Системы возбуждения эксимерных лазеров

Системы возбуждения эксимерных лазеров

Министерство образования Республики Беларусь

УЧРЕЖДЕНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ

«ГРОДНЕНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

ИМЕНИ ЯНКИ КУПАЛЫ»

Кафедра лазерной физики и спектроскопии

Системы возбуждения эксимерных лазеров

курсовая работа

студента 4курса физико-

технического факультета

Саковича Д. А.

Научный руководитель:

преподаватель кафедры

лазерной физики и

спектроскопии

Володенков А.П.

Гродно 2004

РЕФЕРАТ

Реферат курсовой работы «Системы возбуждения эксимерных лазеров»

студента физико-технического факультета УО Гродненский государственный

университет имени Янки Купалы Саковича Д.А.

Объем 14 с., 1 рис., 1 табл., 7 источников.

Ключевые слова:

Эксимерный лазер,LC-контур, LC-инвертор, накачка.

Объект исследования –эксимерные лазеры.

Цель работы – сделать обзор литературы по системам возбуждения

эксимерных лазеров.

Сделан обзор литературы по системам возбуждения эксимерных лазеров.

Полученные данные предпполагается использовать для совершенствования

лазеров.

СОДЕРЖАНИЕ

ВВЕДЕНИЕ

1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней

мощностью излучения 1 кВт

2. Эффективная предыонизация в ХеС1-лазерах

3. Возбуждение эсимерного KrF-лазера оптическим разрядом в поле ИК

лазерного излучения

Заключение

Список использованных источников

1. Условия возбуждения широкоапертурного ХеС1-лазера со средней

мощностью излучения 1 кВт.

Для ряда перспективных применений эксимерных лазеров требуются как

высокая средняя мощность, так и значительная энергия в импульсе. В

частности, создание ХеС1-лазера мощностью 1 кВт является одной из задач

Европейской программы EUREKA. В рамках этой программы немецкой фирмой

Лямбда Физик был создан XeCl-лазер со средней мощностью излучения ~750 Вт

при энергии в импульсе ~ 1.5 Дж. Система питания лазера включала в себя LC-

инвертор и звено магнитного сжатия. Недавно был сделан XeCl-лазер, в

котором средняя мощность 1 кВт была достигнута при энергии в импульсе 10

Дж. Позже такой же уровень средней мощности был получен в ХеС1-лазере,

созданном французской компанией Сопра при практически аналогичных

параметрах лазерного излучения (энергия в импульсе 10 Дж при частоте

повторения ~ 100 Гц).

Ранее накачка лазера осуществлялась с помощью LC-инвертора, но без

цепи магнитного сжатия. В коммутатором LC-инвертора служили 6 тиратронов,

работающих параллельно. Высокие (свыше 10 Дж) энергии в схеме с

классическим LC-инвертором можно получить лишь при увеличении как давления,

так и зарядных напряжений LC-инвертора. Однако повышать давление в

газодинамическом контуре лазера крайне невыгодно из-за резко возрастающих

требований к прочностным характеристикам лазера и системе прокачки газа.

Использовать слишком высокие напряжения (свыше 30 кВ) также невыгодно,

поскольку в этом случае необходимо применять дорогие и не отличающиеся

высокой надежностью высоковольтные коммутаторы.

В этом пункте определены условия накачки мощного XeCl-лазера, при

которых высокая энергия (~ 10 Дж) при частоте следования ~ 100 Гц, может

быть достигнута при умеренных давлениях (до 5 атм.) и зарядных напряжениях

(~ 30 кВ).

Модернизированная система накачки лазера содержала два параллельно

соединенных генератора импульсных напряжений, состоящих из двух

последовательно соединенных LC-инверторов. Такая система накачки позволяет

получать импульсное напряжение с амплитудой 100 кВ при зарядных напряжениях

лишь 25 кВ и использовать для коммутации импульсов с частотой повторения ~

100 Гц недорогие, надежно работающие тиратроны. Система также включает в

себя звено сжатия импульса на основе магнитного ключа и импульсно

заряжаемые конденсаторы, подключенные к электродам лазера с минимальной

индуктивностью L к 25 нГн. Суммарная емкость конденсаторов равна суммарной

емкости генератора импульсных напряжений «в ударе» и составляет 100 нФ.

Магнитный ключ выполнен в виде насыщаемого малоиндуктивного цилиндрического

одновиткового дросселя с сечением сердечника ПО см2, изготовленного на

основе ленты шириной 20 мкм из металлоаморфного сплава 2НСР с индукцией

насыщения Bs= 1.4Тл.

Поскольку при длительной работе эксимерного лазера в импульсно-

периодическом режиме энергия генерации снижается из-за выработки НС1,

неизменная средняя мощность эксимерного лазера обычно поддерживается за

счет повышения зарядного напряжения U схемы накачки. Затем, при достижении

максимально допустимого значения uq, производится регенерация газовой смеси

и долговременный цикл работы повторяется. Таким образом, для поддержания

средней мощности излучения лазера неизменной необходимо иметь запас по

энергии генерации лазера при максимально допустимом Ј0. В связи с этим был

предпринят поиск условий, обеспечивающих получение энергии генерации свыше

10 Дж в широком диапазоне зарядных напряжений, не превышающих 30 кВ и

соответствующих надежному долговременному режиму работы тиратронов.

На рис.1 представлены зависимости разрядного напряжения С/2 (кривые 1,

2) и амплитуды напряжения С/1 (кривая 3) на выходе генераторов импульсного

напряжения от С/о. Прямая 6 показывает величину 4 С/о, которая

соответствует максимально возможным значениям C/i и С/2. Кривыми 4 и 5

обозначены зависимости коэффициента k передачи запасенной в генераторах

импульсного напряжения энергии в импульсно заряжаемую емкость С. На рис.1

видно, что с ростом С/о амплитуда генератора U сохраняет максимально

возможное значение 4С/о вплоть до С/о ~ 23.5 кВ. Однако при этом амплитуды

С/2 напряжения на разряде существенно отличаются от максимально возможного

значения 4С/о (кривые 1, 2). Для d = 8 см это обуславливает достаточно

малый коэффициент передачи энергии k = 0.56 (кривая 4), которому

соответствует энергия генерации Е = 5.3 Дж и КПД ц = 1.3% (рис.4, кривые

2). Увеличение d до 9 см приводит к возрастанию амплитуды разрядного

напряжения (кривые 1, 2) и повышению коэффициента передачи энергии до k =

0.7 (кривая 5), что влечет за собой рост энергии генерации до 7.5 Дж и КПД

до 1.65% (рис.4, кривые 3).

Экстраполяция полученных результатов показывает, что если дальше

увеличивать межэлектродное расстояние лазера d до 10.6 см, то энергия

генерации Е « 10 Дж может быть получена с ц = 2.2% и k = 0.9 при зарядном

напряжении всего лишь 23.5 кВ, что существенно расширяет возможности

поддержания киловаттного уровня мощности излучения при длительной работе

лазера.

[pic]

k

Рис.1. Зависимости амплитуд напряжения на разрядном промежутке лазера

(1, 2) и генератора импульсных напряжений (3), а также коэффициента

передачи энергии генератора в импульсно заряжаемую емкость С (4, 5) от

зарядного напряжения для d = 8 (1, 4) и 9 см (2,5);б-4Ј/0. сокращается с

240 до 190 не. Таким образом, энергия генерации существенно повышается при

увеличении скорости перекачки энергии в импульсно заряжаемую емкость С.

Однако поскольку время полной перекачки энергии из генераторов импульсного

напряжения в емкость С фиксировано и равно 300 не, это сопровождается

уменьшением k (кривая 5, рис.5) и соответственно ц (кривая 3, рис.4,6).

Требуемого для увеличения энергии генерации значительного повышения

С/о, сопровождаемого снижением КПД, можно избежать при дополнительном

сжатии импульса накачки. Анализ полученных результатов показывает, что

введение дополнительного звена сжатия на основе магнитного ключа позволит

получить при d = 10.6 см энергию генерации Е = 14 Дж с ц « 2.3% при С/о =

27.5 кВ. Это является одной из задач программы реализации долговременной

устойчивой работы XeCl-лазера со средней мощностью излучения 1 кВт.

Таким образом, нами исследованы характеристики широкоапертурного XeCl-

лазера киловаттного уровня средней мощности (10 Дж, 100 Гц) с

модернизированной системой питания в виде последовательно соединенных LC-

инверторов и магнитного звена сжатия импульса, отличающейся пониженными

зарядными напряжениями (С/о < 30 кВ). На основе анализа условий возбуждения

активной среды лазера рассмотрена возможность реализации режима с выходной

мощностью 1 кВт, обеспечивающего поддержание неизменного уровня мощности

лазера при долговременной работе.

2. Эффективная предионизация в ХеС1-лазерах.

Предыонизация в ТЕА-лазерах является ключевым фактором, определяющим

такие характеристики, как энергия генерации, ее стабильность от импульса к

импульсу, время жизни газовой смеси. Использованная еще в первых моделях

TEA CO-лазеров и эксимерных лазеров предыонизация газа УФ излучением от

рядов искр, расположенных по обеим сторонам разрядного объема, остается в

настоящее время широко распространенной для лазеров с малой апертурой. Так,

в коммерческих эксимерных лазерах, выпускаемых фирмой «Лямбда-Физик», для

апертур разряда порядка 1 см2 при оптимально малом энерговкладе искровая УФ

предыонизация обеспечивает относительную нестабильность энергии импульсов

генерации менее 1 % при времени жизни газовой смеси 20 млн. импульсов [1].

Однако при увеличении апертуры разряда искровая предыонизация становится

неэффективной [2], т.к. не обеспечивает однородности предыонизации газового

объема и, как следствие, требуемой однородности объемного разряда.

Активный объем можно увеличить, осуществляя предионизацию через

полупрозрачный электрод. В работе [3] в качестве источника УФ предионизации

в ХеС1-лазере использовался коронный (барьерный) разряд, однако малая

интенсивность его УФ излучения не позволила увеличить сечение разряда свыше

4 х 2.5 см даже при сравнительно низком удельном энергосъеме ~0.8 Дж/л.

Импульсно-периодический XeCl-лазер, обладающий энергией генерации 2.6 Дж и

рекордной на сегодняшний день средней мощностью 2.1 кВт [3], состоял из

трех модулей с суммарной длиной основного разряда порядка 3 м, так что один

из габаритных размеров лазера равнялся 5.2 м.

Для ХеС1-лазеров с большим объемом активной среды одним из эффективных

способов предыонизации является применение рентгеновского излучения. Однако

сложность устройства рентгеновского источника преионизации и необходимость

биологической защиты ограничивают возможности широкого внедрения лазеров с

предыонизацией данного вида. Кроме того, нам неизвестны данные о ресурсе

газовой смеси в лазерах с рентгеновской предыонизацией при высокой частоте

повторения импульсов. Этот ресурс может быть невысок, т. к. рентгеновское

излучение может способствовать эффективному образованию в рабочей газовой

смеси лазера химических соединений, отрицательно сказывающихся на лазерных

параметрах.

В [4] был развит альтернативный способ предварительной ионизации

широкоапертурных газовых лазеров - ионизация УФ излучением скользящего

разряда (СР) по поверхности диэлектрика. В [5] было показано, что такая

предионизация, осуществляемая через полупрозрачный электрод, обеспечивает

получение объемного разряда с апертурой d х Ъ и 12 х 10 см (d —

межэлектродное расстояние, Ъ — ширина разряда) и энергию генерации до 20 Дж

в импульсном ХеС1-лазере. В [6] мы, используя пред-ыонизацию СР, впервые

получили среднюю мощность электроразрядных эксимерных лазеров 1 кВт (10 Дж,

100 Гц) в импульсно-периодическом режиме.

В настоящей работе при помощи УФ излучения вспомогательного СР исследуются

наиболее эффективные режимы предионизации в XeCl-лазерах. Определены

характеристики излучения компактного XeCl-лазера в импульсно-периодическом

режиме при различных комбинациях энергии и длительности импульса генерации.

Электродная система широкоапертурных лазеров с УФ предыонизацией

излучением СР

Поиск эффективных условий предыонизации проводился для ряда импульсно-

периодических XeCl-лазеров с предыонизацией УФ излучением СР. На рис.1

показана

Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах

205

[pic]

Рис.1. Электродная система лазера с УФ предыонизацией излучением СР:

1 — высоковольтный электрод; 2—заземленный щелевой электрод; 3 — ножевой

электрод; 4 — сапфировая пластина; 5 — охлаждаемая металлическая подложка.

Компактная электродная система широкоапертурного ХеС1-лазера. Основной

объемный разряд формировался между двумя электродами, профилированными по

модифицированному профилю Чанга. Позади полупрозрачного электрода

располагался источник УФ предионизации в виде вспомогательного СР по

поверхности диэлектрика. В качестве диэлектрика использовалась сапфировая

пластина, расположенная на охлаждаемой металлической подложке, служившей

электродом, на который подавалось импульсное отрицательное напряжение.

Ножевой электрод системы формирования СР соединялся с заземленным

полупрозрачным электродом дискретными параллельными проводниками. СР

развивался с ножевого электрода в обе стороны и замыкался на грани

металлической подложки. УФ излучение слоя плазмы СР, который однородно

покрывал поверхность диэлектрика, обеспечивало предионизацию активного

объема лазера, распространяясь через полупрозрачный электрод. Сравнительное

исследование показало, что для ХеС1-лазеров с объемом активной среды ~ 1 л

эффективность использования энергии, затрачиваемой на предионизацию, в

случае применения СР в 5 раз выше, чем при боковой предионизации искровыми

разрядами. При этом преимущества УФ предионизации излучением СР наиболее

полно проявляются с увеличением поперечного сечения активной среды лазера.

На начальном этапе развития широкоапертурных лазеров с УФ

предыонизацией излучением СР полупрозрачный электрод изготавливался

перфорированным с диаметром отверстий 1 мм и прозрачностью 50 %. Перфорация

выполнялась в рабочей части электрода толщиной 1.0-1.2 мм [6,7].

Использование перфорированных электродов приводило к коллимации потока УФ

излучения от СР, поступающего в активный объем лазера через туннелеобразные

отверстия перфорированного электрода, и, соответственно, к неоднородности

основного разряда, проявляющейся в его протекании в виде диффузных каналов,

привязанных к отверстиям перфорации [7]. Для устранения этого эффекта был

разработан новый тип полупрозрачного профилированного электрода, в котором

УФ излучение от СР проходит в разрядный объем не через отверстия, а через

щели, ориентированные перпендикулярно продольной оси электрода (рис.1).

Ширины щелей и перегородок были равны 1 мм, так что прозрачность рабочей

части электрода составляла 50 %. С использованием таких щелевых

полупрозрачных электродов повышается КПД лазера и достигаются высокие

однородность разряда и качество лазерного пучка [8].

Экспериментальное исследование оптимальных условий предыонизации

Первый эксперимент, показавший нам важность правильного выбора условий

предыонизации [9], проводился на ХеС1-лазере с апертурой d х Ъ = 7.8 х 4.4

см. Для возбуждения основного объемного разряда и вспомогательного СР

использовались две отдельные С-С-схемы питания, коммутируемые одновременно.

При варьировании времени зарядки импульсного конденсатора, подсоединенного

к электродам основного объемного разряда, было замечено, что при близких

временных режимах ввода электрической энергии в разряд и неизменном

импульсе УФ излучения СР энергия генерации значительно увеличивалась при

уменьшении скорости роста разрядного напряжения.

На рис.2 показаны рост приведенной напряженности электрического поля

E(f)/N (N- плотность частиц газа) на разрядном промежутке лазера и

осциллограмма импульса /рг(г) УФ излучения предыонизатора. При условиях

предыонизации, представленных на рис. 2,6, энергия генерации оказалась в 3

раза выше, чем в случае рис.2,а, характеризующегося большей скоростью

нарастания E/N.

В вышеописанном эксперименте положение импульса разрядного напряжения

было фиксировано по отношению к импульсу предыонизации, и для лучшего

понимания столь резкого увеличения энергии генерации был проведен второй

эксперимент на XeCl-лазере с апертурой d х Ъ = 5 х 3 см. В этом лазере ввод

энергии в основной разряд осуществлялся электрической схемой с LC-

инвертором и двумя ступенями магнитного сжатия импульса накачки, подобной

описанной в [10]. Энерговклад в СР проводился с помощью независимой схемы

импульсного питания, позволявшей варьировать как энергию, вводимую в СР,

так и момент его включения.

На рис.3,а представлено взаимное положение импульсов напряжения Ј/(?),

подаваемого на электроды лазера, и интенсивности УФ излучения СР /pr(?)-

Этому соответствует временная задержка между ними, равная нулю. Нулевая

задержка (та = 0) выбрана так, что начало импульса излучения предыонизатора

Ipr(t) соответ-

10 8 6 4

В-см2); /рг (отн. ед.)

[pic]

[pic]

О tc ts 100

200 \Л (не) О

100

200 t (не)

Рис.2. Положение импульса УФ излучения предыонизатора /рг(

3 %) импульсно-периодического ХеС1-лазера.

1/(кВ);

Ipr, I, lias

(отн. ед.) 20

-20

-40

[pic]

-600

-300

300

'(не)

*(Дж) 3

[pic]

-300

о

300

та (не)

Рис.4. Экспериментальные осциллограммы импульса предыонизации Ipr(t),

разрядного напряжения U(t), тока /((), импульса генерации las(') (и) и

зависимости энергии генерации XeCl-лазера от tj при энерговкладах во

вспомогательный СР 10 (1) и 25 мДж (2) (б) для схемы накачки с

высоковольтным предымпульсом.

Эффективная предыонизация в XeCl-лазерах

207

Р(Вт) 600

400 200

О

[pic]

О

100

200

/(Гц)

Рис.5. Зависимости средней мощности XeCl-лазера Р (1 — 3) и

относительной нестабильности энергии генерации а (4—6) от частоты

следования импульсов при длительности импульсов генерации 120 (1,4), 70

(2,5) и 45 не (5), 6).

Характеристики режима с высокой частотой следования импульсов

Простой и надежный предыонизатор на базе СР хорошо вписывается в

конструкцию импульсно-периоди-ческого эксимерного лазера. Используя

предыонизатор этого типа, мы создали компактный универсальный ХеС1-лазер со

средней мощностью излучения 500 Вт. Электроразрядная система лазера,

показанная на рис.1, и обеспечивающая скорость газа ~ 25 м/с при

межэлектродном расстоянии d = 5 — 1 см система прокачки, подобная

использованной в [10] для создания KrF-лазера мощностью 600 Вт, размещались

в алюминиевой трубе длиной 1.2 м с внутренним диаметром 42 см.

Некоторые зависимости, характеризующие универсальный XeCl-лазер,

приведены на рис.5. Зависимость средней мощности лазерного излучения Р от

частоты следования импульсов/при длительности генерации 120 не (кривая 1 на

рис.5) была получена при использовании схемы накачки с высоковольтным

предымпульсом, характеристики которой приведены на рис.4. Зависимости P(f)

при длительности импульса генерации 70 и 45 не (кривые 2,3 на рис.5) были

получены для схем возбуждения, использующих LC-инвертор и две ступени

магнитного сжатия.

На рис.5 показано также поведение относительной нестабильности энергии

генерации а в зависимости от частоты следования импульсов (кривые 4—6). Из

рассмотрения этих кривых видно, что относительная нестабильность энергии

генерации не превышает 1 %, что свидетельствует о высокой эффективности

используемого режима предыонизации.

Анализ результатов

Для характеристики и сравнения режимов предыонизации на временном

интервале роста напряжения на разряде введем параметр nf0 [9]:

f's Г Г

- 4(0 ехр- 0;

J /с I J tc

ос /Рг(?) - скорость производства фотоэлектронов в единице разрядного

объема, пропорциональная интенсивности УФ излучения предыонизатора; tc -

момент времени достижения ионизационно-прилипательного

равновесия: Vi(tc) = va(?c); ts - момент времени, к которому произошел

существенный (в 3 —10 раз) рост числа электронов в лавинах, при этом J,s(v;

— va)dt ~ 1 — 2. Параметр nf0 эквивалентен обычной начальной плотности

электронов иео, т. к. при t ^ ts

Л* (О

ft

л^ехр vidt'. Jtc

Из расчетов с привлечением количественных данных по константам

скоростей ионизации и прилипания [5] следует, что для газовой смеси

HCl:Xe:Ne = 0.35:2.5:400 кПа отношение (Ј/-/V)c«2.3-10~17 В-см2 (рис.2).

При этом, если в случае рис.2,а к моменту времени tc и 20 не фотоэлектроны

еще не производились предионизатором, то в случае рис.2,6 к моменту времени

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.