Содержание к диссертации
Введение
1. Обзор литературы 17
1.1.О возможности экспериментального моделирования условий ЛЯН при возбуждении пучками электронов малой плотности и большой длительности. 17
1.2. Генерация на переходах иона Cd+ и Zn+ 21
1.3. Лазер высокого давления на ИК переходах атома ксенона 28
1.4. Обзор работ по пеннинговскому плазменному лазеру на переходах неона 36
1.5. Широкополосное излучение в инертных газах 40
1.5.1. Первый и второй континуумы 40
1.5.2. Третьи континуумы 46
2. Экспериментальные установки и методики 52
2.1. Схемы и системы накачки газофазных активных сред 52
2.1.1 .Ускорители электронов с плазменным эмиттером 52
2.1.2. Ускорители электронов с длительностью тока пучка в наносекундном диапазоне 55
2.1.3. Установки с электронно-пучковой накачкой и большим активным объемом 60
2.1.4. Установки для накачки газовых смесей пучком ионов, электронным пучком с малой энергией и рентгеновским излучением 63
2.2. Методы определения энерговклада пучка электронов и его распределения 66
2.3. Методики определения временных, энергетических и спектральных характеристик излучения 69
2.4. Методика определения коэффициентов усиления и поглощения 71
3 Лазеры на парах кадмия и цинка 73
3.1. Результаты экспериментального исследования He-Cd лазера в видимом диапазоне спектра 73
3.2. УФ генерация при возбуждении He-Cd смеси электронным пучком 81
3.3. Генерация в смеси He-Zn при накачке пучком электронов 82
3.4. Механизм создания инверсии и моделирование работы He-Cd лазера с накачкой жестким ионизатором 82
3.5. Интерпретация полученных результатов 86
4. Многоволновая генерация на переходах ксенона при возбуждении пучками электронов длительностью от нано- до милли- секунд 92
4.1. Процессы формирования инверсии и конкуренция переходов в лазере на атомарном ксеноне
4.1.1. Конкуренция переходов при наносекундной накачке. Схема кинетических реакций в Хе-лазере 92
4.1.2. Конкуренция переходов при возбуждении миллисекундными пучками малой плотности 106
4.1.3. Влияние буферного газа на спектральный состав генерации и конкуренцию переходов 116
4.2. Влияние добавок СОг, N2, Нг на выходные параметры и спектральный состав генерации Хе-лазера 123
4.2.1. Накачка пучком наносекундной длительности 124
4.2.2. Накачка пучком субмиллисекундной длительности 127
4.2.3. Накачка пучком субмикросекундной длительности 130
4.2.4.0 вреде и пользе молекулярных добавок 136
4.3. Влияние температуры газовой смеси на характеристики генерации Хе-лазера. 139
4.4. КПД Хе-лазера при накачке пучком электронов 141
4.5. Масштабирование лазера на переходах атома ксенона 150
4.5.1. Эксперименты на установке с активным объемом 600 л 150
4.5.2. Полная оптимизация мощного широкоапертурного лазера на атомарных переходах ксенона 154
5. Пеннинговскии плазменный лазер на переходах атома ne прималых мощностях и энергиях возбуждения 173
5.1. Генерация на переходах атома Ne в послесвечении наносекундного пучка электронов 173
5.2. Генерация на ^.=585.3 нм неона в припороговых условиях по мощности возбуждения 183
5.3.0 механизме формирования инверсии на переходах Ne при накачке объемным ионизатором 188
5.4.О максимальном КПД пеннинговского плазменного лазера на переходах атома неона 195
5.5. Увеличение коэффициента усиления и снижение порога генерации на Х.=585.3 нм неона в четырехкомпонентной смеси 199
6. Широкополосное излучение в инертных газах 205
6.1. Молекулярно-ионные континуумы в инертных газах 206
6.1.1. Влияние примесей инертных газов на излучение третьих континуумов. 207
6 1.2. Исследование зависимостей интенсивности третьих континуумов инертных газов от давления 221
6.1.3. Третий континуум в аргоне и криптоне при накачке пучком электронов и разрядом, инициируемым пучком электронов 224
6.1.4. Эффективность широкополосного УФ излучения в Хе и Кг при накачке наносекундным пучком электронов 235
6.1.5. Динамика широкополосного излучения в аргоне при накачке пучком электронов и ионов наносекундной длительности 251
6.1.6. Сравнение молекулярно-ионных континуумов в инертных газах при накачке рентгеновским излучением, ионным и электронным пучками 255
6.2. Широкополосное излучение в Ne при возбуждении пучком электронов и разрядом 279
6.3. ВУФ континуумы легких инертных газов при накачке пучком электронов 287
Заключение И Выводы 297
- Генерация на переходах иона Cd+ и Zn+
- Третьи континуумы
- Методики определения временных, энергетических и спектральных характеристик излучения
- Влияние добавок СОг, N2, Нг на выходные параметры и спектральный состав генерации Хе-лазера
Введение к работе
Актуальность темы. Перспективы использования того или иного типа лазеров в науке и технике обусловлены, прежде всего, его эффективностью, возможностью достижения высоких энергетических параметров, низкой расходимостью лазерного излучения, стабильностью работы, простотой и технологичностью конструкции [1] Лазеры на газофазных активных элементах (газовые и плазменные лазеры [2,3]) продолжают конкурировать с бурно развивающимися в последнее время твердотельными ввиду рада их преимуществ. Прежде всего, это широкий интервал длин волн от ВУФ до ИК. Благодаря относительно низкой плотностью рабочей среды в газофазных активных элементах легко достигается узкая ширина линии генерации и расходимость лазерного излучения близкая к дифракционной. Относительная простота изготовления и возможность масштабирования (увеличения выходной энергии путем увеличения геометрических размеров активной среды) позволяет получать энергии излучения до нескольких кДж в импульсе при эффективности до десятков процентов [4].
Развитие техники получения пучков ускоренных частиц (электронов и ионов), а также создание импульсных исследовательских ядерных реакторов ускорило развитие в 70-х, 80-х годах лазеров на плотных газах с накачкой жестким ионизатором (пучками электронов и ионов, осколками ядерных реакций, разрядом с жесткой составляющей функции распределения электронов по энергиям) - плазменных лазеров [2,5]. Образование инверсии в плазменных лазерах происходит в результате заселения верхнего лазерного уровня (ВЛУ) в реакциях рекомбинации и расселения нижнего лазерного уровня (НЛУ) в процессе радиационного распада или в реакциях столкновений с электронами плазмы или нейтральными атомами (молекулами). Это позволяет получать эффективную генерацию в квазинепрерывном режиме на переходах различных атомов в широком диапазоне длин волн [5]. Среди этого типа лазеров лазеры на переходах Cd\ Ne (585, 703,724 нм) и Хе обладают рядом достоинств. При сравнительно высоких удельных характеристиках они имеют низкие пороги по мощности возбуждения. Так, по данным [6, 7], пороговая плотность накачки для Cd+ и Ne-лазеров составляет ~ 3-10 Вт/см3, а для Хе (2.03 мкм) ~ 0.02 Вт/см3 [8], при этом эффективность генерации 0.1, 0.4, и ~3-5%, соответственно.
В конце 80-х годов идея построения мощного, компактного лазера с активной зоной пространственно совмещенной с активной зоной ядерного реактора и возможностью напрямую преобразовывать энергию ядерных реакций в лазерное излучение (реактор-лазер) вызвала интерес исследователей к оптимизации параметров известных и поиску новых активных сред с низким порогом возбуждения [9-11]
Сравнение экспериментальных данных, полученных при накачке плазменных лазеров пучками электронов и осколками ядерных реакций, проведенное в [5], а также расчеты, выполненные в [12,13] с учетом деградационного спектра вторичных электронов показали, что характеристики лазерного излучения плазменных лазеров не зависят от типа источника возбуждения, а определяются интенсивностью энерговклада. Это означает, что условия возбуждения продуктами ядерных реакций можно моделировать в экспериментах с накачкой пучками электронов малой плотности (0.01-1 А/см2) и большой длительности (Ю-6 - Ю-2 сек).
Низкопороговые активные среды (W<100 Вт/см3) кроме того, что они удовлетворяют условиям накачки характерным для лазеров с ядерной накачкой (ЯЯН), позволяют реализовать масштабирование путем увеличения активного объема (широкоапертурные лазеры) и получение длинных импульсов генерации (до секунд), при реально достижимых энерговкладах и нагрузках на элементы конструкции ввода энергии в газ.
Дальнейший прогресс в области передовых технологий (особенно микроэлектроники) и проблемы охраны окружающей среды (утилизация токсичных отходов) стимулировали интерес к мощным оптическим источникам УФ и ВУФ диапазона. Эти источники (прежде всего эксимерные и эксиплексные лампы [14]) привлекательны простотой и относительно низкой стоимостью конструкции и удобством эксплуатации по сравнению с лазерами того же диапазона длин волн при довольно больших значениях удельной энергии и мощности излучения в узком спектральном диапазоне. Наиболее высокие выходные параметры излучения (удельная мощность и энергия) в УФ-ВУФ лампах были получены при накачке газовых смесей относительно высокого давления в режиме «жесткого ионизатора»: барьерным разрядом, разрядом с жесткой составляющей (функции распределения электронов по энергиям), пучками электронов (в том числе сформированными в газе). Проводились так же эксперименты по получению мощного спонтанного излучения при накачке осколками ядерных реакций (см. обзор [15]). Отметим, что как оптимальные условия накачки, так и состав смеси газов в случае источников спонтанного излучения отличался от лазеров с той же длиной волны генерации. Это указывало на то, что схемы кинетических реакций используемые для описания работы лазеров (хорошо проработанные и с достаточной точностью воспроизводящие выходные параметры генерации в широком диапазоне условий накачки) являются недостаточно полными и требуют проведения дополнительных экспериментов
В связи с этим актуальным стал вопрос о поиске новых активных и оптических сред, об оптимизации выходных параметров как плазменных лазеров так и мощных источников спонтанного излучения и построение адекватных моделей плазмы лих активных и оптических сред Это потребовало комплексного систематического подхода к проведению исследований при постоянном взаимодействии с разработчиками универсальных существенно нестационарных компьютерных моделей релаксации плазмы при возбуждении жестким ионизатором, сравнения и взаимного дополнения ре*ультагов Полученные данные позволили решить вопросы о перспективности использования выбраных активных сред в ЛЯН, уточнить схемы и констаны плазмохимических реакций в плазме инертных газов создаваемой жестким ионизатором и стимулировали проведение исследований в этой области другими научными коллективами
Цель работы.
Экспериментальное установление закономерностей формирования излучающих состояний, свойств и особенностей работы низкопороговых лазеров и ВУФ-УФ источников спонтанного излучения на основе низкотемпературной плазмы, создаваемой жестким ионизатором в смесях инертных газов и инертных газов с парами металлов при высоком давлении, поиск новых активных и оптических сред и создание эффективныч источников лазерного и спонтанного излучения.
Конкретная реализация поставленной цели предполагала решение следующих задач разработка и оптимизация оригинальных систем возбуждения пучками электронов газовых и парогазовых смесей высокого давления, получение, исследование и оптимизация лазерной генерации на переходах атомов и ионов при накачке смесей высокого давления пучками электронов, определение процессов формирования инверсии на наиболее интенсивных переходах; исследование и оптимизация параметров источников ВУФ-УФ излучения на основе широкополосных континуумов инертных газов; поиск новых низкопроговых активных и оптических сред для лазеров и мощных источников спонтанного излучения.
Научная новизна и ценность работы
В ходе выполнения поставленных задач в данной работе проведены исследования и оптимизация наиболее перспективных низкопороговых активных сред на переходах ионов кадмия и цинка и атомов неона и ксенона в припороговых по мощности и энергии накачки условиях возбуждения и источников широкополосного ВУФ -УФ излучения на основе плазмы инертных газов. При этом был получен ряд новых и важных научных результатов.
Впервые получена генерация на переходе иона кадмия с Я=325.0 нм в смесях с гелием высокого давления при возбуждении жестким ионизатором. Определены механизмы формирования инверсии и проведена полная оптимизация условий генерации в послесвечении лазеров высокого давления на переходах ионов кадмия Cd+ (Х=325.0, 441.6, 533.7, 537.8 нм) и цинка Zn+ (^=610.3 нм). Показано, что причиной отсутствия генерации на Х=325.0 нм в ЛЯН является наличие примесей в активной среде и сильное нестационарное поглощение на переходе атома кадмия Cd* (5р3Рг—>7s3S|).
На основе сравнения параметров широкополосного излучения полученных при различных методах (пучки электронов и ионов, рентгеновское излучение и разряд с жесткой составляющей функции распределения электронов по энергии) и условиях возбуждения (давления, смеси газов, длительности накачки), и исследования динамики спектра излучения во времени показано, что так называемый 3-й континуум инертных газов представляет собой суперпозицию полос принадлежащих молекулярным ионам типа Rgn++, Rgn+ (п=2,3). Показано, что при давлениях р<0.5 атм преобладает излучение однозарядных молекулярных ионов.
Экспериментально показано, что в широком диапазоне мощностей накачки пучками электронов (10 Вт/см 4 Определен диапазон положительного эффекта добавок молекулярных газов в активную среду лазера на атомарных переходах ксенона. Показано, что в оптимальных условиях накачки (удельный энерговклад 10-=-15 мДж/см3-атм) одним из основных каналов заселения ВЛУ является ступенчатая ионизация и возбуждение из метастабильных состояний ксенона (6s,6s'), эффективно разрушаемый добавками молекулярных газов за счет снижения температуры плазменных электронов и столкновительного девозбуждения метастабилей. При мощностях накачки выше оптимальной понижение температуры электронов за счет молекулярных добавок повышает выходную энергию и мощность генерации. Эффективность добавок молекулярных газов выше в смесях с тяжелыми буферными газами и в чистом ксеноне. Научная значимость работы Определяется комплексным систематическим подходом к проведению исследований заключающимся в проведении экспериментов с учетом универсальных нестационарных кинетических моделей релаксации плазмы, возбуждаемой жестким ионизатором, сравнении и взаимном дополнении полученных результатов. Результатом этого явился ряд принципиальных выводов, следующих из совокупности данных полученных в экспериментах и теоретических расчетах: продемонстрирована высокая эффективность схемы формирования инверсии в плазменных лазерах, обеспечивающей наименьшие пороги по мощности и энергии возбуждения среди газовых лазеров; показано, что выходные параметры генерации плазменных лазеров не зависят от способа возбуждения (от типа «жесткого ионизатора»), а определяются мощностью и длительностью энерговклада, что позволяет моделировать активную среду ЛЯН в экспериментах с возбуждением пучком электронов; экспериментально обосновано объяснение природы широкополосного излучения плазмы инертных газов в ВУФ-УФ диапазоне (3-й континуум), имеющего фундаментальное научное значение в процессах релаксации плазмы в активных и оптических средах на основе инертных газов. Практическая значимость работы Определяется тем, что в работе проведено систематическое исследование параметров излучения и оптимизации условий возбуждения низкопрорговых активных и оптических сред на основе инертных газов. Ряд результатов работы может быть с успехом использован при проектировании и создании промышленных образцов плазменных лазеров, источников УФ, ВУФ излучения и исследовании процессов происходящих в среде лазеров с ядерной накачкой. Проведена полная оптимизация условий лазерной генерации в послесвечении на переходах ионов кадмия Cd+ (Я.=325.0, 441.6, 533.7, 537.8 нм) и цинка Zn+ (^.=610.3 нм). Определена роль внутрирезонаторного поглощения и примесей, затрудняющих достижение инверсии на этом переходе в условиях низких мощностей возбуждения (ядерной накачки). Это позволило понизить порог генерации на Л=325.0 нм до 10 Вт/см3 и получить генерацию в квазистационарном режиме накачки [16]. В припороговых по мощности и энергии возбуждения условиях проведена оптимизация и исследованы спектральные и временные характеристики Хе-лазера при использовании других инертных газов в качестве буферных и с молекулярными добавками. Определены пороги генерации на отдельных линиях в зависимости от условий возбуждения, смеси и резонатора. Показана возможность управления спектром генерации используя конкуренцию переходов, имеющих общие рабочие уровни при изменении состава и давления газовой смеси, мощности накачки. Полученные при возбуждении наносекундным пучком экспериментальные данные были использованы для отработки нестационарной кинетической модели Хе-лазера с накачкой жестким ионизатором. Определен диапазон условий возбуждения по мощности и длительности импульса накачки для максимально эффективного использования добавок молекулярных газов (N2, СОг, Нг) в смеси Аг(Кг)-Хе и чистом ксеноне. Увеличение температуры активной среды выше 100С приводит к спаду выходной мощности и энергии Хе-лазера, что обуславливает требование обеспечения отвода тепла при высоких удельных энерговкладах и при генерации в импульсно-периодическом режиме. Продемонстрирована возможность эффективной генерации (КПД~2%) лазера на переходах ксенона на установках с апертурой до 60 см при накачке пучками электронов и высокой однородности плотности энергии лазерного излучения. Получены экспериментальные данные, характеризующие генерацию лазера на 1=585.3 нм неона в послесвечения наносекундного пучка электронов и в квазистационарном режиме при возбуждении пучками электронов 15-100 мкс длительности при плотностях мощности накачки 10-1000 Вт/см3. Оценена предельная эффективность, коэффициент усиления в зависимости от мощности возбуждения лазера на неоне (1=585.3 нм) в трехкомпонентных смесях типа He-Ar-Ne. Определена эффективность широкополосного излучения инертных газов (криптон, ксенон) в ВУФ-УФ диапазоне при накачке газов высокого давления пучками электронов. Характеристики этого излучения весьма стабильны и определяются только давлением газа и плотностью мощности накачки, поэтому предложено использовать его в качестве импульсных и непрерывных калибровочных источников широкополосного излучения ВУФ-УФ диапазона. Продемонстрирована возможность использования источников пучков низкоэнергетичных электронов с выводом через керамические мембраны для получения ВУФ-УФ источников на основе широкополосного излучения инертных газов (Не, Ne, Аг, Кг, Хе) Созданные в рамках настоящей работы экспериментальные установки для получения генерации в газообразных средах с равномерным распределением выходной мощности по апертуре до 60 см при накачке пучками электронов и установки с продольным возбуждением пучком электронов газовых и пароіазовьіх смесей при температурах до 750С отвечают современному уровню достижений в данной области лазерной техники и могут быть с успехом использованы в качестве основы для построения мощных импульсных лазеров. Использование результатов работы: полученные в результате экспериментов новые данные о характеристиках плазмы, лазерного излучения, кинетических процессах и константах плазмохимических реакций использованы при построении нестационарных кинетических моделей лазеров на переходах ионов кадмия и цинка, атомарных переходах неона и ксенона, источников спонтанного излучения и плазмы инертных газов при накачке жестким ионизатором, разработанных в ИОФ РАН (Москва), лазерные системы, разработанные в ходе выполнения работы использованы для исследования взаимодействия лазерного излучения с веществом (ИСЭ СО РАН (Томск), Институт Винча (Белград, Югославия); результаты исследований и полученные характеристики широкополосною спонтанного излучения инертных газов в ВУФ-УФ диапазоне служат основой для проектирования прототипов промышленных источников излучения в отечественных и зарубежных научных центрах (ИСЭ СО РАН (Томск), Мюнхенский технологический университет (Мюнхен, Германия), фирма TuiLaser (Мюнхен, Германия) На защиту выносится: Состав и оптимальные условия возбуждения активных сред низкопороговых лазеров (на переходах атомов Ne, Хе и ионов Cd', Zn+) и источников спонтанного излучения на основе инертных газов, возбуждаемых жестким ионизатором. Достижение порога генерации и результаты экспериментальных исследований лазеров высокого давления на смесях He-Cd (Х=325.0, 441 6, 533.7, 537.8 нм) и He-Zn (?.=610 3 нм) с накачкой наносекундным пучком электронов. Интерпретация природы, динамики и зависимости от давления широкополосного излучения инертных газов (Аг, Кг, Хе) в УФ области как суперпозиции полос, принадлежащих молекулярным ионам типа RgnT~\ RgnT (п=2,3), причем при давлениях р>0.5 атм преобладает излучение однозарядных молекулярных ионов. Оптимальные условия создания широкоапертурного лазера на переходах агома Хе с высокой эффективностью и однородностью мощное і и лазерного излучения по апертуре в импульсном и импульсно-периодическом режиме генерации. 5. Результаты экспериментальных исследований іенерации пеннинговского плазменного лазера на атомарных переходах неона (^.=585 3, 703 0, 724.0 нм) в припороювых условиях по мощности и энергии возбуждения. Показано, что предельный КПД лазера на Ne (^=585 3 нм) не превышает 0 5% 6 Результаты экспериментальных исследований конкуренции рабочих переходов, имеющих общие уровни, и влияния примесей молекулярных газов на генерацию лазера на атомарных переходах ксенона при накачке пучком электронов в диапазонах длительностей импульса возбуждения от наносекунд до миллисекунд и мощностей накачки от 100 Вт/см3 до 1 МВт/см3. Достоверность результатов диссертационной работы определяется применением современных методов исследований, комплексным характером измерений, воспроизводимостью результатов, согласием полученных данных с теоретическими расчетами, проведенными с помощью современных физических моделей, и с известными экспериментальными результатами. Апробация результатов работы и публикации. Результаты диссертации были доложены и обсуждены на- рабочем совещании «Активные среды плазменных и газоразрядных лазеров» (Гродно, 1987), 5 международной конференции CLEO-88, Anaheim, USA (1988), международной конференции "Импульсные лазеры на переходах атомов и молекул" (1995, 1997, 1999, 2001, 2003, Томск), Межотраслевом семинаре по лазерам с ядерной накачкой (1992, Обнинск, 1994, Арзамас; 2002, Снежинск); международной конференции Laser Optics '93 (Санкт-Петербург, 1993), международной конференции High-Pressure Lasers (Ldsers'94, 1994, Quebec, Canada), 12-я международной конференции "Laser interaction and related plasma phenomena" (Osaka, Japan, 1995), международных конференциях LAShRS'89, LASERS'96, LASERS'98 (USA, 1989, 1996, 1998); XI, XIV International Symposium on Gas Flow and Chemical Lasers and High-Power Laser Conference, 1996 (USA), 2002 (Wroclaw, Poland); 5th Russian-Chinese Symposium on Laser Physics and Laser Technology (Tomsk, 2000), 6-я международная конференция по лазерной абляции COLA'01 (2001, Tsukuba, Japan); международная конференция "High-power laser ablation" (USA, 1998, 2001); международная конференция IQEC/LAT (Москва, 2002); 21st Summer School and International Symposium on the Physics of Ionized Gases (Yugoslavia, 2002); международная конференция CLECMQEC (Munich, Germany 2003). Основные материалы диссертации опубликованы в 71 печатных работах в отечественных и зарубежных изданиях, из них 45 публикаций в реферируемых журналах. Личный вклад автора диссертации в получении представленных научных результатов заключается в постановке задач, проведении совместно с сотрудниками экспериментальных исследований, обсуждении и интерпретации полученных результатов, составлении и корректировке программ работы. В математическом моделировании с проведением численных расчетов автор участвовал только в постановке задачи и обсуждении. При создании экспериментальных установок использовались оригинальные разработки Института Сильноточной Электроники (ИСЭ) СО РАН (Томск).. Структура и объем работы. Диссертация состоит из Введения, шести глав, Заключения и Приложения. Она содержит 369 страниц, включая 140 рисунков, 10 таблиц и список литературы из 405 наименования. Каждая глава заканчивается сводкой основных результатов в форме кратких выводов. Во Введении обоснована актуальность темы, выбор объектов и методов исследования. Сформулирована цель и конкретные задачи работы, перечислены новые результаты, раскрыта их практическая ценность, представлены положения, выносимые на защиту, дана краткая характеристика основных разделов диссертации. Первая глава представляет собой обзор литературы, посвященной исследованиям генерации на переходах Cd+, Хе и Ne при возбуждении жестким ионизатором: пучками электронов, осколками ядерных реакций и разрядом с жесткой составляющей, и вопросам связанным с возникновением и интерпретацией широкополосного ВУФ-УФ излучения в инертных газах в тех же условиях возбуждения. Для обоснования актуальности выбранной проблемы приведены не только результаты работ, известных на начало проведения экспериментов, но и данные, полученные другими авторами за последние годы. Во Второй главе описаны экспериментальные установки и методики, использованные нами при определении энерговклада пучка электронов в газ, измерении временных и спектральных характеристик излучения, расчета коэффициентов усиления слабого сигнала и ненасыщенного поглощения. Разработанные в ИСЭ СО РАН ускорители электронов обеспечивали широкий диапазон удельных мощностей и времен импульсов накачки: от 0.1 мА/см2 до 100 А/см2 и от 5 не до 0.1 мс. Особо следует отметить конструкции установки с продольным возбуждением пучком электронов парогазовых смесей при температурах до 750С и серию ускорителей с радиально-сходящимся пучком электронов. На первой установке применение прямого нагрева стенок камеры и использование высокодобротного внутреннего резонатора позволило исследовать генерацию на парах металлов, переходах атомов неона и ксенона в условиях низких (<0.4 мДж/см3) энерговкладов. Ускорители электронов с радиально-сходящимся пучком и плазменным катодом позволяли не только равномерно возбуждать активный объем до 20 л с апертурой 20 см, но и без переделки ускорителя независимо менять плотность тока пучка электронов, длительность импульса и энергию электронов в пучке. А также, при охлаждении опорной решетки диода водой - работать на частоте до 10 Гц (кратковременно - до 50 Гц). За счет большей начальной энергии электронов (до 600 кэВ) в ускорителях с холодным катодом и генератором импульсных напряжений собранном по схеме Аркадьева-Маркса с вакуумной изоляцией (что обеспечивало компактность ГИН и возможность использования нескольких отдельных ГИН, запускаемых синхронно, для накачки лазера) удавалось получить равномерное возбуждение активных сред объемом до 600 л при поперечном диаметре 60 см. Использование керамической мембраны (нитрид титана) толщиной 300 нм позволило в малогабаритных ускорителях электронов, разработанных в Мюнхенском технологическом университете получать непрерывный пучок электронов с энергиями 10-20 кэВ и током до 50 мкА. Эти ускорители, так же как импульсно-периодический пучок 100-МэВ S ионов от ускорителя Munich tandem van de Graaf (длительностью 9 не с частотой повторения 156 кГц) использовались нами для эффективного получения и исследования широкополосного излучения ВУФ-УФ диапазона в инертных газах. Приводятся характеристики приборов, используемых при проведении экспериментов и методик определения поглощенной в газе энергии пучков электронов, и коэффициентов усиления слабого сигнала и ненасыщенного поглощения активной среды. В Главе 3 приведены результаты исследования He-Cd и He-Zn лазеров при возбуждении плотной (р > 1 атм) газофазной среды пучком быстрых электронов от малогабаритного ускорителя типа РАДАН-150. Получены данные, характеризующие работу He-Cd и He-Zn лазеров высокого давления (р > 1 атм) на переходах с Х= 325.0, 441 6, 537.8, 533.7 нм (Cd+) и 610.3 нм (Zn+) при возбуждении наносекундным пучком электронов в зависимости от параметров среды (температура, давление). Определены основные процессы формирования инверсии в лазерах на смесях He-Cd и He-Zn высокого давления с накачкой жестким ионизатором. Генерация на УФ переходе Cd+ (Х= 325.0 нм) при накачке He-Cd смеси высокого давления жестким ионизатором получена впервые. В Главе 4 приводятся результаты экспериментальных исследований генерации на переходах ксенона в послесвечении наносекундного пучка электронов в смесях с Аг, Кг, Не, He-Аг, Ar-Ne, Не-Кг. Рассматривается влияние добавок молекулярных газов (азота, углекислого газа и водорода) и гелия и темперауры активной среды на спектральный состав и характеристики излучения Хе-лазера. Обсуждаются результаты исследования генерации Хе-лазера в припороговых условиях возбуждения пучком электронов субмиллисекундной длительности. Приводится интерпретация работы Хе-лазера и конкуренции переходов имеющих общие уровни на основе современных представлений о кинетических процессах формирования инверсии на переходах ксенона при возбуждении жестким ионизатором смесей газов высокого давления. Рассматривается возможность масштабирования (увеличение выходных параметров генерации за счет увеличения активного объема) Хе-лазера возбуждаемого пучком электронов. В Главе 5 приведены результаты экспериментов по исследованию генерации Ne-лазера в припороговых по мощности накачки и энерговкладу условиях возбуждения пучком электронов. Определено влияние молекулярных примесей и температуры активной среды на выходные параметры генерации неонового лазера Приводятся оценки максимального кпд неонового лазера (Х=585,3 нм) в зависимости от мощности накачки. Сделана интерпретация полученных данных на основе сравнения с результатами расчетов по кинетической модели этого лазера, разработанной в ИОФ РАН. В Главе 6 приведены результаты исследования широкополосного излучения инертных газов при возбуждении пучкам электронов и ионов и жестким рентгеновским излучением. Эксперименты проводились совместно с лабораториями из Франции (Орлеан, GREMI.CNRS/University of Orleans), под руководством Жан-Мищеля Пувесль (J.-M. Pouvesle)) и Германии ( Мюнхенский Технический университет, Лаборатория лазерной физики под руководством профессора Андреаса Ульриха (A. Ulrich)). Получены экспериментальные данные о параметрах третьего континуума инертных газов в зависимости от времени, давления, способа возбуждения (пучки электронов или ионов, газовый разряд, рентгеновское излучения), примесей тушащих добавок. Эти данные позволили сделать вывод о том, что широкополосное излучение в инертных газах в диапазоне 150 - 500 нм (так называемый третий континуум) является сложной суперпозицией многих (до 6 в аргоне) полос принадлежащих различным переходам ионно-молекулярных комплексов типа Rn+\ Rn++ (n =2,3). При высоких давлениях (р > 0.5 атм) основной вклад в излучение третьих континуумов вносят переходы однозарядных молекулярных ионов типа R2+\ Rj+*. Предложена новая интерпретация природы третьего континуума в аргоне. На основе экспериментальных результаты исследования широкополосного излучения в Ne при газоразрядном и электронно-пучковом возбуждении в диапазоне давлений 0.1-5 атм показано, что в области 200-600 нм ШПИ состоит из нескольких составляющих. Излучение в области 120-300 нм отнесено к переходам ионов Ne2+* и №з+*, а в области 300-500 нм - к переходам из ридберговских состояний в промежуточные или разлетные состояния димера Ыег*. Получены зависимости интенсивности и формы второго континуума Ne и Не от мощности накачки и давления газа. Продемонстрировано успешное применение этих источников излучения для измерения пропускания в дальнем ВУФ диапазоне. В главах 3-6 приведено сравнение и интерпретация полученных экспериментальных результатов с данными расчетов по кинетическим моделям активных и оптических сред созданных в отделе кинетики ИОФ РАН под руководством дф.-м. наук, профессора Яковленко СИ. Основные результаты и выводы работы приводятся в Заключении. В Приложении приводятся результаты экспериментов по использованию разработанных в ходе выполнения диссертационной работы источников лазерного и спонтанного излучения для экспресс анализа адгезии тонких пленок к подложкам, процессов получения микроскопических окрашенных точек на поверхности титановой фольги под воздействием лазерного излучения, модификации поверхности конструкционных сталей излучением импульсных ИК лазеров и определения пропускания LiF кристаллов в дальнем ВУФ (короче 100 нм) диапазоне. Первое сообщение о запуске лазера на переходах Cd+ в условиях импульсного разряда было сделано в 1965 г.[27]. Генерация была получена в смеси He-Cd на длине волны 533,7 нм, давление парв кадмия р 10 2 - 10"1 Торр. Длительность импульса излучения не превышала нескольких микросекунд. Несколько позже теми же авторами было зарегистрировано лазерное излучение на А.=441.6 нм [28]. О получении генерации на переходах Cd с Х=806.7, 537.8, 533.7 нм при возбуждении в разряде с полым катодом сообщалось в [29]. В 1967 г. Фаулс и Хопкинс опубликовали данные о получении квазинепрерывной генерации на переходе 441.6 нм [30], позже квазинепрерывный режим при накачке в разряде с полым катодом был достигнут для переходов Cd+ с Х=537.8,533.7, 635, 636, 730, 728 нм [31] и 325 нм [32]. Среди лазеров на парах металлов, получивших бурное развитие в 70-х годах [1], электроразрядный лазер на переходах иона кадмия вызвал наибольший интерес исследователей благодаря тому, что обеспечивал наиболее коротковолновое (325 нм) излучение в непрерывном режиме генерации. Среди промышленных лазеров катофорезные лазеры на парах кадмия и до сих пор остаются единственными источниками непрерывного когерентного УФ-излучения [33]. Для возбуждения использовались практически все основные типы электрических разрядов: положительный столб импульсного или непрерывного разряда, разряд с полым катодом, поперечный ВЧ-разряд, возбуждение пучком электронов, сформированным в разряде, подробнее см. [33]. Однако, в условиях возбуждения разрядом при низком давлении мощность генерации на синей линии Cd+ (самой интенсивной) не превышала 70 мВт/см3, при КПД в несколько сотых процента [1,33]. Одновременно проводились интенсивные исследования механизмов возникновения инверсии на переходах однократных ионов металлов при возбуждении в разряде низкого давления. В 1969 г. Силфастом было предложено, что в положительном столбе импульсного разряда накачка перехода с Л.=441.6 нм в смеси He-Cd осуществляется за счет пеннинговской ионизации атомов кадмия метастабилями гелия [34]. Одно из первых подробных рассмотрений механизма работы He-Cd и He-Zn лазеров сделано Коллинзом в 1973 г. [35]. В работе [36] группой под руководством М.Ф. Сэма (Ростов) было продемонстрировано, что наибольший коэффициент усиления в условиях возбуждения в положительном столбе импульсного разряда (120 %/м) имеет переход с Х=441.6 нм Cd+ при разряде в «чистых» парах кадмия. Авторами [36] было высказано предположение, что в условиях отсутствия гелия заселение верхних уровней 5s2 2Dsn происходит электронным ударом из основного состояния атома кадмия, тогда как уровни 4f2Fs/2.7/2 (верхние для зеленых линий) заселяются в ударно-радиационной рекомбинации двукратных ионов Cd++. Добавление буферного газа гелия приводит к изменению механизма возникновения инверсии и уменьшению коэффициента усиления. Генерация на линии Я.=441.6 нм при давлении гелия больше 1 Торр наблюдалась только в послесвечении, что указывает на заселение ВЛУ в реакции Пеннинга [36]. Для зеленых линий возможны два механизма возбуждения [36]: при давлениях гелия до 0.5 торр преобладает заселение в процессах рекомбинации Cd++, а при р 0.5 Торр главную роль играют процессы перезарядки ионов гелия на кадмии. То, что потенциал ионизации кадмия значительно ниже потенциала ионизации и энергии метастабильных состояний Не(2 S) создает благоприятные условия для реализации следующей схемы возбуждения: энергия внешнего ионизатора вкладывается в буферный газ гелий, а от него передается лазерно-актавной компоненте кадмию. Кроме того, использование жесткого ионизатора позволяет увеличить энергию и мощность лазера путем увеличения активного объема и давления, что невозможно при возбуждении разрядом. Использование электронного пучка сформированного в разряде для накачки He-Cd лазера [37-40] не дало особых преимуществ по сравнению с разрядом в полом катоде, поскольку оптимальный режим работы пучка существует в довольно узких диапазонах изменения давления газа из-за срыва разряда в электронной пушке в дуговой. Кроме того, возбуждаемый объем ограничивался малой начальной энергией электронов, а полный КПД ( 0.034%) определялся не только потерями на преобразование его энергии в лазерное излучение, но и потерями на формирование пучка [33] К моменту опубликования в 1980 г. результатов по первому запуску и исследованию генерации в смеси He-Cd с ядерной накачкой [41], лазерная генерация при возбуждении осколками ядерных реакций уже была получена на ряде переходов инертных газов Ne,Xe [42,43], парах ртути [44]. Но все эти лазеры работали в ИК и в ближнем ИК диапазоне длин волн. Запуск генерации на переходах кадмия (зеленых линиях) [41] и, позже, на синей линии [45], позволил существенно расширить область возможного технического применения лазеров с ядерной накачкой. He-Cd лазер с длиной волны Х=441.6 нм длительное врея был самым коротковолновым лазером с возбуждением осколками ядерных реакций [46-48]. В работе [41] группой исследователей из МИФИ под руководством Миськевича А И. сообщалось о первом запуске лазера на переходах Cd+ при возбуждении продуктами ядерных реакций 3Не(п,р)3Т. Кварцевая трубка длиной 800 мм наполнялась 3Не до давления 400 Торр и содержала 0.5 г изотопа 1I6Cd в виде металлических шариков. Сферические зеркала R=2 м с диэлектрическим покрытием образовывали внешний резонатор. Максимальная плотность тока тепловых нейтронов внутри водяного замедлителя составляла 5-1014 т.н./см2с [41]. Лазерная генерация была получена одновременно на двух линиях А,=533.7 и 537.8 нм при нагреве трубки до 300С. длительность лазерного импульса на полувысоте составила 160 мкс при длительности накачки 200 мкс. Пороговая плотность потока нейтронов составляла 2-3-10й т.н/см2с. Выходная мощность генерации не превышала 0.1 Вт при КПД в доли процента [41,47]. Увеличив добротность резонатора в диапазоне 40-480 нм до 99.9% этими же авторами в тех же условиях возбуждения удалось получить квазинепрерывную генерацию на длине волны =441.6 нм [45]. Длительность импульса излучения по основанию составила 200 мкс, при мощности генерации около 50 мВт, температуре нагревателя 380С, и пороговой плотности нейтронов 2.5-1014 т.н./см2с. В работе [46] было получено, что с увеличением давления гелия до I атм мощность лазерной генерации не меняется, а порог по накачке увеличивается в 1.4 раза. При увеличении пропускания выходного зеркала до 3% выходная мощность генерации на Я=441.6 нм возрастала до 12 Вт. Автором [46] сообщается также о создании на основе импульсного ядерного реактора многопроходового He-Cd лазера с активным объемом 6000 см3. При использовании эффекта распыления металлической пленки кадмия плазмой гелия при накачке потоком нейтронов импульсного реактора [49], удалось понизить рабочую температуру активной среды до 162 С при импульсной выходной мощности излучения на Х=441.6 нм 2.8 мВт и длительности импульса 2.04 мс [46]. Максимальные выходные параметры для лазера на He-Cd смеси и .=441.6 нм, полученные при ядерной накачке (установка БАРС-5: Ф=1016 т.н./см2с, т=40 мкс) были приведены в докладе Э.П. Магды [7] и составили: выходная мощность «1 кВт при КПД 0 4%. Вопросы механизма возникновения инверсии и математического моделирования Cd-лазера при возбуждении плотной (р 1 атм) смеси He-Cd осколками ядерных реакций обсуждаются в целом ряде работ [17,21,41,45,47-56]. В работе [50] приводятся результаты численного моделирования He-Cd лазера высокого давления с ядерной накачкой. При верной, в целом, точке зрения на механизм образования инверсии в этом лазере, завышение скоростей накачки на ВЛУ в реакции перезарядки с Не+, а также неучет важности процессов образования ионов Cd2+ и реакции Пеннинга на собственном атоме, привело к завышению на порядок КПД на переходе с Л.=441.6 нм, неверной оценки возможностей перехода с Х=325.0 нм и ошибочным зависимостям выходных характеристик He-Cd лазера от температуры и давления среды (см. [53]) В стационарной кинетической модели ЛЯН на парах кадмия, представленной А.И. Миськевичем (МИФИ) [51], подробно рассмотрены основные релаксационные процессы происходящие в плотной плазме 3He-n6Cd, возбуждаемой продуктами 3Не(п,р)3Т ядерной реакции. Начало изучения континуумов, сдвинутых в длинноволновую область по сравнению с первыми и вторыми континуумами, описанными в предыдущем параграфе, относится к концу 50-х годов [178,179,216-218]. С тех пор внимание к ним не ослабевает [14,219]. Эти континуумы наблюдались при различных способах возбуждения: в сильноточной дуге, при накачке электронным пучком, пучком протонов, альфа-частицами, мягким рентгеновским излучением, разрядом, импульсным СВЧ-разрядом, синхротронным излучением, тяжелыми ионами, в газоструйном источнике [14]. Впервые название «третий континуум» появилось в [220] и обозначало интервал длин волн излучения 160 - 290 нм в аргоне. Характерный вид этих континуумов в аргоне, криптоне и ксеноне при электронной накачке показан на рис. 1.6 [221,222]. В [223] нами исследовано влияние типа накачки на спектральную форму третьих континуумов при примерно одинаковых прочих условиях (длительность накачки, давление среды и т.д.). Основные особенности континуумов - положение и временная динамика локальных максимумов, тенденции изменения формы спектров с увеличением давления, повторяются при различных видах возбуждения среды. На момент начала наших исследований (1993 г.) в литературе отсутствовало единое мнение о природе третьих континуумов инертных газов. Основные гипотезы, предлагавшиеся для объяснения природы третьих континуумов, содержатся в обзоре [14]. Там же содержится анализ электронных состояний молекул и молекулярных ионов, переходы из которых могут приводить к излучению в третий континуум, и критика этих гипотез Поэтому ниже мы просто кратко перечислим эти основные разные точки зрения, существовавшие относительно природы третьего континуума. 1. Излучение левых точек поворота эксимерных молекул Rg2 [224-226]. 2. Излучение тримеров Rg3 . 3. Излучение между высоковозбужденными состояниями эксимерных молекул Rg2"[227,228] 4. Излучение при торможении подпороговых электронов в поле атомов инертных газов [229, 230] 5. Излучение в фоторекомбинационных процессах Rg2+ + e- Rg2 + Av 6. Переходы между термами основного состояния ионных молекул Rg2+. 7. Излучение из состояния 2Ец+ (асимптотически соответствующего возбужденному состоянию иона Rg+(nsnp6) и основному состоянию атома Rg( So)) возбужденного молекулярного иона в нижние состояния 2Zg+, 2Пё (Rg2+(B, D)) (асимптотически соответствующие основному состоянию иона Rg nJnp5) и основному состоянию атома Rg( So)) [220]. В 1988 г. появились еще две точки зрения на природу третьих континуумов, которые к середине 90-х годов остаются основными. 8. Согласно [231,232] третьи континуумы определяются переходами двухзарядных молекулярных ионов из состояний Rg2++ (Rg3++) в состояния Rg+ + Rg+ (Rg2++). 9. Согласно точке зрения [233,234] третьи континуумы образованы переходами однозарядных молекулярных ионов из состояний Rg2+ (асимптотически соответствующих основному состоянию иона Rg+ и возбужденному состоянию атома Rg (1,3Р)) в состояния Rg2+ (они асимптотически соответствуют основным состояниям иона Rg+ и атома Rg). Тримеры однократных ионов Rg3+\ также могут давать вклад в излучение третьих континуумов [14]. Ниже для краткости, будем называть эти две последние точки зрения гипотезами излучения на переходах однозарядных и двухзарядных ионов (см. рис. 1.2). За последние 10 лет с момента, когда были впервые высказаны отмеченные выше гипотезы [231,233], появилось много новых работ, посвященных выяснению природы третьих континуумов. Подробный анализ этих работ проведен в [219]. В результате упомянутого анализа показано, что выявленные основные особенности третьих континуумов объясняются гипотезой излучения однозарядных ионов. Отметим, что такая же точка зрения на природу третьих континуумов, что и [233,234], была высказана в [235-238]. Отметим также, что в работах [235,236] третьим континуумом в неоне авторы называют не континуум с \ 100 нм, как это сейчас принято, а континуум с Д. 200 нм и, соответственно, предлагают для него другое объяснение. На основе проведенных нами экспериментов и сравнения полученных данных с результатами расчетов по модели релаксации плазмы инертных газов, разработанной в ИОФРАН под руководством СИ. Яковленко, можно сделать следующие заключения (см. Глб). Выявлено несоответствие гипотезы излучения двухзарядных ионов [231,232] как экспериментальным данным по третьим континуумам, так и теоретическому рассмотрению: эта гипотеза противоречит экспериментальным зависимостям энергии излучения третьих континуумов от давления; современным представлениям о значениях констант скоростей ключевых плазмо-химических реакций, проходящих в активной среде инертных газов; экспериментам по тушению третьих континуумов аргона, криптона и ксенона различными реагентами; экспериментам по длительности свечения третьих континуумов при мощной накачке среды и экспериментам по возбуждению кристаллических образцов инертных газов. Можно заключить, что третьи континуумы в инертных газах в основном определяются излучением однозарядных ионов. Излучение двухзарядных ионов может давать вклад в излучение третьих континуумов, но этот вклад мал и не оказывает заметного влияния при давлениях р 1 атм. Определяющий вклад излучения двухзарядных ионов возможен лишь при давлениях р 0.3 атм, при которых абсолютная величина излученной энергии третьих континуумов уже мала по сравнению с излученной энергией при оптимальных давлениях (порядка и более атмосферы). Исследование природы третьих континуумов часто связывалось с надеждой на получение генерации, особенно эта надежда возросла после запуска лазеров на переходах вторых континуумов. Как и лазеры на переходах вторых континуумов, лазеры на переходах третьих континуумов были бы привлекательны уже тем, что их активная среда состоит из инертного газа и не является агрессивной. Кроме того, производство оптических элементов (в основном зеркал) проще и надежнее для диапазонов длин волн 210 - 300 нм, соответствующих третьим континуумам, по сравнению с более короткими длинами волн 126 - 174 нм, соответствующих вторым континуумам. Поскольку ширина излучательных переходов третьих континуумов значительно больше ширины переходов вторых континуумов, а положения максимумов излучения зависят от давления среды, то, возможно, удалось бы реализовать перестраиваемую генерацию в диапазоне от 10 до 30 нм вблизи центральной длины волны излучения. Но как раз из-за того, что спектральная ширина третьих континуумов велика, сечения вынужденного излучения на третьих континуумах должны быть малы. Они составляют по порядку о(3)=3 10"18 см2 [14,239]. Это обстоятельство сразу сильно усложняет возможность получения генерации. Коэффициент усиления, равный 0.08 см"1, был получен в эксперименте [240] при мощной протонной накачке ксенона. Теоретическое рассмотрение, проведенное в той же работе, показало, что коэффициенты усиления во всей области давлений и мощностей накачек, соответствующих проведенным экспериментам, должны быть отрицательными, что говорило о невозможности генерации на третьем континууме в данных условиях. Последующие эксперименты не подтвердили наличие положительного коэффициента усиления. Третьи континуумы в ксеноне и криптоне обладают важной особенностью, препятствующей генерации. Дело в том, что спектральные области поглощения одних из самых мощных поглотителей - ионов Кг2+ и Хег+ существенно перекрываются со спектральной областью излучения третьих континуумов соответственно для криптона и ксенона [241]. Этот факт, согласно имеющимся представлениям о природе излучающих состояний третьих континуумов, делает генерацию в криптоне и ксеноне невозможной, поскольку заселенность и сечения поглощения основного состояния однократных молекулярных ионов всегда больше, чем заселенности и сечения вынужденного излучения возбужденных молекулярных состояний однократных ионов. В ходе нами регистрировались спектральный состав лазерного и спонтанного излучения, временные зависимости люминесценции и генерации на отдельных линиях, энергия лазерной генерации, излученная за импульс. Причем, поскольку спектральный диапазон регистрируемого излучения охватывал спектр от УФ до ИК, регистрирующая аппаратура выбиралась в соответствии с задачами конкретного эксперимента Для регистрации амплитуды и формы импульсов использовались фотодиоды ФЭК-22СПУ - в области 200-600 нм, ФК-2 - в области 0 4-1 мкм, фоторезистор германиевый ФСГ-22-ЗА2 охлаждаемый жидким азотом - в области 1-4 мкм. Спонтанное излучение в видимом и ближнем ИК диапазоне регистрировалось при помощи фотоумножителей ФЭУ-62 и ФЭУ-140. Электрические сигналы с фотооптических датчиков подавались на запоминающие осциллографы С8-12, С8-14, С8-17, скоростные осциллографы типа С7-19, либо на цифровые осциллографы TDS-200, TDS-3032. Спектральный состав излучения фиксировался на фотопленку РФ-3 (для УФ диапазона) и ИНФРА-810 (в видимом и ближнем ИК) с помощью кварцевого спектрографа ИСП-30 (диапазоне длин волн 200-600 нм) и спектрографа ИСП-51 (500-800 нм). Отдельные линии в спектре излучения выделялись с помощью монохроматора с соответствующей решеткой или набора калиброванных светофильтров. Определение длины волны генерации проводилось путем сравнения со спектром железной дуги, отснятым на той же пленку или по известным близко расположенным линиям при использовании монохроматора. Энергия лазерного излучения измерялась приборами ИМО-2Н, ИКТ-1Н, лазерным дозиметром ИЛД-2М, измерителем мощности и энергии лазерного излучения фирмы OPHIR Opt, с соответствующими датчиками. Для определения полной энергии, излучаемой широкоапертурными лазерами проводилось сканирование приемником по площади выходного окна лазера. Погрешность измерения энергии лазеров приборами и используемой методики не превышала 15-20%. Для определения импульсной мощности генерации проводилась калибровка фотокатодов ФЭК-22СПУ22 и ФК-2 по излучению лазера с известной, или определенной с помощью ИЛД-2М или OPHIR мощностью Временное разрешение регистрирующей схемы определялось используемым фотодатчиком (максимальное разрешение по фронту импульса 0.5 не согласно данным паспорта имел ФЭК-22) полосой пропускания осциллографа (максимальная для С7-19 составляла 5 ГГц). Рабочие смеси готовились непосредственно в газовых кюветах, предварительно откаченных до 10"4 Торр (при использовании насосов типа ЗНВР-5Д с ловушкой охлаждаемой жидким азотом на входе) или до 10"6 Торр (при использовании агрегата АВП-100). Давление газа измерялось вакуумметрами образцовыми ВО, ВТ-3, ВИТ-3 и мановакуумметрами с классами точности 0.4, 1.5, 1.0. Использовались газы промышленной очистки, содержание примесей в которых составляло: для Не, Ne, Аг, Kr-не более 0.005%, а для N2, Нг - не более 0.1%. Спонтанное излучение из возбуждаемых объемов выводилось через кварцевые пластинки, пропускание которых в области 200-1200 нм контролировалось. В экспериментах с лазерным излучением использовались внутренние резонаторы, состоящие из зеркал с многослойным диэлектрическим покрытием с контролируемым пропусканием и отражением на требуемой длине волны, либо широкополосные зеркала с алюминиевым покрытием, а для ИК-диапазона - кристаллы КРС-5(6). Юстировка резонатора осуществлялась с помощью одномодового гелий-неонового лазера типа ЛГ208Б, или с помощью автокалиматора. Суммарная погрешность проведенных измерений определялась, во-первых систематической погрешностью используемых приборов, которая не превышала 20%, во-вторых, случайной погрешностью, сводимой до уровня не выше 10% проведением усреднения результатов не менее 10 измерений. В экспериментах по исследованию широкополосного излучения инертных газов применялась методика исследования динамики спектра с использованием возможностей компьютерной обработки цифровых импульсных сигналов, полученных с помощью скоростных цифровых осциллографов типа TDS. Методика состояла в следующем. Излучение плазмы направлялось через кварцевое окно на щель монохроматора МДР-23 (решетка 1200 штр/мм). Оптический сигнал в узком спектральном диапазоне (0.13 нм для ширины щелей 100 мкм) регистрировался ФЭУ-100, импульс с которого подавался на осциллограф TDS-220 (полоса пропускания АЦП - 100 МГц) или TDS-3032 (полоса пропускания АЦП - 300 МГц). Осциллограммы излучения регистрировались с постоянным шагом 5 нм в исследуемом диапазоне длин волн или шаг выбирался произвольно с учетом наличия интенсивных линий на данном участке спектра. Спектральная чувствительность ФЭУ не учитывалась. Цифровая форма записи импульсов интенсивности излучения на данной длине волны позволяла путем компьютерной обработки получать форму спектра излучения в определенный момент времени от начала импульса пучка. Для определения реального времени разрешения системы осциллограф TDS-220 заменялся на скоростной аналоговый осциллограф С9-17, и входная щель монохроматора освещалась импульсами азотного лазера с длительностью 4 не на полувысоте максимума. Сравнение временных параметров излучения при использовании двух осциллографов показало, что временное разрешение регистрирующей системы с TDS-220 не хуже 3,5 не. 2.4 Методика определения коэффициентов усиления и поглощения активной среды Коэффициенты усиления и поглощения в активной среде рассчитывались по экспериментально снятой зависимости выходной мощности лазерного излучения от коэффициента отражения выходного зеркала резонатора. Расчеты базировались на системе уравнений для бегущих волн, распространяющихся вдоль оси резонатора в противоположных направлениях (см., например, [282]): Здесь 3(+) - интенсивность волны, бегущей к плотному зеркалу, нормированная на интенсивность насыщения; 3(_) - нормированная интенсивность волны, бегущей к выходному зеркалу; go - коэффициент усиления слабого сигнала; а - коэффициент ненасыщенного поглощения; z - ось, направленная вдоль оси резонатора. По нашим оценкам, попытки упрощения решения этой системы уравнений (например [41]) сильно снижают точность расчета параметров активной среды. Например, при расчете go и а по коэффициенту отражения выходного зеркала Ropt, позволяющему получить максимальную выходную мощность, и пороговой добротности резонатора с отражением выходного зеркала Rm,n, ошибка в определении Ropt на 1% для Ne-лазера приводит к ошибке в определении а не менее чем в 5 раз. Поэтому в данной работе решалось трансцендентное уравнение, получаемое при интегрировании выражения: по z [282], 30- интенсивность излучения на глухом зеркале. Считалось, что излучение развивается от уровня квантового шума Pm=h9 89 102 Вт (9 - частота, 59 -ширина лазерного перехода). Коэффициент усиления менялся ступенчато от нуля до максимального значения и снова до нуля в соответствии с формой импульса накачки. Количество ступенек определялось исходя из условий, чтобы время, соответствующее каждой ступеньке, было много меньше длительности фронта импульса накачки. Количество проходов на каждой ступеньке вычислялось по соотношению длительности ступеньки и время одного обхода резонатора излучением. Последовательно вычислялась пиковая мощность выходного лазерного излучения для каждой добротности резонатора и методом наименьших квадратов расчетная кривая накладывалась на экспериментальные точки. Погрешность определения параметров активной среды, при ошибке эксперимента 20%, составляла не более 30%. В работе [93] было предложено для увеличения энергии генерации и КПД Хе-лазера при больших мощностях накачки (j 40 А/см2) использовать добавки молекулярных газов СОг, N2, 1 и гелия. При этом из-за уменьшения температуры электронов увеличивается скорость заселения ВЛУ и уменьшается перемешивание населенностей рабочих уровней электронами плазмы. Однако причины происходящего при этом изменения спектрального состава генерации не были определены. Применение молекулярных добавок другими исследователями при малых мощностях накачки дало отрицательный результат (см., например [119,121]). В экспериментах использовались установки на основе ускорителей РАДАН (установка 1), УФЛ-3 (установка 2), Коаксиал (установка 3) и ELON (установка 4). 4.2.1. Накачка пучком наносекундной длительности Поведение генерации при добавках N2 к смеси Ar-Хе несколько иное, чем при разбавлении гелием (рис.4.18). При добавлении к смеси Ar-Хе (р=1.5 атм) 1% азота наблюдается увеличение мощности и длительности импульса излучения (с 80 до 150 не) на Х=2.03 мкм и срыв генерации на А.=1.73 мкм. Суммарная энергия генерации при этом возрастала. Однако при увеличении давления до 2.5 атм увеличение энергии генерации на X = 2 03 мкм с добавкой азота было незначительным. Отметим, что при содержании азота 0.3% и р=1.5 атм наблюдалось некоторое увеличение мощности излучения и TOS для перехода с А.=2.65 мкм. Рис.4.19 иллюстрирует увеличение мощности излучения на Х=2.63 мкм при добавках СО2 к смеси Кг-Хе. Длительность импульса в тройной смеси практически не изменялась. Добавки гелия к этой смеси, в отличие от Ar-Хе смеси, давали довольно быстрое уменьшение мощности излучения. Так, при [Не] 10% генерация на Х=2.63 мкм срывалась, а на других линиях не регистрировалась. При добавках СОг, по сравнению с добавками азота в смесь Ar-Хе (р=1.5 атм) мощность излучения на .=2.03 мкм возрастала (на 30% при [СО2] 0.5%), а длительность излучения на полувысоте не изменялась (рис.4.20). При более высоком давлении смеси Ar-Хе (р=2.5 атм) добавки СОг на установке 1 (ускоритель РАДАН) не давали увеличения интегральной мощности и длительности импульса излучения в отличие от добавок гелия, хотя оптимальное содержание гелия при этом уменьшалось. На установке 2 (ускоритель УФЛ-3) генерация возникала во время действия пучка электронов и основная энергия излучалась до окончания пучка, хотя длительность импульса излучения превышала длительность тока пучка на —100 не. Максимальная энергия излучения в двойной смеси была получена при давлении 3 атм, соотношении компонент Аг:Хе=100:1 и максимальной плотности тока пучка 95 А/см2 (удельная мощность накачки 1 МВт/(см3хатм)). Для того, чтобы в послесвечении порог генерации не достигался, в качестве выходного зеркала использовалась плоскопараллельная кварцевая пластина. Генерация с кварцевой пластинкой в качестве выходного зеркала регистрировалась на длинах волн 2,65; 2,63 и 1,73 мкм, причем наибольшая мощность излучения была на длине волны 2,65 мкм. Работа при более высоком давлении не проводилась из-за возможности прорыва фольги. На данной установке был получен максимальный положительный эффект от использования молекулярных добавок. При добавлении к смеси как азота, так и СОг наблюдалось увеличение мощности, энергии генерации и, соответственно, КПД, в два-три раза. Причем наибольший эффект в данных условиях достигался при максимальной плотности тока пучка. Увеличение концентрации ксенона в смеси до 4,8% также приводило к увеличению мощности и энергия излучения. На рис.4.21 приведены зависимости удельной энергии излучения от содержания в смеси Аг-Хе-Ыг и Аг-Хе ксенона при давлении 2,5 атм. Лазерное излучение было получено в смесях Не-Хе (Х=2.03 мкм), Аг-Хе (наиболее мощная линия Х= 2.65 мкм), Kr-Хе и в чистом ксеноне. Добавки азота и СОг приводили к увеличению мощности излучения во всех перечисленных смесях и в ксеноне. На рис.4.22 приведены зависимости удельной энергии излучения от содержания СО2 при накачке электронным пучком с плотностью тока 40 А/см2 и длительностью 60 не. Во всех смесях наблюдается увеличение энергии излучения, причем при увеличении атомного номера буферного газа оптимальное содержание добавки увеличивается и максимальное увеличение энергии наблюдается в смесях с тяжелыми буферными газами и в чистом ксеноне. В смеси Аг-Хе добавки СОг и азота приводили к появлению мощной генерации на А.=2.03 мкм. Основную энергию излучения в тройных смесях давали переходы с Х=2.03 и 2.65 мкм, мощность которых была примерно одинаковой. Максимальная удельная энергия излучения была получена в смеси Аг-Хе-Ыг при плотностях тока пучка 90 А/см2 и составила 0.2 мДж/см3, удельная мощность излучения при этом достигала 4 кВт/см3. Разбавление гелием смеси Аг-Хе на установке 2 приводило, также как и при генерации в послесвечении к увеличению энергии излучения, которое при плотности тока пучка 40 А/см2 было двукратным, и при использовании широкополосного резонатора к генерации только на одной линии с А=2.03 мкм. На установке 3 при малых плотностях тока пучка была реализована квазистационарная генерация с длительностью импульса излучения 100 мке (см п.4.1.2) Максимальная энергия излучения в смеси Аг:Хе=100:1 была получена при давлении смеси 1 атм и плотности тока пучка 0,02 А/см2 (удельная мощность накачки 2 кВт/см3). При увеличении давления выше 1 атм наблюдалось не только уменьшение эффективности генерации, но и энергии излучения. Основной вклад в энергию генерации при широкополосном зеркале давала линия с 1,73 мкм. На данной установке даже малые (мы могли фиксировать минимальные концентрации добавок 0,05-0,1%) добавки молекулярных газов приводили к уменьшению мощности и энергии излучения. Причем при уменьшении мощности накачки одинаковые концентрации молекулярных добавок приводили к более существенному уменьшению энергии и мощности излучения. При увеличении плотности тока пучка до 0,6 А/см2 (удельная мощность накачки при давлении 1 атм 6 кВт/см3) и сокращении длительности импульса до 6 мкс на полувысоте добавки азота также не дали положительного эффекта на данной установке. 4.2.3 Накачка пучком субмикросекундной длительности Установка 4 позволила провести исследования в промежуточных областях длительностей тока пучка и мощностей накачки, по сравнению с установками 2 и 3. Как уже отмечалось, на установке 2 наблюдался наибольший положительный эффект от применения молекулярных добавок, а на установке 3 добавки-примеси молекулярных газов приводили к снижению мощности и энергии генерации. Рис.4.23-рис.4.25 иллюстрируют основные зависимости удельной и полной энергии излучения при изменении состава и давления смеси, а также поведение генерации во времени. Более подробно данные по оптимизации выходных параметров генерации на этой установке приведены в п.4.5.2. Генерация возникала с запаздыванием относительно начала тока пучка на 30 не и оканчивалась спустя 200 не после окончания тока пучка. Основной вклад в генерацию на смеси Аг-Хе при использовании широкополосного зеркала давала линия с 1,73 мкм. Максимальная энергия излучения была получена при давлении смеси 3,5 атм в смеси Аг:Хе=100:1 и удельном энерговкладе 56 мДж/см3 (удельная мощность накачки 140 кВт/см3). Однако максимальная эффективность генерации достигалась при давлении смеси 2,5 атм, рис.4.23(а). Добавки азота к рабочей смеси на данной установке приводили как к уменьшению энергии излучения (при малых энерговкладах), так и к увеличению энергии излучения (при энерговкладах 30 мДж/см3). На рис.4.23(б-г) приведены зависимости удельной энергии излучения и КПД от удельной энергии накачки для смесей с добавками азота при давлении 2,5 атм. Данное давление было выбрано для сравнения по двум причинам. При этом давлении были получены максимальные КПД в смеси Аг-Хе и кроме того при увеличении давления выше 2,5 атм наблюдалось неравномерное распределение мощности возбуждения по сечению лазерной камеры даже при зарядном напряжении 85 кВ.Генерация на переходах иона Cd+ и Zn+
Третьи континуумы
Методики определения временных, энергетических и спектральных характеристик излучения
Влияние добавок СОг, N2, Нг на выходные параметры и спектральный состав генерации Хе-лазера
Похожие диссертации на Излучающие среды источников спонтанного излучения и низкопороговых лазеров на основе инертных газов, возбуждаемых жестким ионизатором
