Содержание к диссертации
Введение
ГЛАВА 1. Энергетические характеристики и усиление активных сред ЭИ-С02 лазеров
Зависимости удельной энергии генерации от удельной энергии и длительности импульса накачки 19
Измерение распределения коэффициента усиления (ку) по сечению активной среды эи-с02 лазеров 24
Исследование КУ на стенде "МОДУЛЬ-2" 24
Измерения КУ на стенде "МАКСИМ" 35
ГЛАВА 2. Расходимость излучения ЭИ-С02 лазеров 38
Измерение расходимости излучения лазеров при использовании традиционных смесей газов 40
Динамика изменения расходимости в течение импульса накачки 52
Измерение расходимости излучения лазеров при использовании "легких" смесей газов 61
Зависимость расходимости от показателя преломления активной среды 82
Широкоапертурный резонатор 88
ГЛАВА 3. Спектральные измерения введение 95
Спектральный состав излучения ЭИ-С02 лазеров. относительное распределение энергии по вращательным компонентам 96
Спектральный состав излучения эи-с02 лазеров для смесей с изотопами С02 106
ГЛАВА 4. Пространственные и энергетические характеристики эксимерного лазера «эклаз» 115
Введение 115
Расчетная модель энергетических характеристик лазера 115
Результаты расчетов 117
Измерение пространственных характеристик излучения 123
Литература
- Измерение распределения коэффициента усиления (ку) по сечению активной среды эи-с02 лазеров
- Динамика изменения расходимости в течение импульса накачки
- Зависимость расходимости от показателя преломления активной среды
- Спектральный состав излучения эи-с02 лазеров для смесей с изотопами С02
Измерение распределения коэффициента усиления (ку) по сечению активной среды эи-с02 лазеров
Снижение во времени Е приводит к уменьшению скорости процесса (2) а рост Т - к увеличению скоростей процессов (1,3)- Суммарная скорость процессов (1,2) в смеси 1:1:6:0:0 является убывающей, а в смеси 1:2:3:0:0 -слабо возрастающей функцией времени. Суммарная же скорость процессов (3) в обеих смесях быстро растет во времени. В смеси 1:1:6:0:0 эта скорость выше поэтому разогрев этой смеси идет быстрее, чем смеси 1:2:3:0:0. В результате в смеси 1:1:6:0:0 процессы релаксации раньше начинают превалировать над процессами возбуждения и соответственно раньше достигается максимальное значение К0 и начинается его уменьшение. Более пологий спад зависимости K0(t) на смеси 1:2:3:0:0 определяется большим содержанием в ней N2 ,который относительно долго сохраняет колебательное возбуждение.
Зависимости, приведенные на Рис. 6, Рис. 7 и Рис. 8 для водородной смеси, свидетельствуют о том, что использование Н2, который рассматривался в /34/ как эффективный и дешевый заменитель Не в смесях ИПЭИ СОг -лазеров, не обеспечивает высокого энергосъема. Этот вывод согласуется с результатами генерационных экспериментов /55/, в которых на смеси 1:3:0:0,12:0 при ян=230Дж/л получена дг=10Дж/л. Недостатком водородной смеси является и сравнительно большая расходимость излучения. По уровню 0,8 полной энергии она в 2 раза превышает расходимость излучения на смеси 1:2:3:0:0 /33/ и в 5 раз - на смеси 1:1:6:0:0 /1/.
Измерения К0 на линии Р(18) указанной выше полосы были проведены только на смеси 1:2:3:0:0. Сопоставление зависимостей K0(t) для Р(18) и Р(20) показало, что в области 5...20мкс они совпадают в пределах погрешности измерений. представлены зависимости K0(t) для смесей 1:2:3:0:0, 1:1:6:0:2, 1:3:3:0:3 при ян=200Дж/л. Две последние из указанных смесей содержат соответственно 20 и 30 % Аг. Рис. 9 Временные зависимости ко для смесей C02:N2:He:H2:Ar при цн=200Дж/л на линии Р(20) Интерес к применению Аг в рабочих смесях ЭИЛ обусловлен возможностью повышения эффективности использования электронного пучка Имеются экспериментальная /35/ и расчетная /36/ работы, посвященные этому вопросу. Результаты этих работ стимулировали проведение более тщательных чем в /34/, экспериментальных исследований Аг-смесей, которые были выполнены на стенде "Модуль-2".
В этом параграфе приведены результаты измерений К0 на Аг-смесях использование которых в ЭИЛ представляется целесообразным.
Отличия зависимостей, приведенных на Рис. 9, обусловленные, как показали расчеты, кинетикой заселенности лазерных уровней, невелики и, как будет показано ниже, практически не проявляются ни в форме, ни в энергии импульсов генерации на этих смесях. Существенным моментом является то что на указанных Аг-смесях для получения значений К0, характерных для смеси 1:2:3:0:0, при одинаковых q„ и Е требуются значительно меньшие величины je.
Результаты измерений распределения К мах по сечению АС приведены на Рис. 10. Величина К0мах практически не изменяется по высоте разрядного промежутка на разных смесях и уменьшается в поперечном направлении на 50% только на расстоянии ±10см от продольной оси разряда. Эти данные согласуются с распределением по сечению АС мощности накачки, рассчитанными методами Монте-Карло и представленными на Рис. 10 2хКо,см1 3,53 2,521,5 -1 -0,5-п о о віТ ! » «" ОПИЯ ві«=» Wff-д5 „ Ж wci- » / "а с ) тм " -&.. і1 1 "s І -( 3 -4 -202468 10 1У ru оу=15мм ду=40мм «у=65мм Ау=88мм -расчет Рис. 1 0 Распр 1 ЄД(3:0 ;ление кпмакс по сечению АС при дн=200Дж/л19 і -0-1 Пі і лини 1 -1- и Р(20) ,1Z, пунктирными кривыми. Измерения КУ на стенде "МАКСИМ" Методика измерений.
Измерения Ко на оси разряда выполнены методом усиления слабого сигнала. Оптическая схема измерений подобна оптической схеме использованной на стенде "Модуль-2". В ИП режиме работы измерения К0 приведены на =30Гц. Схема синхронизации обеспечивала выборку и запись одиночного импульса серии через заданный интервал времени относительно ее начала. Результаты измерений и их обсуждение.
Временные зависимости К0 полученные в импульсном режиме на смесях 1:1:6 и 1:6:3 при разных qH и характерная зависимость WH(t) приведены на Рис. 11 и Рис. 13. Из сопоставления зависимостей на Рис. 11 и Рис. 7 можно сделать вывод о том, что использование п:; 300Дж/л нецелесообразно для таких смесей из-за уменьшения времени жизни инверсной заселенности лазерных уровней, вызываемого, по-видимому разогревом среды. Представления об изменении К0 во времени в ИП режиме работы дает Рис. \Ъ, на котором приведены зависимости Ко(0, иилучсниыс па смеси 1:1:6 для первого импульса серии и для импульсов, зарегистрированных спустя 1,2 и 5 минут после начала серии при средней мощности накачки: WH = qH -f -VAC = 160x30x2 = 9,6x103 Вт/л
Динамика изменения расходимости в течение импульса накачки
Каждая точка на этих и таких же последующих зависимостях является средним арифметическим трех-пяти измерений. Среднеквадратичная ошибка измерений не превышала 7%. На этом же рисунке приведено угловое распределение энергии (кривая 3), возникающее при дифракции плоской волны на выходной апертуре резонатора. Видно, что даже при малом значении а:;=67Дж/л расходимость излучения по уровню 0,8 полной энергии в 4 раза превышает дифракционный предел. Обусловлено это, главным образом рефракцией излучения на катодной и анодной волнах плотности, так как ухудшение оптического качества АС из-за самовоздействия при интенсиямиити излучения 1 =30 кВт/см (усредненной по сечению пучка и за время генерации) еще невелико II. С повышением мощности накачки и интен сивности излучения растут амплитуды волн плотности и МОН, что приводит к увеличению расходимости излучения (кривая 1 на Рис. 15).
Сокращение тн до 15мкс при сохранении мощности накачки на том же уровне, что и при тн=30мкс, не сопровождается уменьшением углового распределения энергии (см.Рис. 15). Совпадение его с кривой 1 свидетельствует о том, что при тн=30мкс расходимость излучения достигает максимума в течение первых 15мкс, когда мощности накачки и излучения также максимальны и не слишком быстро изменяются во времени. Этот вывод подтверждается распределением интенсивности излучения на развернутой во времени дальнопольной картине: наибольшая ширина крыльев распределения наблюдается спустя 14мкс после начала генерации (Рис. 16,а). В этот момент керн распределения еще четко выражен и его интенсивность на порядок превышает интенсивность в крыльях. В течение второй половины импульса генерации керн, постепенно уменьшаясь, к концу импульса исчезает пол ностью, и распределение становится близким к однородному (Рис. 16,6).
Рассмотрим особенности динамики расходимости излучения, используя результаты расчета /42/, выполненного для условий, близких к экспериментальным, но учитывающего только рефракцию излучения на ВСВ Существование максимума расходимости излучения вблизи середины импуль са генерации объясняется, в частности, динамикой ВСВ. Десять-пятнадцать микросекунд являются характерным временем, в течение которого амплитуда первой ВСВ достигает максимума. В реальности наряду с ВСВ в среде существуют МОНСВ, катодная и анодная волны. Их влияние проявляется только в увеличении расходимости излучения, динамика которой в эксперименте в первые 15мкс качественно не отличается от расчетной Улучшение расчетной расходимости излучения на последующей, длящейся несколько микросекунд, стадии генерации, связанное с расплыванием ВСВ, не зафиксировано из-за недостаточного пространственного разрешения использованной методики. Однако в эксперименте оно может оказаться слабым на фоне рассеяния излучения на МОНСВ и его рефракции на катодной и анодной волнах.
Угловое распределение интенсивности излучения для смеси 1:2:3, М=2 тн=30мкс, цн=170Дж/л, яг=14Дж/л при t=13,6(a) и 28мкс(б) К концу импульса генерации расчетный критерий Штреля равнялся 0,2. В эксперименте он был в 2 раза меньше, что является, по-видимому, следствием совместного влияния всех видов оптических неоднородностей. Влияние на расходимость излучения отдельных областей активной среды.
В силу аксиальной симметрии НТР генерирующую среду можно представить, как совокупность четырех секторов, разделенных плоскостями проходящими через диагонали квадратного вогнутого зеркала. При использовании маски, исключающей наличие в выводной апертуре резонатора зон взаимного проникновения волн плотности соседних секторов расходимость излучения каждого сектора будет определяться неоднородностями его среды. При однородном возбуждении среды в резонаторной области влияние МОН на расходимость излучения одинаково для всех секторов. Выбором увеличения НТР М ширина зоны вывода энергии может быть сделана равной пути, проходимому волнами плотности за время импульса генерации. В этом случае различие в расходимостях излучения для разных секторов связано с соответствующими волнами плотности. Маска располагалась за выходным окном разрядной камеры. Выделяемые ей зоны выводной апертуры показаны на Рис. 17, там же приведены угловые распределения энергии излучения разных зон. Сравнение их показывает, что расходимость излучения ЭИЛ может быть улучшена, если предотвратить проникновение катодной и анодной волн в резонаторный объем во время генерации. Это достигается уменьшением апертуры резонатора. Однако такой прием, предложенный в /50/ раньше, чем был сделан описанный эксперимент приводит к уменьшению генерирующего объема, поэтому его использование оправдано только при условии, что влияние на расходимость излучения катодной и анодной волн больше, чем волны, возникающей на наружной границе лазерного пучка. Соотношение с0тн (п/2) - а, где с0 - скорость звука h=100 мм - высота разрядного промежутка, 2а - апертура резонатора, заведомо выполняется для смеси C02:N2:He = 1:2:3
Зависимость расходимости от показателя преломления активной среды
Уравнение (6) совпадает по форме с уравнением мелкомасштабной само фокусировки Беспалова-Таланова /67 и отличается лишь тем, что в (6) В зависит от времени и меняет знак в течение импульса. Действуя аналогично /61/, получаем дисперсионное уравнение, связывающее продольное (k/і) и поперечное (к±) волновые числа: KL При выводе (7) предполагалось, что Ej exp(k/rZ+i-k±-x). Неустойчивое нарастающее по z решение (6) получается при В 0, к± 2-к-уВ. Максимальный инкремент k//max-k-B достигается при k±=k- л]2-В .Таким образом, при уменьшении параметра В уменьшается инкремент неустойчивости и сдвигается в сторону больших масштабов наиболее "опасный" поперечный масштаб неоднородности.
Как отмечалось выше, параметр В меняет знак в течение импульса. При т То (В 0) в среде развивается самофокусировочная (СФ), а при т Хо десамофокусировочная (ДСФ) неустойчивости. Анализ устойчивости R режиме ДСФ показывает, что инкремент нарастания Ej ив случае ДСФ пропорционален В, однако он значительно меньше, чем при СФ.
На основе вышесказанного при выборе рабочей среды следует исходить из того, что параметр В должен быть отрицательным и, по возможности, на именьшим по абсолютной величине. Первое требование удовлетворяется при т т0, т.е. при больших значениях t0, которое пропорционально времени столкновительного распада верхнего лазерного уровня. Среди компонентов ра бочей смеси ЭИ СОг-лазера (СОг, N2, Не) наименьшей константой расселения верхнего лазерного уровня обладает Не /62/. Следовательно, увеличение доли Не в составе рабочей смеси за счет остальных компонентов является предпочтительным. То обстоятельство, что с уменьшением плотности смеси возрастает Со, не влияет, как отмечалось выше, на амплитуду ММН. Для уменьшения величины В необходимо, чтобы рабочая смесь имела малые зна чения таких характеристик, как (щ - \), S и большое значение у. Из всех компонентов рабочей смеси гелий обладает наименьшим значением (п0 -1) /б3/
Константа СИН S с увеличением в смеси доли гелия также уменьшается, как показывают расчеты. Из выражения (6а) следует, что В растет с увеличением ао- Однако величина ао определяет степень насыщения СИН. При 10 1 значение В уменьшается с ростом 1о, т.е. с ростом z; большее значение щ позволяет достичь этой стадии на меньшей длине. Результаты расчетов параметров S, to и
Очевидно, что использование в качестве активной среды смеси C02:N2:He=l:l:8 целесообразно, если в одинаковых условиях удельный съем энергии qr не будет значительно ниже реализуемого на традиционной смеси C02:N2:He=l:2:3. Энергия генерации при заданной накачке и коэффициенте полезных потерь резонатора во многом определяется временами релаксации верхнего (Т3Е) И нижнего (ту-т) лазерных уровней и долей энергии накачки идущей на возбуждение верхнего лазерного уровня. Рассчитанные значения т32 и Ху.т сравниваемых смесей приведены в таблице. Зависимости энергии электронов, идущей на возбуждение уровня 00 1 С02 и уровней V=l-8 N2 от параметра E/N (Е— напряженность электрического поля в разряде, N -число частиц в единице объема) для смесей 1:2:3 и 1:1:8, взятые из /7, представлены на Рис. 24. Видно, что при переходе от смеси 1:2:3 к смеси 1:1:8
Спектральный состав излучения эи-с02 лазеров для смесей с изотопами С02
Эффективность самовоздействия снижается, когда параметр В является отрицательным и малым по величине. Первое требование удовлетворяется при т То, то есть при больших значениях to. Для уменьшения параметра В по абсолютной величине следует уменьшать (п-1), 8, т и увеличивать 10. Прямая зависимость В от ао выполняется только при малых интенсивностях излучения (10«1). С ростом а0 уменьшается длина АС, на которой интенсивность излучения становится больше интенсивности насыщения (1о 1), что сопровождается уменьшением В. Кроме того, с возрастанием ао увеличивается степень насыщения самоиндуцированного нагрева среды. Экспериментально установлено, что уменьшение длительности импульса ти /55/ и показателя преломления (п-1) /78/ сопровождается существенным улучшением расходимости излучения ЭИЛ. Но, если уменьшение ти возможно в любой смеси, то наибольшее уменьшение величины (п-1) достигается только на смесях с большим содержанием Не, типа C02:N2:He = 1:1 :m (m 4). В импульсном режиме на этих смесях достигается практически дифракционная расходимость излучения при удельном энергосъеме qr=3 5-ИОДж/л в области удельной энергии накачки цн=200-ь250Дж/л и ти=25мкс. Существенно, что в этих смесях реализуется, как показали измерения, и наибольший по сравнению с традиционными смесями ненасыщенный коэффициент усиления Адиабатическая постоянная у мало меняется при изменении состава смеси Согласно численным расчетам, разница в 8 и t0 для разных смесей также невелика.
В /78/ расходимость, близкая к дифракционной, получена с неустойчивым телескопическим резонатором, имеющим относительно малую выходную апертуру пучка. При увеличении резонатора М=1,5 и 3 дифракционные углы по уровню 0,8 полной энергии составляли 1,3 и 0,5 мрад а достигнутые в эксперименте 1,5 и 0,7 мрад соответственно. Возможность достижения расходимости излучения ЭИЛ на уровне 10"4 рад при использовании "легкой" смеси оставалась неясной. Для проведения такой работы необходим лазер с АС большого сечения или, по крайней мере большой протяженности по одной координате сечения и резонатор с большой апертурой выходного пучка. Эксперименты проводились на ЭИЛ "Модуль-2" Благодаря рассеянию электронов пучка в фольге и газе, ширина области возбуждения в данном ЭИЛ превышала ширину анода. Использовавшийся неустойчивый телескопический резонатор с увеличением М=1,7 имел наружные размеры выходного пучка 100x200мм. Обсуждение результатов
Угловые распределения интенсивности излучения в дальней зоне для плоской волны, дифрагирующей на выходной апертуре использованного резонатора, приведены на Рис. 37 и Рис. 38. Как видно, угловая ширина нулевого дифракционного максимума распределения, соответствующего дифракции на наибольшем размере выходной апертуры резонатора составляет около О.імрад. В эксперименте измерялись угловые распределения энергии методом калиброванных диафрагм, располагавшихся в фокальной плоскости длиннофокусного сферического зеркала (=13,5м). Применялись круглые и щелевые диафрагмы. Последние имели длину 200мм и в этом направлении являлись "бесконечно длинными" для распределения поля излучения в дальней зоне. В связи с хорошей воспроизводимостью электрических и энергетических параметров ЭИЛ, угловые распределения энергии снимались в серии импульсов. Полученные результаты приведены на Рис. 39. Там же для сравнения представлены расчетные угловые распределения энергии плоской волны, дифрагирующей ня выходной апертуре резонатора. Расчетные зависимости, соответствующие измерениям со щелями, получены путем наложения на дальнопольную картину распределения энергии бесконечно длинных щелей конечной ширины и определения энергии, прошедшей чере них.
Похожие диссертации на Исследование характеристик излучения мощных электроразрядных CO2 и эксимерных лазеров
