излучения в максимуме (t = 4 не) должна
составлять ~ 1,7 ГВт/см2 для СО2-лазера и ~ 24 ГВт/см2 для HF-лазера. При
этом электронная температура достигает наибольших значений T'max = Te(t = 4
не) х 3 — 3,5 эВ, а максимальная концентрация электронов JVmax
нарабатывается к моменту гтах «15- 17 не, когда Те снижается до 1,4 - 1,6
эВ. В дальнейшем концентрация электронов убывает, в основном из-за их
диссоциативного захвата молекулами фтора.
Нами также были проведены модельные расчеты генерационных
характеристик KrF-лазера, возбуждаемого при развитии оптического разряда
под действием импульса ИК лазерного излучения. При этом предполагалось, что
возбуждение происходит однородно по всей длине активной среды, что возможно
при фокусировке ИК излучения цилиндрической линзой, расположенной вдоль
лазерной кюветы с небольшими поперечными размерами.
В расчетах коэффициент усиления g для простоты полагался равным 2-
лазера с длительностью t/ = 20 не и Лпах = U7 ГВт/см2 при различных
значениях / (смесь 2). Полагалось, что фокусирующая система расположена у
входа в среду KrF-лазера (х в уравнении (1) равно расстоянию, пройденному
ИК излучением в лазерной смеси). Расчеты показывают, что для каждого /
начиная с расстояния х^ x //20, в среде ЭЛ будет возникать определенная
максимальная концентрация электронов, практически не изменяющаяся далее с
расстоянием х. Это хорошо видно из табл.4, где приведены значения JVmax и
rmax для Xi и X2xf/I0. При этом временная форма возбуждающего импульса по
мере прохождения среды KrF-лазера претерпевает изменения - интенсивность в
максимуме растет, а длительность на полувысоте уменьшается (см. рисунок).
Таким образом, задавая определенное значение / можно обеспечить в
лазерной среде на большой длине наработку почти неизменной концентрации
электронов, соответствующей выбранному /. Например, наработка электронов с
JVmax х 1016 см~3 на длине / х 1 -2м обеспечивается при фокусировке
рассматриваемого импульса ИК излучения с Х = 10,6 мкм оптической системой с
фокусным расстоянием/» 3,5 м. При этом /тах на входе в лазерную смесь может
изменяться в некоторых пределах - всё равно нарабатываемая концентрация
электронов, начиная с некоторого расстояния х, при заданном / будет
одинаковой. Это подтверждают, в частности, расчеты, проведенные при
неизменных /=3,5 м и ЛпахС* = 0) = 1,4 - 1,8 ГВт/см2, которые показывают,
что в этом случае, начиная соответственно с расстояний х х 40 - 10 см, в
среде KrF-лазера будет нарабатываться концентрация электронов с одним и тем
же значением JVmax х 1016 см~3.
Эффективность возбуждения KrF-лазера оптическим разрядом г| =
8//е/, где е, - энергия ИК лазерного излучения, вложенная в единицу объема
активной среды. Если длина / генерирующей среды ЭЛ существенно меньше / то
е, х Р//1, где Р/ = I(i(t)dt, /о - интенсивность ИК излучения на входе в
лазерную смесь. Как показывают проведенные выше расчеты, для импульса
излучения СО2-лазера длительностью 20 не при fx 3,5 м и /тах(0) х 1,7
ГВт/см2 обеспечивается наработка практически постоянной концентрации
электронов с Л^тах ~ Ю16 см~3 в среде KrF-лазера (смесь 2) на длине /~1 м.
В этом случае Р,<х 10 Дж/см2 и е, «100 Дж/л. Ранее было найдено, что при
Л^тах ~ Ю16 см"3 в исследуемом варианте удельный лазерный энергосъем е/ х 5
Дж/л. Таким образом, эффективность возбуждения ЭЛ лазерным ИК излучением
составляет ц ~ 5 %. При уменьшении / увеличиваются JVmax и г/, но
вследствие пропорционального уменьшения длины генерируемого объема /
эффективность ц практически не изменяется вплоть до JVmax х 1017см~3.
Например, для /= 1 м JVmax увеличится до 4-1016см~3 (табл.4), а удельный
энергосъем KrF-лазера е/ возрастет до ~ 15 Дж/л, однако / в соответствии с
уменьшением / также уменьшится в 3 раза.
Итак, в настоящей работе показана возможность эффективного возбуждения
KrF-ЭЛ оптическим разрядом, возникающим в лазерной среде под действием
импульса ИК излучения с А, х 3 и 10,6 мкм. Для рассмотренных смесей F2 - Кг
- Не с давлением 2 атм пиковая интенсивность возбуждающего импульса
длительностью 150 - 20 не на входе в лазерную среду, как показывают
расчеты, должна составлять соответственно 8-25 ГВт/см2 для Х= 2,8 мкм и 0,5
- 1,7 ГВт/см2 для А, = 10,6 мкм. При этом необходима фокусировка
возбуждающего ИК лазерного излучения оптической системой с фокусным
расстоянием f~\ - 30 м. Это обеспечивает, начиная с некоторого расстояния в
среде F2 -Кг - Не, наработку практически постоянной требуемой концентрации
электронов, определяемой значением / и возможность однородного возбуждения
KrF-лазера оптическим разрядом на длине / х 0,3 - 10 м.
Список использованных источников
1. Верховский В.С., Мельченко С.В., Тарасенко В.Ф. Генерация на молекулах
XeCl при возбуждении быстрым разрядом // Квант. электрон. – 1981. – Т.8,
№2. – С.417–419.
2. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Низкоимпендансный генератор
высоковольтных импульсов. // ПТЭ. – 1990. – №3. – С.99–101.
3. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский. Влияние
параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб.
“Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. –
С.91–96.
4. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров контура
возбуждения на длительность и форму импульса генерации ХеС1-лазера. //
Межвуз. сб. “Лазерная и оптико-электронная техника. – Минск:
Университетское, 1992. – С.86–90.
5. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Володенков А.П., Исследование энергетических
и временных характеристик генерации XeCl-лазера // Программа и тезисы
докладов XIV Литовско-Белорусского семинара.– Прейла: Литва.–1999.–с.16.
6. Елецкий А.В. Эксимерные лазеры // УФН. – 1978. – Т.125. – Вып.2. –
С.279–314.
7. В.М.Багинский, П.М.Головинский, В.А.Данилычев и др. Динамика развития
разряда и предельные характеристики лазеров на смеси Не-Хе-НС1 // Квант.
электрон. – 1986. – Т.13, №4. – С.751–758.
