Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Электроразрядный XeCl лазер, состояние дел на сегодняшний день (обзор) 10
1.1 Электрические схемы накачки 10
1.2. Экспериментальные данные характеристик лазерного излучения 12
1.3. Моделирование XeCl лазера с однородным разрядом накачки 15
1.4. Выводы к главе 1 18
Глава 2. Разряд накачки длительности 50 не 20
2.1. Результаты расчета, сравнение с экспериментом 20
2.2. Режим с максимальной полученной энергией излучения, результаты расчета 23
2.2.1. Электрические свойства разряда накачки 25
2.2.2. Кинетика эксимерной молекулы XeCl 29
2.3. Основные процессы распределения энергии в плазме 37
2.3.1. Передача энергии накачки в активную среду 38
2.3.2. Распределение запасенной энергии 41
2.3.3. Тепловые и другие виды потерь энергии в активной среде 45
2.4. Зависимость энергии излучения и эффективности лазера от парциального давления НС1 47
2.5. Выводы к главе 2 52
Глава 3. Импульс короткой длительности 53
3.1. Разряд накачки длительности 30 не 53
3.1.1. Результаты расчета, сравнение с экспериментом 55
3.1.2. Соотношения скоростей и частот некоторых основных процессов 58
3.1.3. Время запаздывания начала излучения 60
3.1.4. Распределение энергии вложенной в разряд по основным процессам 63
3.2. Разряд накачки длительности 20 не 63
3.2.1. Электрическая схема, параметры и сравнение с экспериментом.. 63
3.2.2. Концентрации частиц и частоты рождения-гибели электронов 65
3.2.3. Увеличение мощности вводимой в разряд 68
3.3. Выводы к главе 3 74
Глава 4. Разряд накачки длительности ~ 150 не 76
4.1. Электрическая схема 77
4.2. Сравнение экспериментальных и расчетных данных 79
4.3. Режим с зарядным напряжением 36 кВ, результаты и обсуждение 81
4.3.1. Распределение введенной в активную среду энергии по кинетическим процессам 89
4.4. Влияние времени запаздывания начала излучения на эффективность лазера 91
4.5. Общие закономерности протекания процессов в разрядной плазме в диапазоне энергий накачки 60 - 360 мДж-см 94
4.6. Выводы к главе 4 99
Заключение 101
Библиографический список 103
Приложение. Описание модели 110
- Экспериментальные данные характеристик лазерного излучения
- Зависимость энергии излучения и эффективности лазера от парциального давления НС1
- Концентрации частиц и частоты рождения-гибели электронов
- Общие закономерности протекания процессов в разрядной плазме в диапазоне энергий накачки 60 - 360 мДж-см
Введение к работе
Актуальность темы. До настоящего времени, эксимерный лазер на молекуле ХеС1 является одним из наиболее мощных источников интенсивного ультрафиолетового излучения. Тридцатилетняя история исследований ХеС1-лазера позволила достичь большого прогресса в этой области. На сегодняшний день реализованы как частотные, так и моноимпульсные режимы с генерацией в диапазоне длительностей от десятка до нескольких сотен наносекунд. Большинство лазерных установок, о которых сообщается в литературе, работает в диапазоне удельной энергии излучения 2-3,5 Дж/л при эффективности 2 - 3%. Однако есть сообщения о полученной удельной энергии излучения превышающей
7 Дж/л [6] и эффективности относительно вложенной энергии ~ 5% [5]. Широкий
диапазон возможных характеристик излучения, а так же длина волны X = 0,308
мкм, принадлежащая ультрафиолетовой области спектра, позволяют ХеС1-лазеру
находить применение в различных областях индустрии, медицины, а так же делают
его мощным инструментом научных исследований.
Несмотря на то, что генерация на молекуле ХеС1 получена более 30 лет назад, существует ряд нерешенных вопросов. И эти вопросы относятся, прежде всего, к динамике протекающих процессов. Плазма объемного электрического разряда с концентрацией электронов ~1015 см-3 до настоящего времени остается недостаточно изученной. Более того, именно эксимерные лазеры стимулируют изучение такой плазмы. Проблема состоит в том, что за время длительности импульса накачки сильно изменяются скорости и соотношения скоростей, происходящих в плазме кинетических процессов, именно от этих изменений зависят, как характеристики плазмы, так и характеристики выходного излучения.
8 свою очередь, сами скорости зависят от совокупности выбранных начальных
параметров.
В опубликованных работах по моделированию ХеС1 лазера недостаточное внимание уделялось анализу кинетических процессов. Результатами расчета являлись, как правило, зависимости тока и напряжения от времени, а также энергии и мощности выходного лазерного излучения, которые сравнивались с
экспериментальными данными. При этом не было попыток выявить зависимости выходных характеристик лазера от взаимодействия кинетических процессов в плазме, а также получить расчетные результаты и выполнить анализ кинетических процессов для различных режимов накачки в широком диапазоне начальных параметров.
Цель работы. Провести анализ динамики процессов в плазме разряда накачки в широком диапазоне начальных условий. Обосновать возможность получения максимальных характеристик излучения. Выявить процессы, в которых происходят потери энергии в плазме и влияние на них начальных параметров.
Задачи исследований:
Провести моделирование и сделать анализ кинетических процессов, от которых зависят характеристики излучения. Выявить зависимости характеристик излучения от начальных параметров.
Определить временные зависимости скорости и частоты процессов ионизации, рекомбинации и прилипания электронов, эффективность создания эксимерных молекул, а также выявить потери энергии.
Определить процессы, влияющие на время запаздывания генерации относительно накачки, выяснить возможность уменьшения времени запаздывания генерации.
Определить скорости реакций, в которых происходит разрушение молекул НС1, выяснить возможность уменьшения потерь.
Выяснить возможность увеличения удельной энергии излучения.
Определить скорости процессов тушения эксимерных молекул.
Методика исследований. Методом исследований является численное
моделирование режимов накачки, отличающихся мощностью накачки, длительностью импульса и составом газовой смеси. Получение временных зависимостей: концентрации электронов, возбужденных и нейтральных частиц, скоростей основных реакций, распределений поглощенной мощности и энергии по процессам.
Положения, выносимые на защиту
Энергия излучения определяется начальной концентрацией молекул НС1 в газовой смеси и эффективностью их преобразования в фотоны индуцированного излучения. С увеличением концентрации молекул НС1 происходит снижение эффективности их преобразования в фотоны. Оптимальная энергия накачки, при заданной концентрации молекул НС1, соответствует условию, при котором выгорание молекул НС1 составляет ~ 80% от начального их значения. Более высокая энергия накачки дает малое приращение энергии излучения и снижает эффективность лазера.
В широком диапазоне параметров: удельной энергии накачки (60 * 360) мДж-см"3, мощности (0.5 + 6.0) МВт-см"3 и длительности импульса (20 + 150) не, энергия создания эксимерных молекул составляет (47 ± 3)% вложенной энергии. Оставшаяся часть энергии переходит в тепло по трем каналам в следующем соотношении: процессы тушения возбужденных уровней Хе и НС1 (~30 %), преобразование атомарных ионов Хе+ в молекулярные NeXe+ (~15 %) и рекомбинация электронов (~ 7 %).
Энергия возбуждения молекул ХеС1(В,С) и ХеС1(В0С0) составляет -16% от энергии накачки. Тушение этих молекул происходит в столкновениях с электронами, молекулами HCl(v) и атомами неона. Суммарные потери энергии в процессах тушения соизмеримы с энергией индуцированного излучения при оптимальных условиях накачки, и возрастают с увеличением концентрации электронов.
Кинетические процессы в плазме разряда накачки XeCl-лазера позволяют увеличить удельную энергию излучения до 10 Дж/л при эффективности излучения ~1 %. Дальнейшее увеличение энергии накачки и содержания НС1, ведет к снижению эффективности.
Достоверность, полученных результатов, подтверждается согласием расчетных зависимостей от времени тока разряда, напряжения на плазме, мощности излучения, а так же значений энергии излучения в широком диапазоне условий: мощности накачки 0.5 - 6 МВт-см', давления 2-6 атм, длительности импульса 20 -150 не и вложенной энергии 60 -350 мДж-см"3, с экспериментальными данными,
полученными в работах [6,17,66,29], а также с расчетными результатами других
авторов [6].
Научная новизна работы
Впервые проведено систематическое моделирование процессов протекающих в плазме разряда накачки XeCl-лазера в диапазоне мощностей накачки 0.5 - 6 МВт-см"3, длительностей импульса 20 - 150 не и вложенной энергии 50 -350 мДж-см"3.
Впервые получено распределение энергии вложенной в плазму по процессам создания лазерного излучения и в реакциях тепловых потерь.
Впервые обосновано существование придельного значения удельной энергии излучения с увеличением в активной среде содержания НС1.
Научная ценность работы
На основе расчетных данных выявлены основные каналы потерь поглощенной энергии в плазме, а так же влияние на них таких параметров как мощность накачки, вложенная энергия и состав смеси.
Обоснованы оптимальные соотношения начальной концентрации НС1, вложенной энергии и мощности накачки, необходимые для получения максимальной энергии излучения и эффективности преобразования энергии вложенной в плазму в энергию излучения.
Практическая значимость работы
Полученные результаты позволяют:
Выбирать оптимальные начальные параметры для заданных характеристик излучения.
Разрабатывать инженерные методы расчета конкретных лазеров.
Проводить обучение студентов и аспирантов по специальностям физика плазмы и физика лазеров.
Личный вклад автора заключается в активном участии в постановке задач и целей исследований, проведении расчетов, анализе полученных результатов и формулировке выводов. Все результаты получены лично соискателем или совместно с соавторами при его непосредственном участии.
Апробация работы. Материалы, вошедшие в диссертацию, докладывались на конференциях:
3-rd International Conference "Atomic and Molecular Pulsed Lasers", Томск, сентябрь 1997.
Школа-семинар Сибирского физико-технического института, Томск, февраль, 2000.
5-th Russian-Chinese Symposium on Laser Physics and Laser Technology, Томск, октябрь 2000.
4-th International Conference "Atomic and Molecular Pulsed Lasers", Томск, сентябрь 1999.
5-th International Conference "Atomic and Molecular Pulsed Lasers", Томск, сентябрь 2001.
6-th International Conference "Atomic and Molecular Pulsed Lasers", Томск, сентябрь 2003.
XXVI-th International Conference on Phenomena in Ionized Gases, Greifswald (Germany), июль, 2003.
.XXVII-th International Conference on Phenomena in Ionized Gases, Eindhoven (the Netherlands), июль, 2005.
Публикации. Результаты работы опубликованы в отечественной и зарубежной научной печати. По теме диссертации имеется 13 публикаций:
Структура и объем работы. Диссертационная работа изложена на 125 страницах машинописного текста, иллюстрируется 46 рисунками и 8 таблицами. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения, библиографического списка (69 источников) и приложения (16 страниц).
Во введении обоснована актуальность темы, сформулированы цели и задачи исследований, их научная новизна, приведена практическая значимость и защищаемые положения.
В первой главе проведен обзор литературы и представлено состояние проблемы исследований. Проведен анализ достигнутых к настоящему времени характеристик электроразрядных XeCl лазеров Рассмотрены основные способы накачки. Рассмотрены основные подходы к моделированию и модели XeCl лазера.
Во второй главе на основе результатов численного моделирования дано представление об основных процессах протекающих в активной среде ХеС1 лазера. Представлен анализ и объяснение полученных результатов для режима с максимальной полученной удельной энергией излучения 7.6 мДж-см"3 и длительностью импульса излучения ~50 не. Выявлены основные каналы потерь энергии вложенной в разряд. Показана возможность увеличения энергии излучения с увеличением содержания в смеси НС1.
В третьей главе анализируется возможность получения максимальной мощности излучения при использовании простой электрической схемы. Представлены результаты численного моделирования режимов с длительностью импульса излучения 30, 20 не. Показаны особенности протекания процессов для режимов с короткой длительностью импульсов накачки.
Четвертая глава посвящена результатам численных исследований режима накачки ХеС1 лазера электрической схемой содержащей полупроводниковый прерыватель тока. Анализируется влияние мощного предъимпульса тока, получаемого в этой схеме, на лазерную генерацию. Показаны особенности потерь энергии в активной среде для импульсов накачки длительностью 100 -150 не. Кроме того, проводится обобщение результатов полученных в главах 2 - 4 и делаются выводы об общих закономерностях протекания процессов в рассматриваемом диапазоне условий.
В заключении перечислены основные результаты, полученные в ходе исследований.
В приложении описывается модель XeCl-лазера, которая была использована для получения результатов.
Экспериментальные данные характеристик лазерного излучения
Малые времена жизни эксимерных молекул XeCl 1нс накладывают свои ограничения на условия, в которых возможна генерация на них. Требуются большие скорости реакций, которые обеспечивают их рождение. Для накачки XeCl лазера необходимы давления газовой смеси порядка атмосферного, и мощность разряда накачки (0,1 - 10) МВт/см3. К началу работ по развитию электроразрядных эксимерных лазеров объемные разряды атмосферного давления были уже известны [8]. Кроме того, уже существовал целый пласт работ посвященный исследованию С02 лазеров [9]. Опыт и знание о способах зажигания объемного разрядах в С02 лазерах был перенесен на эксимерные лазеры.
Необходимым условием зажигания объемного разряда является присутствие в разрядном промежутке достаточного количества электронов [10]. Было показано [11,12], что выходные характеристики лазера улучшаются с увеличением начальной концентрации электронов, что связано с улучшением однородности разряда накачки. Проблема сохранения объемного характера разряда в течение всей длительности импульса накачки для эксимерных лазеров стоит очень остро. Кроме неприятностей связанных с принципиальной неустойчивостью объемного разряда, здесь еще имеет место неустойчивость, связанная с возможным неоднородным выгоранием донора галогена в объеме, так называемая галоген-донорная неустойчивость [13,14]. При увеличении содержания донора галогена НС1 в активной среде сильно ухудшается однородность разряда [15]. Проблеме устойчивости разряда было посвящено много работ. Было показано, что при увеличении начальной концентрации электронов и скорости роста тока можно увеличивать длительность объемной стадии разряда [12,16]. Все эти особенности определяют требования к электрическим схемам, которые осуществляют накачку ХеС1 лазера.
Исторически первыми были лазеры с малой длительностью импульса излучения 30 не [17-23]. Схемы питания были двух контурные, с обострительным конденсатором малой емкостью, и основным конденсатором, который обеспечивает накачку активной среды. Предыонизация промежутка обычно осуществлялась ультрафиолетовыми искровыми разрядниками. Решались задачи: минимальная индуктивность разрядного контура, максимальная мощность накачки, выбор коммутатора (искровой разрядник или тиратрон), прокачка газа, увеличение частоты повторения импульсов и увеличение средней мощности излучения. На этом принципе созданы лазеры: в ИСЭ - [17-19], в ИОФАНе [20], в Эстонии [21], создавались промышленные лазеры в Лямда Физике [22]. Отметим характерные особенности таких схем и лазеров на их основе. Малая индуктивность разрядного контура и большое напряжение на конденсаторе обеспечивают большую мощность импульса накачки при малой его длительности. Объем газовой среды в таких лазерах сравнительно малый из-за того, что необходима большая удельная мощность накачки. Выгорание молекул НС1 составляет малую часть от их начальной концентрации. Хорошая пространственная однородность разряда. При таком импульсе накачки на фронте нарастания мощности формируется разряд, нарастает концентрация молекул ХеС1(В0), от которых зависит коэффициент усиления индуцированного излучения, в области максимума мощности накачки происходит быстрое нарастание интенсивности лазерного излучения, генерация продолжается на спаде мощности накачки. Конструкция лазера простая и надежная, частота поднята до 1 - 2 кГц, средняя мощность до 1 кВт [23].
Следующий значимый этап развития связан с работами по увеличению длительности импульса излучения, увеличению апертуры лазера и энергии в импульсе. На этом этапе использовалось большое разнообразие схем. Принцип оставался общим. Создавалось два импульса. Первый импульс большой мощности и малой длительность использовался для формирования разряда.
Вторым импульсом с меньшей мощность и с большей длительностью осуществлялась накачка активной среды. Использовались конденсаторы [33,49,50], и электрические линии с водой [31,32,39,47], и твердым диэлектриком [35,37,39,43] для уменьшения волнового сопротивления. Применялись устройства магнитного сжатия для уменьшения фронта нарастания тока [24]. На таких схемах были получены большие энергии в импульсе 60 - 80 Дж, но при малой эффективности 1 %. Наиболее хороших результатов достигли в Голландии [25], где были получены: длительности излучения 200 не, частотные режимы, но в условиях малой апертуры лазера.
Новую концепцию электрических цепей накачки предложили [26, 28]. Это, так называемые, схемы с фотоинициированием разряда. В такой схеме, конденсаторы расположены на электродах, с минимальной индуктивностью разрядного контура. Зарядка конденсаторов происходит за время порядка нескольких мс. Разряд включается мощным рентгеном. Созданы лазеры с большой апертурой [2,5], получены 500 Вт средней мощности на частоте [3], эффективность 5% [2] и энергия излучения 15 Дж в импульсе [5]. Кроме того, в схеме с фотоинициированием была получена удельная энергия лазерного излучения для ХеС1 лазера 7,6 Дж/л [6].
Вариант разделения цепи накачки был предложен в [29], где использовалась схема накачки на основе прерывателя тока и индуктивного накопителя энергии. В основе остается типичная двух контурная схема, добавляется контур с прерывателем и контур управления прерывателем. Прерыватель сохраняет малую длительность первого импульса накачки и может увеличить мощность этого импульса до требуемого значения. Была получена энергия излучения 1 Дж при эффективности 4 %. При этом, прогресс в создании полупроводниковых прерывателей тока позволяет надеяться на дальнейшее улучшение этих показателей.
Зависимость энергии излучения и эффективности лазера от парциального давления НС1
Наряду с экспериментальными исследованиями ХеС1 лазера шли и теоретические работы. Основная сложность теоретического описания процессов, происходящих в лазере - их большое количество и сложные взаимосвязи. Поэтому единственным способом их теоретического исследования оказалось компьютерное моделирование. Общий подход к моделированию электроразрядных лазеров был сформулирован еще в 1979 году [51]. Где было предложено совместно решать систему балансных уравнений для определения концентраций частиц с уравнениями для электрической цепи, в которые разряд входит как переменное сопротивление. Работы по моделированию эксимерных лазеров начались с создания моделей лазеров возбуждаемых электронным пучком [52]. Однако, к началу 90-тых годов прошлого века, прогресс в развитии электроразрядных эксимерных лазеров стимулировал интерес к моделированию таких систем.
Развитие моделей шло по пути уточнения кинетики процессов, происходящих в активной среде, и поисков эффективного решения уравнений. Центральной проблемой моделирования являлось понимание тех основных процессов, которые обеспечивают работу XeCl лазера и определение их минимального набора, который бы обеспечивал точность предсказания с минимумом расчетного времени. Кроме того, к моменту начала работ по моделированию XeCl лазера скоростные коэффициенты многих реакций были плохо известны. Это позволяло, изменяя сечения реакций, получать хорошее согласие в рамках одного эксперимента, но их использование для расчета лазерных систем с другим диапазоном рабочих условий не давало удовлетворительного результата [53, 54].
Стандартная газовая смесь для активной среды, содержит донор галогена НС1, Хе и Ne. Неон не только выступает в качестве буферного газа, но и определяет форму функции распределения электронов по энергии (ФРЭЭ) [55].
Образование XeCl может идти по двум каналам: в реакциях нейтральных столкновений Хе с HCl(v) и в реакциях ион-ионной рекомбинации Хе+, Хе2+, NeXe+ с ионами СГ. В условиях возбуждения активной среды электрическим разрядом, -90 % всех эксимерных молекул рождается в реакциях с участием заряженных частиц [56]. Молекулы XeCl рождаются на верхних возбужденных уровнях и затем релаксируют на верхний лазерный уровень. Согласно [57], термодинамическое равновесие между уровнями возбуждения молекулы XeCl достигается только для давлений больше 6 атм. Потому чтобы учесть потери при релаксации в [6] было предложено использовать в модели 5 возбужденных уровней XeCl молекулы: В - с разделением состояния v = 0 от других (v 1), С -со слитыми состояниями v=0 и v=l, отделенными от всех остальных (v 2) и уровень XeCl , объединяющий все верхние уровни. Как было показано в [58], релаксация с уровня XeCl в состояния ХеС1(В) и ХеС1(С) происходит с эффективностью 77% и 23% соответственно.
Важную роль в кинетике XeCl лазера играют процессы колебательного возбуждения молекулы НС1 и последующего диссоциативного прилипания электронов к ее основному и возбужденным состояниям. Скорость реакции прилипания в десятки раз возрастает с увеличением уровня колебательного возбуждения v молекулы НС1 [59]. Исследованию влияния колебательной кинетики НС1 был посвящен ряд работ [60, 61, 54]. В итоге стало ясно, что в модели необходимо учитывать не менее трех колебательных уровней НС1, а так же уровни НС1(а) и (Ь+с).
Еще одной существенной проблемой при создании модели ХеС1 лазера как, и любого другого электроразрядного лазера работающего при высоком давлении, являлась необходимость решения уравнения Больцмана для определения функции распределения электронов по энергии, поскольку ее форма отличается от максвелловской [62]. Попытки игнорировать эту проблему в некоторых ранних моделях приводили к значительному расхождению результатов расчета с экспериментом [55]. Часто цитируемый в последствии метод численного решения уравнения Больцмана, был предложен в работе [62] В ней в результате использования метода конечных разностей, уравнение Больцмана было преобразовано в систему дифференциальных уравнений первого порядка. Без учета электрон-электронных столкновений система уравнений оказывается линейной и легко решается. К сожалению, такое упрощение оказывается неправомерным [63]. Его использование приводит к отличиям результатов расчета от эксперимента [64] особенно при слабых полях (Е/Р) и высокой степени ионизации газа. В работе [65] исследовалась возможность использования квазистационарного расчета функции распределения для крутых фронтов нарастания тока. Показано, что для скорости роста тока 10 кА за 5 не решение стационарное уравнение Больцмана с шагом по времени 1 не позволяет получить хорошее согласие результатов моделирования с результатами эксперимента.
Таким образом, к настоящему времени, опубликованы несколько моделей электроразрядного ХеС1 лазера. Определены основные процессы, которые происходят в активной среде. Хорошо известны скорости и сечения этих процессов. Развиты методы расчета балансных уравнений и уравнения Больцмана. Однако в опубликованных работах по моделированию ХеС1 лазера недостаточное внимание уделялось динамике происходящих процессов. Результатами расчета являлись, как правило, зависимости тока и напряжения от времени, а также энергии и мощности выходного лазерного излучения, которые сравнивались с экспериментальными данными. При этом не было попыток выявить зависимости выходных характеристик лазера от взаимодействия процессов в активной среде и получить их численные соотношения.
Исходя из рассмотренных в обзоре результатов эксперимента и анализа моделирования ХеС1 лазера, представляется актуальным решение следующих задач: 1. Реализованы режимы работы ХеС1 лазера в диапазоне длительностей 10 - 500 не и диапазоне мощностей накачки 0.05 - 10 МВтсм"3. Однако не проводилось исследований особенностей протекания кинетических процессов в активной среде в зависимости от условий накачки. Представляет интерес выявления таких зависимостей. 2. Средняя удельная энергия излучения составляет 2 мДжсм"3. Удельные энергии излучения 7.6 и 10 мДж-см"3 получены на жесткой смеси, с содержанием НС1 в несколько раз превышающим типичные значения. Представляет интерес определение принципиальных теоретических возможностей увеличения удельной энергии излучения. 3. Имеется связь между мощностью накачки, длительностью импульса и эффективностью лазера. Максимальная эффективность, равная (5 - 6) %, получена при мощности накачки (0.2 - 0.5) МВтсм"3, в диапазоне длительности импульса излучения (170 - 120) не. Как увеличение удельной мощности накачки, так и ее уменьшение снижают эффективность генерации. Представляет интерес выяснение причин уменьшения эффективности с ростом мощности накачки.
Концентрации частиц и частоты рождения-гибели электронов
Когда концентрация электронов в активной среде достигает значения 10 см, напряжение на плазме начинает падать. Основная особенность второй стадии состоит в том, что происходит уменьшение частоты прямой ионизации из-за спада U и дальнейшее поведение разряда определяется тем, насколько спад vu компенсируется ростом частоты ступенчатой ионизации. Из рисунка 5 видно, что частота ступенчатой ионизации vcm увеличивается быстрее, чем уменьшается частота прямой ионизации vu. Это приводит к тому, что частота рождения электронов увеличивается, и концентрация электронов продолжает расти при спадающем напряжении.
Рост частоты ступенчатой ионизации со временем определяется накоплением в активной среде возбужденных атомовксенона Хе . Как видно из рисунка 4, на фронте нарастания концентраций концентрация Хе выше, чем концентрация электронов. К 18-той наносекунде быстрый рост концентрации Хе прекращается, тогда как концентрация электронов продолжает расти с той же скоростью до 45 не. Причина этого - быстрый переход атомов ксенона из возбужденного состояния Хе в ионное Хе+ с ростом частоты ступенчатой ионизации. В своем максимуме концентрация электронов достигает значения 6-Ю15 см 3, что в три раза больше, чем максимальная концентрация возбужденного ксенона (2-Ю см ). Из сравнения рисунков 4 и 5 видно, что частота ступенчатой ионизации становится равной частоте прямой ионизации, когда концентрация электронов достигает значения 1014 см 3. Концентрация Хе к этому моменту времени 5-Ю14 см"3. После 20 не рост концентрации электронов определяется только процессом ступенчатой ионизации.
Максимум vcm наступает раньше, чем достигается максимум концентрации электронов. К 50 не при значении U 16 кВ рост частоты ступенчатой ионизации прекращается. При дальнейшем уменьшении напряжения на плазме vcm начинает спадать. Возникает ситуация при которой vcm спадает, а частота гибели электронов нарастает. В результате, рождение электронов оказываются сбалансировано их гибелью и концентрация электронов достигает своего максимального значения. В области максимальной концентрации электронов условия благоприятны для эффективной накачки. Ступенчатая ионизация качественно изменяет состояние плазмы. Энергетическая цена одной ионизации становится существенно ниже, чем при прямой ионизации. Так в максимуме «е энергия, затрачиваемая на одну ионизацию, составляет 14 эВ, что приближается к потенциалу ионизации Хе (12 эВ).
На стадии спада тока уменьшение концентрации электронов происходит благодаря тому, что vcm vpeK + vnp. В рассматриваемом режиме частота рекомбинации оказывается в несколько раз выше, чем частота прилипания из-за высокой мощности накачки. При этом процесс рекомбинации обладает одной важной особенностью. В каждом акте рекомбинации гибнет электрон и ион, но появляется атом ксенона с возбуждением на третьем уровне. То есть в тепло теряется энергия 1 эВ, а 9,9 эВ возвращается в плазму в виде возбужденного атома ксенона. Реакция рекомбинации является противоположной реакции ступенчатой ионизации, в результате которой из плазмы исчезает Хе и появляется ион, а электронный газ теряет энергию 1 эВ. Результатом этих двух процессов является то, что энергия 10 эВ совершает колебания между ионным и возбужденным состояниями ксенона. Это увеличивает частоты и ступенчатой ионизации, и рекомбинации, а в плазме поддерживаются высокие концентрации Хе и NeXe+. Энергия запасается в возбужденных и ионных состояниях ксенона. Именно этот запас тратится на создание XeCl , при этом скорость этого процесса определяется скоростью прилипания электронов к молекулам НС1. Тем самым создаются условия для эффективной передачи энергии на эксимерные молекулы.
Частота прилипания vnp, как видно из рисунка 5, увеличивается с момента инициирования разряда до 40 не затем vnp начинает медленно уменьшаться. Максимальное прилипание определяется максимумом концентрации колебательно-возбужденных молекул HCl(v), скорость прилипания к которым значительно превышает скорость прилипания к основному состоянию НС1(0). С ростом тока и концентрации электронов все больше молекул НС1 переходят из основного в возбужденное состояние. В то же время в процессах диссоциативного прилипания молекулы НС1 гибнут. Поскольку молекулы НС1 не восстанавливаются за время импульса накачки, происходит выгорание донора галогена и частота прилипания падает.
Не только электрические свойства плазмы, но и энергия лазерного излучения во многом зависят от начальной концентрации НС1. В реакциях диссоциативного прилипания образуется отрицательный ион СГ, необходимый для образования молекул XeCl. Из рисунка 5 видно, что начальная концентрация НС1 равна 2.6-10 см , к моменту окончания генерации она составляет 2.3-1016 см 3. То есть за время длительности импульса накачки диссоциирует 90% от начальной концентрации НС1.
Анализ процессов показывает, что только часть молекул НС1 участвует в образовании СГ, остальные разрушаются в других реакциях. Поэтому основная задача оптимизации состоит в том, чтобы максимально увеличить число молекул НС1 участвующих в образовании XeCl .
Конечной целью возбуждения разряда является получение в активной среде как можно большего количества эксимерных молекул и далее фотонов индуцированного излучения. Не все родившиеся эксимеры участвуют в процессе индуцированного излучения. Часть их теряется в других процессах. На рисунке 6 показана диаграмма процессов, происходящих с молекулами XeCl в активной среде от их рождения до гибели. Молекулы XeCl рождаются в колебательно возбужденных состояниях на уровнях с энергией 9 эВ и выше. Время жизни эксимерных молекул на этих уровнях мало. Сталкиваясь с атомами Ne, они быстро релаксируют на нижние колебательные уровни ХеС1(В) и ХеС1(С), а затем на уровни В0 и Со- Система уровней ХеС1(В), ХеС1(В0), ХеС1(С) и ХеС1(С0) тесно связана. При столкновениях с атомами Ne и Хе происходят переходы между уровнями.
Общие закономерности протекания процессов в разрядной плазме в диапазоне энергий накачки 60 - 360 мДж-см
В конечном итоге, вся энергия, которая вложена в плазму, уходит в тепло или высвечивается в виде излучения. В индуцированное излучение переходит только небольшая часть энергии накачки. Остальная энергия, с точки зрения получения лазерной генерации, теряется. Потери энергии происходят на всех этапах преобразования вложенной энергии в индуцированное излучение. Полезно разделить потери энергии на неизбежные потери и потери энергии, которые можно уменьшить подбором начальных условий. Ниже рассмотрены основные каналы потери энергии.
До 30% от полной мощности накачки теряется в процессах тушения и диссоциации возбужденных молекул HCI (рис 15). Основная потеря энергии происходит через уровни электронного возбуждения HCI (a, b и с). Их возбуждение происходит с высокой скоростью (1.1-1024 см"3с-1 в максимуме) и практически с такой же скоростью эти уровни диссоциативно разрушаются. Тушение молекул HCl(v) также имеет место (0.2 МВт-см"3 в максимуме). Однако эти потери составляют только 1/7 от мощности, теряемой в процессах диссоциации НС1(а, b и с) (1.5 МВт-см"3 в максимуме). Высокое содержание НС1 в газовой смеси и высокая мощность накачки превращают диссоциацию и тушение молекул НС1 в крупный канал потери энергии.
Также в разряде происходит тушение возбужденных уровней Хе . В настоящем режиме энергия, которая теряется в этих процессах, составляет порядка 1/3 от энергии теряемой в результате тушения всех уровней возбуждения НС1, однако ситуация может измениться с увеличением мощности накачки или при уменьшении концентрации НС1 в активной среде.
Кривая 3 рисунка 15 показывает мощность, которая уходит в тепло в процессах электрон-ионной рекомбинации. В каждом акте рекомбинации гибнет ион NeXe+с энергией 11 эВ и рождается возбужденный атом Хе с энергией 9,9 эВ, энергия порядка 1 эВ уходит в тепло. В максимуме тока потеря 1эВ со скоростью 2.5-1024 CM V1, дает 0.4 МВтсм"3 мощности уходящей на нагрев газа. Это 6% от мощности накачки. Как уже отмечалось, доминирующим положительным ионом в разряде является NeXe+. Его концентрация близка к концентрации электронов, тогда как концентрация атомарного иона Хе+ на порядок ниже. В максимуме тока их концентрации соответственно равны 6-Ю]5 см"3 и 1.5-Ю14 см"3. Молекулярный ион NeXe+ образуется из атомарного Хе+ в трехчастичных процессах: Реакция 2.2 идет с высокой скоростью, но с потерей энергии 1.2 эВ в каждом акте. Разница потенциальной энергии частиц передается третьей частице, т. е. идет на нагрев активной среды. Максимальная мощность, теряемая в таких процессах, составляет 1.0 МВт-см"3 (16% от максимальной мощности накачки). Как уже говорилось, только часть энергии, которая запасена в молекулах ХеС1, переходит в лазерное излучение. Остальная энергия уходит в тепло в процессах тушения эксимерных молекул, их релаксации с верхних уровней ХеСІ на уровни ХеС1(В,В0,С,С0), а так же в спонтанное излучение. На рисунке 16 показано распределение мощности по этим процессам. Эксимеры образуются в реакциях ион-ионной рекомбинации на колебательных уровнях 100 (8 эВ и выше), в гарпунных реакциях на уровнях 50 (7-6 эВ). Сталкиваясь с атомами Ne, они релаксируют на уровни ХеС1(В) и ХеС1(С) ( 4 эВ). В этом процессе энергия 4 эВ оказывается потерянной для получения лазерного излучения. В максимуме генерации, 15% от мощности накачки теряется в процессах релаксации. Это половина от энергии, которая приходит на верхние возбужденные уровни XeCl . Так же как и другие возбужденные частицы в разряде, эксимерные молекулы тушатся при столкновении с другими частицами. До начала генерации этот канал потери энергии остается сравнимым с потерями при релаксации. После начала генерации, доля энергии, теряемая в столкновительном тушении XeCl, заметно уменьшается. Большая часть молекул XeCl дает фотон индуцированного излучения. Этот тип потерь зависит от отношения вероятности тушения к вероятности индуцированного излучения. Его можно оптимизировать, изменяя поток фотонов в резонаторе. Поглощение излучения еще снижает процент мощности накачки преобразованный в лазерное излучение. В максимуме оно составляет 0.4 МВтсм" , это 6% от мощности вкладываемой в этот момент времени в разряд. Спонтанное излучение в нашем режиме так же имеет место, но за время всей длительности импульса его доля не превышает 1% (0.01 МВт-см"3 в своем максимуме до начала генерации и 0.006 МВт-см в максимуме излучения).
Таким образом, в максимуме генерации в лазерное излучение преобразуется 2.6% от мощности накачки, остальное теряется. Все потери энергии можно разделить на два типа. Во-первых, это потери, которые являются необходимым процессом создания активной среды. Потери энергии в этих процессах не зависят от режима накачки. К таким потерям относятся релаксация эксимерных молекул с верхних уровней возбуждения ХеСІ на уровни ХеС1(В), ХеС1(С), а затем на ХеС1(В0), ХеС1(Со). Во-вторых, это потери энергии, которые зависят от режима накачки. Этого вида потери, можно снижать путем оптимизации. В частности при снижении мощности накачки и снижении концентрации НС1 в активной среде происходит уменьшение тушения.
